Вольтамперная характеристика Al–p-CdTe–Mo

Размещено на http://www.allbest.ru/

Исследование вольтамперной характеристики структуры Al-p-CdTe-Mo

в зависимости от температуры

А.С. Ачилов

Р.Р. Кобулов

Ш.А. Мирсагатов

М.А. Махмудов.

Введение

Теллурид кадмия p-типа проводимости является оптимальным материалом для создания фотоэлементов наземного применения. Его ширина запрещенной зоны, составляющая 1,45 eV, хорошо соответствует максимуму спектра солнечного излучения. Поэтому СЭ с базовым слоем из теллурида кадмия имеет самый высокий теоретический коэффициент полезного действия - 29% [1]. ток температура диффузионный

Теллурид кадмия также широко применяется для создания детекторов рентгеновского (Х) и ?- излучений. Большие атомные номера компонент этого материала и ширина запрещенной зоны обеспечивают более высокую эффективность регистрации ядерных излучений CdTe детекторами без охлаждения по сравнению с Si и Ge детекторами. Монокристаллические CdTe и Cd_1-xZn_xTe детекторы уже показали свои преимущества перед Si и GaAs детекторами и с успехом применяются для спектрометрии X и ?- излучений. В последние годы на основе CdTe и Cd_1-xZn_xTe - материалов начали интенсивно разрабатываться детекторы с барьером Шоттки [2-4]. Существенным преимуществом таких детекторов являются малые темновые токи (~10^-7A) и высокие рабочие температуры (T ? 300 K). Кроме этого, детекторы на основе диодов с барьером Шоттки могут регистрировать кванты с энергии до 1 MeV и выше предельным энергетическим разрешением [5].

Однако детекторные монокристаллы соединений А²В⁶ имеют недостатки. Основным недостатком таких монокристаллов является наличие в них значительного количества дефектов различной природы, которые уменьшают времена жизни носителей заряда и ухудшают функциональные характеристики детекторов.

Крупноблочные поликристаллические CdTe-пленки со столбчатой структурой зерен (кристаллитов) обладают уникальными свойствами. Основным преимуществом такого материала является то, что его кристаллиты в направлении вертикального роста обладают свойствами монокристаллов, а в горизонтальном направлении-свойствами поликристаллов. Границы между кристаллитами являются стоками для дефектов различного рода, что может привести к увеличению времени жизни неосновных носителей заряда в кристаллитах. Создание на основе таких материалов солнечных элементов и полупроводниковых структур с протяженной базой, в которой ток практически остается постоянным при изменении напряжения смещения в широком диапазоне, является актуальной задачей.

Целью данной работы является исследование электронных процессов и влияния температуры на кинетические параметры диодной структуры с протяженной базой (p-CdTe), толщина которой намного превышает длину пробега ядерных частиц слабой энергии, и обеспечивает малые темновые токи при изменении температуры в широком диапазоне.

1. Образцы и методика измерения

Пленочные структуры с барьером Шоттки Al-p-CdTe-Mo были созданы путем напыления алюминия в вакууме (10^-6 Torr) на поверхность крупноблочных CdTe-пленок p-типа проводимости. Фронтальный Al-контакт имел толщину 50 Е и площадь S ? 1 cm². Тыловой контакт изготовлялся из молибдена. Пленки p-CdTe имели удельное сопротивление с ? 2·10⁷ Щ·cm. Пленки обладали столбчатой структурой кристаллитов в направлении роста и представляли собой практически монокристалл. Размеры кристаллитов в поперечном сечении составляли от 150 до 200 мm. Толщина пленок p-CdTe была 120 - 150 мm, так что их кристаллиты пронизывали всю толщину пленки. Проведенные исследования показали, что электрофизические характеристики пленок весьма чувствительны к технологическим параметрам их получения. Крупноблочные пленки p-CdTe получали методом газотранспортной эпитаксии в потоке водорода. В этой методике основными технологическими параметрами являются температура источника испарения (T_и), подложки (T_п), градиент температуры между источником и подложкой, длительность испарения, а также скорость потока водорода и скорость охлаждения пленки. Среди этих параметров особое место занимает температура подложки. Изменение T_п при постоянстве значений других параметров сильно влияет на размер и на характер упаковки кристаллитов, что сильно влияет на электрофизические и кинетические параметры пленок. Например, при температуре подложки ~ 560 - 580⁰C (1-ый режим) размер кристаллитов составляет ~ 100 - 150 мm, а при T_п ? 630 - 670⁰C (2-ой режим) эта величина достигает 150 - 200 мm при одних и тех же значениях других технологических параметров. Пленки, выращенные при первом технологическом режиме, имели удельное сопротивление с ? 10⁸ Щ·cm и время релаксации неравновесных носителей ф_n ? 10^-8 s, а для второго технологического режима их значения, соответственно, равны ~ 2•10⁷ Щ·cm и ф_n ? 10^-7 s. Отметим, что с увеличением температуры подложки количество кристаллитов с ориентацией в направлении (III) резко увеличивается. Далее приводятся результаты исследования структуры Al-p-CdTe-Mo, полученные на основе пленок p-CdTe по второму технологическому режиму, так как он интересна в плане приборной разработки.

Вольтамперные характеристики (ВАХ) изготовленных детекторных структур измерялись в прямом и обратном направлении тока в темноте в температурном диапазоне 173 - 373 K. Вольт-фарадные характеристики были измерены на частоте 5 kHz, что позволяло выявить наличие МОП-элементов (структур) в исследуемых образцах.

