Аморфные полупроводники и приборы на их основе - Хамакава Й.
Скачать (прямая ссылка):
68
ную от аь температурную зависимость. Температурные зависимости дисперсионных параметров во временных интервалах до и после (аа) момента пролета показаны на рис. 2.4.2. В широком интервале температур аа>аь, что в корне противоречит результату теории [120, 135] (аа = аь). Более того, как следует из работы [122] зависимость аь и аа от температуры различная. Кроме случая для а^, описанного в работе [122], температурные зависимости аа и аь вряд ли подчиняются простому выражению а=Т/Т0. Авторам [136] удалось получить экспериментальные результаты, сравнимые с процессом дисперсионной прыжковой проводимости [127]. Ими отмечено единообразие зависимостей нестационарного фототока от приложенного напряжения [ (1,1-1,6) • • 105 В/см] и температуры (207-244 К).
Как следует из выражений (2.4.3) и (2.4.5), линейную зависимость времени пролета /г от напряженности поля можно получить, построив график в логарифмических координатах. Вместе с тем приведенные на рис. 2.4.3 экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что зависимость г7- от Е является обратно пропорциональной [124], что противоречит результатам теоретического анализа [120, 135]. Наши наблюдения [127] подтверждаются результатами работы [123], в которой отмечена почти линейная полевая зависимость обратного времени пролета в пленках ТР-а-БкН.
Противоречия между экспериментальными и теоретическими значениями аъ и аа диктуют необходимость серьезных исследований дис-
1,2 0,8 ол -
A hOh
[122]
д д д
[124]
0,4 0,6 0,8 1
100 200 300 Г, К
2 4 5
F, 1011 в/см
Рис. 2.4.2. Температурная зависимость дисперсионного параметра для электронов в пленке ТР-а-8і:Н
Рис. 2.4.3. Пример полевой зависимости обратного времени пролета для электронов в пленке ТР-а-БкН толщиной 4,5 мкм
69
персионного переноса. Из возможных причин расхождения теории с экспериментом можно отметить следующие:
1. Неоднородность электрического поля в реальных образцах, обусловленная влиянием необходимого для измерений времени пролета барьера Шоттки и неоднородным распределением в запрещенной зоне локализованных состояний. Последнее не позволяет получить для пространственной зависимости напряженности аналитического выражения.
2. Пренебрежение полевой и энергетической зависимостями сечений захвата носителей ловушками. Теории дисперсионного переноса [120, 135] этими зависимостями пренебрегают.
3. Сильно упрощающее допущение об экспоненциальном характере распределения ловушек по энергиям. Суммарная плотность состояний в хвостах энергетических зон снижается не экспоненциально.
Результаты экспериментального определения дисперсионного параметра [122, 124] совершенно не согласуются с результатами упрощающих теорий [120, 135]. Как впервые замечено в работе [125], упрощающее предположение об экспоненциальном характере распределения ловушек по энергиям не отражает истинной картины процесса.
Другой экспериментальный результат, подтверждающий несостоятельность упрощающих теорий, приведен на рис. 2.4.4 [124]. Кривые получены для тонкого образца (0,5 мкм) при температуре 204 К. В слабых полях характер временной зависимости нестационарного тока соответствует дисперсионной природе переноса (кривая 1). При увеличении напряженности поля кривые нестационарного фототока приобретают отчетливо недисперсионный характер. В последнем случае на кривой 2 появляется излом, соответствующий моменту пролета носителей заряда. Такой заметный полевой эффект не должен наблюдаться согласно теориям, развитым в [120, 135]. Результаты, представленные на рис. 2.4.4, показывают, что полевую зависимость сечений захвата и времени освобождения носителей из ловушек необходимо учитывать даже для случая слабых полей. В сильных полях необходимо также учитывать отклонение распределения времен перескока от закона ^(О- г~(1 + 0!). Более того, описанные выше результаты подчеркивают,
О 1 2 3 4 5 О 0,5
t, мкс
Рис. 2.4.4. Временные зависимости нестационарного фотостимулированного тока в тонких (0,5 мкм) пленках ТР-а-БкН при значениях напряженности внешнего электрического поля, кВ/см: 1 - 8,3 (204 К); 2 - 54
70
что параметры дисперсионного переноса определяются и числом многократных захватов носителей.
На рис. 2.4.5 показана температурная зависимость дрейфовой подвижности электронов в ТР-а-БгН. Зависимость получена с помощью измерений времени пролета. Общей чертой кривых на рис. 2.4.5 является наличие участка с энергией активации, равной ~0,2 эВ. Это означает, что, несмотря на различные условия получения, эффективная ширина хвоста плотности состояний в зоне проводимости одинакова для всех образцов. Используя результаты теорий [122, 135] можно рассчитать величину подвижности при проводимости по хвостам До (23 см2/В-с). В то же время по данным [121] обработка кривых подвижности в рамках простой одноловушечной модели, где
~ц = ц0 (ЛуЛГ,)схр (- ЩІкТ),
(2.4.6)
дает значения д0 = Ю см2/(В с) и АЕ{= 0,19 эВ. В выражении (2.4.6) Мс - эффективная плотность состояний в зоне проводимости, - концентрация ловушек с энергией АЕ[, отсчитываемой от дна зоны проводимости. Из уравнения (2.4.6) следует, что при высоких температурах экспериментальная кривая должна проявлять тенденцию к насыщению и определять тем самым значения подвижности для электронов в зоне проводимости До = 0,3 см2/(В с) и энергии ловушечного уровня А/'г = 0,2 эВ. В образцах н-типа, легированных фосфором, наблюдаемые значения энергии активации несколько меньше (0,13—0,16 эВ) . [136, 137]. Экспериментальные данные по подвижности электронов и энергии активации в ТР-а-Бг.Нсведены
