Способ измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках

Изобретение относится к исследованию оптических свойств и метрологии полупроводников и фотоэлектрических структур, а именно к измерению квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках. Способ измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках включает подачу электромагнитного излучения с заданными параметрами на поверхность фотоприемника, измерение спектральной чувствительности, определение коэффициента отражения и вычисление квантового выхода, в качестве фотоприемника используются фотоэлектрические мезоструктуры, в которых коэффициент разделения носителей заряда является неизменным в широкой спектральной области длин волн, меньших характеристической длины волны структуры, и характеризующиеся теоретической моделью расчета, измеряется одна физическая величина, и квантовый выход излучения с длиной волны X определяется по предложенной формуле. Изобретение обеспечивает упрощение процесса измерения, повышение точности и достоверности измерений, расширение спектрального диапазона. 3 з.п. ф-лы, 2 ил.

 

Изобретение относится к исследованию оптических свойств и метрологии полупроводников и фотоэлектрических структур, а именно к измерению квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках.

Квантовый выход внутреннего фотоэффекта в полупроводниках определяется как количество электронно-дырочных пар, генерируемых при поглощении одного фотона.

Существующие способы измерения электрофизических параметров носителей заряда основываются на теоретическом положении, что квантовый выход внутреннего фотоэффекта κ(λ) равен нулю при длинах волн излучения λ, равных или больше красной границы фотоэффекта, λ_g=hc/E_g, где E_g - ширина запрещенной зоны полупроводника, h - постоянная Планка, с - скорость света в вакууме, и равен единице в области собственного поглощения полупроводника λ<λ_g. Однако в действительности квантовый выход внутреннего фотоэффекта, начиная со значения κ(λ_g)=0, резко растет до единицы при уменьшении длины волны излучения в области λ_g/2≤λ≤λ_g, а в далекой коротковолновой области λ<λ₀=λ_g/2, где энергия фотона достаточна для образования двух и более электронно-дырочных пар, может значительно и даже в несколько раз превышать единицу.

Отсутствие в настоящее время достаточно достоверных способов измерения величины квантового выхода внутреннего фотоэффекта обуславливает возможные большие ошибки при обычных способах определения диффузионных и рекомбинационных параметров в тонких поверхностных слоях фотодиодных структур и фотопреобразователей и при оценке рекомбинационных параметров освещаемой поверхности.

Известен способ определения внутреннего квантового выхода для светодиодных структур (А.с. СССР №1005605, 1982, МПК H01L 21/66), основанный на совместном измерении фототока короткого замыкания, потока фотолюминесценции и внешнего квантового выхода электролюминесценции в полупроводниковых структурах с p-n-переходом.

Недостатками указанного способа являются громоздкость и сложность конструкции устройства измерения, низкие точность и достоверность из-за совместного измерения параметров сразу трех различных фотоэлектрических и электрофизических явлений в полупроводниках, связанных между собой, низкая чувствительность.

В качестве прототипа принят способ измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках (Вавилов B.C., Брицын К.И. О квантовом выходе внутреннего фотоэффекта в германии. ЖЭТФ, т.34, вып.2, 1958, с.521), включающий подачу электромагнитного излучения на поверхность фотоприемника, измерение спектральной чувствительности, определение коэффициента отражения и вычисление квантового выхода.

Указанный способ основан на измерении фототока в плоском полупроводниковом фотопреобразователе, включающем тонкий легированный слой на всей освещаемой поверхности, плоский p-n-переход на малой глубине от поверхности и невыпрямляющий контакт на тыльной стороне. Для определения квантового выхода производится измерение спектрального фототока для длин волн в глубине основной полосы поглощения полупроводника, соответствующих условию полного поглощения излучения в легированном слое, и определение коэффициента разделения носителей заряда. Расчеты производятся при условии, что коэффициент разделения носителей заряда не зависит от длины волны излучения, а встроенное электрическое поле существует только в области p-n-перехода, т.е. легированный слой является однородным. Однако используемые в прототипе фотоприемники реально этим условиям не соответствуют.

