Содержание к диссертации
Введение
1. Корреляция фотоэлектрических и оптических свойств полупроводниковых мишеней с ВИФЭ. литературный обзор 11
1.1. Основные особенности фотопроводящих полупроводников 11
1.1.1. Эффекты фотопамяти и накопления заряда 11
1.1.2. Процессы активации фоточувствительности в пленках на основе CdS и монокристаллах GaAs и CdTe 14
1.1.3. Спад фотоэффекта в глубине полосы поглощения. Влияние обработки поверхности на фотопроводимость . 19
1.1.4. Особенности фотопроводящих твердых растворов и гетероструктур на основе широкозонных полупроводников 22
1.1.5. Фотопроводящие стойкие к деградации поликристаллические плёнки CdS-PbS 26
1.2. Ионная бомбардировка поверхности твёрдого тела. Ионное распыление 29
1.2.1. Вторично-ионная масс-спектрометрия 29
1.2.2. Распыление монокристаллических образцов 31
1.2.3. Вторично-ионный фотоэффект. 36
Выводы к первой главе 43
2. Исследование фотоэлектрических свойств и вторично ионного фотоэффекта монокристаллов gaas и cdte в разной геометрии 44
2.1. Описание экспериментальных установок и образцов 44
2.2. Исследование фотоэффектов в монокристаллах GaAs
2.2.1. Исследование спектра фотопроводимости GaAs 50
2.2.2. Вторично-ионный фотоэффект на ионах Ga и As 51
2.3. Исследование фотоэффектов в монокристаллах CdTe 52
2.3.1. Исследование фотопроводимости CdTe 52
2.3.2. Особенности ВИФЭ на CdTe 55
2.4. Сравнение фотоэффектов в GaAs и CdTe з
2.5. Спектральная зависимость времени жизни в монокристаллах GaAs и CdTe 57
2.6. Полупроводниково-диэлектрическая структура для экзоионного фототранзистора
2.6.1. Особенности ВИФЭ на фоточувствительной структуре SiO-AlGaAs-GaAs 62
2.6.2. Основные параметры многослойной структуры 66
Выводы ко второй главе 72
3. Исследование механизма рекомбинации в фотопроводящих плёнках CDS-PBS 74
3.1. Сравнительный анализ спектров фотопроводящих монокристаллов CdS и плёнок CdS-PbS 75
3.2. Микроструктурные особенности пленок CdS-PbS 79
3.3. Особенности рекомбинации, фото- и катодолюминесценции пленок CdS-PbS 83
Выводы к третьей главе 93
4. Особенности спектров отражения в пленках сds-pbs в среднем ик диапазоне 94
4.1. Экспериментальное исследование и компьютерное моделирование оптических свойств пленок CdS-PbS и монокристаллов CdS в среднем инфракрасном диапазоне 94
4.2. Плазменный резонанс в фотопроводящих микро- и наноструктурах 97
4.3. Моделирование плазменного резонанса в пленках на основе CdS с учетом подложки 99
4.4. Моделирование плазменного резонанса в композитной среде CdS-PbS 102
4.5. Механизм «раскачки» электронного газа как аналог ВИФЭ 107
Выводы к четвертой главе 110
Заключение 111
Список литературы
- Спад фотоэффекта в глубине полосы поглощения. Влияние обработки поверхности на фотопроводимость
- Исследование спектра фотопроводимости GaAs
- Микроструктурные особенности пленок CdS-PbS
- Плазменный резонанс в фотопроводящих микро- и наноструктурах
Введение к работе
Актуальность темы
Современная физика полупроводников продолжает активное изучение поверхности твердых тел в связи с растущей потребностью в миниатюризации приборов и широким использованием композитов с наночастицами, где поверхностные эффекты играют важную роль.