Постоянное время релаксации неравновесных носителей (ф_n) было измерено как фотоэлектрическим методом, так и по релаксации электрического сигнала в режиме напряжения холостого хода V_оc [6,7]. При измерении ф_n фотоэлектрическим методом были использованы светодиоды, излучающие электромагнитные волны длиной 0.54 мm и 0.69 мm. На светодиоды с импульсного генератора подавались «П» образные импульсы длительностью 100 микросекунд и с крутизной фронтов не более 210^-8 s. Скважность между «П» образными импульсами составляла 10⁴ - 10³ s. При измерении ф_n методом релаксации электрического сигнала также от генератора калиброванных импульсов Г5-53 подавались «П» образные импульсы с амплитудой 60 - 80 mV и длительностью 100 - 200 мs. Крутизна фронтов таких импульсов составляла не более 210^-8 s, а скважность - не менее 510⁴ s.

Проведенные исследования рентгеноструктурного фазового анализа Al-p-CdTe-Mo-структуры позволили установить ее реальное строение, а именно: Al-Al₂O₃-p-CdTe-MoO₃ {(или твердый раствор (CdTe)_1-x-yMo_x(MoO₃)_y}-Mo [8]. Такая транзисторная структура в окончательном виде представляется как n⁺-p-n-структура база (p-CdTe) которой с двух сторон контактируется с широкозонными тонкими окисными слоями n-Al₂O₃ и n-MoO₃ или твердым раствором (CdTe)_1-x-yMo_x(MoO₃) [9].

2. Экспериментальные результаты и обсуждение

2.1 Вольтамперная характеристика

При подаче отрицательного потенциала «-» (напряжения смещения V_b) на Al-контакт структура работает в прямом режиме, а при подаче «+» потенциала в запорном режиме. Анализ ВАХ показывает, что структура обладает выпрямляющими свойствами и ее коэффициент выпрямления «K» (определяемый как отношение прямого и обратного тока при фиксированном напряжении смещения V_b = 25 V), составляет K ? 10⁴ - 10⁵ . Отсюда следует, что фронтальный n⁺-p-гетеропереход обладает более высокими инжекционными свойствами по сравнению с тыльным гетеропереходом. Прямая ВАХ имеет два участка: I ~ V и I ~ V, где = 4.9. Обратная ВАХ имеет три участка:

I = I₀₁ exp (qV/ckT)

где с = 3.7; 2. I ~ V, = 0.005 (сублинейный участок) и 3. I ~ V, где = 4.7.

2.2 Обратная ветвь вольтамперной характеристики

При включении структуры Al-p-CdTe-Mo в обратном направлении тока появляется протяженный сублинейный участок на вольтамперной характеристике (ВАХ). Показано, что появление сублинейного участка на обратной ВАХ связано с инжекцией электронов из тылового МОП-контакта и возникновением в базе (p-CdTe) диффузионных и дрейфовых токов, направленных против друг другу [10], а также расширением слоя объемного заряда. Компенсация дрейфовых и диффузионных потоков неравновесных носителей заряда приводит к возрастанию сопротивления базы в широком диапазоне напряжения смещения (V_b ? 0.3 - 70V). При этом ток остается почти постоянным ~ 6.7·10^-7A/cm² в начале и ~ 6.9·10^-7A/cm² в конце сублинейного участка. Исследование проводились при комнатной температуре. Такая структура с протяженной базой может быть использована для создания детекторов ядерных излучений и переключательных устройств.

Для создания приборных устройств на основе такой структуры необходимо знать влияние внешнего воздействия на выходные параметры структуры, в том числе на стабильность ВАХ. Поэтому была исследована температурная зависимость обратной ВАХ, которая приведена на рис.3. Проведенный анализ показывает, что на первом участке ток в структуре ограничивается рекомбинацией неравновесных носителей (НН) в базе (p-CdTe) и обратная ВАХ описывается формулой В.И.Стафеева [11], где учитывается сопротивление толщины базы.

(1)

(2)

(3)

здесь b = м_n/м_p - отношение подвижностей электронов и дырок, с - удельное сопротивление базы, L - длина диффузии неосновных носителей, S - активная площадь структуры.

Подставляя экспериментальное значение с = 3.7 в формулу (2), находим, что: L_n = 5.4 мm и м_nф_n = 1.1710-⁵ cm²/V (произведение подвижности на время жизни электронов) при значениях: b = 10 [12] и w = 9.4 µm при комнатной температуре. При этом в качестве базы использована толщина объемного заряда. Вольт-фарадная характеристика структуры Al-p-CdTe-Mo, снятая при частоте тестового сигнала f = 5 kHz (рис.4 а,b), дает толщину объемного заряда ? 9.4 µm при термодинамическом равновесии, т.е. в отсутствии напряжения смещения. Емкость такой структуры при отсутствии напряжения смещения ? 9.1 F; отсюда следует, что толщина объемного заряда w = 9,4 µm при термодинамическом равновесии, определенная по формуле плоского конденсатора C = ее_oS/d при значениях: е = 10, е_o = 0.86•10^-14 F/cm, S = 1cm². Найденное по формуле (3), значение удельного сопротивления базы с ? 3.1•10⁹ Щ?cm при S = 1 cm², на два порядка больше, чем с ? 2.110⁷ Щ?cm исходной пленки p-CdTe. Проведенная оценка показывает, что объемный заряд такой толщины с с ? 3.1•10⁹ Щ?cm для площади контакта S = 1 cm² имеет сопротивление R = 3.1•10⁶ Щ, которое более чем на один порядка больше, чем сопротивления пленки p-CdTe толщиной w = 120 µm c с = 2.1•10⁷ Щ?cm и R = 2.4•10⁵ Щ, Отсюда следует, что электронные процессы, происходящие в слое объемного заряда, определяют закономерности протекания тока на данном участке ВАХ. Кроме этого, как показывает эксперимент, C(V) - характеристика интегрального МОП - элемента проявляется при измерениях сравнительно низких частотах килогерцового диапазона тестового сигнала. Это обстоятельство в свою очередь свидетельствует о большой величине RC - цепочки эквивалентной схемы структуры. Тем не менее, построенная зависимость C(V) в координатах C^-2,V позволяет определить концентрацию равновесных носителей (p₀) по известной формуле [13]:

, (4)

где q - заряд электрона, е₀,е_s - диэлектрические постоянные воздуха и полупроводника, S - площадь детекторной структуры.

