Высота барьера при этом, а значит и фиксируемая извне стационарная разность потенциалов, контролируется только интенсивностью падающего света.

1.4. Особенности фотопроводимости, обусловленной

 неоднородным освещением

При исследовании слоистой структуры для объяснения наблюдаемых изменений авторами  [6] привлекалось представление о влиянии электрического по­ля омического контакта на фотопроводимость. Внутреннее по­ле омического контакта разделяет генерированные светом электроны и дырки так, что дырки движутся в объем селенида кадмия, а электроны переходят в сульфид кадмия (элект­род). При этом изменение проводимости низкоомного сульфи­да кадмия пришедшими электронами несущественно для про­дольного фоторезистора, в то время как дырки в селениде кадмия, захватываясь на центры чувствительности, вызывают гашение проводимости, в результате чего сопротивление слоя возрастает.

С увеличением длины волны излучения поглощение света происходит на большей глубине (вне слоя объемного заряда) или даже во всем объеме селенида кадмия.

Таким образом, концентрационный механизм коротковол­нового гашения проводимости, обусловленный разделением электронно-дырочных пар электрическим полем омического контакта, может играть доминирующую роль по сравнению с эффектом уменьшения подвижности электронов, хотя и не исключает последнего.

Коротковолновое гашение проводимости особенно сильно проявляется при положительной полярности на исследуемом электроде.

Следует отметить, что на ряде образцов величина фотопроводимости уменьшалась после длительного (в течение нескольких часов) пребывания образца в темноте. При этом уменьшалась и темновая проводимость. Указанное обстоятельство позво­ляет считать, что исследуемый эффект представляет в ряде случаев коротковолновое гашение остаточной проводи-мости. Остаточная проводимость в пленочных образцах может воз­никать вследствие неоднородности их структуры.

Рентгеноструктурные и электронно-микроскопические исследования показали, что образцы состоят из кристаллитов в форме стол­биков селенида кадмия гексагональной модификации, ориен­тированных осью с перпендикулярно подложке. На границе этих кристаллитов могут возникать слои, обедненные носите­лями заряда вследствие очувствления селенида кадмия ак­цепторной примесью меди в количествах, превышающих

 пре­дел растворимости меди, что приводит к разделению элект­ронно-дырочных пар, генерированных светом, и появлению остаточной проводимости в каждом из таких столбиков (рис. 1.3., область 3).

Размеры кристаллов сравнимы с радиусом эк­ранирования. Линии электрического тока параллельны межкристаллитным прослойкам; отсутствие пересечения прослоек линиями тока создает благоприятные условия для запасания проводимости в области 3. При этом электроны и дырки, раз­деленные на барьерах, захватываются на глубокие уровни в областях 3 и 4 соответственно. Захват электронов в области 3 приводит к повышению ее проводимости, сохраняющемуся длительное время из-за на­личия рекомбинационного барьера на границе областей 3 и 4, препятствующего рекомбинации электронов с дырками, находящимися в области 4.

Уменьшение остаточной про­водимости происходит в об­ласти 5 вблизи омического контакта 1 в результате ре­комбинации «запасенных» на глубоких уровнях элек­тронов со свободными дыр­ками.

Таким образом, экспериментальные результаты показыва­ют, что объяснение эффектов изменения фотопроводимости в пленочных сэндвич-структурах из селенида и сульфида кадмия возмож­но только на основе рассмотрения условий неоднородного фотовозбуждения.

1.5 Обогащенный контактный слой в отсутствие тока

В соответствии с работой [7] рассмотрим распределение потенциала в случае обо­гащенного контактного слоя (euk < 0 и в несколько раз превышает кТ) (рис. 1.4). При этом удобно раздельно рассматривать область вблизи объемного заряда контакта 1 и остальную толщу полупроводника 2, где зоны можно считать уже неискривленными. Тогда мы имеем

                                              (1.1)

и уравнение Пуассона:

где nk – концентрация электронов на поверхности.

 Умножая обе части этого уравнения на /dx и интегрируя по  получаем

Постоянная интегрирования С определяется из условия, что на границе обеих областей

                                 φ=uk,   =0

Поэтому

Отсюда видно, что, вследствие условия (1.1), для области вблизи контакта постоянной С можно пренебречь по сравнению с пер­вым слагаемым. Поэтому

Так как мы рассматриваем обогащенный слой в электрон­ном полупроводнике, то φ < 0 и увеличивается по абсолютной величине с увеличением х, а, следовательно, нашей задаче соот­ветствует знак минус. Интегрируя это уравнение еще раз по х в  пределах  от  0  до х,  находим распределение потенциала в виде

                                  (1.2)

где  а есть характеристическая длина:                                                                                                           

С точностью до множителя 2-1/2 это есть не что иное, как длина экранирования, в которой, однако, концентрация электронов в глубине образца п0 замене­на ее значением на контакте пк. Таким образом, потенциал вблизи контакта из­меняется по логарифмическому закону. Распределение концентрации электронов выражается соотношением

                           (1.3)

Вдали от контакта (область 2)

φ=uk,  

Распределение потенциала и концентрации электронов в слое по­лупроводника между двумя одинаковыми металлическими электродами с обогащенными слоями схематически показано на рис. 1.4.

