UV-Photodetektoren. von Carlo Vogel. Matrikelnr.: Semester. Institutsseminar des Instituts für Festkörperphysik

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1 UV-Photodetektoren von Carlo Vogel Matrikelnr.: Semester Institutsseminar des Instituts für Festkörperphysik Betreuerin: Jessica Schlegel Datum: 09. Juli

2 Inhaltsverzeichnis 1. Einleitung Seite Lichtdetektion im Halbleiter Seite Lichtabsorption im Halbleiter Seite Parameter für konstante Beleuchtung Seite Parameter für gepulste Signale Seite Realisierung von UV-Detektoren Seite Beleuchtung Seite Photoleiter Seite Ohmsche Kontakte Seite Schottky-Kontakte Seite MSM-Detektor Seite Schottky-Diode Seite Vergleich der Detektorarten Seite Halbleitermaterialien Seite Silizium Seite Aluminium-Gallium-Nitrid Seite Herausforderungen bei AlGaN Seite Zusammenfassung Seite Quellen Seite 16 2

3 1. Einleitung UV-Strahlung wird in die Bereiche UV- A ( nm), UV-B ( nm) und UV-C ( nm) unterteilt. Im Spektrum der extraterrestrischen Sonnenstrahlung (Abb. 1.1) kann die UV- Strahlung noch in ähnlichen Größenordnungen wie das sichtbare Licht beobachtet werden. Durch Streuung und Absorption an Luft- und Staubmolekülen in der Atmosphäre wird allerdings der größte Teil der UV-Strahlung abgeschwächt, sodass im Spektrum der terrestrischen Sonnenstrahlung nur noch wesentlich geringere Intensitäten zu finden sind. Ansonsten gibt es auf der Erde nur wenige natürliche UV-Quellen, sodass die natürliche UV-Strahlung auf der Erdoberfläche für Wellenlängen unter 285nm (UV-C) vernachlässigbar schwach ist. Das heißt, dass man bei Anwendungen, in denen UV-C-Strahlung detektiert werden soll, wesentlich geringere Intensitäten der störenden Hintergrundstrahlung findet als bei höheren Wellenlängen. Ein Anwendungsgebiet für UV-Detektoren ist der Feuermelder (Abb. 1.2), bei dem die thermische Strahlung heißer Körper detektiert wird. Das Intensitätsmaximum der thermischen Strahlung verschiebt sich mit zunehmender Temperatur zu kleineren Wellenlängen (Abb. 1.3), d.h. der UV-Anteil beginnt bei sehr heißen Temperaturen, wie z.b. in Flammen, zu wachsen. Daher lassen sich mit UV-Detektoren hohe Temperaturen nachweisen, weshalb sie in Feuermeldern zum Einsatz kommen. Ein weiteres Anwendungsgebiet für UV- Detektoren ist die optische Kommunikation. Hierbei wird die Rayleigh-Streuung von UV-Strahlung an Luft- und Staubmolekülen ausgenutzt. Die Intensität des Rayleigh-gestreuten Lichts ist proportional zu λ -4. Daher erfährt UV- Strahlung im Vergleich zum sichtbaren Licht sehr starke Streuung an den Luftund Staubmolekülen in der Atmosphäre und kann für die optische Kommunikati- Abb. 1.1: Sonnenlichtspektrum auf der Erde und außerhalb der Atmosphäre zur Verdeutlichung der UV-Abschwächung durch Streuung und Absorption [1] Abb. 1.2: Bild eines Feuermelders [2] Abb. 1.3: Spektrum der thermischen Strahlung für verschiedene Temperaturen: Mit steigender Temperatur verschiebt sich das Intensitätsmaximum zu kleineren Wellenlängen, d.h. der UV-Anteil wächst. [3] 3