Недостатками указанного способа являются:

- сложность процесса измерений, т.к. для определения квантового выхода необходимо измерение нескольких физических величин и использование теоретической модели переноса носителей заряда в полупроводниковом слое;

- низкие достоверность и точность результатов измерений, узкий спектральный диапазон, т.к. использованная модель однородного легированного слоя не соответствует реальным структурам фотопремника, содержащим неоднородное распределение легирующих примесей, которое приводит к возникновению встроенных электрических полей; использованное условие, что коэффициент разделения носителей заряда не зависит от длины волны излучения, не справедливо для реальных фотоприемников прототипа с неоднородными легированными слоями на освещаемой поверхности; не учитывается возможность возникновения на поверхности легированного слоя так называемого «мертвого слоя», в котором не происходит фотогенерация и перенос носителей заряда.

Задачей предлагаемого изобретения является упрощение процесса измерения, повышение точности и достоверности измерений, расширение спектрального диапазона.

Вышеуказанный результат достигается тем, что в способе измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках, включающем подачу электромагнитного излучения на поверхность фотоприемника, измерение спектральной чувствительности, определение коэффициента отражения и вычисление квантового выхода, в качестве фотоприемника используются фотоэлектрические мезоструктуры, в которых коэффициент разделения носителей заряда является неизменным в широкой спектральной области длин волн, меньших характеристической длины волны структуры, и характеризующиеся теоретической моделью расчета, измеряется одна физическая величина и квантовый выход излучения с длиной волны λ определяется формулой

где λ₀=hc/2E_g - длина волны, при которой квантовый выход априорно равен единице, E_g - ширина запрещенной зоны полупроводника, h - постоянная Планка, с - скорость света в вакууме, J(λ) - спектральная чувствительность мезоструктуры на длине волны λ, R(λ) - коэффициент отражения излучения.

Также повышение точности и достоверности измерений, расширение спектрального диапазона достигаются тем, что дополнительно проводится контроль разброса в измерениях квантового выхода внутреннего фотоэффекта на мезоструктурах с пассивированной частью рабочих поверхностей, свободных от барьеров, разделяющих носители, и контактов к ним.

Для повышения точности измерений и расширения спектрального диапазона также дополнительно определяются зависимости квантового выхода от физико-химических свойств полупроводника и используются фотоэлектрические мезоструктуры с разным химическим составом, разным типом и уровнем легирования, а также упрощение процесса измерений достигается тем, что используется одна мезоструктура.

Сущность изобретения поясняется фиг.1 и фиг.2.

На фиг.1 приведены реальные зависимости, полученные для обычных фотоприемников.

На фиг.2 приведены спектральные зависимости коэффициента разделения носителей заряда Q(λ), рассчитанные для кремниевых фотоприемников в виде мезоструктур.

На фиг.1 представлены зависимости: для легированного слоя - 1; для базы - 2; суммарный коэффициент - 3. Измеряемый фотоприемник содержит поверхностный легированный слой толщиной 1 мкм с поверхностной рекомбинацией в нем 10⁶ см/с и базу.

На фиг.2 зависимости представлены для ряда значений скорости поверхностной рекомбинации: зависимость для скорости поверхностной рекомбинации 10⁴ см/с - 4; зависимость для скорости поверхностной рекомбинации 10³ см/с - 5; зависимость для скорости поверхностной рекомбинации 10² см/с - 6; зависимость для скорости поверхностной рекомбинации 0 см/с - 7. Ширина p-n перехода на освещаемой поверхности измеряемой фотоэлектрической мезоструктуры и металлического контакта к нему w=4 мкм, толщина базовой области р-типа d=300 мкм и диффузионная длина неосновных носителей заряда в этой области (электронов) L=158 мкм.

Каждая используемая фотоэлектрическая мезоструктура для измерения характеризуется теоретической моделью расчета. Для каждой мезоструктуры определена система уравнений: уравнение для избыточной концентрации неосновных носителей заряда в базовой области фотоэлектрической мезоструктуры при монохроматическом освещении и уравнения граничных условий.

Исследование такой системы соответствует задаче математической физики для неодномерных структур с разрывом граничных условий на поверхности элемента при х=0. Решение задачи относится к так называемым проблемам Гилберта (Лаврентьев М.А., Шабат Б.В. Методы теории функций комплексного переменного. // М.: Наука. 1972).

