Фотопроводимость, фотоэффект в p-n переходах и МДП-структурах

Поглощение света, как уже отмечалось ранее может привести к появлению в разрешенных зонах избыточных носителей, которые в присутствии электрического поля принимают участие в переносе заряда (рис.14.3,а). Эту дополнительную проводимость называют фотопроводимостью (впервые наблюдалась в Se У. Смитом в 1837 г.), а само явление — внутренним фотоэффектом. Максимальная длина волны, при которой свет ещё вызывает фотопроводимость называется длинноволновой границей внутреннего фотоэффекта, рис.14.3,б.

Эта длина волны в зависимости от механизма поглощения света приближенно рассчитывается по формулам:

l_max=сh/DE или l_max=ch/E_п, (14.3)

где DE — ширина запрещенной зоны, E_п — энергия активации примесных атомов или собственных дефектов кристаллической решетки (E_п соответствует энергии переходов типа 3, 4 на рис.14.1). Подбором полупроводника и его примесного состава можно создавать фотоэлементы (фотосопротивления или фоторезисторы), чувствительные к свету в широком диапозоне от ультрафиолетовой до далекой инфракрасной области спектра. В частности, наиболее чувствительные фотосопротивления в видимой области спектра изготавливают из сульфида кадмия (фотопроводимость может в 10⁵-10⁶ раз превышать темновую проводимость), они находят заметное применение в экспонометрах, автоматических затворах фотоаппаратов и т.д. Для инфракрасного диапазона широко используются фотосопротивления из сернистого свинца.

Кроме того, при поглощении свободными носителями длинноволнового ИК-излучения происходит увеличение их энергии (“разогрев” электронного газа), что приводит к изменению подвижности этих носителей заряда и, следовательно, к изменению электропроводности (подвижностная электропроводность).

При применении фотосопротивлений надо учитывать плавный спад фототока при переходе в область малых длин волн (рис.14.3,б). Это объясняется тем, что при большом показателе собственного поглощения весь свет поглощается в поверхностном слое кристалла, где очень велика скорость рекомбинации носителей заряда. Вследствие этого, время жизни свободных носителей заряда уменьшается и, следовательно, падает их концентрация и фототок.

Как правило, время жизни (существования) неравновесных носителей заряда значительно превосходит время их термализации, и поэтому кинетическая энергия неравновесных носителей соответствует средней тепловой энергии равновесных носителей заряда. В этом случае можно считать, что подвижность u неравновесных и равновесных носителей одинакова, поскольку в основном она определяется распределением носителей заряда по энергиям.

Тогда фотопроводимость дается выражением:

Dσ=qu_nDn+qu_pDp, (14.4)

где Dn и Dp — концентрации фотоэлектронов и фотодырок, q — заряд электрона. Через фотосопротивление, включенное по схеме рис.14.3,а, протекает фототок:

I_Φ = A DsU, (14.5)

где А — коэффициент, определяемый геометрическими размерами фото-чувствительного слоя. Отношение I_Φ к потоку излучения Φ, падающего на фотосопротивление, получило название токовой чувствительности S_I=I_Φ/Φ.

Другими важными взаимосвязанными параметрами фотоматериала является квантовый выход внутреннего фотоэффекта h₁, определяемый числом неравновесных носителей (пар), которые создаются каждым поглощенным фотоном и скорость генерации G, которая представляет собой число носителей, создаваемых светом в единице объема за секунду. Фототок пропорционален Φ (рис.14.3,в) и напряженности поля (или напряжению). При больших световых потоках I_Φ стремится к насыщению, так как время жизни электронов может уменьшаться, например, из-за увеличения при освещении концентрации носителей противоположного заряда.