Излом на C^-2(V) - характеристике показывает, что поверхностный слой пленки который образован при нанесении алюминиевого контакта неоднороден. По наклону этих изломов определены концентрации, равные p₀ ? 1.5·10¹¹cm^-3 и p₀ ? 2.8·10¹¹cm^-3, которые по величине практически соответствуют концентрации равновесных носителей в исходной пленке. Экстраполяция прямой первого наклона в зависимости C^-2(V) до пересечения с осью напряжений дает высоту фронтального потенциального барьера МОП-элемента, которая равна U_d ? 0.98 eV. Эти экспериментальные результаты позволяют утверждать, что в исследуемой структуре фронтальный МОП-элемент (Al - n-Al₂O₃ - p-CdTe) является более совершенным в структурном аспекте, и он играет основную роль в электронных процессах, происходящих в данной структуре. Из этих экспериментальных данных также следует, что на этом участке механизм протекания тока является диффузионным.

С целью установления влияние температуры окружающей среды на механизм переноса тока в структуре были определены значения показателя экспоненты «c», предэкспериментального множителя I₀₁ при различных температурах и по ним вычислены значения величин L, м_nф_n, ф_n, с - базы. По данным величин удельного сопротивления для различных температур была построена зависимость ln (1/с) = f (1/T), наклон которой дает три значения энергия активации носителей заряда; 1) ?E ? 0.97 eV (293 - 373 K); 2) ?E ? 0.47 eV (233 - 293 K); 3) ?E ? 0.20 eV (173 - 233 K). Полученные значения L_n = 5.4 мm и м_nф_n = 1.17•10-⁵ cm²/V на порядок больше, чем литературные данные [14]. Такой результат можно объяснять тем, что крупноблочные пленки p-CdTe на много совершеннее, чем аналогичные пленки: но можно предположить, что такие пленки имеют достаточные количество комплексов, внутри которых задерживаются неравновесные носители при рекомбинационном процессе [15]. Далее при обсуждении третьего участка ВАХ будет показано, что именно второе явление определяет кинетические параметры и процесс переноса тока. Из данных видно, что величина длины диффузии неосновных носителей (L_n) при увеличении температуры от 173 K до 373 K возрастает от величины 3.9 µm до величины 7.1 µm. При этом величина м_nф_n очень мало изменяется в интервале температур 173 - 373 K. Подтверждением тому являются данные для м_nф_n ? 10^-5 cm²/V при T = 173 K и 1.6·10^-5 cm²/V при температуре T = 373 K, т.е. м_nф_n возрастает всего в 1.6 раз при увеличении температуры на 200 K Такая температурная зависимость величин L_n и м_nф_n объясняется тем, что время задержки увеличивается настолько, насколько практически уменьшается величина подвижности электронов. При этом электронный обмен в рекомбинационной ловушке может осуществляться, например, между уровнями основного и возбужденного состояний [16, 17], а подвижность электронов в CdTe в области температур 173 K - 373 K уменьшается по степенному закону типа µ_n = AT^-3/2 [18]. Измеренная релаксационная кривая в режиме напряжения холостого хода V_оc, в отсутствие напряжения смещения, при комнатной температуре состоит из двух кривых, наклон которых дают постоянные времена ф₁ ? 2.1·10^-7 s и ф₂ ? 6.3·10^-7 s, соответственно. Первое постоянное время хорошо согласуется с величиной времени жизни неосновных носителей электронов ф_n ? 1.17•10^-7 s, вычисленной из произведения м_nф_n ? 1.17•10^-5 cm²/V (T = 293 K) при значении µ_n = 100 cm²/V•s [12].

База исследуемой структуры является высокоомной и сильно компенсированной, т.е. почти диэлектрик, поэтому предполагается, что неравновесные носители заряда в ней диффундируют в виде плазмы электронно-дырочных пар, направление которых соответствует направлению неосновных носителей-электронов [18]. При этом плазма электронно-дырочных пар диффундирует как незаряженные частицы, в которых подвижность и коэффициент диффузии сохраняются неизменными. Правомочность такого механизма протекания тока подтверждает следующая оценка. По величине L_n = 5.4 мm определен коэффициент биполярной диффузии D ? 1.5 cm²/s при значениях: ф_n ? 2•10^-7 s и T = 293 K. Затем по закону Эйнштейна D = (kT/q) м_D была определена величина подвижности биполярной диффузии м_D ~ 60 cm²/s·V, которая хорошо совпадет с величиной подвижности электронов для поликристаллического теллурида кадмия при комнатной температуре [12]. Далее, используя вычисленную величину D ? 1.5 cm²/s, по формуле

D = (D_pу_n+D_nу_p)/(у_p+у_n)

