Диссертация (Оптоэлектронные свойства бирефрактивных кристаллов A2B5 и приборов на их основе), страница 9

При напряжении ≈ −260 В (кривая 12) спектральная структура, связанная с экситонным вкладом, практически исчезает. При этом в об-48ласти максимальных напряжений | | спектр приобретает антидисперсионныйвид, т. е основной минимум коэффициента отражения располагается с длинноволновой стороны, а максимум — с коротковолновой. Сильное влияние наформу спектра отражения при обратном смещении оказывает дополнительнаяподсветка отражающей поверхности образца интенсивным светом из спектральной области собственного поглощения.На рис. 1.23 представлены спектры отражения структуры при отсутствиедополнительной подсветки (кривая 1 — = 0, кривая 2 — = −250 В) испектры с дополнительной лазерной подсветкой при = −250 В (кривая 3 — − — лазер, 0.1 Вт/см2 , длина волны = 632.8 нм; кривая 4 — + —лазер, 5 Вт/см2 , длина волны = 488 нм).Для выяснения механизма формирования экспериментальных спектроввыполнен их теоретический анализ врамках модели [45] экситонного отражения света от планарной пространственно неоднородной среды, используя данные [42, 46] для штарковскогосдвига и уширения водородоподобногосостояния в электрическом поле.

Основные параметры экситонного резонанса были получены из анализа экспеРисунок 1.23: Влияние дополнительной подсветкина спектры экситонного отражения света от5 − − 2 − (2ℎ) (77 K) принапряжении на структуре = 250 В: 1 — спектр вотсутствии подсветки при = 0 В, 2 — вотсутствии подсветки, 3 — подсветка − —+−2лазером, 4 — — лазером 5 Вт/см.структурриментальной кривой 1 на рис. 1.22(А),которая соответствует случаю отсутствия электрического поля (в смыследействия его на экситон). Параметры(в обозначениях [45]) имеют следую-щие значения: резонансная частота экситона 0 = 1.5542 эВ, константа затухания = 4.5 мэВ, поляризуемость 0 = 6.2 · 10−3 , фоновая диэлектрическая проницаемость = 11.9, трансляционная масса экситона = 3.0 · 0(0 — масса свободного электрона), толщина собственного [47] «мертвого» слоя49 = 2.6 нм.

В расчетах спектров также учитывалось влияние пленки .Ее диэлектрическая постоянная = 3.5 + · 0.7 измерялась независимо спомощью эллипсометра, а толщина = 8.5 нм получена как подгоночныйпараметр.Спектр 1 на рис. 1.22(В) рассчитан с указанными выше значениями параметров и хорошо совпадает с экспериментальной кривой 1 на рис. 1.22(А).

Дляописания эффектов электрического поля в расчетах использовались известные [18, 48] значения энергии связи экситона в 2 и статической диэлектрической проницаемости ( = 11.5). На рис. 1.22(В) изображены спектрыотражения (кривые 1 ÷ 12), рассчитанные для разных значений электрическогополя на поверхности образца (в таком случае приповерхностное электрическоеполе остается практически однородным на расстоянии порядка длины свободного пробега экситона). Сравнение кривых 1 ÷ 12 с соответствующими экспериментальными кривыми показывает, что теоретические спектры в главныхчертах (характер спектрального сдвига и уширения) правильно воспроизводятэкспериментальные данные.

Однако наблюдаемая в эксперименте при большихнапряжениях трансформация спектров от дисперсионного вида к антидисперсионному («вращение» КЭОС) не объясняется в рамках выполненного расчета.С другой стороны, известно [42], что эффект «вращения» КЭОС возникает вслучаях сильно неоднородного распределения электрического поля вблизи поверхности. Поэтому для объяснения наших экспериментальных данных следуетдопустить, что в случае больших напряжений | | приповерхностное электрическое поле по какой-то причине заметно меняется на расстояниях порядка отповерхности, а наблюдаемый нами эффект индуцированного подсветкой возгорания экситонной структуры в спектре отражения образца, находящегося поднапряжением обратного смещения (рис.

1.23), говорит о том, что под действиемподсветки приповерхностное электрическое поле существенно уменьшается.Исследования электрических и фотоэлектрических свойств структур (см.разделы 4.4, 4.5) показали, что на границе полупроводника с отсутствуют запорные слои (напряжение фотоэдс при освещении поверхности структурылазерным излучением не превышал 1 мВ), а распределение электрического по-50ля связано с токами ограниченными объемным зарядом (ТОПЗ) на ловушках.(Результаты по ТОПЗ в − 2 — — типа представлены в разделе 4.5.)ТОПЗ с подсветкой из области собственного поглощения анодной областиполупроводника описываются системой уравнений:=· ( − − + ) ,0 1 ·= 0 · −(−) − Θ · · , = · · ( · + · ) , · =,+ · 1, = + 1*∫︁ = · (),(1.4)где — концентрация свободных электронов в зоне проводимости, — концентрация электронов захваченных ловушками, — напряженность электрического поля, — концентрация дырок в валентной зоне, — концентрация дырок,захваченных на ловушки, — абсолютный заряд электрона, — относительнаядиэлектрическая проницаемость, — постоянная Больцмана, — абсолютнаятемпература, — энергия залегания ловушки относительно валентной зоны,11 — концентрация электронных ловушек, 1* = · − , — плотность состояний в зоне проводимости, 1 — энергия залегания электронной ловушки; — подвижность электронов, — подвижность дырок.В выше представленной математической модели учитывался захват неосновных носителей на ловушки, т.к.