Таким образом, прилегающие к металлическим электродам слои полупроводника, толщина которых ~ а, могут “заливаться” носителями заряда. При этом концентрация носителей вблизи контактов, как показывает формула (1.3), не зависит от их концентрации в глубине полупроводника, которая может быть как угодно мала (изолятор). Поэтому электропроводность такого контакта может быть велика, даже если удельная электропроводность полупроводника (в отсутствие контакта) ничтожно мала, например, в случае широкозонных CdS, CdSe, ZnS и т.д.

ГЛАВА 2

Энергетическая структура омического контакта в присутствии неравномерно распределенных электронных ловушек

2.1. Влияние ловушек на структуру барьера.

 Предварительный анализ

В п. 1.5 рассмотрен контакт металла с полупроводником в общем случае. Если он формируется для высокоомного полупроводника, то в силу значительного отличия проводимостей практически вся область пространственного заряда (ОПЗ) находится в его приконтактном слое. Если работа выхода для металла много меньше работы выхода для полупроводника, то скачка энергии ∆Ес(0) не будет. Искривление дна зоны начинается при х=0 (рис. 2.1) и φк=F.

Пусть в такой полупроводник введены электронные ловушки Nt , концентрация которых уменьшается от поверхности вглубь объема по закону

                                         (2.1)

где Nt0 – это их концентрация на геометрической поверхности, а l0 – характерная длина, показывающая, на каком расстоянии число ловушек убывает в  е раз.

Энергия активации этих ловушек Ес–Еt. Тогда, непосредственно у контакта (область I рис. 2.1), ловушки оказываются под уровнем Ферми. Такие ловушки сильно заполнены электронами независимо от концентрации свободного заряда. На самой поверхности расстояние их от энергии Ферми и, следовательно, заполнение будет максимальным. Поэтому в точке х=0 появление таких ловушек концентрации свободных электронов и распределение энергии не поменяют. По-прежнему они описываются формулами (1.2) и (1.3).

Как видно из рис. 2.1, чем больше глубина ловушек Ес–Еt, тем шире область I, обогащенная электронами, поскольку до больших координат х ловушки находятся под - и в области уровня Ферми.

При этом, как будет подробнее показано в п.2.2, чем больше первоначальная концентрация ловушек Nt0, тем круче уходит вверх зависимость  . Оба эти фактора, действуя совместно, должны обеспечивать большую высоту образовавшегося барьера (см. п.2.2).

Наоборот, в глубине объема при x > L1 появление электронных ловушек ситуацию изменит существенно. Ловушки заполнены частично и способны захватить дополнительный заряд. При этом концентрация свободного заряда, первоначально составляющего п0  (кривая 1 рис. 2.1а), должна уменьшаться, что сопровождается увеличением расстояния от дна зоны проводимости до уровня Ферми.

Рассмотрим край фронта распространения примеси Nt (область III рис 2.1а). Концентрация ловушек в области x = L1 исчезающе мала (см. формулу 2.1) поэтому в целом она остается электронейтральной. Часть свободного заряда переходит на ловушки. Уравнение электронейтральности в этом случае выглядит так:

                         (2.2)

С учетом того, что численно концентрация ионизированных доноров  равна n0, из (2.2) получаем

где φ(x) → 0 небольшое возмущение края зоны проводимости. Тогда, раскладывая в ряд экспоненту, определяем:

откуда

                         (2.3)

По мере уменьшения координаты x в сторону поверхности, значение энергии края зоны проводимости возрастает, хотя и не очень значительно. Даже если весь свободный заряд n0, перейдет на ловушки

                                     (2.4)

то φ=kT  (на границе областей II и III)

Указанных процессов на краях ОПЗ достаточно для предсказания изменения распределения потенциала. Если в глубине объема кривая потенциала Ес(x) устремляется вверх, а на самом контакте с металлом приходит в ту же точку, где находилась без учета ловушек, то в целом профиль ОПЗ должен иметь вид колоколообразного максимума (кривая 2 рис. 2.1а). Причем его ширина контролируется только глубиной проникновения электронных ловушек, определяемой технологическими факторами обработки кристалла.

2.2. Распределение энергии в приконтактных слоях

полупроводника с ловушками для электронов

Определим профиль барьера в области I рис. 2.1а с помощью уравнения Пуассона

          (2.5)

где φ – энергия (поэтому в коэффициенте перед квадратной скобкой   применено е2). = n0<< nk в соответствии с данными 2.1. Используя выражения (1.4) и (2.1) формула (2.5)  приобретает вид

          (2.6)

Отметим, что отрицательные значения второй производной указывают на вогнутость функции φ1 в пределах области I.

Первое интегрирование (2.6) приводит к выражению

               (2.7)

После второго интегрирования

                     (2.8)

Значения констант С1 и С2 можно определить из сравнения с распределением (1.2) для чистого полупроводника.

При использовании для контактов металлов с возможно малой работой выхода (1.1) значение скачка на границе ∆E(0)→0. В этом случае при х=0         Eс-F=0  и

 nk ≈ Nc = 1019см-3                             (2.9)

Согласно [9] величина трансляции периодической решетки, например, для CdS равна 4,13Å для структуры вюрцита и 5,82Å для структуры цинковой обманки. Примем для оценочного параметра величину 5Å. Тогда для подрешетки кадмия она составляет ~ 10Å. Объем такой ячейки составляет      ~10-21см3. Это дает концентрацию кадмия на поверхности ~ 1021см-3. Неизвестно, сколько атомов кадмия взаимодействует с плазмой коронного разряда в предполагаемом ходе создания ловушек (см.п.3.1.). Принимая это количество за 0,1÷1% от общей величины из сравнения с (2.9) получаем, что на поверхности справедливо

Nt0 ≤nk                                                    (2.10)

Учитывая также расчеты, приведенные в п. 2.1, относительно заполнения ловушек без изменения концентрации свободного заряда, будет справедливо

или из (2.7) и (1.2)

откуда при х=0 получаем

и                                                     (2.11)

Величину константы С2 в (2.8) легко найти из условия φ1 (0)=0. Из него следует (см. 2.8).

откуда

                           (2.12)

Окончательно (2.8) с учетом (2.11) и (2.12) приобретает вид

 (2.13)

Полученное выражение слишком громоздко для дальнейшего анализа. Поэтому будем считать, что величина l0 в распределении ловушек достаточно велика, а точка сшивания с функцией φ2 (x) (т.е. ширина области I) лежит при координате, меньшей радиуса экранирования а.

Тогда                                 и    

Из (2.13) получаем выражение

                                  (2.14)

на которое, как и следовало ожидать, не влияют параметры ловушек l0 и Nt0. В приповерхностном слое распределение энергии в барьере представлено практически прямой линией с наклоном 2kT/a.

При этом график φ1(x) лежит выше кривой 1.рис.2.1а. Это легко понять, если оценить скорость примеси с координатой:

Из (1.4) и (2.1) имеем

и                                            

Откуда при х=0

для 2 l0 >a и принимая во внимание (2.10). Т.е. с самого начала с ростом координаты концентрация свободного заряда падает быстрее концентрации ловушек.

2.3. Структура барьера в истощенном слое

В центральной части барьера свободный заряд практически отсутствует и концентрация электронов на ловушках значительно превышает число ионизированных доноров, поскольку для этих расстояний х число самих ловушек еще достаточно велико. Тогда ; n(x) в этом случае плотность заряда

где f(x) – вероятность заполнения ловушек, в соответствии с формулой Ферми – Дирака, равная

Здесь учтено, что энергия активизации ловушек в глубине полупроводника Et-E>>kT и соответственно

Преобразуя выражение

,

получим

где первая экспонента, связанная с энергией активизации ловушек, с координатой не изменяется, а показатель второй экспоненты зависит от х.

Окончательно

и уравнение Пуассона имеет вид

                           (2.15)

где                                                              (2.16)

Видно, что во всей этой области вторая производная отрицательна. Кривая вогнута. Используем подстановку

                                 (2.17)

                           (2.18)

                                (2.19)

Домножая (2.15) на  и используя (2.18) имеем

                                     (2.20)

Домножим (2.20) на:

откуда

или

После интегрирования

                         (2.21)

Значение С1 можно получить в положении максимума, где = 0. Тогда из (2.18) и (2.21)

На восходящей кривой, где x<x max  и  φ< φ max справедливо (см.2.17)

                                     (2.22)

Для достаточно резких барьеров на ниспадающей части величины x и x max  одного порядка, а φ< φ max . поэтому условие (2.22)остается справедливым и здесь. В целом формула (2.21) учитывая (2.22) приобретает вид

откуда

                                     (2.23)

В соответствии с (2.13) на восходящей части кривой

                                                                                         (2.24)

На спадающей части для всех

(т.е. медленного спада), выражение (2.24) остается в силе. Тогда в (2.23) следует оставить знак «-». Для него

Или

                                                                    (2.25)

Интегрируя (2.19) определяем

                                                            (2.26)

Подставляя (2.12) в (2.20) и упрощая выражение, получаем

Или

Окончательно

                                     (2.27)

Страницы: 1, 2, 3, 4