где у_p, у_n- дырочная и электронная проводимость базы, соответственно, было оценено отношение (у_n/у_p) ? 1.5 электронной проводимости к дырочной проводимости в базе при м_n = 10 м_p. При таком соотношении проводимостей электронов и дырок в базе биполярная дрейфовая подвижность м_E ? 40 cm²/s·V, согласно оценке проведенной, по формуле

м_E = (м_nу_p-м_pу_n)/(у_p+у_n)

При такой величине биполярной подвижности дрейфа электронов _n ? м_E•E = 8.4·10³ cm·s^-1, а длина биполярного дрейфа электронов L_nr ? _б•ф_n = 18 мm при значениях: _n = 8.4·10³ cm²/s·V, w ? 9.4 мm, ф_n = 2.1·10^-7 s и V = 0.2 V. Отсюда следует, что в конце первого участка обратной ВАХ длина биполярного дрейфа электронов L_dn более чем в три раза больше, чем биполярная длина диффузии электронов L_n = 5.4 мm. При этом отметим, что в начале этого участка ВАХ L_dn = 4.2 мm, что меньше, чем L_n = 5.4 мm. Эти данные показывают динамику изменения механизма переноса неравновесных носителей с ростом тока. Согласно проведенной оценке, в начале участка доминирует диффузионный режим переноса тока, а в конце участка перенос тока осуществляется преимущественно за счет дрейфового механизма. Из данной оценки также следует, что при увеличении температуры на 200 K очень мало изменяются величины µ_D и µ_E, так как в этих пределах температур совсем мало изменяются длина биполярной диффузии электронов и произведение подвижности электронов и времени жизни электронов. Поэтому можно заключить, что механизм переноса тока для этого участка ВАХ остается без изменения в области температур 173 K - 373 K.

Форма сублинейного участка с изменением температуры от 173 K до 373 K практически не изменяется, а лишь изменяется его величина тока, от значения 1.17•10^-8A/cm² до 2.8•10^-5A/cm² при изменении температуры на 200 K. Теперь рассмотрим, как согласуются эти экспериментальные данные с теорией ВАХ структур с сильно развитой аккумуляции [20]. Согласно этой теории среди параметров входящих в выражение для ВАХ

, (5)

, (6)

где б - для двухуровневого глубокого центра типа Au в Si,

Статические факторы

и , (7)

отличаются сильной температурной зависимостью, J - плотность тока, w - толщина базы, D_n - коэффициент диффузии электронов, N_d - мелкие донорные центры, N_Au -глубокие донорные центры золота и q - заряд электрона.

Результаты исследования ВАХ n⁺-n-n⁺ - структур с развитой аккумуляцией, изготовленных из кремния, компенсированного золотом [21], из эпитаксиального выращенного арсенида галлия, легированного хромом [22] и из арсенида галлия, легированного хромом, с вплавленными контактами [23] хорошо согласуются с теорией [20]. В этих образцах сублинейный участок ВАХ проявляется при температурах 273-293 K. С ростом температуры величина тока на сублинейном участке возрастает, а постоянная б уменьшается по экспоненциальному закону. При этом сублинейный участок сильно деформируется, и он полностью исчезает при повышении температуры всего на 50-70 K. В то же время на образцах на основе сильно компенсированного пленок p-CdTe форма сублинейного участка практически остается без изменения при изменении температуры от 173 К до 373 K. Кроме этого в этих приделах температур величина напряжения смещения в начале и в конце сублинейного участка практически также не изменятся или изменяется незначительно. Отсюда следует, что высокая температурная чувствительность токовых характеристик, присущая кремниевым и арсенид галлиевым образцам, на образцах, созданных на базе сильно компенсированного p-CdTe (w ? 120 мm), не наблюдается.

Согласно теорией [20], в структурах с развитой аккумуляцией сублинейный участок ВАХ проявляется при выполнении условия Jaw ? 2. Проведенная оценка показывает, что для теллурида кадмиевых образцов величина Jaw ? 6.14 при T = 373 K, а и при T = 173 K, Jaw ? 5.94, т. е. практически остается постоянным при изменении температуры на 200 K. Отсюда можно заключить, что параметр б уменьшается настолько, насколько возрастает ток. В результате этого наблюдается слабое влияние температуры на процесс заполнения глубоких примесных центров, приводящий к появлению сублинейного участка ВАХ. В условиях инжекционной модуляции заряда глубоких примесей биполярная скорость дрейфа не зависит от уровня инжекции [20]. При этом параметр б для двухуровневого глубокого центра для структуры с p-типом базы пишется в виде

(8),

а статический фактор Шокли-Рида

(9).

Из выражения (8) следует, что на температурное изменение параметра б в основном влияет температурная зависимость статического фактора p₂(T), который имеет экспоненциальную зависимость от температуры, а остальные члены выражения (8) либо не имеют, либо имеют слабую зависимость от температуры. При этом уровня прилипании, на котором происходит модуляция заполнения, согласно выражением (8) имеет следующий вид

(10)

