Салим Отажонов – Фотоэлектрические явления в широкозонных полупроводниковых гетероструктурах с глубокими примесными уровнями. Монография (страница 2)

Уменьшение I_кз в этой области, наблюдаемое в некоторых слоях, по-видимому, связано с уменьшением асимметрии барьеров у самой поверхности или увеличением роли шунтирования барьеров. На значение I_кз во всех слоях влияет генерация из уровней с энергией активации около 1,03 эВ. Только в пленках, выращенных на SiO₂ – Si в более длинноволновой части спектра генерируется фото-ЭДС обратной полярности; характерные энергии уровней около 0.4 и 0.7 эВ (рис. 5). При генерации носителей фотонами с энергией эВ фото-ЭДС гасится. Сопоставление всех спектров показывает, что спектры ФП и I_кз в области края собственного поглощения сдвинуты в разных слоях относительно друг друга на величину до 0.05 эВ. Это может быть вызвано внутренним механическим напряжением, разность которого в слоях при медленном и быстром наращивании, (если использовать dE/dP=7.9×10^—6 эВ× см²/кГ [24]), составляет около 6.3×10⁸ Па. При быстром напылении на стекле и на SiO₂ —Si внутреннее напряжение получается практически одинаковым.

Отметим, что эти микронапряжения свойственны самой пленке, так как в [21] показано, что в пленках, толщина которых превышает 0.3 мкм, микронапряжения от ее толщины не меняются. Микронапряжения в пленках при медленном испарении распределяются между большим числом кристаллитов и слабее выражаются при определении свойств пленок. В пленках, полученных при быстром испарении, микронапряжения, возможно, приводят к возникновению кристаллитов со ступенчатой структурой: в начальной стадии наращивания пленок происходит конкуренция между частицами с различной ориентировкой, которое приводит к микро-искажению. Выживают те кристаллы, которые ориентированы по направлению молекулярного пучка. На растущих кристаллитах с микро-искажением при определенной их величине возникают условия эпитаксиального роста других кристаллитов. По видимо, большие микроискажения в кристаллитах возникающие при быстром напылении, обусловливают различия в свойствах барьера у поверхности и у подложки, что приводит к инверсии знака фото-ЭДС при фронтальном и тыловом возбуждениях в таких пленках (см. также §4).

§3. Фотопроводимость в поликристаллических пленках CdTe в области примесного поглощения света

При изучении ФП пленок CdTe, обладающих АФН, возникают некоторые сложности, так как появляются фото-ЭДС, сравнимая по величине с приложенным полем, Поэтому надо было провести комплекс исследований, позволяющий отдельно рассматривать ФП и ток короткого замыкания (I_kз), определять разницу барьеров вдоль и поперек клинообразного образца. Для этого изготавливались образцы с крестообразным расположением контактов вдоль и поперек асимметрии слоя. Спектры ФП измеренные с внешним напряжением, приложенным параллельно асимметрии кристаллитов, показан на рис. 6. В длинноволновой области спектра hν <1.15 эВ создается фото-ЭДС намного меньшей величины по сравнению с величиной внешнего напряжения, поэтому в этой области только ФП и фотосигнал совпадают по величине при разных полярностях приложенного напряжения. С увеличением энергии кванта света (hν> 1,15 эВ) уже проявляется влияние фото-ЭДС. В одном случае, когда полярность фото-ЭДС совпадает с полярностью приложенного напряжения, фотосигнал увеличивается (кривая 1). В другом случае когда полярности генерируемого АФН и приложенного внешнего поля противоположны, в результате возникновения большой фото-ЭДС при hν> 1,35 эВ наблюдается инверсия знака (кривая 2). Путем усреднения аналогичных зависимостей было вычислено влияние I_кз и построены спектры ФП (рис.7, кривые 1,2). Перпендикулярно асимметрии кристаллитов фотосигнал совпадает по величине при разных полярностях приложенного напряжения во всем измеренном спектре (рис. 7, кривые 3,4), так как в этом направлении величина генерируемой фото-ЭДС более чем на порядок меньше величины фото-ЭДС, генерируемой параллельно асимметрии кристаллитов.

Представленные спектральные характеристики, а также их зависимость от температуры позволяют нам предложить следующую модель фотополупроводника. Отсутствие коротковолнового спада фотопроводимости показывает, что либо скорость рекомбинации на поверхности мала, что маловероятно, либо длина диффузии носителей превышает размер кристаллита. Так как средняя толщина образца не превышала d = 1,2 мкм, что соответствует размеру кристаллита, то, считая, что коэффициент диффузии в нем такой, как и в кристалле, получаем

Прямое измерение времени жизни носителей в слое по спаду ФП после возбуждения коротким импульсом возбуждения дало, что это время порядка 100 пс (см. §6). Это согласуется с последней оценкой.