Свойства поверхности исследуются как неразрушающими методами, такими как сканирующая атомно-силовая, а также Оже – микроскопия, так и разрушающими, к которым относится ионная масс-спектрометрия. Ряд экспериментов, выполненных в Саратовском госуниверситете [Л.1], обнаружил возникновение своеобразного поверхностного эффекта, так называемого вторично-ионного фотоэффекта (ВИФЭ), который заключается в изменении под действием света выхода ионов из распыляемой мишени. Прикладная ценность данных исследований заключается в создании в перспективе устройств, которые направлены на контролируемое управление переносом вещества из распыляемой мишени. Основные эксперименты проводились с гетерофазными фотопроводящими пленками CdS-PbS, на которых собственно и был открыт данный эффект. Были получены результаты на пленках разного состава, как с увеличением (Pb+), так и уменьшением выхода ионов (Cd+) при освещении. Было показано влияние узкозонной фазы в твердых растворах на основе CdS на процессы переноса генерированных светом и ионной бомбардировкой носителей заряда. Не менее интересным объектом для изучения вторично-ионного фотоэффекта являются монокристаллы соединений AIIBVI (CdTe) и AIIIBV (GaAs) (для сравнения).
Цель и задачи исследования. Целью диссертационного исследования является установление влияния физических процессов (генерации, рекомбинации и переноса носителей заряда) на вторично-ионный фотоэффект и уточнение механизмов нормального и аномального ВИФЭ.
Для достижения поставленной цели потребовалось решение следующих
задач:
оценка изменения времени жизни фотоносителей в объеме и вблизи поверхности монокристаллических образцов GaAs, CdTe, а также в поликристаллических пленках CdS-PbS с учетом микрорельефа поверхности;
исследование фотопроводимости и фотолюминесценции, обладающих ВИФЭ образцов AIIBVI и AIIIBV различной формы;
определение пространственно - энергетических особенностей рекомбинации в пленках CdS-PbS и их применение для понимания механизма (аномального) вторично-ионного фотоэффекта;
использование аналогии между увеличением энергии атомов узкозонной фазы, способствующим их выходу в вакуум под действием освещения (рекомбинации фотоносителей) во вторично-ионном фотоэффекте и увеличением энергии электронов в оптическом плазменном резонансе.
Научная новизна работы
Представленные в работе экспериментальные и теоретические исследования позволили установить следующие закономерности:
Обнаружены:
отсутствие оптического гашения «темновой» проводимости в пленках
CdS, содержащих узкозонную компоненту PbS (в диапазоне 600-700 нм и
др);
влияние примесей на особенности фотоиндуцированного распыления монокристаллов арсенида галлия;
наличие минимумов отражения в пленках CdS-PbS в среднем
инфракрасном диапазоне, связанных с плазменным резонансом свободных
носителей заряда.
Теоретическая и практическая значимость.
Теоретическая ценность данной работы заключается в количественном описании причин радиационной стойкости сублимированных пленок CdS-PbS, качественно намеченных ранее.
Полученные результаты могут найти применение в разработке методов селективного ионного травления (3D-литографии) для получения структур с определенной конфигурацией поверхности. Развитие результатов исследований, проведенных автором, может помочь в установлении связи плазменного резонанса в полупроводниках с процессами электронного фотоэффекта за пределами красной границы и разработке приборов, работающих за красной границей внешнего фотоэффекта без специального охлаждения.
Личный вклад автора. Лично автором проведены экспериментальные исследования и выполнены необходимые расчеты. Программа исследований и обсуждение результатов выполнены совместно с научным руководителем. Часть результатов была получена совместно с научными сотрудниками Саратовского государственного университета, что отмечено в соответствующих публикациях. Так измерение ИК спектров отражения и пропускания было выполнено при участии к.ф.-м.н. Скапцова А.А. Исследования на электронном микроскопе выполнялись в основном к.ф.-м.н. Захаревичем А.М. и Аткиным В.C. В снятии спектров фотолюминесценции автору помогали сотрудники Вюрцбургского университета под руководством проф., д.ф.-м.н. Дьяконова В.В., а также инженер СГУ к.х.н. Маркин А.В.
Эксперимент с распылением структуры AlGaAs с предварительным заземлением контактов, напыляемых на поверхность структуры SiO-AlGaAs-GaAs, обсуждался и выполнялся совместно с к.ф.-м.н. Сердобинцевым А.А. и к.ф.-м.н. Матасовым М.Д.
Положения, выносимые на защиту
-
Присутствие примесной фотопроводимости (в диапазоне 1000-1800 нм) в монокристалле GaAs и отсутствие ее в CdTe коррелирует с наличием аномального (положительного) вторично-ионного фотоэффекта в GaAs и отсутствием его в CdTe.