Фотосопротивления не мгновенно откликаются на включения и выключения света, рис.14.4. Подобная инерционность может иметь различное происхождение (в частности, определяться захватом носителей на ловушки, центры, удерживающие некоторое время свободные электроны или дырки), она обычно характеризуется постоянными времени нарастания и спада фототока. Если фототок уменьшается по закону I_Φ=I_maxexp(-t/t₂), то t₂ соответствует времени за которое фототок уменьшается в е раз. Если рост тока происходит по закону I_Φ=I_max(1-exp(-t/t₁)), то t₁ - постоянная времени нарастания фототока. Постоянные времени t₁ и t₂ могут несколько отличаться, но имеют обычно один порядок (10^-2 - 10^-7 с).

Остановимся теперь кратко на работе фотоэлемента с запирающим слоем и фотодиода. Оба прибора являются полупроводниковыми диодами, в которых на границе р- и n-областей (т.е. в запирающем слое) происходит разделение неравновесных носителей заряда, созданных светом. В темноте между p- и n-областями диода существует контактная разность потенциалов j_k (рис.14.5,а), при этом в состоянии термодинамического равновесия положение уровня Ферми E_F во всей системе остается постоянным, и cуммарный ток основных и неосновных

носителей заряда через переход равен нулю. При этом в области шириной d₀ присутствует контактное поле.

Если на p-n переход направить поток фотонов с энергией большей, чем ширина запрещенной зоны, то в нем и около него возникают пары электрон-дырка. Пары, генерируемые в области d₀ разделяются электрическим полем, при этом электроны движутся в область с n-типом проводимости, а дырки — в область полупроводника р-типа (рис.14.5,б). Кроме того, вследствие диффузии в переход попадают электроны, созданные светом в слое L₁ левее перехода и дырки из слоя L₂.

Неосновные носители заряда, которые устремляются через переход, создают обратный ток I_Φ. С другой стороны, разделение зарядов при отсутствии внешней цепи приводит к понижению потенциального барьера на величину qV_Φ, где V_Φ — фото-э.д.с.

В результате через переход пойдет прямой ток I, который как известно из теории p-n перехода, определяется выражением:

I=I_н [exp(qV/kT) - 1], (14.6)

где I_н — ток насыщения в темноте, V — внешнее напряжение на переходе. В состоянии равновесия встречные токи I_Φ и I равны, поэтому

I_Φ =I_н [ exp(qV_Φ / kT) - 1]. (14.7)

Отсюда можно определить фото-э.д.с. V_Φ, которая возникает в освещенном p-n переходе, невключенном в электрическую цепь (вентильный фотоэлемент)

V_Φ= (kT/q)ln(1+ I_Φ/ I_н). (14.8)

Так как I_Φ~Φ, то из 14.8 следует нелинейная зависимость V_Φ(“напряжение холостого хода”) от Φ, рис.14.5,в.

Если освещаемый диод включен в электрическую цепь и к нему подведено внешнее напряжение V, то в цепи течет ток:

I = I_н (e ^qV/kT - 1) - I_Φ. (14.9)

При коротком замыкании фотодиода (V=0) ток во внешней цепи равен I=-I_Φ, т.е. обусловлен только потоком носителей, созданных светом и разделяемых контактом перехода. Обычно к фотодиоду прикладывается обратное смещение, причем достаточно большое, так что в этом случае ток будет:

I = - I_н - I_Φ. (14.10)

Рассмотренные фотоэлементы широко используются для преобразования энергии солнечного света в электрическую (солнечные батареи на основе p-n переходов в кремнии).

Для записи оптических сигналов применяют фотодетекторы, имеющие, например, структуру металл-диэлектрик-полупроводник n-типа (МДП). Если к этой структуре приложить напряжение V (минус на металле), то часть электронов выводится из приконтактной области полупроводника n-типа, что приводит к появлению слоя положительного объемного заряда толщиной d. Возникающие при освещении МДП структуры электроны отводятся в объем полупроводника, а дырки скапливаются у границы с диэлектриком. Число этих дырок (общий положительный заряд) зависит от интенсивности света и времени его действия. Накопленный заряд, а следовательно и информация, заданная светом, может долго сохраняться, а затем считываться, например, в результате сканирования электронным пучком по матрице фотодетекторов.

Поиск по сайту: