400 Глава 10
шение содержания колец Ses при сплавлении селена с другими элементами обсуждалось в разд. 10.1. Напомним, что сера сущест венно менее эффективно снижает содержание колец, чем As или Те, п соответственно в этом случае имеет место более слабое уменьше ние подвижности при комнатной температуре (фиг. 10.10) (при содержании серы, равном 1 2 % , что не показано на этом графике, подвижность уменьшается примерно в 3 раза). Остается неясным, участвуют ли в процессе переноса электронные состояния, связан ные с кольцами Ses непосредственно, как предполагают Шоттмиллер и др. [451], или разрушение колец приводит к увеличению беспорядка где-то в другом месте, например разрушаются связи Se — Se в цепях.
Постоянство ED при сплавлении селена с указанными выше элементами наводит на мысль, что интервал энергий, занятый локализованными состояниями, у края зоны проводимости остает ся неизменным. Интерпретация данных по дрейфовой подвижно
сти |
электронов с позиций соотношения (7.11), |
а именно |
при |
|х0 = 10 с м 2 - В " 1 - с - 1 иЛ г с , |
эффективной |
плотности состояний |
на |
краю зоны по подвижности, |
равной 102 0 |
с м - 3 , |
приводит к зна |
чению плотности дискретных уровней прилипания Nt в чистом Se,
примерно |
равному 10 |
1 8 с м - 3 . Уменьшение \iD при сплавлении Se |
с другими |
элементами |
можно связывать с увеличением Nt. Исходя |
из этой модели, удалось определить, что увеличение Nt при сплав лении Se с As приблизительно равно числу введенных атомов As.
Перенос дырок. Предполагается, что дрейфовая подвижность дырок, так же как и подвижность электронов, ограничивается ловушками. Однако вычисление плотности ловушек, согласно упо мянутому выше соотношению, дает для чистого Se величину Nt « « 2 - 1 0 1 9 с м _ 3 . Ввиду столь высокой плотности, по-видимому, сле дует считать, что ловушки в этом случае распределены в некотором интервале энергий у края валентной зоны. Цепочечная структура селена, вероятно, придает существенно одномерный характер переносу в нем и позволяет также считать, что плотность состоя ний вблизи краев зон возрастает очень быстро [122]. Таким обра зом, можно ожидать, что энергетический интервал, занятый локализованными состояниями, в аморфном селене очень мал. Если предполагать, что наблюдаемая энергия активации дыроч
|
|
|
|
|
|
|
ной |
подвижности |
( ~ 0 , 1 5 |
эВ |
для |
подложек, поддерживаемых |
при |
комнатной температуре) равна |
этому интервалу, то в соот |
ветствии с |
выражением (7.13) |
значение [х0 равно примерно 10— |
20 с м 2 - В - 1 |
- с - 1 . При сплавлении Se с 1 % Те дрейфовая подвижность |
снижается |
более |
чем на |
порядок |
величины, достигая значения |
~ 9 - 1 0 - 3 с м 2 - В - 1 - с - 1 (см. фиг. 10.10). Одновременно энергия акти-
Селен, |
теллур и их сплавы |
401 |
вации увеличивается до ~ |
0,26 эВ. Если эти изменения связывать |
с увеличением интервала локализованных состояний, создаваемых разупорядочением, то вычисленное значение |Л0 для этого сплава будет равно примерно 30 с м 2 - В - 1 - с - 1 .
Можно ожидать, что сплавы Se с S и As при высокой концен трации последних будут вести себя аналогично. К сожалению, при введении этих добавок время жизни дырок уменьшается так быст ро (см. ниже), что в этих сплавах нельзя определить время пере носа достаточно точно.
При низких температурах маловероятно, что дырки, однажды захваченные на ловушки, будут снова возбуждаться в зону нелокализоваиных состояний. В этом случае дрейфовая подвижность должна отражать перенос, осуществляемый перескоками между локализованными состояниями. Табак [488] сообщает, что в амор фном Se при температуре ниже 200 К времена переноса становятся трудно определяемыми, и, например, при 178 К после того, как первые инжектированные носители заряда достигают противо положного электрода, через образец продолжает протекать при близительно около 4 0 % общего инжектированного заряда. Кроме того, значения подвижностей, определяемые при таких условиях переноса, становятся зависящими от электрического поля. Исполь зуя для определения подвижностей самые малые времена переноса и экстраполируя данные к нулевым электрическим полям, Табак находит, что ниже 200 К энергия активации ED такая же, как при температурах выше 200 К, и приходит к заключению, что зависимость времен переноса от электрического поля обусловлена зависимостью от поля времен нахождения носителей на ловушках. В противоположность Табаку Оуэн (частное сообщение), исполь зуя аналогичную процедуру, находит, что при уменьшении темпе ратуры наклон прямой на графике зависимости In u.D от ИТ умень шается, что, по его мнению, свидетельствует об изменении механизма переноса. По-видимому, в любом случае при низких тем пературах основная часть носителей проходит через образец посред ством перескоков; в таком случае следует ожидать сильной зави симости переноса от электрического поля (см. 7.8).