-
Наличие стоков неравновесных носителей заряда (узкозонной фазы) в гетерофазном полупроводнике CdS-PbS приводит к отсутствию остаточной проводимости, проявляющемуся в исчезновении оптического гашения «темновой» проводимости. Этот факт оставляет в силе данное ранее объяснение радиационной стойкости пленок и нормального (отрицательного) вторично-ионного фотоэффекта.
-
В полупроводниково-диэлектрических структурах SiO-AlGaAs-GaAs процессом ионного распыления можно эффективно управлять, одновременно воздействуя светом и электрическим полем.
-
Спектры оптического отражения пленок CdS-PbS имеют минимум в области 8-10 мкм, связанный с плазменным резонансом свободных носителей заряда в фазе CdS.
Достоверность результатов и выводов работы обеспечивается воспроизводимостью полученных данных, согласием с данными других экспериментов и результатами теоретических расчётов композитов CdS-PbS.
Публикации. По теме диссертации сделано 17 публикаций, из них 3 из перечня ВАК [1,3,4]. Список публикаций приведён в конце автореферата.
Апробация: Основные результаты диссертационной работы докладывались на VIII Всероссийской конференции молодых ученых «Наноэлектроника, нанофотоника и нелинейная физика» (Саратов, ИРЭ РАН им. Котельникова, 2013), XXII, XXIII и XXIV Международной научно-технической конференции по фотоэлектронике и приборам ночного видения (Москва, ОАО НПО «Орион», 2012, 2014, 2016 г.), всероссийской молодежной научной конференции с международным участием "Инновации в материаловедении" (Москва, 2013, Институт металлургии и материаловедения им. А.А. Байкова РАН), XIII международной конференции «Опто-наноэлектроника, нанотехнологии и микросистемы». (Ульяновск, УЛГУ, 2011), всероссийской научной
школы – семинара «Взаимодействие сверхвысокочастотного, терагерцового и оптического излучения с полупроводниковыми микро-и наноструктурами, метаматериалами и биообъектами» (Саратов, СГУ, 2015).
Исследования проводились при поддержке гранта РНФ «Квант» № 14-12-00275 «Исследование переноса заряда и спектров поглощения и фотолюминесценции в упорядоченных системах "наночастицы в органической матрице" и разработка физико-технологических основ для создания элементной базы молекулярной электроники» (2014-2015 г.), гранта Правительства Российской Федерации для государственной поддержки научных исследований, проводимых под руководством ведущих учёных в российских образовательных учреждениях высшего профессионального образования по теме «Дистанционно управляемые наноструктурированные системы для адресной доставки и диагностики» (договор №14.Z50.31.0004 от 4 марта 2014) (2015 г.), гранта РФФИ № 16-07-00226 «Исследование авто- и фотоэмиссии электронов и ионов в квантовых точках узкозонной субфазы плночной матрицы полупроводников А2В6 для элементной базы эмиссионной оптоэлектроники» (2016 г.).
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырёх глав и заключения. Материал изложен на 120 страницах, содержит 57 рисунков, 4 таблицы и библиографический список использованной литературы из 94 наименований.
Спад фотоэффекта в глубине полосы поглощения. Влияние обработки поверхности на фотопроводимость
Во многих высокоомных фотопроводящих полупроводниках времена нарастания и спада фотопроводимости характеризуются весьма большими значениями (до 107 с) [6]. В первую очередь это может быть связано с системой примесных уровней в запрещенной зоне, границами фаз (потенциальных барьеров) и квантово-размерными эффектами (в системе сверхрешеток). Этот факт имеет отражение в современных фотоприемных устройствах, которые используются при охлаждении или при комнатной температуре (прежде всего имеются в виду приемники ИК диапазона). Хотя сотрудники ведущей организации по производству и разработке современных детекторов для приборов ночного видения НПО «Орион» и отмечают высокое структурное совершенство современных гибридных ИК-матриц [7], тем не менее, уменьшение времени релаксации остается важной задачей, в связи с повышением частоты работы фотоприемников, которое способствует уменьшению вклада низкочастотных (1/f) шумов.
На рис. 1.1 приведены экспериментальные зависимости индуцированного фототока для СdS. Видно, что ход релаксации фототока после предварительной подсветки можно разбить на две стадии: начальную вспышку и медленное уменьшение величины фототока.