4 on "um die Ecke" (Abb. 1.4) verwendet werden. Dies funktioniert allerdings nur über kurze Distanzen, da sonst die Abschwächung durch Streuung zu hoch wird. Aus diesem Grund wird auch die Streuung innerhalb der Atmosphäre ausgenutzt und nicht an der äußeren Grenze wie Abb. 1.4 vermuten lässt. Abb. 1.4: Veranschaulichung der Rayleigh-Streuung von UV-Strahlung in der Atmosphäre: UV-Strahlung kann durch Streuung an Luft- und Staubmolekülen für die Kommunikation "um die Ecke" verwendet werden. 2. Lichtdetektion im Halbleiter 2.1 Lichtabsorption im Halbleiter UV-Strahlung kann durch Lichtabsorption im Halbleiter nachgewiesen werden. In Abb. 2.1 ist das Banddiagramm eines Halbleiters zu sehen. Ein Photon, das mindestens die Bandlükkenenergie E g des Halbleiters besitzt, kann ein Elektron aus einem besetzten Zustand des gefüllten Valenzbandes in einen freien Zustand des leeren Leitungsbandes anregen. Im Valenzband bleibt ein unbesetzter Zustand, also ein Elektronenloch zurück und man erhält ein Elektron-Loch-Paar, das auf 2 verschiedene Arten nachgewiesen werden kann. Abb. 2.1: Banddiagramm eines Halbleiters: Ein einfallendes Photon mit h υ E g kann absorbiert [4] werden und erzeugt ein Elektron-Loch-Paar 1. Photoleiter: Die im Halbleitermaterial durch Photonen erzeugten Elektron-Loch-Paare können die Leitfähigkeit des Materials erhöhen. Dieses Prinzip wird im Photoleiter (Abb. 2.2) ausgenutzt. Er besteht aus einem Halbleitermaterial mit zwei ohmschen Kontakten. Wenn kein Licht auf das Halbleitermaterial trifft, ist das Valenzband bei Raumtemperatur nahezu vollständig mit Elektronen gefüllt während das Leitungsband entsprechend nur unbesetzte Zustände besitzt, also "leer" ist. Nur vernachlässigbar wenige Elektronen können durch thermische Anregung vom Valenzband über die Abb. 2.2: Photoleiter: Der Nachweis der einfallenden Photonen findet hier über die Erhöhung der Leitfähigkeit durch erzeugte Elektron-Loch-Paare im Halbleiterbereich zwischen den ohmschen Kontakten statt. Bandlücke in das Leitungsband gelangen. Um elektrischen Strom leiten zu können werden aber teilweise gefüllte Energiebänder benötigt. In leeren Bändern gibt es keine Ladungsträger die transportiert werden können und in vollständig gefüllten Bändern können die vorhandenen Ladungsträger nicht transportiert werden, da keine freien Zustände zur Verfügung stehen. Aus diesem Grund haben Halbleiter bei Raumtemperatur ohne Lichtbestrahlung einen vergleichsweise hohen Widerstand. Wenn aber durch einfallende Photonen Elektron-Loch-Paare erzeugt werden, stehen im Leitungsband mehr bewegliche Elektronen und im Valenzband mehr Löcher zur Verfügung die einen höheren Ladungstransport ermöglichen und somit den Widerstand verringern. Bei einer angelegten Spannung und dem dadurch hervorgerufenen elektrischen Feld im Halbleiter können dann die erzeugten Löcher zum Minuspol und die Elektronen zum Pluspol beschleunigt werden, sodass ein höherer Strom zwischen den Kontakten 4

