Полная версия

Главная arrow Прочие

  • Увеличить шрифт
  • Уменьшить шрифт


<<   СОДЕРЖАНИЕ ПОСМОТРЕТЬ ОРИГИНАЛ   >>

Анализ спектров фотопроводимости полупроводниковых соединении АIII ВV

Ф.В. Макаренко1, К.В. Зольников1, В.А. Скляр1, А.В. Ачкасов1

1 Открытое акционерное общество «Научно-исследовательский институт электронной

техники»

Аннотация — В статье приводится математический анализ аномальных спектров фотопроводимости высокоомного фосфида индия с примесью меди в области фундаментальных переходов. Аномальное появление дополнительных экстремумов объясняется расслоением рекомбинационного параметра по глубине образца.

Ключевые слова — фотопроводимость, аппроксимация, рекомбинация, фосфид индия.

Одной из важнейших и перспективных областей науки является квантовая оптика. Актуальной задачей является исследование электрооптических свойств новых высокочувствительных фотоматериалов. Примером может служить исследование спектров фотопроводимости (ФП) высокоомных полупроводниковых соединений A mBv (GaAs, InAs, GaP, InP и др.) с примесями, создающими глубокие уровни в зоне запрещённых энергий. Эти центры способны увеличить время жизни носителей заряда до нескольких секунд. Что позволяет увеличить вклад фотоэлектронов (дырок) в проводимость материала.

В данной работе предлагается математический анализ спектров фотопроводимости полупроводниковых соединений АШВЧ с глубокими примесями на примере InP:Cu.

В работах [1-3] для GaP и 1пР с глубокими примесными центрами железа и меди описано появление в области собственной фотопроводимости дополнительных экстремумов, вызванных рядом факторов (механическая обработка поверхности, изменение режимов токопереноса, изменение положения светового пятна относительно контактов). Это противоречит классическому представлению о фотопроводимости полупроводниковых материалов. Аномалию удалось объяснить, рассуждая следующим образом. Кривая фотопроводимости 1ф(Ью) обычно имеет более или менее ярко выраженный одиночный максимум, расположенный у края собственного поглощения. Подобная форма обусловлена тем, что с увеличением энергии квантов происходит увеличение коэффициента поглощения материала. Т.е. происходит уменьшение глубины проникновения света в образец, область генерации приближается к поверхности, и поверхностная рекомбинация приводит к снижению сигнала ФП. Иными словами, спектральную зависимость ФП можно представить в виде [4]:

где е - заряд электрона;

J(hco) - интенсивность источника света в зависимости от энергии квантов;

p(hco) - подвижность носителей в зависимости от энергии квантов;

p(hco) - квантовый выход в зависимости от энергии квантов;

t(hco) - время жизни в зависимости от энергии квантов.

Влияние неоднородности полупроводникового материала на спектр ФП было рассмотрено в работе [5]. Там на примере эпитаксиальных структур твёрдых растворов GaAs было показано, как распределение адсорбционных характеристик и рекомбинационного параметра по глубине образца может привести к наблюдению дополнительных пиков ФП.

В нашем случае можно использовать модель [1-4], где каждый слой i образца имеет своё время релаксации Т; и, в отличие от [5] мы имеем одинаковую зависимость коэффициента поглощения от энергии квантов а - f(hv) для каждого слоя. Интенсивность света J лампы в диапазоне энергий от 1.25 до 1.55 меняется менее чем на 2% [6]. Таким образом, интенсивность света J будем считать величиной постоянной, изменение подвижности р от слоя к слою мало, квантовый выход г постоянен в каждом слое.

Поглощение излучения в толщине образца может быть записано в виде Gj = J;[l- exp(-a-ti)], и, соответственно, прозрачность слоя для потока излучения - Ji+1 = Jj[l- exp(-a tj)]. Здесь Gj - поглощённый поток квантов в слое i, J; и Jj+1 - соответственно падающий и прошедший поток квантов через слой i, толщиной tj.

Примем избыточную проводимость для всего образца как аддитивную от каждого слоя. В нашем случае, для описания наблюдаемых двух максимумов (два участка возрастания и два убывания) необходимо, как минимум, четыре члена, т.е. по крайней мере необходимо рассмотреть четырёхслойную структуру

Е, кВ/м

И ТО-3, с

т2Т0 3, с.

т3-10"3

т4Т0“3, с.

45

0.3

1.5

1.2

2

90

0.08

0.39

0.3

0.65

Схема образования четырехслойной структуры в InP:Cu

Рис. 2. Схема образования четырехслойной структуры в InP:Cu

(i - 1, 2, 3, 4). Выразим фотопроводимость для случая постоянного поля аналогично (1):

где Qj ^e-J-p ipTi - коэффициент, пропорциональный времени жизни т; для каждого слоя i;

а - f(hco) - спектральная зависимость коэффициента поглощения InP, см 1 [2, 7]; tj - толщина слоя, см; d - толщина образца, см.

Из выражения (2) следует (рис. 1), что для четырёхслойной структуры с монотонной спектральной зависимостью а = f(hco) возможно образование трёх экстремумов (двух максимумов и одного минимума) при выполнении условия ti < т2 > т3 < т4 или Qi < Q2 >

СЬ < СЬ-

Влияние параметров выражения (2) на различные участки спектра фотопроводимости, содержащего два максимума

Рис Л. Влияние параметров выражения (2) на различные участки спектра фотопроводимости, содержащего два максимума

Аппроксимация эмпирических спектров собственной фотопроводимости фосфида индия, компенсированного медью, выражением (2) с высокой точностью (среднеквадратичное отклонение не превышало значения 4,3 • 10 3) в математическом пакете MATHCAD

[6] позволила определить постоянные толщины слоёв tj (t| = 0.2-Ю.4 мкм, t2 = 2(Н50 мкм, t3 = 8(Н200 мкм, t4 = 150(Н1700 мкм в зависимости от толщины образца) и значения параметров Qj, пропорциональных времени жизни носителей заряда каждого слоя. Модель расслоения структуры по рекомбинационному параметру представлена на рис. 2.

В результате удалось определить времена жизни каждого слоя, зная время жизни в объёме образца [6]. В таблице приведены данные для двух значений напряжённости поля, приложенного к контактам на образцах.

Таким образом, представленная модель расслоения структуры образца InP:Cu по рекомбинационному параметру является удачной в объяснении причины возникновения дополнительного аномального максимума фотопроводимости в области фундаментального поглощения и может быть использована при объяснении вероятных аномальных спектров других полупроводниковых соединений AmBv или AMBVI с глубокими центрами.

Литература

[1] Прибылов, Н. Н. Собственная фотопроводимость фосфида галлия, компенсированного медью [Текст] / Н. Н. Прибылов, В. А. Буслов, С. И. Рембеза, А. И. Спирин, С. А. Сушков // Физика и техника полупроводников. - 1999. - Т. 33. -№ 8. - С. 916-920.

[2] Макаренко, Ф. В. Особенности спектров собственной фотопроводимости в фосфиде индия, компенсированном медью [Текст] / Ф. В. Макаренко, Н. Н. Прибылов, С. И. Рембеза, В. А. Мельник // Физика и техника полупроводников. - 2008. - Т. 42. - № 5. - С.542-545.

[3] Макаренко, Ф. В. Особенности спектров собственной фотопроводимости в фосфиде индия, легированном железом [Текст] / Ф. В. Макаренко, Н. Н. Прибылов,

В. А. Мельник // Вестник Воронежского государственного технического университета. - 2007. - Т. 3. - № 11. -С. 137-138

[4] Лашкарев, В. И. Неравновесные процессы в фотопроводниках [Текст] / В. И. Лашкарев, А. В. Любченко, М. К. Шейнкман. - Киев : «Наукова думка», 1981. - 264с.

[5] Кустов, В. Г. Спектральная фоточувствительность неоднородных полупроводников [Текст] / В. Г. Кустов,

B. П. Орлов, В. А. Преснов, Б. С. Азиков // Физика и техника полупроводников. - 1970. - Т. 4. - № 4. -

C. 669-672.

[6] Макаренко, Ф. В. Особенности спектров собственной фотопроводимости в высокоомном фосфиде индия с примесями Си и Fe [Текст] : дис. ... канд. ф.-м. наук: 01.04.07 / Ф. В. Макаренко. - Воронеж, 2008. - 159 с.

[7] Суэмацу, Я. Основы оптоэлектроники [Текст] / Я. Су- эмацу, С. Катаока, К. Кисино, Я. Кокубун, Т. Судзуки,

О. Исии, С. Ёнэдзава. - М. : Мир, 1988,- 288 с.

 
<<   СОДЕРЖАНИЕ ПОСМОТРЕТЬ ОРИГИНАЛ   >>