Зависимость индуцированного фототока от времени в примесной области для СdS при большой (1) и малой (2) интенсивности предварительной засветки (постоянная времени может достигать нескольких часов). В этих условиях индуцированная примесная фотопроводимость может изучаться теми же методами, что и обычная. В частности, из кинетики фототока можно определить сечение захвата фотона s. Так, например, для некоторых уровней в СdТе и СdS для величины сечения захвата получены следующие значения: СdS, уровень Ec-0.3 эВ, s = 3 10-15 см2; СdТе, уровень Ec - 0.33 эВ, s = 2 10-15 см2; СdТе, уровень Eс + 0.3 эВ, s = 2 10-14 см2 [8].
К явлениям связанным с подобными долговременными процессами относятся явления остаточной и аномальной фотопроводимости [9,10].
При исследовании объемного шума 1//"в GaAs удалось показать непосредственную связь между шумом 1/f и явлением долговременной релаксации фотопроводимости в этом материале [11]. Было установлено, что именно слабая зависимость времени релаксации от температуры является характерной особенностью описанного механизма долговременной релаксации, позволяющей отличить его от двух других хорошо известных механизмов — захват на уровни прилипания и разделение пар на барьерах. B двух последних носителю, для того чтобы рекомбинировать, необходимо преодолеть энергетический барьер. Вследствие этого зависимость времени релаксации от температуры оказывается экспоненциальной. При захвате дырок на уровни хвоста плотности состояний электрону для осуществления акта рекомбинации преодолевать энергетический барьер не нужно. Поэтому температурная зависимость времени релаксации обусловлена в этом случае только температурной зависимостью сечения захвата на уровни, образующие хвост плотности состояний.
Что касается долговременной релаксации в поликристаллических и аморфных структурах, то тут значительную роль играют потенциальные барьеры на границах раздела кристаллитов. Одной из важнейших характеристик межкристаллитных барьеров является изменение потенциального рельефа на границе кристаллитов cp(t) т+ о/ кР. (1.1)
После выключения света cp(t) стремится к 0 со скоростью, определяемой постоянной времени т+0. Поэтому в начале процесса релаксации после выключения света будет происходить быстрый спад со временем т0, который с течением времени будет замедляться, пока время фотоответа не достигнет значения т0+, которое может на порядки величины превосходить время жизни в основном фотопроводнике т0 (т0 = -J—) [12]. где Sn - площадь сечения захвата электрона центром захвата, vn - скорость электрона относительно центра, р - концентрация дырок на центрах захвата. В работе [13] описывается экспериментальная методика, позволяющая определить тип доминирующих поверхностных состояний на границах кристаллитов. Предполагается, что под действием излучения происходит нарушение хемосорбционного равновесия на границах и изменение поверхностного потенциала AUs(t) =—ln[ % (1.2) где 10 - стационарное значение обратного темнового тока (t- оо) приводит к возникновению фотопамяти в результате изменения поверхностной рекомбинации.
Исследование спектра фотопроводимости GaAs
Распыление примесей в матрице GaAs, с учетом потенциала ионизации, как показано для положительных ионов [43], в основном описывается моделью локального термодинамического равновесия (первичные ионы O2+ и Ar+). Коэффициент ионизации для элемента в этом случае пропорционален величине log(m1/2I+/(cZ0/Z+)), где Z+ и Z0 - внутренняя функция распределения ионов и нейтральных атомов, m - масса элемента, с - атомная концентрация в мишени, I+ -интенсивность выхода ионов с учетом распространенности изотопов. Показано, что ионный потенциал матрицы As+ не подчиняется этому закону, что связано с различным поведением ионов матрицы и примесей. Отрицательные ионы распылялись ионами Cs+ и в этом режиме исследовался выход ионов C, O и S. В обоих режимах активно образовывались молекулярные ионы, особенно с участием As. С помощью ионной бомбардировки можно направленно изменять структуру поверхности: получать поверхность с остриями для автоэлектронных эмиттеров, различить на поверхности зерна с низкоиндексными гранями. Так при распылении CdZnTe ионами Ar с различным флюенсом было исследовано воздействие на состав поверхности, люминесцентные свойства и включения Было показано, что с увеличением флюенса (дозы) под влиянием распыления происходит не только очищение поверхности, но и сегрегации на поверхности скоплений T.e, которые впоследствии удаляются, образуя кратеры правильной округлой формы [44]. Формирование наноструктур и модификация поверхности возможна не только при облучении ионными пучками, но и при электронном воздействии. Например, в результате электронно-стимулированной десорбции кислорода с поверхности сапфира на поверхности формируются тонкие островковые пленки алюминия.
