Фотовольтаический эффект в полупроводниках с электрической неоднородностью. Существование потенциального барьера в полупроводниковых образцах (как правило, структурах с разным типом проводимости или контактом разнородных областей) обычно сопровождается возникновением фотовольтаического эффекта. Заключается он в пространственном разделении образуемых светом разноимённых носителей тока из-за воздействия на них встроенного электрического поля [5]. Если при этом сопротивление внешней цепи незначительно по сравнению с сопротивлением образца, то во всей замкнутой цепи, содержащей освещаемый образец, потечёт электрический ток. Более сложные процессы происходят, если внешняя цепь разомкнута (так называемый режим холостого хода). В этом случае поведение носителей тока в начальные моменты времени после освещения и в стационарном состоянии существенно отличается.
В первые моменты времени фотовозбуждённые электроны под воздействием поля барьера образуют дрейфовый ток в сторону квазинейтральной части за пределами области пространственного заряда.
Поскольку цепь разомкнута, они там накапливаются, понижая потенциал этого участка. Аналогично, за счёт дрейфового тока неравновесные дырки скапливаются с противоположной стороны. Потенциал этой области увеличивается. На контактах разомкнутого элемента образуется некоторая разность потенциалов, называемая э.д.с. холостого хода. Рекомбинационными процессами мы пренебрегаем, считая используемые материалы достаточно чистыми.
Если бы других процессов после освещения не происходило, фиксируемая вольтметром разность потенциалов в течение всего времени освещения практически неограниченно возрастала. Однако в полном соответствии с принципом Ле Шателье-Брауна, развиваясь, этот процесс возбуждает конкурирующие явления. Между областями с повышенным содержанием электронов и избыточным содержанием дырок возникает ещё одно, внутреннее, поле, направленное против поля барьера. Из-за взаимодействия этих полей высота потенциального барьера, а значит и напряжённость поля здесь, несколько понижается.
Ровно настолько, чтобы возросший при этом диффузионный ток в точности скомпенсировал генерационный. Оба типа носителей – и основные и неосновные в основном занимают нижние уровни энергии в соответствующих зонах. При понижении барьера, вследствие обычных градиентов концентраций, они устремляются в противоположные области.
С течением времени, за достаточно быстрый период, вновь, как и в темноте, устанавливается равновесие между дрейфовыми и диффузионными токами, только на более высоком уровне. Высота барьера при этом, а значит и фиксируемая извне стационарная разность потенциалов, контролируется только интенсивностью падающего света. 1.4. Особенности фотопроводимости, обусловленной неоднородным освещением При исследовании слоистой структуры для объяснения наблюдаемых изменений авторами [6] привлекалось представление о влиянии электрического по¬ля омического контакта на фотопроводимость. Внутреннее по¬ле омического контакта разделяет генерированные светом электроны и дырки так, что дырки движутся в объем селенида кадмия, а электроны переходят в сульфид кадмия (элект¬род). При этом изменение проводимости низкоомного сульфи¬да кадмия пришедшими электронами несущественно для про¬дольного фоторезистора, в то время как дырки в селениде кадмия, захватываясь на центры чувствительности, вызывают гашение проводимости, в результате чего сопротивление слоя возрастает. С увеличением длины волны излучения поглощение света происходит на большей глубине (вне слоя объемного заряда) или даже во всем объеме селенида кадмия.
Таким образом, концентрационный механизм коротковол¬нового гашения проводимости, обусловленный разделением электронно-дырочных пар электрическим полем омического контакта, может играть доминирующую роль по сравнению с эффектом уменьшения подвижности электронов, хотя и не исключает последнего.
Коротковолновое гашение проводимости особенно сильно проявляется при положительной полярности на исследуемом электроде.
Следует отметить, что на ряде образцов величина фотопроводимости уменьшалась после длительного (в течение нескольких часов) пребывания образца в темноте. При этом уменьшалась и темновая проводимость. Указанное обстоятельство позво¬ляет считать, что исследуемый эффект представляет в ряде случаев коротковолновое гашение остаточной проводи-мости.