Далее, определив величину параметра б для каждой температуры при помощи формулы (5), была построена зависимость (1/б), 10³/T, которая приведена на рис.5. Как видно на рис.5, зависимость (1/б), 10³/T , построенная в полулогарифмическом масштабе состоит из трех прямых линий и из двух участков насыщения. Из наклона этих прямых определены следующие значения уровней прилипании: E_2t ? 0.15 eV (1), E_2t ? 0.4 eV (2), E_2t ? 0.66 eV (3). Это означает, что инжектированные электроны из тылового контакта прилипают на акцепторный уровень с энергией активации 0.15 eV в области температуры 173 - 213 K, а в областях температур 233 - 313 K и 333 - 373 K они прилипают соответственно, на уровни 0.4 eV и 0.66 eV. По литературным данным [14], уровень 0.15 eV дает отрицательно заряженные междоузельные атомы теллура, а уровни 0.4 eV и 0.66 eV дают атомы Cu, Ag, Au и нейтральные междоузельные атомы теллура (Te_i*) или дважды отрицательно заряженного вакансии атома кадмия (V_cd)², соответственно. Причем атомы Cu, Ag, Au образуют примесную зону в энергетическом интервале 0.3 - 0.4 eV, а нейтральные междоузельные атомы теллура (Te_i*) и дважды отрицательно заряженные вакансии атома кадмия (V_cd)² - образуют примесную зону в энергетическом интервале 0.6 - 0.9 eV от потолка валентной зоны в CdTe. Из этих экспериментальных данных ёще сделать вывод, что наличие несколько уровней прилипания и их поэтапное заполнение с возрастанием температуры позволяет сохранить форму сублинейного участка ВАХ при изменении температуры от 173 K до 373 K.

Сохранение формы сублинейного участка почти без изменения в диапазоне 173-373 K означает, что профиль распределения неравновесных носителей в p-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диффузии и дрейфа, практически не изменяется. Согласно теории темп нарастания концентраций неравновесных носителей с ростом «x» в прикатодной части высокоомной p-базы, где в первую очередь развивается эффект аккумуляции, определяется величиной скорости биполярного дрейфа. Таким образом, увеличение биполярной скорости дрейфа может приводить к образованию в прикатодной области p-базы слоя относительного обеднения, в котором концентрация неравновесных носителей убывает с ростом напряжения смещения. Следствием, такого локального убывания концентрации n(x) является быстрый рост сопротивления p-базы с увеличением V. Образование области относительного обеднения вызвано «вдавлением» крутого диффузионного фронта функции n(x) под действием нарастающего с током биполярного дрейфа свободных носителей, который деформирует профиль их распределения в p-базе. Возрастание этой деформации приводит, однако, к возрастанию крутизны функции n(x) и к соответствующему усилению встречного диффузионного переноса носителей. Противоборство диффузионного и дрейфового потоков обеспечивает взаимную компенсацию их изменений с током. Поэтому на протяжении сублинейного участка ВАХ результирующий ток практически остается без изменения. С ростом обратного напряжения смещения увеличивается толщина объемного заряда n⁺-p- гетероперехода, которая может быть значительной при V ? 70 - 100 V, что может повлиять на зависимость протекания тока от напряжения смещения. Однако этот эффект не является определяющим; в противном случае, ток в структуре от напряжения смещения возрастал бы по закону I ~ (V^1/2).

Проведенная оценка показывает, что в конце сублинейного участка скорость биполярного дрейфа электронов _n ? 2.3•10⁵ cm/s при значениях: м_E ? 40 cm²/V•s, w = 120 мm, V_к = 70 V и T = 293 K. При этом предполагалось, что в конце сублинейного участка толщина объемного заряда полностью охватывает всю толщину базы (p-CdTe). Как указывалось выше, в начале участка _n ? 8.5•10³ cm/s А. Отсюда следует, что величина длины биполярного дрейфа электронов начале и в конце сублинейного участка, соответственно, равна L_dn = 18 µm и 480 µm при значении ф_n ? 2.1•10^-7 s. При этом следует отметить, что при вычислении значений L_dn была использована величина времени жизни электронов, определенная из первого участка ВАХ. Это не корректно, поскольку здесь время жизни электронов изменяются с ростом тока из-за возрастания времени задержки внутри сложных рекомбинационных центров (комплексов). Тем не менее, даже при заниженных величина ф_n значения L_dn намного превосходят величину длины биполярной диффузии электронов, особенно, в конце сублинейного участка ВАХ. Это означает, во-первых, что в исследуемой диодной структуре по всей базе в температурном интервале 173 К - 373 К протекают процессы, приводящие исключительно к обогащению ее свободными носителями, которые задают профиль распределения неравновесных носителей в р-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диффузии и дрейфа; во вторых, сопротивление базы возрастает из-за эффекта инжекционного обеднения и из-за расширения слоя объемного заряда с ростом напряжения смещения; в третьих генерационно - рекомбинационные процессы играют менее существенную роль, чем дрейфовая и диффузионная релаксация и выполняется неравенство [20]

, (11)

где n, n_p - концентрация неравновесных и равновесных электронов в базе (p-CdTe), а остальные параметры известны.

Кроме этого идентичность формы сублинейного участка в области температур 170 - 373 K показывает, что возрастании температуры на 200 K практически не влияет на процесс аккумуляции около Al-p-CdTe-контакта, и этот контакт имеет очень высокий потенциальный барьер.

Увеличение величины тока на сублинейном участке с повышением температуры, вероятно, обусловлено генерацией равновесных носителей (дырок) из примесных уровней в базе (p-CdTe), о чем свидетельствует температурная зависимость величины тока от температуры. Зависимость J от T на сублинейном участке ВАХ при постоянной величине напряжения смещения, построенная в координатах log J, 10³/T, хорошо укладывается на три прямые линии в области температур 173 - 373 K. Наклоны этих прямых дают три энергии активации, которые оказались, соответственно, равны: ? 0.21 eV (173 - 213) K; 0.48 eV (233 - 293) K; 0.98 eV (293 - 373) K. По величине они близки энергиям активации, определенным из температурной зависимости линейного участка прямой ВАХ, что подтверждает выше сделанные предположения.