Также при облучении монокристаллов пучком энергии несколько кэВ может происходить образование аморфной фазы на поверхности монокристаллов. Однако происходит этот процесс под действием ионного облучения лишь в том случае, если температура распыляемой мишени достаточно низкая и повреждения кристаллической решетки не восстанавливаются в результате отжига так же быстро, как и создаются. Поэтому критическая температура этого процесса зависит от материала мишени, типа бомбардирующих ионов, энергии ионов и интенсивности облучения [45].
В работе [46] исследовалось влияние освещения на скорость ионного травления гетерофазного полупроводника CdS-PbS. Для этой цели использовалась установка, созданная на базе масс-спектрометра МИ-1305.
Пучок положительно заряженных ионов кислорода с энергией 5–10 кэВ бомбардировал образец под углом 60 к нормали. Диаметр пучка - 1 мм. Ток первичного пучка - 10–15 мкА. Были получены спектры атомных масс элементов, входящих в состав плёнки, в том числе Cd и Pb.
Процентное соотношение Cd и Pb в полученной пленке составило 87,27 и 12,73% в верхних слоях пленки, а у подложки соотношение сместилось в сторону Cd и составило 94,33 и 5,67% соответственно.
Было замечено, что в результате кратковременного освещения (15–30 с) белым светом наблюдается резкое уменьшение уровня выхода ионов Cd (рис. 1.11, a), причем при выключении освещения уровень сигнала восстанавливается до первоначального. Относительное изменение составило в среднем 30% при каждом включении. В случае Pb (рис. 1.11, b) относительное изменение составляло в среднем 10%, но, в отличие от Cd, уровень выхода ионов не уменьшался, а увеличивался при включении освещения. Был сделан вывод об увеличении скорости распыления узкозонных включений на свету.
Подавление процесса образования положительно заряженных вторичных ионов из полупроводниковых образцов, как правило, связано с понижением работы выхода электронов. Для этого случая справедлива эмпирическая формула — exp Y+ (АA Y0 K0p J (1.28) где 0+ и + - выход положительно заряженных ионов соответственно в темноте Y Y
и при освещении, A - изменение работы выхода электронов, p= 0,1 эВ -характерный параметр системы, зависящий от энергии ионов и угла их эмиссии. Рис. 1.11. Зависимость выхода вторичных ионов от времени с кратковременной засветкой образца: a - для ионов свинца; b - для ионов кадмия
Таким образом, изменение работы выхода электронов, определяющее изменение выхода вторичных ионов при освещении, происходит за счет увеличения концентрации квазисвободных электронов и, следовательно, за счет изменения положения квазиуровня Ферми для электронов Efn.
Явление снижения выхода положительных ионов из фотопроводящих плёнок CdS-PbS при освещении было названо нормальным вторично-ионным фотоэффектом, т.к. он может быть описан с помощью известной модели туннелирования электронов. Туннелирование электронов с поверхностных энергетических уровней полупроводника на энергетические уровни вторичного иона при освещении вызывает нейтрализацию положительных вторичных ионов, и, следовательно, уменьшение их числа.
За счёт высокого значения исходной концентрации электронов в PbS и высокой скорости рекомбинации положение квазиуровня Ферми в узкозонных включениях практически неизменно. С помощью той же модели, что и для Cd, рост выхода ионов Pb принципиально невозможно объяснить. Явление увеличения выхода положительных ионов (Pb) при освещении было названо аномальным вторично-ионным фотоэффектом. Было предложено объяснение, основанное на модели гетерофазного полупроводника, стойкого к деградации. При освещении скорость рекомбинации неравновесных носителей заряда в узкозонных включениях возрастает в результате стока генерируемых освещением и ионной бомбардировкой неравновесных носителей в потенциальные ямы, соответствующие местам локализации узкозонных включений.