5 fließt, als ohne Lichteinfall. Der Nachweis der Änderung des Widerstands durch das einfallende Licht findet allerdings meist über die Messung des Spannungsabfalls an einem in Reihe geschalteten Lastwiderstand statt. 2. p-n-übergang: Die zweite Möglichkeit die erzeugten Elektron-Loch-Paare nachzuweisen besteht darin die Paare in einer Raumladungszone zu trennen, woraus ein messbarer Photostrom resultiert. Raumladungszonen findet man z.b. am p-n-übergang. Beim p-n-übergang werden ein p- und ein n-dotierter Halbleiter in Kontakt gebracht. Da vor dem Kontakt die Fermienergie im n-halbleiter höher ist als im p-halbleiter, können im Grenzbereich die Donator-Elektronen des n- Gebiets ins p-gebiet diffundieren und dort mit den Löchern der Akzeptoren rekombinieren. Im Bändermodell wird dies so veranschaulicht, dass Elektronen aus dem Donator-Niveau des n-halbleiters Abb. 2.3: Banddiagramm eines pn-übergangs im thermischen Gleichgewicht: Der Nachweis der einfallenden Photonen findet hier über die Trennung der erzeugten Elektron-Loch-Paare in der Raumladungszone statt. [4] ins Leitungsband des p-halbleiters diffundieren während die Löcher aus dem Akzeptorniveau des p-halbleiter ins Valenzband des n-halbleiters diffundieren. Diesen Strom nennt man den Diffusionsstrom, der sich aus Majoritätsladungsträgern, also Elektronen für n-halbleiter und Löcher für p-halbleiter, zusammensetzt. Nach Rekombination der diffundierten Ladungsträger bleiben die ortsfesten Ladungen der Akzeptor- bzw. Donator-Rumpfionen zurück und es entsteht im n-gebiet eine positive und im p-gebiet eine negative Raumladungszone, die ein elektrisches Feld bzw. eine Potentialdifferenz zwischen den Gebieten aufbauen. Durch das elektrische Feld wiederum können einige, der noch nicht rekombinierten Elektronen aus dem Leitungsband des p-halbleiters (Minoritätsladungsträger) in den n-halbleiter beschleunigt werden. Entsprechend werden auch die Löcher aus dem Valenzband des n-halbleiters in den p-halbleiter beschleunigt. Dieser sogenannte Driftstrom wirkt dem Diffusionsstrom entgegen und gleicht ihn im thermischen Gleichgewicht aus, sodass insgesamt kein Strom mehr fließt. Der resultierende Bandverlauf des p-n-übergangs im thermischen Gleichgewicht ist in Abb. 2.3 dargestellt. Wird an den p-n-übergang eine äußere Spannung gelegt, ist das thermische Gleichgewicht nicht mehr gegeben und es zeigt sich eine richtungsabhängige Leitfähigkeit. Bei einer positiven Spannung (Durchlassspannung), d.h. der Minus-Pol an der n-seite, wird die Raumladungszone durch das äußere elektrische Feld zurückgedrängt und somit schmaler. Dadurch sinkt auch die Potentialdifferenz zwischen den Gebieten, wodurch der Diffusionsstrom deutlich erhöht wird, weil mehr Ladungsträger genug Energie haben um gegen die Potentialschwelle anlaufen zu können. Der Driftstrom dagegen bleibt unverändert. Er wird zwar durch die Potentialdifferenz angetrieben, ist aber weitgehend unabhängig von dessen Höhe [5]. In der Summe fließt ein (Vorwärts-)Strom vom n-halbleiter in den p-halbleiter der exponentiell von der angelegten (positiven) Spannung abhängt (siehe Abb. 2.4 blaue Linie). Bei einer negativen äußeren Abb. 2.4: Kennlinie eines p-n-übergangs: exponentieller Anstieg des Stromes in "Durchlassrichtung"; konstanter, deutlich kleinerer Strom in "Sperrrichtung"; Der Photostrom verschiebt die Kennlinie nach unten 5