Направление дырочного и электронного дрейфовых токов одинаково, но направление потоков дрейфовых электронов и дырок разное. Поэтому неравновесные и равновесные дырки только вносят вклад в величину дрейфового тока, но они не причастны к деформации крутизны фронта функции n(x) у аккумулирующего n⁺-p-контакта. Поскольку концентрация генерированных дырок при разных температурах разная, следовательно, разный вклад дырочного дрейфового тока в общий ток и поэтому с увеличением температуры растет величина тока на сублинейном участке ВАХ.

После сублинейного участка ВАХ прослеживается степенная зависимость тока от напряжения типа J ~ V^б, где б ? 4.8 - 4.9 остается практически без изменения при изменении температуры от 173 K до 373 K. Такая степенная зависимость тока от напряжения проявляется при высоком уровне инжекция, когда ток состоит в основном из дрейфового тока. При этом рекомбинационные процессы в базе структуры происходят не только через простые рекомбинационные центры [24], но также через дефект-примесные комплексы. В этом случае выражение для скорости рекомбинации претерпевает принципиальное изменение и принимает вид [15]:

, (12)

где N_R - концентрация рекомбинационных центров (комплексов), n, p - концентрации электронов и дырок, n_i - собственная концентрация в полупроводнике, c_n, c_p - коэффициенты захвата электронов и дырок, n₁ ,p₁ - равновесные концентрации электронов и дырок в условиях, когда уровень Ферми совпадает с уровнем примеси (так называемые статические факторы Шокли-Рида), ф_i - время, учитывающее те или иные процессы электронного обмена внутри рекомбинационного комплекса, в- коэффициент, зависящий от конкретного типа примесных или дефект-примесных комплексов (см.[15]).

Рекомбинационные комплексы по составу могут быть разные: донорно-акцепторные пары или двухуровневый рекомбинационный комплекс любой природы [25, 26], сложные комплексы типа «отрицательно заряженный акцептор + положительно заряженный ион внедрения» или «положительно заряженный донор + отрицательно заряженная вакансия», возникающие в результате рекомбинационно - стимулированных процессов [27, 28], а в работах [29, 30] - при распаде сложных комплексов типа «мелкий донор + вакансия». Несмотря на различия типа комплексов, в них прослеживается одна общая закономерность - рекомбинация неравновесных электронов и дырок в них происходит с задержкой, и учет инерционности электронного обмена внутри рекомбинационного комплекса обуславливает появления последнего члена в знаменателе формулы (12), который при достаточно высоком уровне возбуждения может стать определяющим. Согласно теории [15], участки ВАХ J ~ V^в, где в > 2, реализуются тогда, когда рекомбинация неравновесных носителей тока идет с задержкой, т.е. с участием комплексов, внутри которых происходит электронный обмен. В этом случае в знаменателе выражения (12) реализуется неравенство

, (13)

и ВАХ имеет следующее аналитическое выражение для структуры базой p-типа:

, (14)

Так как исследуемая структура создана на основе сильно компенсированного теллурида кадмия, поэтому концентрация мелких акцепторных центров N_A=N_a-N_d. Параметр C связан с концентрацией электронов на границе p-CdTe с окисью n-MoO₃ или твердым раствором (CdTe)_1-x-yMo_x(MoO₃) с выражением [15]

, (15)

Зависимость (14) позволяет описать любое значение наклона ВАХ типа J ~ V^в, в том числе участка резкого роста. Сопоставление участка обратной ВАХ с зависимостью J ~ V^в?4.7-4.8 с выражением (14) позволяет определить такие параметры, как N_R/ф_i, p(0), (ф_i - время задержки внутри комплекса, N_R - концентрация комплексов). Для этого, как в работе [31], составляется уравнение прямой линии для заданных экспериментальных точек. Например, составляя уравнение прямой линии для двух экспериментальных точек (J₁,V₁ и J₂,V₂), определяем значение напряжения

, (16)

которое затем приравниваем к значению

из формулы (14). Далее, подставляя значение w = 120 µm, b = 10, и N_A = 1.5·10¹⁰ cm³ в (14), определяем . Определенные таким путем значения при различных температурах приведены в табл.2. Для определения других параметров из участка резкого роста тока выбирались три экспериментальные точки (V₁, J₁), (V₂, J₂), (V₃, J₃) и для них составляли три уравнения для определения коэффициентов B и D:

, (17)

, (18)

которые затем приравнивались к их аналитическим значениям в формуле (14), что позволило оценить значения µ_nC, n(0), N_R/ф_i при различных температурах.

Анализ обратной ВАХ структуры Al-p-CdTe-Mo показывает, что она имеет достаточно сложный механизм переноса тока, о чем свидетельствует последовательность участков: I= I₀₁exp , I ~ V^0,005 и I ~ V^4,7 при комнатной температуре (см.рис.2). Такая последовательность участков ВАХ не соответствует с последовательностью ВАХ, для которых в работе [14] было учтено влияние инерционность внутрикомплексного электронного обмена на процессы рекомбинации и токопереноса. В теории [14] решается основное уравнение

, (19)

где скорость рекомбинации U описывается выражением (11) и не учитывается диффузионный член уравнения. Для такого случая получено аналитическое решение уравнения (19) для длинных диодов с неидеальным инжектирующим контактом. Далее обсуждены закономерности протекания тока для четырех случаях, поскольку последний член в знаменателе выражения (11) растет с ростом уровня возбуждения.