Микроструктурные особенности пленок CdS-PbS
Бомбардировка первичными ионами аргона на масс-спектрометре Perkin-Elmer PHI SAM 4300 при периодически прерываемой подсветке, (длительность каждого импульса освещения и интервала между последующим импульсом составляли 5 мин для рис. 2.16 и 1 мин для рис. 2.17 а, б) показала, что выход вторичных ионов при подсветке существенно изменялся при различном заземлении электродов (рис. 2.16, рис. 2.17 (а, б)). Таким образом, подачей различного по величине и полярности напряжения (здесь за счет автоматического смещения ионным пучком) на электроды можно управлять выходом вторичных ионов, а полученная структура может послужить основой для нового вида прибора – ионного фототранзистора для оптоионики [59].
На рис. 2.17 наибольший относительный выход ионов, как и в случае рис. 2.16, наблюдается для Al, Ga и Si; и при этом характер заземления электродов обуславливает геометрию протекания тока, наведенного ионным пучком: либо через поверхность образца рис. 2.17 (б) (поперечный режим) либо через его объем рис. 2.17 (а) (продольный режим). При всех вариантах заземления наиболее слабая реакция на освещение - для выхода ионов галлия. В то же время для ионов алюминия и кремния уменьшение относительного выхода ионов на свету наблюдается только при заземлении всех электродов. При заземлении верхнего электрода («гребенки») наблюдается небольшой локальный максимум выхода ионов алюминия, что может быть обусловлено эффектом «кратера» и подпылением соседнего алюминиевого электрода. 500 заземления электродов: а) заземлён через проводящий скотч нижний сплошной электрод, встречно-штыревая гребенка не заземлена; б) заземлён верхний электрод, нижний изолирован тонким стеклом 2.6.2. Основные параметры многослойной структуры Данная структура обладает значительной фотоэдс (рис. 2.18), что позволяет использовать ее в качестве транзистора (с каналом в p-AlGaAs), реагирующего на освещение. Освещение проводилось со стороны гребенчатых электродов, со стороны сплошного электрода свет почти не влиял на фотопроводимость. - jmm, у \ d \ ь ч. 4( 00 600 800 1000 12Длина волны, нм Рис. 2.18. Фотоэдс в фотопроводящей гетероструктуре Cu-SiO-GaAs-AlGaAs-Cu Для определения параметров данной структуры в режиме полевого фототранзистора заземлялся или один из электродов гребенчатых контактов цифры 1, 2, или электрод тыловой поверхности (сплошной) рис. 2.14 цифра 6. Измерения, ввиду значительной фотоэдс, измерялись в отсутствие освещения, с целью показать взаимное влияние цепей друг на друга.
Взаимное влияние цепей друг на друга исследовалось путем анализа вольт-амперных характеристик в управляемой цепи (с включенным в нее микроамперметром) при изменении напряжения в управляющей цепи (схема измерения показана на рис. 2.15 а, б). показан ток являющийся результатом конкурирующего протекания токов поперек структуры в прямом и обратном направлении. На один из электродов гребенки при этом подается положительный потенциал относительно сплошного электрода, на другой - отрицательный. Из графика видно, что имеется три участка ВАХ, из которых начальный – до 1,2 В (большие положительные токи), средний относительно выпрямляющий – до 3,2 В и участок последующего роста отрицательного тока.