Монотонное возрастание фототока с увеличением энергии квантов света показывает, что одновременно меняется и скорость генерации носителей и изменяются барьеры (из-за чего спектральная зависимость может сглаживаться).

Подсветка должна стабилизировать изменение барьеров, что и выражается в выявлении полос примесной ФП энергиями активации около 0,9 эВ и 1,3 эВ (рис.7.). Длинноволновый край ФП находится около 0,4 0,5 эВ. Понижение температуры приводит к опустошению этих уровней вследствие роста длины экранирования.

При 100 К спектральные зависимости показаны на рис. 8. Из них следует, что при низких температурах фото-генерация возможна только из уровней с энергией активации 1,1 эВ. Подсветка заполняет более мелкие уровни, и в спектре ФП выявляются уровни с энергий активации 0,5 и 0,8 эВ. Эти значения показывают, что в области барьеров имеется р – тип проводимости, а в объеме при низких температурах проводимость также становится р – типа. Появление фоточувствительности в направлении, параллельном асимметрии барьеров, в области

при 300К указывает на то, что в этом направлении, как упоминалось выше имеются каналы с более выраженным р – типом проводимости. С уменьшением температуры термическая генерация носителей заряда уменьшается и области объемных зарядов увеличиваются. Поэтому при температуре 100 К канал c более выраженным р – типом проводимости в направлении, параллельном асимметрии барьеров, появляются только при дополнительной подсветке с

так как уровень

в CdTe является ловушкой для дырок [15], и при подсветке он заполняется дырками.

Уменьшение фоточувствительности в области эВ при перпендикулярной ФП (рис. 8. кривая 3), а также ее меньшие величины при температуры 300К по сравнению с параллельной ФП указывает на то, что в этом направлении имеются потенциальные барьеры с более выраженной проводимостью n—типа.

Следует отметить, что как темновая, так и при освещении электропроводность поперек слоя больше, чем вдоль его. По-видимому, это связано с тем, что при росте кристаллитов поперек слоя плотность поверхностных состояний из-за лучшего их сращивания получилась меньше, чем вдоль слоя, когда сращивание было хуже. Это и приводит к тому, что величина барьеров вдоль и поперек слоя (оценивая по абсолютному значению тока) различается на 5—10 мэВ. Фотопроводимость в области 0.6—0.9 эВ также подтверждает различие в скорости генерации носителей из уровней в барьере, так как Анизотропия фотопроводимости (изменение высоты барьера) больше вдоль слоя. ФП с увеличением подсветки уменьшается, что связано с уменьшением времени жизни носителей (на что указывает и люкс-амперные характеристики представленные на рис. 9).

Асимметричность свойств косо-напыленных пленок наблюдается и при измерении зависимостей параллельного (рис. 9, кривая 1) и перпендикулярного (кривая 2) фототоков от интенсивности возбуждающего света L (ЛАХ) при освещении светом с

В обоих направлениях имеются три участка со значениями и это должно определяться изменением условий рекомбинации и протекания тока в зависимости от уровня возбуждения.

Для интерпретации ЛАХ учтем, что в косо-напыленных пленках CdTe: Ag, как и в других неоднородных полупроводниках [13], потенциальные барьеры могут служить дрейфовыми или рекомбинационными барьерами для неравновесных носителей. При наличии дрейфовых Е_др и рекомбинационных E_рек барьеров изменения проводимости можно записать следующим образом [27]:

где e – заряд электрона, – коэффициент поглощения, η – квантовая эффективность, L – интенсивность света, τ₀, μ₀ – соответственно время жизни и подвижность носителей заряда в однородном полупроводнике, s^{n, p}, l^{s, p} – сечение и длина каналов протекания в полупроводнике соответственно с p– и n– типом проводимости. При освещении зависимость Δσ от L определяется не только условиями генерации и рекомбинации неравновесных носителей заряда, но и изменением величины и ширины потенциальных барьеров [28]. Влияние барьеров на ФП более заметно при малых уровнях возбуждения.

Из рис. 9 видно, что с увеличением энергии кванта подсветки уменьшается поперечная ФП (поперечная по отношению вдоль пленки). Например, по нашим оценкам, ЛАХ поперечной ФП в области значений L (в отн. ед.) от 5 до 15 отн. ед. аппроксимируется со степенной закономерностью

при подсветке

Такое однозначное поведение ЛАХ, т.е. уменьшение ФП с ростом, связано с отсутствием влияния асимметрии на поперечную ФП. При параллельной асимметрии кристаллитов фотопроводимость в области значений от 5 до 15 аппроксимируется со степенной закономерностью