Файл: Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках пер. с англ.pdf

поскольку этот процесс происходит с туннелированием, его ве­ роятность много меньше, чем вероятность рассмотренного выше процесса перехода между двумя зонами проводимости. Более того, за счет процесса 2 пе будет возникать фото-э. д. с., поскольку дырки будут переходить в металл.

б. Фотовольтаический эффект на барьере Шоттки

Если hv >» Eg, то электронно-дырочные пары, генерируемые в пределах барьера Шоттки, разделяются локальным полем и соз­ дают фото-э. д. с. между металлическим электродом и объемом полупроводника (фиг. 14.16). Фотовольтаические диоды с барье­ ром Шоттки могут быть выполнены в виде фотоэлементов большой

Ф п г. 14.16. Фотовольтаический эффект па барьере Шоттки.

площадп [16]. Равномерность распределения их чувствительности можно проверить при помощи скаппрованпя световым пятном, представления результата в виде топографической осциллограм­ мы [17].

в. Информация, получаемая пз данных по внутренней фотоэлектронной эмиссии

Спектральная зависимость фотовольтаического эффекта или фотопроводимости дает возможность определить высоту барьера. На фиг. 14.17 показаны две области: во-первых, большой фото­ ответ, соответствующий генерации пар при межзонных перехо­ дах (процесс, изображенный на фиг. 14.16); во-вторых, хвост, простирающийся в сторону меньших энергий и связанный с мигра­ цией горячих электронов из металла в полупроводник с перехо­ дом через барьер (процесс 1, фиг. 14.15). Порог при низких энер­ гиях равен, таким образом, высоте барьера. Предсказание теории о том, что интенсивность фотоэмиссии должна быть пропорцио­ нальна (hv — ФБ)2, согласуется с экспериментальными данными, представленными на фиг. 14.18 (пересечение прямой с осью абсцисс позволяет определить Фв).

Зависимость высоты барьера от работы выхода металла, опре­ деляемая соотношением (14.7), может быть проверена экспери-

340 Глава 14. Фотовольтаические эффекты

ментально (в предположении о постоянстве работы выхода для полупроводника). Работа выхода металла (электроотрицательность) известна из экспериментов по электронной эмиссии в ва­ куум, тогда как высота барьера может быть определена из данных по эмиссии электронов в полупроводник. Значения этих величин приведены па фиг. 14.19.

Однако, вообще говоря, высота барьера меняется медленнее, чем работа выхода, как это видно из данных, относящихся к CaAs,

такт с металлом. В результате также фиксируется высота этого барьера. При контакте с металлом поверхностные состояния могут служить основным источником заряда, требуемого для того, чтобы уравнять положение уровней Ферми в полупроводнике и металле, при этом энергия, к которой «привязан» уровень Ферми на по­ верхности раздела, мало меняется по отношению к краям зон.

На фиг. 14.20 видно, что в случае полупроводника гс-тппа

электронов полупроводника, Фь, будет зависеть от приложенного напряжения, так же как в р — п-переходе. Если уровень Ферми на поверхности «привязан» к уровню 2?0, а уровень Ферми в объеме

342Глава 14. Фотовольтаические эффекты

Ес — Е 0 от Eg, представленная на фпг. 14.21, показывает, что для

многих полупроводников Е с — Е о = 2/ 3 Eg. Однако данные для некоторых веществ (InAs, InP, GaSb, GclTe п CdSe) не согла­ суются с этой зависимостью.

В случае полупроводника р-тина при условии Ф8 > Ф м барьер Шотткп препятствует движению потока дырок. Прп оптическом возбуждении электронов с уровней, лежащих на глубине, боль­ шей, чем Фвр под уровнем Ферми, возникают дырки, которые могут инжектироваться в полупроводник (фиг. 14.22). Порог

Ф п г. 14.22. Фотоэмпссия дырки в полупроводник р-тпиа.

спектральной чувствительности этого процесса равен Фвр. Изме­ рения Фвр в веществе p-типа иФв„ в веществе л-типа с различ­ ной степенью легирования (были взяты GaAs п Si) показали, что [19, 20]

(14.9)

Этот результат указывает, что распределение поверхностных со­ стояний по энергиям одинаково для образцов как л-, так и р-типа; таким образом, уровень Ферми всегда привязан к одной и той же энергии независимо от степени легирования.