10.2.3.' В Р Е М Е Н А Ж И З Н И И Д Л И Н Ы ПРОБЕГА НОСИТЕЛЕЙ
Длина пробега носителей, инжектированных в образец,— это расстояние, которое проходит носитель под действием единицы поля до того момента, пока он не захватитсяиа глубокую ловушку или не рекомбинирует. Она равна произведению дрейфовой под вижности на время жизни носителя т. Использование низких полей в описанных выше экспериментах по дрейфовой подвижности может приводить к тому, что времена переноса будут порядка т или меньше. В этом случае импульсы сигналов становятся экспо-
ненциальными, и из их анализа можно получать значения т. Используя этот метод, Табак и Бартер [490] определили следующие значения времен жизни для дырок и электронов при комнатной температуре:
т д = 10—45 мкс, т э = 40—50 мкс.
Эти значения т дают соответственно длины пробега при комнат ной температуре, равные
1,3 — 6,3-10"° |
с м 2 |
- В - 1 для дырок |
и |
|
|
2,4—3,1-10"' с м 2 |
- В - |
1 для электронов. |
Следует отметить, что время жизни и длина пробега дырок, полу ченные этим методом, в 20—100 раз больше предыдущих оценок, сделанных Хартке [229]. По-видимому, он использовал непод ходящий метод Гехта при анализе зависимости амплитуды импуль сов от электрического поля.
Интересно рассмотреть вопрос о влиянии легирования на вре мена жизни носителей. Следует, по-видимому, подчеркнуть, что
Ф н г. 10.11. Изменение времени жизни электронов и дырок в аморфном селе не при сплавлении его с различными элементами.
Данные получены из экспериментов по переходной фотопроводимости.
времена жизни контролируются глубокими уровнями и поэтому могут не коррелировать с подвижностями, которые контролируют ся мелкими ловушками. На фиг. 10.11 показано, что добавление As даже в малых количествах очень сильно снижает времена жизни дырок и одновременно увеличивает времена жизни электронов.
Время жизни дырок уменьшается также при сплавлении |
селена |
с S и Т1, но при сплавлении с Те и С1 оно меняется незначительно. |
Время жизни электронов снижается |
при введении С1 и, |
возмож |
но, Те, добавление же Т1 или S на |
времена жизни существенно |
не влияет. |
\ |
|
|
Селен, теллур и их сплавы |
403 |
При малых временах жизни носителей заряда измерение дрей фовой подвижности становится затруднительным вследствие потери значительной доли инжектированных носителей за счет прилипа ния их на глубоких ловушках. Например, в системе As — Se перенос дырок не может наблюдаться в сплавах, содержащих от 2 до 6% As. При содержании As выше 6% сигнал переноса вновь появляется. Однако теперь сигналы имеют другой вид [451]. Они и не экспоненциальные (что соответствовало бы ограниченному времени жизни) и не линейно нарастающие (что означало бы пере нос тонкого слоя заряда). После начального быстрого переходного
|
участка |
форма |
сигнала |
ста |
|
|
|
|
новится |
|
логарифмической, |
|
|
|
|
свидетельствуя о том, что эф |
|
|
|
|
фективное время переноса но |
|
|
|
|
сителей |
примерно |
на |
пять |
|
|
|
|
порядков |
величины |
больше |
|
|
|
|
того, |
которое |
наблюдается |
|
|
|
|
в чистом |
аморфном Se. Фак |
|
|
|
|
тически это перенос такого же |
|
|
|
|
типа, |
какой |
наблюдается |
в |
|
|
|
|
Se при низких |
температурах |
|
|
|
|
и в аморфных |
A s 2 S 3 |
и As2 Se3 |
|
|
|
|
(см. |
гл. |
9). |
|
|
|
|
|
"С |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
10.2.4. И З М Е Р Е Н И Е Т О К О В , |
|
|
|
|
|
|
О Г Р А Н И Ч Е Н Н Ы Х |
|
|
|
|
|
|
ПРОСТРАНСТВЕННЫМ |
|
|
|
|
|
|
|
|
ЗАРЯДОМ |
|
|
|
|
|
|
|
Из |
измерений |
вольтам- |
|
|
|
|
перных характеристик в ус |
|
|
|
|
ловиях |
токов, |
ограниченных |
|
|
|
|
пространственным |
зарядом, |
|
|
|
|
в аморфном |
Se |
Ланьон |
и |
|
6,8 |
|
|
Спир [309] и Хартке |
[229] по |
|
|
|
|
V, В |
|
|
лучили |
данные |
о плотности |
|
|
|
Ф н г . |
10.12. Токи, ограниченные про |
|
распределения ловушек вбли |
|
зи равновесного |
уровня Фер |
странственным зарядом, в аморфном се |
|
|
лене. |
|
|
ми в |
этом |
материале. |
|
|
|
|
|
|
|
К р у ж к и |
— экспериментальные данные |
[229]; |
|
Экспериментальные резуль |
сплошная линия — теоретическая кривая |
(.307]. |
таты Хартке для трех образ цов (толщиной порядка 2 мкм), полученные при комнатной темпера
туре, показаны на фиг. 10.12. Один электрод (стекло, покрытое слоем S n 0 2 ) блокировал электроны, другой (Те или Аи) инжекти ровал дырки. При напряжении выше примерно 1 В число инжек тируемых дырок становится выше нормальной равновесной плот-