Ожидаемый результат измерения квантового выхода практически не зависит от фотоэлектрических и рекомбинационных параметров объема и поверхности полупроводника.

Способ позволяет с помощью специальной компьютерной программы находить пространственные распределения концентрации и потоков носителей заряда и определять чувствительность рассматриваемых фотоэлектрических мезоструктур.

Спектральная чувствительность мезоструктуры J(λ) [мкА/мВт] определяется выражением:

,

где: λ [нм] - длина волны излучения; h - постоянная Планка; с - скорость света в вакууме; hc [эВ·мкм]=1,239; R(λ) - коэффициент отражения излучения, κ(λ) - квантовый выход внутреннего фотоэффекта, Q(λ) - коэффициент разделения носителей заряда барьером.

Фотопреобразователь прототипа обладает, как и указывалось выше, резко выраженной зависимостью фоточувствительности от длины волны, что подтверждают кривые, приведенные на фиг.1. Это резко контрастирует с используемой в предлагаемом способе мезоструктурой, в которой коэффициент разделения фактически имеет П-образную форму в широкой спектральной области практически при любых значениях скорости поверхностной рекомбинации S. Описанный эффект демонстрируют кривые на фиг.2. Кривые 4-7 соответствуют различным значениям скорости поверхностной рекомбинации: кривая 4 - 10⁴ м/с; кривая 5 - 10³ см/с; кривая 6 - 10² м/с; кривая 7 - 0 см/с, и при этом коэффициент разделения фактически имеет П-образную форму в широкой спектральной области.

Выявленная особенность мезоструктуры фотоприемника, используемого в предложенном изобретении, является физической основой создания высокоэффективного способа измерения квантового выхода.

Современные теоретические представления включают положения, что квантовый выход внутреннего фотоэффекта κ(λ) равен нулю при длинах волн излучения λ, равных или больше красной границы фотоэффекта, λ_g=hc/E_g, где E_g - ширина запрещенной зоны полупроводника, (κ(λ_g)=0), и резко растет до единицы при уменьшении длины волны излучения в области λ_g/2≤λ≤λ_g, а в далекой коротковолновой области λ<λ₀=λ_g/2, где энергия фотона достаточна для образования двух и более электронно-дырочных пар, может значительно и даже в несколько раз превышать единицу.

Изобретение основано на том, что для длин волн λ<λ_s, где λ_s>λ₀ - характеристическая длина волны для используемой фотоэлектрической мезоструктуры, коэффициент разделения носителей заряда Q(λ) является практически неизменным. Это позволяет установить следующую связь между спектральной чувствительностью J(λ) в данной области длин волн и спектральной чувствительностью J(λ₀) Для длины волны λ₀, при которой квантовый выход априорно равен единице (κ(λ₀)=1):

,

которая используется для экспериментального определения квантового выхода посредством измерения спектральной чувствительности и определения коэффициента отражения излучения в предложенной фотоэлектрической мезоструктуре.

Квантовый выход излучения с длиной волны λ в спектральной области λ<λ_s с неизменным значением коэффициента разделения носителей заряда в структуре определяется формулой

,

где λ₀=hc/2E_g - длина волны, при которой квантовый выход априорно равен единице, E_g - ширина запрещенной зоны полупроводника, h - постоянная Планка, с - скорость света в вакууме, λ_s>λ₀ - характеристическая длина волны для мезоструктуры, J(λ) - спектральная чувствительность мезоструктуры на длине волны λ, R(λ) - коэффициент отражения излучения.

Для повышения чувствительности измерений за счет снижения поверхностной рекомбинации полупроводника и для контроля разброса в измерениях квантового выхода внутреннего фотоэффекта дополнительно используются мезоструктуры с пассивированной частью рабочих поверхностей, свободной от барьеров, разделяющих носители, и контактов к ним.

Пример измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках.

Выбирается измеряемая мезоструктура, характеризующаяся теоретической моделью расчета. Параметры мезоструктуры: ширина p-n-перехода на освещаемой поверхности и металлического контакта к нему w=4 мкм, толщина базовой области р-типа d=300 мкм и диффузионная длина неосновных носителей заряда в этой области (электронов) L=158 мкм.