6 Spannung (Sperrspannung), d.h. der Minus-Pol an der p-seite, wird die Raumladungszone durch das von außen angelegte elektrische Feld vergrößert, wodurch auch die Potentialdifferenz erhöht wird. Dadurch wird der Diffusionsstrom vernachlässigbar klein, weil kaum Ladungsträger genug Energie haben um gegen die Potentialschwelle anzulaufen. Der Driftstrom bleibt wieder unverändert, sodass in der Summe nur der Driftstrom oder Rückwärtsstrom übrigbleibt, der einige Größenordnungen kleiner ist als der Diffusionsstrom bei Durchlassspannung. Das liegt daran, dass sich der Diffusionsstrom aus Majoritätsladungsträgern zusammensetzt während der Driftstrom aus Minoritätsladungsträgern besteht, von denen wesentlich weniger vorhanden sind. Daher ergibt sich der auf Abb. 2.4 dargestellte Verlauf der Kennlinie (blaue Linie). Wenn innerhalb der Raumladungszone durch einfallende Photonen Elektron-Loch-Paare erzeugt werden, können sie durch die Potentialdifferenz zwischen den beiden Gebieten getrennt werden, d.h. die Elektronen aus dem Leitungsband werden in den n-bereich und die Löcher aus dem Valenzband in den p-bereich gezogen (siehe Abb. 2.3). Dadurch wird der Driftstrom um einen messbaren Photostrom erhöht, mit dem sich die erzeugten Elektron-Loch-Paare und somit auch die einfallenden Photonen nachweisen lassen. Der Photostrom verschiebt die Kennlinie des p-n-übergangs entsprechend Abb. 2.4 nach unten (grüne Linie). p-n-übergänge, die zur Detektion von Photonen dienen, werden meist mit Sperrspannung betrieben. Das liegt daran, dass die Raumladungszone unter Sperrspannung breiter wird und somit eine grössere Anzahl der photogenerierten Elektron-Loch-Paare getrennt werden kann. Dies hat eine höhere Ausbeute zur Folge, d.h. es fließt ein höherer Photostrom wodurch eine bessere Empfindlichkeit des Detektors erreicht wird. 2.2 Parameter für konstante Beleuchtung Die Ausbeute bzw. Quantenausbeute η ist einer der Parameter mit denen sich UV-Detektoren charakterisieren und vergleichen lassen. Sie ist durch die Anzahl der erzeugten Elektron-Loch-Paaren, die gezählt werden können, pro eingestrahlter Photonen definiert und spielt daher für die Empfindlichkeit R des Detektors eine große Rolle. Die Empfindlichkeit ist durch das Verhältnis des gemessenen Photostromes I ph zur einfallenden optischen Leistung P υ definiert: (2.1) (2.2) 6

7 Bei einem idealen Photodetektor mit η = 1 würde das Empfindlichkeitsspektrum entsprechend Abb. 2.5 verlaufen, mit linearem Anstieg der Empfindlichkeit bis zur Cut-Off-Wellenlänge λ c. Linear, weil die optische Leistung P υ in Formel (2.2) proportional zu 1/λ ist und der Photostrom im Idealfall für kleinere Wellenlängen als λ c unabhängig von der Wellenlänge ist, da wegen η = 1 für jedes eingestrahlte Photon ein Elektron-Loch- Paar gezählt werden kann. Die Cut- Off-Wellenlänge ist die Wellenlänge des Lichts, welches genau die Bandlückenenergie des Halbleiters besitzt. Höhere Wellenlängen werden im Idealfall nicht detektiert, da ihre Energie zu gering ist um Elektronen ins Leitungsband anzuregen. In der Realität ist dies aber oft nicht der Fall, da z.b. Defekte im Halbleiter auch kleinere Energieübergänge ermöglichen. Daher ist der Kontrast, also das Verhältnis der Empfindlichkeit im zu detektierenden Wellenlängenbereich zur Empfindlichkeit für höhere Wellenlängen als λ c, ein wichtiger Parameter. Bei λ C = 280 nm spricht man vom UV/solar-Kontrast und bei λ C = 400 nm vom UV/visible- Kontrast. UV-Detektoren mit gutem UV/solar- bzw. UV/visible-Kontrast bezeichnet man als "solar-blind" bzw. "visible-blind". Der