Как указывалось выше, обсуждаемая структура представляется как n⁺-p-n-структура, и в ней n⁺-p- переход является идеальным, а p-n- неидеальным. Поэтому при включении такой структуры в обратном направлении тока аккумулируются неосновные неравновесные носители возле идеального контакта. В теории [15] не рассматривается структура с развитой аккумуляцией. Однако, в этой работе как в [15] в рекомбинационных процессах участвуют сложные комплексы. Даже на первом участке при плотностях тока J ? 4•10^-8 - 6•10^-7 A/cm² второй член в знаменателе выражения (12) существенно влияет на скорость рекомбинации. Так как на этом участке ВАХ ток от приложенного напряжения смещения описывается экспоненциальной зависимостью типа J ~ exp и величины L_n ? 5.4 µm µ_nф_n ? 1.17•10^-5 cm²/V при комнатной температуре более чем на один порядок больше, чем их литературные данные [14]. Вероятно, задержки рекомбинационных процессов из-за электронного обмена внутри сложных комплексов приводят к обогащению свободными носителями, которые задают профиль распределения неравновесных носителей в р-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диффузии и дрейфа, в результате чего появляется протяженной сублинейный участок ВАХ.

Теперь рассмотрим влияние изменения температуры на параметры, определенные из участка резкого роста тока. Из табл.2 следует, что величина отношения N_R/ф_i возрастает более чем на три порядка при увеличении температуры от 173 K до 373 K. С целью выяснения температурной зависимост каждого параметра - N_R концентрации комплексов и ф_i времени задержки, были сняты кривые релаксации при температурах T = 173 K и T = 373 K. Кривые релаксации состоят из двух участков и имеют следующие постоянные времена: ф₁ ? 2.2 10^-5 s и ф₂ ? 9.1 10^-5 s (T = 173 K) и ф₁ ? 1.2 10^-4 s и ф₂ ? 7.1 10^-4 s (T = 373 K). Из этих данных следует, что с ростом температуры концентрация комплексов, участвующих в рекомбинационных процессах, растет сильнее, чем увеличения времени задержки внутри комплексов. Повышение температуры также приводит к увеличению концентрации инжектированных электронов из тылового контакта (n-p) и концентрации равновесных дырок. Причем концентрации инжектированных электронов и равновесных дырок увеличиваются примерно в 2•10³ раза при возрастании температуры от T = 173 K до T = 373 K (табл.2 и рис.2).

2.3 Прямая ветвь вольтамперной характеристики

Теперь проанализируем прямую ВАХ структуры Al-p-CdTe-Mo. Прямая ВАХ состоит из двух участков, которые описываются следующими степенными зависимостями: J ~ V и J ~ V^в где в 4.9. Из первого участка ВАХ определена величина удельного сопротивления с ? 2.1•10⁷Щ?cm при значениях: µ_p = 10 cm²/V•s, w = 120 µm и S = 1 cm², которая хорошо соответствует величине удельного сопротивления исходной пленки p-CdTe. Температурная зависимость I ~ V кривой состоит из трех участков, наклон которых дает следующие значения энергии активации: 1) ?E ? 0.20 eV (173 - 233 K); 2) ?E ? 0.5 eV (233 - 293 K) и 3) ?E ? 1.03 eV (293 - 373 K). Определенные таким путем значения энергии активации практически одинаковы со значениями энергии активации, определенными, на исходной пленке p-CdTe.

На втором участке наблюдается резкий рост тока, следовательно, выполняется условие (12) и ВАХ описывается формулой (14). Из этого участка прямой ВАХ также были определены параметры: µ_nC, n(0), N_R/ф_i теми же методами, которые были использованы при оценке их значения на обратной вольтамперной характеристике. В табл.3 приведены значения параметров: µ_nC, n(0), N_R/ф_i, определенных из второго участка прямой ВАХ в зависимости от температуры, которые значительно отличаются от аналогичных параметров, найденных из обратной ВАХ. Этот экспериментальный факт, по-видимому, объясняется неоднородным распределением сложных комплексов по толщине базы (p-CdTe) структуры, концентрация которых намного больше возле молибденовой подложки (Mо). Кроме этого в прямом направлении тока участок резкого роста начинается при напряжении смещении V ? 12 V, а в обратном направлении при V ? 100 V. При этом плотность тока в прямом направлении в начале участка резкого роста тока на три порядка больше, чем в обратном направлении. Этот экспериментальный результат еще раз подтверждает, что фронтальный гетеропереход (n⁺-p-гетеропереход) по качеству намного превосходит тыловой гетеропереход (p-n-перехода).

Значения отношения N_R/ф_i, определенные при различных температурах из прямой ВАХ, также отличаются от аналогичных данных, определенных из обратной ВАХ. Например, отношение (N_R/ф_i) ? 3•10¹⁷cm²/s, определенное на прямой ВАХ при T = 293 K, по величине на порядок меньше, чем его значения на обратной ВАХ. Превосходство фронтального гетероперехода также показывает концентрация инжектированных неравновесных носителей электронов в начале - n(0)_н и в конце - n(0)_к участка резкого роста тока. Они были вычислены в зависимости от плотности тока и температуры для фронтального и тылового гетеропереходов (см. табл.2 и 3). Проведенная оценка показывает, что n(0)_н = 6•10⁵ cm^-3 и n(0)_к = 1.8•10⁶ cm^-3 в обратном направлении тока при T = 173 K, а в прямом направлении тока n(0)_н = 5•10⁹cm^-3 и n(0)_к = 2.1•10¹⁰cm^-3 при той же температуре. С повышением температуры величины n(0)_н и n(0)_к возрастают. Например, при температуре T = 373 K они становятся, соответственно, равными: n(0)_н = 1.3•10⁹ cm^-3 и n(0)_к = 4.1•10⁹ cm^-3 (для тылового гетероперехода), а для фронтального гетероперехода n(0)_н = 1.3•10¹² cm^-3 и n(0)_к = 5•10¹² cm^-3. Эти данные наглядно подтверждают явное преимущество фронтального гетероперехода перед тыловым гетеропереходом.