Остаточная проводимость в пленочных образцах может воз¬никать вследствие неоднородности их структуры. Рентгеноструктурные и электронно-микроскопические исследования показали, что образцы состоят из кристаллитов в форме стол¬биков селенида кадмия гексагональной модификации, ориен¬тированных осью с перпендикулярно подложке. На границе этих кристаллитов могут возникать слои, обедненные носите¬лями заряда вследствие очувствления селенида кадмия ак¬цепторной примесью меди в количествах, превышающих пре¬дел растворимости меди, что приводит к разделению элект¬ронно-дырочных пар, генерированных светом, и появлению остаточной проводимости в каждом из таких столбиков (рис. 1.3 область 3). Размеры кристаллов сравнимы с радиусом эк¬ранирования.
Линии электрического тока параллельны межкристаллитным прослойкам; отсутствие пересечения прослоек линиями тока создает благоприятные условия для запасания проводимости в области 3. При этом электроны и дырки, раз¬деленные на барьерах, захватываются на глубокие уровни в областях 3 и 4 соответственно.
Захват электронов в области 3 приводит к повышению ее проводимости, сохраняющемуся длительное время из-за на¬личия рекомбинационного барьера на границе областей 3 и 4, препятствующего рекомбинации электронов с дырками, находящимися в области 4. Уменьшение остаточной про¬водимости происходит в об¬ласти 5 вблизи омического контакта 1 в результате ре¬комбинации «запасенных» на глубоких уровнях элек¬тронов со свободными дыр¬ками. Таким образом, экспериментальные результаты показыва¬ют, что объяснение эффектов изменения фотопроводимости в пленочных сэндвич-структурах из селенида и сульфида кадмия возмож¬но только на основе рассмотрения условий неоднородного фотовозбуждения. 1.5 Обогащенный контактный слой в отсутствие тока В соответствии с работой [7] рассмотрим распределение потенциала в случае обо¬гащенного контактного слоя (euk < 0 и в несколько раз превышает кТ) (рис. 1.4). При этом удобно раздельно рассматривать область вблизи объемного заряда контакта 1 и остальную толщу полупроводника 2, где зоны можно считать уже неискривленными.
Тогда мы имеем (1.1) и уравнение Пуассона: где nk – концентрация электронов на поверхности.
Умножая обе части этого уравнения на /dx и интегрируя по получаем Постоянная интегрирования С определяется из условия, что на границе обеих областей φ=uk =0 Поэтому Отсюда видно, что, вследствие условия (1.1), для области вблизи контакта постоянной С можно пренебречь по сравнению с пер¬вым слагаемым.
Поэтому Так как мы рассматриваем обогащенный слой в электрон¬ном полупроводнике, то φ < 0 и увеличивается по абсолютной величине с увеличением х, а, следовательно, нашей задаче соот¬ветствует знак минус. Интегрируя это уравнение еще раз по х в пределах от 0 до х, находим распределение потенциала в виде (1.2) где а есть характеристическая длина: С точностью до множителя 2-1/2 это есть не что иное, как длина экранирования, в которой, однако, концентрация электронов в глубине образца п0 замене¬на ее значением на контакте пк. Таким образом, потенциал вблизи контакта из¬меняется по логарифмическому закону.
Распределение концентрации электронов выражается соотношением (1.3) Вдали от контакта (область 2) φ=uk, Распределение потенциала и концентрации электронов в слое по¬лупроводника между двумя одинаковыми металлическими электродами с обогащенными слоями схематически показано на рис. 1.4. Таким образом, прилегающие к металлическим электродам слои полупроводника, толщина которых ~ а, могут “заливаться” носителями заряда.
При этом концентрация носителей вблизи контактов, как показывает формула (1.3), не зависит от их концентрации в глубине полупроводника, которая может быть как угодно мала (изолятор). Поэтому электропроводность такого контакта может быть велика, даже если удельная электропроводность полупроводника (в отсутствие контакта) ничтожно мала, например, в случае широкозонных CdS, CdSe, ZnS и т.д. ГЛАВА 2