Автореферат (1137320), страница 3
Текст из файла (страница 3)
И только в пределе Р~ — + со эти значения стремятся к теоретическому значению. 1З з,в $6" 66 зв $,6" тв ( Г )'„(В 1 м)' Рис. 3. Верхняя пунктирная прямая соответствует теоретической ПФ-зависимости подвижности. Штрих-пунктирные линии для верхних кривых 1 — 3 аппрокснмируют расчетную полевую зависимость подвижности законом Пула- Френкеля. Теоретический анализ особенностей температурной зависимости подвижности с учетом эффекта Пула-Френкеля проведено для параметров ММЗ-г, близкими к таковым в 30% ДЭГ:ПК: гт= 0,13 эВ, )та= 4,410' м'тВ с), Уое= 5 410'о с' и тв= 0,25 10'в с. Как и Раньше„величина Р „,. Равна 3,9 10~ «и/В)'", но только пРи комнатной температуре. Общее выражение для постоянной Пула-Френкеля в соответствии с моделью дипольного стекла выбрано в следующем виде Р =0.78 ~ — ')"'-2 ~ар~о,)"' Здесь и -энергия дипольного беспорядка, ответственная за происхождение ПФ-эффекта (она составляет часть полной энергии беспорядка о)„е-элементарный электрический заряд и Р = Л„), где Л~„— концентрация молекул допанта.
При 14 проведении расчетов толщина образца принята равной 20 мкм, а поверхностная плотность генерированных дырок в тонком приповерхностном слое, как и прежде, сос'гавляет 10" м ~. На рис. 4 приведены зависимости подвижности от температуры в координатах 1Я Р вЂ” Т, типичных для модели гауссова беспорядка, Анализ этих данных показывает, что расчетные кривые для Р„'= 10', 10' и 10' В/и хорошо спрямляются в указанных координатах, «звал)', к' Рис. 4.
Температурная зависимость подвижности носителей заряда. Пунктирные линии соответствуют теоретической зависимости с подгоночным параметром а„,, Электрическое поле 10' (1), 10' (2) и 108 В/и «3, 4), Значения расчетного параметра о„составляют 0 119 (1), 0,116 (4 и 0,079 эВ Щ закономерно снижаясь с ростом электрического поля. Отметим, что при 1/ Т~ -+О аппроксимирующие прямые (на рисунке даны пунктиром) не сходятся в одной точке. Спрямляющая пунктирная прямая для расчетной кривой 4 (о = 0,083 эВ, Р„'= 108 В~м и Х „..= 40) приводит к значению а„= 0,072 эВ. Штрих-пунктирная прямая нос гроена для а = 0,083 эВ и совмещена с кривой 4 при Т= 330 К. Кривые на рис.
5, перестроенные в координатах 1иц — 1~ Т, показывают, что теперь они сходятся в одной точке при 1/Т-+О, что совместимо с концепцией компенсационного эффекта. Таким образом, учет предписанной полевой зависимости частотного фактора по закону Пула-Френкеля в условиях неравновесного транспорта позволяет объяснить наблюдаемое снижение эффективной энергии беспорядка с ростом электрического поля при сохранении неизменным исходного энергетического распределения прыжковых центров, Рис. 5. Температурная зависимость подвижности носителей заряда ~см, рис.
4), перестроенная в координатах 1ир — Т'. Электрическое поле 10'" (1), 106 ~2) и 10~ В/м (3). Для теоретического анализа устойчивости горизонтального плато на времяпролетных кривых выбраны ММЗ-г и ММЗ-э для двухслойной модели образца МДП с параметрами модели (таблица 2), обеспечивающими появление горизонтального плато на времяпролетных кривых в типичных условиях лабораторного эксперимента (толщина слоя МДП Х= 20 мкм, электрическое поле Р; = 2 10~ В/и, температура Т= 290 К).
Толщина обедненного приповерхностного слоя ( д) и зоны генерации носителей заряда (1), так же, как и отношение микроскопических подвижностей дырок (подвижных носителей заряда) в объеме и обедненном слое Р= р, / р' подобраны в ходе предварительных расчетов. Коэффициент р принят равным 0,39 (мкм/В) "~. Параметр Х,„зависит от электрического поля н изменяется от 1,74 (2 В/мкм) до 248,5 (200 В1 мкм), Таблица 2. Значения параметров моделей, использованных при проведении расчетов (времяпролетные кривые в электрическом поле 2 1О~ В/и практически совпадают).
Примечание. Толщина образца А принята равной 20 мкм, Из рис. 6 и 7 следует что выбранный набор параметров модели действительно гарантирует появление горизонтального плато в электрическом поле 2 10~ В/и для обоих видов ловушечного распределения. Однако, если для ММЗ-э плато практически не изменяет свою форму при изменении электрического поля, то для ММЗ-г это не так: в сильных полях плато превращается в наклонное плечо, а в слабых 1относительно базового значения) оно становится горбообразным. В последнем случае определение времен пролета оказывается неоднозначным, Обратим внимание на тот факт, что искажение плато зависит только от приложенного электрического поля, но не от конкретного значения частотного фактора (в паре кривых 5 и 6 на рис.
б это различие достигает ста раз за счет того, что при расчете последней кривой учтен ПФ-эффект). Рис. б. Времяпролегные кривые, рассчитанные с учетом ПФ-эффекта для двухслойной модели многократного захвата с экспоненпиальным распределением ловушек по энергии, Электрическое поле 2 10' 11), 2 1О' 12), 5 10' 13) и 10' В/м ~4), Рис. 7, Времяпролетные кривые, рассчитанные с учетом ~1, 3„5) и без учета ПФ- эффекта ~2. 4, 6) для двухслойной модели многократного захвата с гауссовым распределением ловушек по энергии.
Электрическое поле 2 10~ (1, 2), 2 107 (3, 4) и 2 108 В/м ~5 6) В главе 4 изучена бимолекулярная рекомбинация носителей заряда в МДП с предельно низкой концентрацией допанта (10% ДЭГ:ПК и 6'Ъ ТТА:ПС), далее на примере первого из них. Для анализа бимолекулярной рекомбинации в рамках модели РФВ рассчитываются кривые переходного тока для нескольких значений скорости генерации носителей заряда Щ 1м ~с')„кратных десяти и охватывающих диапазон значений, при которых влияние рекомбинации в интересующей нас области времен (заметно меньших времени пролета) как практически отсутствует, так и надежно проявляется. Сравнение теоретических и экспериментальных кривых позволяет определить коэффициент бимолекулярной рекомбинации Х„н сделать заключение о ее ланжеВЕНОВСКОЕ ЗНВЧЕ К Вы Рано егО механизме.
В качес . В - тве пробного значения П. ическая проницаемость пленки ,) „е Ж вЂ” абсолютная диэлектрическая пр а о о ез льтаты. Теоретические и и иведены основные экспериментальные резул На рис. 8 приведены основн корости объемной и н мннимальнои скор к ивые переходного тока р экспериментальные кр 10 мс и служили эталоном 10 мс у сравнения для ,0 1023 м зсч совмещались при 10 мс у генерации 2,0 м 'с ка элект онов (мощности дозы) на , В но что влияние плотности тока электронов остальных кривых, Видно, что ослеживается. вид кривых пер сходного тока хорошо пр у, Ом'м 1В'" гв Я Время, е 1В' нктирные) Рис.
8. Зксперименталь ( у ьные сплошные и ) теоретические (штрих-пу р емной генерации тока в 10% ДЭГ:ПК при скорости объемной генер кривые переходного ф, = 3 10" (1), 3 10" (2), 3 10" (3) и 9 10'"" м'с' (4). ет ли концентрация допанта (или инте ес выяснить, не влияет ли к Представляло питере бимолекулярной ей овая подвижность д Р ы ок) на характер и определяемая ей дрейфовав ЭГот30%до о,к Д ' 100/У Огда дрейФОВЗЯ н ии. Снижение весовой доли допанта рекомбинации, нижени в, не сказалось на характере в ЗОО аз, практически не ск подвижность д дырок упала более чем в р бимолекулярной рекомбинации.
Как и следовало ожидать, для этого пришлось снизить параметр )т ММЗ-г в 500 раз от 106 до 2 109 м'и'В с). Показано, что бимолекулярная рекомбинация избыточных носителей заряда., генерированных в объеме образца молекулярно допированного поликарбоната, близка к квазиланжевеновской даже при предельно низкой весовой доле допанта (6-10 мас. '.4), и может быть успешно описана в рамках модели многократного захвата при параметрах модели, определенных независимо времяпролетным методом, В диссертации также выполнен теоретический анализ данных по радиационно- импульсной электропроводности ~РИЭ) ПС в сверхсильных электрических полях, так и не получивших разумного объяснения.
Учет предписанной полевой зависимости частотного фактора по закону Пула-Френкеля в модели РФВ позволяет объяснить наблюдаемую нелинейную зависимость электропроводности от электрического поля и одновременно объяснить существенное ускорение спада задержанной составляющей без привлечения рекомбинации, которая была полностью устранена.
Основные выводы. 1, Выявлено сильное влияние неравно весности транспорта на температурно- полевую зависимость подвижности носителей заряда в МДП и их бимолекулярную рекомбинацию. Проведено численное моделирование сильного влияния неравновесности транспорта с использованием модели многократного захвата с предписанной полевой зависимостью частотного фактора от электрического поля. 2. Методом численного моделирования показано, что неравновесность транспорта носителей заряда оказывает сильное влияние на характер проявления эффекта Пула- Френкеля в МДП.
Так, при истинном значении константы Пула-Френкеля 0,39 «мкм/В)"' ее значение, найденное обработкой расчетных кривых, заметно выше, составляя 0,52 и даже 0,7 ~мкм~В) "~ для ММЗ-г с о = 0,123 и 0,1б5 эВ соответственно. Показано, что при определении параметра Пула-Френкеля необходимо учитывать неравиовесный характер транспорта носителей заряда в МДП. 3. Численное моделирование показало, что эффективный параметр о снижается с увеличением электрического поля, составляя 0,119 1'5 В/мкм) и 0,079 эВ 1100 В~мкм) 21 при неизменном исходном энергетическом распределении ловушек с о= 0,13 эВ. Полученными расчетами объяснены имеющиеся экспериментальные данные.
4, Установлено, что постоянство формы плато при изменении электрического поля на 2 порядка наблюдается только для экспоненциального, но не гауссова распределения ловушек по энергии. Подобное различие может быть использовано для дифференциации типа энергетического распределения ловушек в МДП.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
