Диссертация (Тонкие пленки халькогенидных полупроводниковых соединений, полученные методом спин-коатинга), страница 4

Наиболеераспространенными являются модели Мотта-Дэвиса (оригинальная [1, 44] имодифицированная [1,45]) и модель Коэна-Фрицше-Овшинского [46]. Эти моделиоснованы на локализации состояний в запрещенной зоне. Согласно данным20моделям у неупорядоченного полупроводника в середине запрещенной зонысодержится большое количество локализованных энергетических состояний,обусловленных дефектами в непрерывной случайной сетке атомов материала [4447].Для модели Коэна-Фрицше-Овшинского характерно, что хвосты плотностисостояний полностью перекрывают запрещенную зону, а зависимость плотностисостояний от энергий непрерывна (см. Рисунок 1.8а).Согласно модели Мотта-Дэвиса, хвосты локализованных состояний узкие ираспространяются в запрещенную зону на несколько десятых электронвольт.Крометого,вблизизапрещеннойзоныпредполагаетсяналичиезоныкомпенсированных уровней, существование которой обусловлено дефектами вслучайной сетке атомов (см.

Рисунок 1.8 б, в).В данной модели постулируется существование «краев подвижностиносителей», отделяющих делокализованные состояния от локализованныхсостояний в хвостах. Хвосты плотности электронных состояний определяютсявеличиной и характером отклонений от идеальной периодичности – степенью ихарактеромвариационностиближнегопорядканекристаллическогои,вчастности, стеклообразного вещества.Рисунок 1.8 – Модели плотности электронных состояний в аморфных полупроводниках:а – модель Коэна-Фрицше-Овшинского; б – модель Мотта-Дэвиса; в –модифицированная модель Мотта-Дэвиса [47].21Из-за наличия локализованных состояний в запрещенной зоне возникаетвопрос об оптической ширине запрещенной зоны в аморфных полупроводниках,которая является минимальной энергией переходов «зона-зона». Как правило,значение оптической ширины запрещенной зоны определяется по краю полосыфундаментального поглощения.

В связи с наличием хвоста в спектре поглощения,который затрудняет экспериментальное определение края поглощения, былиразработаны различные эмпирические методы определения оптической ширинызапрещенной зоны, описанные в работах [1, 2]. Использование модели плотностиэлектронных состояний позволяет лучше объяснить высокую прозрачность стеколпри энергиях фотонов, которые лежат ниже полосы фундаментальногопоглощения.Таким образом, существуют разные модели, объясняющие расположениеэнергетических зон в стеклах, а также для пленок As2X3 (X = S, Se). Эти моделиоснованы на существовании локализованных состояний в запрещенной зоне иобусловленыдефектами.Аморфныеполупроводникиотличаютсяоткристаллических полупроводников тем, что запрещенная зона определяетсяразницей между локализованным и делокализованным состоянием, а в аморфныхполупроводниках – энергия переходов «зона-зона» численно определяется пооптической ширине запрещенной зоны - Eg.1.2.2.

Оптические свойства ХСПОптические и фотоэлектрические свойства халькогенидных стекол As2S3 иAs2Se3 изучены довольно полно [1, 3, 8, 16] и отражают особенности строенияатомной структуры и расположения энергетических зон. Для аморфныхполупроводников характерны линейные и нелинейные оптические эффекты.Основными линейными оптическими эффектами вещества являютсякоэффициент однофотонного поглощения и показатель преломления.

В отличиеот кристаллических полупроводников, имеющих резкий край полосы поглощения,22у аморфных полупроводников наблюдается экспоненциальный спад края полосыфундаментального поглощения («хвост Урбаха» или область Урбаха).На Рисунке 1.9 показана типичная спектральная зависимость коэффициентапоглощения α в области края оптического поглощения [3] стеклообразныхполупроводников.ОнимеетэкспоненциальныйУрбаховскийхарактер,включающий в себя область межзонного перехода (С) и область (А), связанную споглощением на различных структурных неоднородностях.Рисунок 1.9 – Типичная спектральная зависимость коэффициента поглощенияаморфных полупроводников [3].Типичная спектральная зависимость коэффициента поглощения в области(С) хорошо описывается приближением Тауца, полученным им для описаниямежзонных переходов в структурно неупорядоченных полупроводниках, вкоторых волновой вектор k из-за неупорядоченности структуры размыт:αhω = B(hω - ΔEg)2,(1.1)где: Eg – оптическая ширина запрещенной зоны, B – постоянная величина, независящая от энергии фотонов, h – постоянная Планка.23В качестве примера на Рисунке 1.10 приведены спектральные зависимостикоэффициента поглощения в области края оптического поглощения для ряда ХСП[1].Рисунок 1.10 – Спектральные зависимости в области края оптического поглощения прикомнатной температуре [1]:1 – Te; 2 – As2Te3; 3 – GeAs35Te28S21; 4 – As2Se3; 5 – Se; 6 – As2S3.Интерес к исследованию оптических свойств ХСП обусловлен их высокойпрозрачностью в ИК – области спектра и перспективностью использования в ИК –оптическом приборостроении и в ИК – волоконной оптике [1, 3, 8, 16].

НаРисунке 1.11 приведен типичный спектр оптического поглощения на примерестекла As2S3 [8]. Из рисунка видно, что коэффициент поглощения α винфракрасной области спектра оказывается минимальным.Рисунок 1.11 – Спектр оптического поглощения As2S3 [40].24Оптические свойства кристаллических и аморфных полупроводниковсильно различаются вблизи края полосы фундаментального поглощения (рисунок1.12). Используя координаты функции Тауца (f(αhν)1/2 от hν) и экстраполируялинейный участок к (αhν)1/2 → 0, можно получить значение оптической ширинызапрещенной зоны ∆Eg. Следует отметить, что для определения оптическойширины запрещенной зоны аморфных полупроводников применяются и другиеметоды [48], в которых используется отличная функциональная зависимость дляα(hν) на краю полосы фундаментального поглощения в области hνEg [48].Рисунок 1.12 – Оптическая ширина запрещенной зоны некоторых ХСП [39].Для аморфных As2X3 (X = Se, S) определены значения оптической ширинызапрещенной зоны, составляющие для As2S3 2,35÷2,4 эВ [9, 49] и для As2Sе31,7÷1,8 эВ [9, 50], что меньше, чем для кристаллических As2S3 (2,56 эВ) и As2Sе3(1,9 эВ) [1, 3].Для определения оптических констант (коэффициента экстинкции k ипоказателя преломления n) пленок ХСП используют численное моделирование поэкспериментальнымспектрамэллипсометрическихпараметров[51-53].25Результатыанализанаучно-техническойлитературыпоказали,чтохалькогенидные стекла характеризуются достаточно высоким показателемпреломления.

Стекло As2S3 согласно [54, 55, 58] имеет показатель преломленияn=(2,3 ÷ 2,7), а для As2Se3 n=(2,7 ÷ 2,9) [56, 57, 58] (см. Рисунок 1.13).IРисунок 1.13 – Дисперсия показателя преломления As2S3; As2Se3 [58].Таким образом, ХСП обладают особым сочетанием таких оптическихсвойств, как низкие энергии фононного взаимодействия, высокие показателипреломления, высокая прозрачность в ИК – диапазоне.1.2.3.

Электрофизические свойства ХСПВ рамках существующих моделей переноса носителей заряда в ХСП приналичииделокализованныхсостояний(модельМотта-Дэвиса[44],модифицированная модель Мотта-Дэвиса [45] и модель Коэна-ФрицшеОвшинского[46]),проводимостьописывается выражением:некристаллическихполупроводников26E F  EV ,kT  = С0 exp (1.2)где: С0 – предэкспоненциальный фактор; EF – энергия уровня Ферми; EV – крайпотолок валентной зоны; k - постоянная Больцмана; T – температура [1].Вобластилокализованныхсостоянийпереносносителейзарядаосуществляется путем термически активированных прыжков и описываетсязависимостью: = С1 exp  EF  EB  E1  ,kT(1.3)где: С1 – предэкспоненциальный множитель; E1 – энергия активации прыжка; EВ–энергия края хвоста плотности локализованных состояний (в соответствии смоделью Мотта-Дэвиса [1]).Кроме этого, прыжковый перенос носителей заряда может осуществлятьсяпо локализованным состояниям вблизи уровня Ферми.

В этом случаепроводимость описывается соотношением: = С2 exp  E1  ,(1.4) kT где: С2 –предэкспоненциальный множитель, а E1 – энергия прыжка.Принизкихтемпературахпроводимостьнекристаллическихполупроводников описывается законом Мотта [1]:ln = A – BT-1/4,(1.5)где: A, B – постоянные величины.На Рисунке 1.14 приведена температурная зависимость проводимости сучетом перечисленных механизмов переноса носителей заряда.

Особый интерес27представляетпредэкспоненциальныймножительС,значениякоторогоопределяют тип проводимости.Рисунок 1.14 – Температурная зависимость проводимости аморфного полупроводника [1].На Рисунке 1.15 приведены температурные зависимости проводимости дляAs2X3 (X = S, Se) [1].Рисунок 1.15 – Температурная зависимость проводимости в аморфных халькогенидныхполупроводниках As2Se3 и As2S3 [1].28Энергия активации проводимости E для большинства ХСП лежит винтервале от 0,3 эВ до 1,2 эВ и составляет примерно половину оптическойширины запрещенной зоны. Удельное сопротивление As2X3 (X = S, Se) имеетзначение 2,0×1012 Ом·см (для соединений с S) и 1,54×108 Ом·см (для соединений сSe), энергия активации проводимости равна 1,045 эВ (для соединений с S) и 0,91эВ (для соединений с Se) [1].