Проводится расчет фотоэлектрических характеристик элемента кремниевого фотоприемника в виде фотоэлектрической мезоструктуры для освещения монохроматическим излучением с заданной длиной волны λ. С помощью специальной компьютерной программы находят пространственные распределения концентрации и потоков носителей заряда и определяют коэффициент разделения носителей p-n-переходом в рассматриваемой мезоструктуре.

На фиг.2 приведены рассчитанные спектральные зависимости коэффициента разделения носителей заряда Q(λ) для ряда значений скорости поверхностной рекомбинации S, см/с: 1 - 10⁴, 2 - 10³, 3 - 10², 4 - 0. Результаты показывают, что в широкой области длин волн λ<λ_s, где λ_s - характеристическая длина волны для мезоструктуры, коэффициент разделения носителей заряда практически не зависит от λ. По результатам расчета производится приближенная оценка λ_s. Представленные на фиг.2 кривые показывают значения λ_s≈0,8-0,9 мкм. Они являются типичными для широкозонных полупроводников типа кремния или арсенида галлия и слабо зависят от конструктивных, диффузионных и рекомбинационных параметров мезоструктуры.

Далее подают на мезоструктуру монохроматическое излучение с определенной длиной волны λ из спектральной области λ<λ_s и известными экспериментальными методами определяют фоточувствительность мезоструктуры на этой длине волны J(λ) и соответствующий коэффициент отражения излучения R(λ).

Затем подают на мезоструктуру монохроматическое излучение с длиной волны λ₀=hc/2E_g, при которой квантовый выход априорно равен единице. Здесь: E_g - ширина запрещенной зоны полупроводника, h - постоянная Планка, с - скорость света в вакууме. Данная длина волны (в частности, для кремния λ₀≈0,6 мкм) также удовлетворяет условию λ₀<λ_s. Известными экспериментальными методами определяют фоточувствительность мезоструктуры J(λ₀) и соответствующий коэффициент отражения излучения R(λ₀).

Рассчитывают квантовый выход фотоэффекта на длине волны λ по формуле

Предлагаемый способ позволяет обеспечить максимально упрощенное и, как следствие, максимально точное измерение посредством измерения единственной физической величины.

Результат измерения квантового выхода в области длин волн λ<λ_s является с высокой точностью пригодным для всех конструктивных параметров систем при любых фотоэлектрических и рекомбинационных параметрах объема и поверхности полупроводника.

1. Способ измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках, включающий подачу электромагнитного излучения с заданными параметрами на поверхность фотоприемника, измерение спектральной чувствительности, определение коэффициента отражения и вычисление квантового выхода, отличающийся тем, что в качестве фотоприемника используются фотоэлектрические мезоструктуры, в которых коэффициент разделения носителей заряда является неизменным в широкой спектральной области длин волн, меньших характеристической длины волны структуры, и характеризующиеся теоретической моделью расчета, измеряется одна физическая величина и квантовый выход излучения с длиной волны λ определяется формулой
,
где λ₀=hc/2E_g - длина волны, при которой квантовый выход априорно равен единице, E_g - ширина запрещенной зоны полупроводника, h - постоянная Планка, с - скорость света в вакууме, J(λ) - спектральная чувствительность мезоструктуры на длине волны λ, R(λ) - коэффициент отражения излучения.

2. Способ измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках по п.1, отличающийся тем, что дополнительно проводится контроль разброса в измерениях квантового выхода внутреннего фотоэффекта на мезоструктурах с пассивированной частью рабочих поверхностей, свободных от барьеров, разделяющих носители, и контактов к ним.

3. Способ измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках по п.1, отличающийся тем, что дополнительно определяются зависимости квантового выхода от физико-химических свойств полупроводника и используются фотоэлектрические мезоструктуры с разным химическим составом, разным типом и уровнем легирования.

4. Способ измерения квантового выхода внутреннего фотоэффекта в полупроводниках по п.1, отличающийся тем, что используется одна мезоструктура.