На рис. 2.20 показано влияние прямого смещения, поданного на один из электродов гребенки и тыловой электрод, на ток, протекающий между электродами гребенки. Нелинейный характер вольт-амперных кривых и сильный рост тока при относительно малом напряжении указывает на преимущественно квадратичный характер зависимости I(U). Напряжение в управляющей цепи показано на рис. 2.19 и 2.20 во врезках. Для расчета характерных параметров и стоковой вольт-амперной характеристики Ic(Uси) транзисторной структуры имеем [60]: D — 4 (2.4) удельная крутизна транзистора с p-n переходом, Ic = [(Um-U0)Um- U \ - для крутых участков ВАХ, где /і - подвижность носителей, a - ширина канала, L - длина канала. (2.5) / к = /2 зи и0)2 (2.6) для пологих участков В АХ. Рассмотрим в качестве регулируемой толщины канала величину области пространственного заряда (ОПЗ) р-n гетероперехода. Для оценки ширины ОПЗ необходимо рассчитать величину контактной разности потенциалов р0 с учетом концентрации свободных носителей при комнатной температуре соответствующим количеству полностью ионизованных центров в AlGaAs (обозначается цифрой 1) и GaAs (обозначается цифрой 2) . pQ = El + AEC - \El - Ej] - [E} - Ev] = E% + AEC + kTln- - kTln-j где Ер, Ер - уровни Ферми в изолированных полупроводниках, в Na, Nd -концентрации акцепторов и доноров, которые мы считаем полностью ионизованными. (27irnn(2)fcT)3/2 (27irnp(l)fcT)3/2 , Nv = —3 Nc = к n7 , Nv = эффективная плотность состояний в зоне проводимости и валентной зоне для и-GaAs и -AlGaAs. А размер полной области пространственного заряда в гетеропереходе такого типа получается равным: = 2eole2(n1+n2) 1/2 Іе2п1п2(є1п1+є2п2) UJ Eg = 1,8 эВ - ширина запрещенной зоны в A Ga As, mp(l)=0,l - эффективная масса дырок в Alo,3Gao,7As, г=\ 1 - диэлектрическая проницаемость Alo GaojAs на постоянном токе. Для GaAs "1=1,424 эВ и Х2=4,07 эВ, для Alo,3Gao,7As - Е]= 1,424+1,247-0,3=1,798 эВ и %i=3,74 эВ (х - энергия сродства к электрону в соответствующем материале) [61]. Можно вычислить разрыв зон проводимости для состава х=0,3: АЕС= %2_ Xi=4,07-3,74= 0,33 эВ и разрыв валентной зоны: ДЕУ=Я -Я- АЕС=( 1,8-1,424-0,33)=0,044 эВ. В данном случае АЕС 0, AEV 0, таким образом дно зоны проводимости Al0,3Ga0,7As лежит выше дна зоны проводимости GaAs, а потолок валентной зоны Al0,3Ga0,7As лежит ниже потолка валентной зоны GaAs [61].
Для слаболегированного AlxGa1-xAs при 300 K холловская подвижность дырок //#=145 см2/В с. С учетом справочных характеристик для арсенида галлия оценочная оценка контактной разности потенциалов составляет 2 эВ с величиной ОПЗ приблизительно равной 500 нм, что соответствует толщине слоя /?-AlGaAs и таким образом в отсутствие приложенного прямого смещения канал является полностью обедненным и сопротивление его максимально.
На основании приведенных выше значений и формул, можно объединить основные геометрические и физические данные в таблицу 4, характеризующую данную структуру как полевой транзистор с каналом, находящимся в слое AlGaAs p-типа. Этот слой со стороны GaAs имеет обедненный слой, создаваемый p-n переходом, а с другой стороны имеет под встречно-штыревыми контактами туннельно-тонкий слой диэлектрика SiO. Этот слой, нужно заметить, не является подзатворным (если затвором считать сплошной электрод).
Плазменный резонанс в фотопроводящих микро- и наноструктурах
Рассматривая спектр фоточувствительности для поликристаллических пленок на основе CdS, можно заметить существенное расширение его как в длинноволновую так в коротковолновую области по сравнению с высокоомным монокристаллом сульфида кадмия. Последний представлял собой в виде пластины толщиной 1,3 мм (с основными легирующими примесями In, Cu и Ag), имеющем ориентацию кристаллографической плоскости (1010) и выращенном в НИИ МВ г. Зеленоград в 2003 г. парофазным методом (этот же монокристалл будет использоваться далее для снятия спектров фотолюминесценции и ИК-отражения). Данное свойство, присущее ограниченным твердым растворам в связи с несовершенством структуры, может весьма эффективно контролироваться изменением содержания одной из компонент (кадмия или свинца). Важным свойством пленок твердых растворов CdS-PbS является отсутствие отрицательного участка длинноволновой проводимости, который характерен для монокристаллов и поликристаллических пленок из чистого CdS. Методика эксперимента здесь определяет в качестве отрицательного фототок, который меньше темнового тока. На отрицательном участке для монокристалла CdS хорошо видны минимумы фототока – максимумы гашения. Гашение возникает, когда с уровней выбрасываются неосновные носители заряда и увеличивается рекомбинация. По спектральному положению пика отрицательной фотопроводимости можно определить глубину залегания уровней гашения. В случае CdS гашение обеспечивается дырками, выбрасывающимися с акцепторных уровней. Минимумы отрицательной проводимости (максимумы гашения) на рис. 3.4 соответствуют 750 нм (1,65 эВ) и 900 нм (1,38 эВ).