без этого, при любых механизмах рекомбинациинапряженность электрического поля на катоде не уменьшалась, как это следовало из опыта. Возможно, что существенную роль играет диффузия неосновныхносителей заряда, однако ее роль полностью не выяснена.Распределение напряженности электрического поля при разных интенсивностях светового потока показано на рис. 1.24.Как следует из результатов моделирования, электрическое поле на анодеструктуры равно нулю, что подтверждается отсутствием влияния на спектры51экситонного отражения света напряжения положительной полярности на освещаемой поверхности (экспериментальное доказательство равенства нулю электрического поля на аноде при монополярной инжекции дырок, постулируемогово всех теориях ТОПЗ, получено впервые). Электрическое поле вдоль структуры возрастает практически линейно, достигая максимальных величин на катоде.

Подсветка катода интенсивным световым потоком уменьшает напряженность поля в приграничной области. При некотором значении интенсивностяхсвета напряженность электрического поля на катоде становится равной нулю,что объясняет реконструкцию контура экситонного отражения света при подсветке + — лазером с поверхностной плотностью мощности 5 Вт/см2 .Влияние электрического поля наэкситонные спектры отражения исследовано также в неоднородномэлектрическом поле барьера Шоттки в структурах −2 — типа — , полученных по описаннойвыше технологии на кристаллах —Рисунок 1.24: Распределение электрического полявдоль структуры − − 2 при интенсивностях/0 : 1 — 0, 2 — 0.5, 3 — 1.светового потокатипа проводимости.

На кристаллахэлектронной проводимости на кон-такте с металлами и образуется выпрямляющий барьер, с характеристиками представленными в главе 4.1.Спектры экситонного отражение света в электрическом поле барьера измерены при различных напряжениях приложенных к барьеру (рис. 1.25).Спектры отражения при длинах волн < 800 нм связаны с состояниями биэлектронно — примесного комплекса (БПК) [18, 26, 48], при длинах волн > 800 нм = 1 экситонным состоянием. При нулевых напряжениях на барьере спектры имеют антидисперсионный вид.

С ростом напряженности полябарьера наблюдается цикличность изменения формы спектров отражения, связанная с наличием «мертвого» слоя [42]. Формула для коэффициента отражения в этом случае имеет вид (1.2), в которой является функцией приложенногонапряжения или напряженности электрического поля. При больших обратных52Рисунок 1.25: Относительные спектры экситонного отражения в зависимости от длины волны приразличных значениях приложенного к структуре − 2обратного напряжения (80 K).напряжениях особенности в спектрах размываются, что связано с диссоциациейсостояний и наложением отражений состояний с разными полевыми коэффициентами. Математическое описание спектров в многоосциляторной модели представляется проблематичным с учетом большего числа переменных и отсутствияданных по полевой диссоциации БПК.Было обнаружено, что после выключения напряжения, приложенного к барьеру, происходит релаксация отражения света к его значениям без смещения.На рис.

1.26 представлены релаксации экситонного отражение света после выключения напряжения приложенного к барьеру при различных длинах волн.Для выбора модели и теоретического описания явлений в разделах 1.3 и 4.4установлена временная эволюция напряженности электрического поля () награнице металл —полупроводник после выключения обратного смещения. ()восстановлена для структуры − 2 по спектрам экситонного отражения света при обратных напряжениях смещения на барьере и по временнымрелаксациям отражения света от структуры на разных длинах волн.53Рисунок 1.26: Релаксация отражения от структурынапряжения = 10 − 2после отключения приложенного обратногоВ (80 K) при освещении структуры светом с длиной волны в интервале790 − 815нм.Методика восстановления напряженности электрического поля по спектруотражения опирается на совместный анализ двух массивов данных — спектракоэффициента отражения при различных обратных смещениях на барьере испектра временной релаксации коэффициента отражения.

Спектр отраженияструктуры − −2 определяет равновесное значение коэффициента отражения от поверхности дифосфида цинка в зависимости от длины волны прификсированных обратных напряжениях, приложенных к образцу. Спектр временной релаксации описывает эволюцию коэффициента отражения от равновесного значения = |=0 до его конечного равновесного значения = |=∞после выключения напряжения, приложенного к кристаллу.Отражение света от поверхности структур металл-полупроводник формируется в приповерхностном слое полупроводника с максимальной напряженностью электрического поля барьера [44].

Коэффициент отражения и напряженность электрического поля на границе раздела связаны известными соотношениями [41]. Координатная зависимость напряженности поля в барьере и ее54максимальное значение определяются распределением заряда в ОПЗ и приложенным внешним напряжением смещения к структуре.Из изложенного следует, что значениям коэффициента отражения света релаксационной зависимости 1 (, ), снятым на длине волны , можно противопоставить значения коэффициента отражения из спектральной характеристики 2 ( , ), отсчитанным на той же длине волны , для напряжения,соответствующего искомому значению напряженности электрического поля. Изэтой связи видно, что каждому моменту времени после выключения обратногосмещения, приложенного к барьеру, можно поставить в соответствие значениеэлектрического поля барьера на границе раздела металла с полупроводником.C математической точки зрения утверждается следующее: из функции =2 ( , ) можно выразить обратную = 2−1 (, ), где — значение напряжения, соответствующее данному значению отражения , 2−1 функция,обратная функции 2 (не в смысле = 1/2 ).