Дальнейшие исследования спектрального порога внутреннего фотоэффекта показали, что по крайней мере в Si положение уровня Ферми иа поверхности фиксировано по отношению к краю ва­ лентной зоны; отсюда следует, что по отношению к краю ва­ лентной зоны должно быть фиксировано и распределение поверх­ ностных состояний [21]. Температурная зависимость порога, изме­ ренная на диодах, изготовленных путем нанесенп'я Au на Si л-типа, совпадает с температурной зависимостью ширины за­ прещенной зоны. Это означает, что изменение высоты барьера Е с — Е 0 связано только со смещением края зоны проводимости.

3. Детекторы частиц

Фотовольтаические детекторы излучения могут регистриро­ вать не только фотоны. Так, а-частнцы, глубина проникновения которых в полупроводник мала, можно детектировать при помощи барьера Шоттки, образованного на контакте между тонкой плен­

В Ge и Si число генерируемых электронно-дырочных пар пропор­ ционально энергии а-частицы вплоть до 7,5 МэВ. Поскольку пары генерируются в обедненном слое, то можно измерить фото-э. д. с., вызванную а-частицей.

.Рентгеновские лучи могут возбуждать электроны, находя­ щиеся на внутренних атомных оболочках, создавая горячие носи­ тели, которые обладают энергией, достаточной для вторичной

Ф п г. 14.23. Спад ß-папряжеішя в ІпР после облучения нейтронами [27].

ионизации; в результате такого цепного процесса получается высо­ кий квантовый выход электронно-дырочных пар в расчете иа па­ дающий фотон 124].

В общем случае энергия падающей частицы расходуется иа образование вдоль ее трека облака пар, число, которых пропор­ ционально энергии частицы. В объемных детекторах частиц [25] попадание частицы вызывает резкое возрастание проводимости; энергия частицы может быть определена по величине этого изме­ нения. Объемные детекторы частиц применяются в комбинации с многоканальными анализаторами и счетчиками, которые сум­ мируют число актов ионизации поотдельнымканалам. Зависимость показаний счетчика от номера канала дает ступенчатый график энергетического спектра падающих частиц.

Очевидно, что в том случае, когда ионизация происходит только в р — 71-переходе или на барьере Шоттки, можно полу­

чить значительный эффект. Однако поскольку большинство частиц обладают большой проникающей способностью (например,

344Глава 14. Фотовольтаические эффекты

у-лучи), то только те пары, которые генерируются в пределах диффузионной длины, будут давать вклад в наблюдаемый сигнал; пары, генерируемые в остальной части образца, будут потеряны. Объем области собпраппя можно увеличить, растягивая переход; этого можно добиться, вводя в кристалл Li при помощи дрейфог вой технологии [26].

Тепловые нейтроны представляют собой иеиоиизующпе части­ цы; тем не менее они могут создавать фото-э. д. с. в результате

довольно любопытного эффекта: в ІпР тепловые нейтроны вызы­ вают превращение Іи115 в радиоактивный изотоп In110, последний превращается в. Sn11Gв результате ß-распада с эмиссией электронов высоких энергий, которые в свою очередь могут генерировать электронпо-дырочные пары. При этом р — ?г-переход в ІпР реги­ стрирует эту ионизацию в виде сигнала э. д. с. [27]. Спад во вре­ мени этого «ß-напряжения» происходит с темп же характеристи­ ческими временами, что и распад In116, т. е. 13 с и 54,3 мии, как

это показано на фпг. 14.23.

§ 3. ОБЪЕМНЫЕ ФОТОВОЛЬТАИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ

1. Эффект Дембера

Сильно поглощаемое излучение может создавать вблизи поверхности полупроводника большую концентрацию электронно­ дырочных пар. Эти носители диффундируют из освещенной обла­ сти. Поскольку электропы обладают большей подвижностью, чем дырки, то электропиое облако продвинется дальше в глубь кри­ сталла, чем облако дырок. В отсутствие других эффектов такая разница в диффузии приведет к тому, что поверхность окажется положительно заряженной по отношению к объему. Возникающее электрическое поле иаправлепо таким образом, что оно ускоряет носители с меньшей подвижностью и замедляет более подвижные носители, поэтому суммарный ток равен нулю.

В отсутствие других электрических полей э. д. с. Дембера можно легко вычислить, решая уравиеиия диффузии

іе = q (Щ-Г Ага) V-etd + qDe - ^ r ,

весных носителей. В стационарных условиях полная плотность тока, ] = ]'е + j h, равна нулю. Тогда, вычисляя иоле Дембера Шг и интегрируя его от поверхности до той точки, где концентра­ ция неравновесных носителей обращается в нуль (несколько длин