Интересной особенностью спектральной характеристики фотопроводимости пленок CdS-PbS является влияние монохроматической подсветки на спектр поперечной фотопроводимости, которая на рис. 3.5 представлена как кратность изменения фототока. Под этим термином понимается изменение спектральной зависимости фототока под влиянием дополнительной подсветки, соответствующей максимуму фототока (520 нм для пленок CdS-PbS), по отношению к фототоку без подсветки. На указанном рисунке это отношение достигает довольно большой величины (15) для пленок CdS-PbS, в то время как для исследованных монокристаллов GaAs (подсветка из области 840 нм) кратность мало отличалась от единицы. Как видно из рисунка 3.5а, подсветка выявляет значительную неаддитивность, характерную для многофазных поликристаллических образцов. В то же время такая неаддитивность существенно меньше и даже оказывается меньше единицы в монокристалле GaAs (рис. 3.5б). Похожее поведение обнаруживает монокристалл CdTe, у которого правда протяженность спектра в инфракрасную область существенно меньше (не показан).
Этот экспериментальный факт объясняется, на наш взгляд, фазовой неоднородностью указанных пленок, при которой отдельные фазы, включенные последовательно, возбуждаются светом разной длины волны. Эта фазовая неоднородность проявляется на уровне кристаллитов, что для монокристаллов не характерно. Поэтому для монокристаллов неаддитивность подсветки выражена слабее.
Сильная подсветка зеленым лазером также способствовала появлению смены знака фототока в пленках СdS-PbS. Характерные максимумы гашения в этом случае не возникали, и по-видимому имело место уменьшение фототока ниже «темнового уровня» за счет процесса опустошения рекомбинационных уровней.
Крупные кристаллиты хорошо видно в режиме СВЧ токов на сканирующем атомно-силовом СВЧ микроскопе Agilent Technologies 5600LS для отожженного образца, при этом границы зерен весьма ярко выражены (рис. 3.6 и рис. 3.7). Анализ пленок в разных режимах электронной микроскопии дает широкое представление о характере расположения зерен или кристаллитов. Для неотожженого образца межкристаллитные прослойки выражены неявно. Данные АСМ микроскопии отожженного образца свидетельствуют о выраженном рельефе, а фаза отраженного сигнала показывает глубину залегания слоев с различной проводимостью, благодаря вычислению изменения емкости dC/dV в результате обеднения образца носителями с помощью модулированного с низкой частотой сигнала.
Ранее присутствие фазы PbS в пленках CdS указывало на значительное усиление фотолюминесценции, что связывалось с усиленным стоком носителей заряда и их последующей рекомбинацией в узкозонной фазе [63]. Учитывая корреляцию фотопроводимости и фотолюминесценции представляется возможным оценить особенности рекомбинации в этих пленках. Авторы [64] проводили оценку размеров включений узкозонных компонент PbS и показали, что размеры последних оказывают влияние на сохранение фоточувствительности и снижение деградации. В нашем случае подобный расчет предлагается выполнить для оценки механизма рекомбинации, влияющего на появление или отсутствие длинноволнового отрицательного хвоста связанного с наличием определенных уровней или фаз. Известно, что помимо собственных дефектов в CdS (рис. 3.16) существуют еще и многочисленные примесные дефекты, которые часто относят к медленным центрам рекомбинации.
Данные ВИМС и анализ состава пленок CdS-PbS на электронном микроскопе (рис. 3.8.) свидетельствует о содержании свинца преимущественно на поверхности образца. Отмечалось повышенное содержание кислорода в кристаллитах, в то время как сера и свинец содержались преимущественно вне кристаллитов (отчасти в более мелких образованиях). Крупные кристаллиты имеют размеры порядка нескольких микрон и выраженную огранку (в форме четырехгранной пирамиды), что соответсвует структуре, содержащегося в них PbS. Необходимо отметить, что на неотожженной пленке того же состава кристаллитов практически не наблюдалось и распределение свинца было практически равномерным и соответствовало номинальным значениям в 10%, в то время как в отожженном образце по данным электронной микроскопии содержание свинца было почти всегда меньше. Исследование отожженной пленки CdS без добавления свинца также не обнаружило появление заметных кристаллитов микронных и субмикронных размеров на поверхности основного вещества.