Заключение

Проведенное исследование показало, что рекомбинационные процессы в структуре Al-p-CdTe-Mo с протяженной базой (w = 120 µm) в основном происходят с участием сложных комплексов, внутри которых происходит электронный обмен, в результате чего задерживаются неравновесные носители. Вероятно, задержки рекомбинационных процессов приводят к обогащению свободными носителями, которые задают профиль распределения неравновесных носителей в р-базе, создающий встречные направления потоков биполярной диффузии и дрейфа, в результате чего появляется сублинейный участок на обратной ВАХ. Причем сохранение формы и протяженности сублинейного участка обратной ВАХ показывает, что из-за высокой высоты потенциального барьера фронтального n⁺-p-гетероперехода профиль распределения неравновесных носителей в р-базе практически не изменяется в интервале температуры 173 К - 373 К.

Сохранение высокого значения коэффициента выпрямления К ? 10⁴ - 10⁵ и формы сублинейного участка без изменения в области температур 173 К - 373 К показывает перспективность создания на базе таких структур полупроводниковых приборов, в которых принципиальное значение имеют малые величины темнового тока в широком диапазоне напряжения смещения и слабая чувствительность к температуре окружающей среды.

Список литературы

[1] K.Durose, P.R.Edwards, D.P.Holliday. J.Cryst. Growth, 733 (1999).

[2] T.Takahashi and S.Wainabe. IEEE Trans.Nucl.Sei.-2000.-v.48.-P.950.

[3] S.Wainabe, T.Takahashi, Y.Okada., et,al. IEEE Trans.Nucl.Sei.-2002.-v.49.-P.210.

[4] T.Tanaka, T.Kabayashi, T.Mitani., et,al.New. Astron.Rev.-2004.-v.48.-P.309.

[5] Л.А.Косяченко, В.М..Склярчук, О.Л.Мослянчук. Письма в ЖТФ.2006.Т.32.№2.С.29-37.

[6] L.W.Davies. Proc., IEEE, 51, 1637, (1963).

[7] А.Фаренбрух, Р.Бьюб. Энергоатомиздат, М, (1987). 278с.

[8] Ш.А.Мирсагатов, С.А.Музафарова, А.С.Ачилов ФИП. Т. 10, № 1, (2012).

[9] А.С.Ачилов. Б.Н.Заверюхин, М.У.Каланов, В.М.Рустамова ДАН Уз. 2, (2014).

[10] Ш.А.Мирсагатов, А.С.Ачилов, Б.Н.Заверюхин ФИП. Т. 12, № 2, (2014).

[11] В.И.Стафеев. ФТТ 3, 2513 (1961).

[12] Физика и химия полупроводников А^IIB^VI / Под. ред. С.А.Медведова. Мир,М. (1970) 624с.

[13] В.Г. Георгиу. Вольт - Фарадные измерения параметров полупроводников. (Кишенев “Штиинца”), 1987г. с.15.

[14] K. Zanio. Semiconductors and semimetals. Acad. Press, N.Y. (1978). 210 p.

[15] А.Ю.Лейдерман, М.К.Минбаева.ФТП,30, 1729 (1996).

[16] Ю. В. Гуляев. ФТТ,3,385(1961)

[17] А. В. Ржанов. ФТТ,3,3698 (1961)

[18] М. Ламперт, П. Марк. Инжекционные токи в твердых телах. Мир. М. (1973), 210 с.

[19] П.Т. Орешкин. Физика полупроводников и диэлектриков. «ВЫСШАЯ ШКОЛА», М. (1977). 418 с.

[20] П.М.Карагеоргий-Алкалаев, А.Ю.Лейдерман. Фоточувствительность полупроводни-ковых структур с глубокими примесями. Из. «ФАН»Уз.ССР,1981,200 с.

[21] А.Абакумов, П.М.Карагеоргий-Алкалаев, И.З.Каримова, П.И.Книгин, А.Ю. Лейдерман, З.П.Луговская, А.С.Смирнов. Фотоэлектрическая явления в полупроводниковых структурах с глубокими уровнями и оптоэлектроника. Под.ред. С.А.Азимова. Ташкент, «ФАН»,1976,с.3.

[22] М.С.Саидов, Б.Сапаев, В.В.Никитин, А.С.Саидов. ФТП, т.13, 1763 (1979).

[23] В.В.Морозкин. ДАН Уз.ССР, №12,с.31 (1979).

[24] W.Shockley, W.Read. Phys.Rev.87,835 (1952).

[25] P.M. Karageorgy-Alkalaev, A.Yu.Leiderman. Phys.Status Solidi A 26, 419 (1968).

[26] П.М.Карагеоргий-Алкалаев, А.Ю.Лейдерман. В сб: Физика и материаловедение полупроводников / под. Ред. В.И. Фистуля Миталлургия, М. (1987) 80 с.

[27] А.Ю.Лейдерман. ДАН УзССР 7,21 (1987).

[28] А.Ю.Лейдерман. ДАН УзССР 4,25 (1989).

[29] М.Г.Шейкман, Н.Е.Корсунская. В кн: Физика соединений А²В⁶. Наука ,М. (1986)109с.

[30] А.Ю.Лейдерман. ДАН УзССР 1,24 (1989).

[31] Ш.А.Мирсагатов, А.Ю.Лейдерман, М.А.Махмудов. ФТТ, т.51,№10,1917 (2009).

Размещено на Allbest.ru