Kontrast wird noch durch den Dunkelstrom, also den Strom der durch thermisch generierte Ladungsträger fließen kann, verschlechtert, da dieser auch im Bereich des Sonnenlichts bzw. sichtbaren Lichts den Photostrom erhöht. Bei quantitativen Messungen mit UV-Detektoren ist es auch wichtig, dass die Empfindlichkeit möglichst linear von der eingestrahlten optischen Leistung abhängt, da sonst bei unterschiedlichen optischen Leistungen keine vergleichbaren Ergebnisse mehr erhalten werden können. 2.3 Parameter für gepulste Signale In der optischen Kommunikation werden UV-Photodetektoren für die Detektion von gepulsten Licht-Signalen gebraucht. Um die hier auftretenden Anforderungen an UV-Detektoren zu berücksichtigen, werden die folgenden Parameter herangezogen. Die Bandbreite (in Hz) gibt die Frequenz der Lichtpulse an, die im Detektor gerade noch trennbar sind. Dies spielt in der optischen Kommunikation eine wichtige Rolle, da sich überlappende Lichtpulse zu verfälschten Signalen führen. In Abb. 2.6 sieht man das typische zeitliche Verhalten des durch Lichtpulse angeregten Stromflusses in einem Photodetektor, das durch das Produkt der Kapazität C und dem Widerstand R des Detektors, der sogenannten Zeitkonstanten t = R C, bestimmt ist. Im oberen Bild ist der Abstand der Pulse noch groß genug um sie getrennt messen zu können. Im unteren Bild dagegen kommen die Pulse in kür- Abb. 2.5: Empfindlichkeitsspektrum eines idealen Photodetektors mit η = 1: linearer Verlauf bis λ c, ; keine Empfindlichkeit für Wellenlängen größer als λ c Abb. 2.6: Der Stromfluss im Detektor angeregt durch Lichtpulse mit 2 verschiedene Frequenzen: oben: Die Lichtpulse sind noch trennbar; unten: Die Abstände der Lichtpulse sind kleiner, sodass eine Trennung bei verrauschten Signalen nicht mehr möglich ist. 7

8 zeren Abständen, sodass der Entladungsprozess des letzten Pulses noch nicht abgeschlossen ist bevor der nächste Puls ankommt. Da die Signale meist noch einen hohen Rauschanteil haben, ist in diesem Fall eine Trennung der Pulse kaum noch möglich, die Bandbreite also hierfür zu klein. Aus diesem Grund ist neben der Bandbreite auch das Signal-Rausch-Verhältnis des Detektors ein wichtiger Parameter, also das Verhältnis von Signal-Leistung zur mittleren Rauschleistung. Bei der Rauschleistung des Detektors spielt insbesondere der schon erwähnte Dunkelstrom eine große Rolle. Um die Parameter Empfindlichkeit, Bandbreite und das Rauschen des Detektors zusammenzufassen wurde die Detektivität D definiert: D A opt bw NEP (2.3) Hier ist A opt die effektive optische Fläche, welche die Empfindlichkeit sowie die Größe der aktiven Detektorfläche berücksichtigt. Die Größe bw (bandwidth) entspricht der Bandbreite und NEP (Noise-Equivalent-Power) der mittleren Rauschleistung des Detektors. 3. Realisierung von UV-Detektoren 3.1 Beleuchtung Ein typischer Photodetektor besteht aus einer Schicht eines geeigneten Halbleitermaterials, das auf ein Substrat gewachsen wurde, siehe Abb An der Oberseite werden die Kontakte angebracht, die mit dem Auslese-Schaltkreis verbunden werden können. Da die absorbierten Photonen in der Regel nur in der Nähe der Kontakte oder im Bereich zwischen den Kontakten nachgewiesen werden können, werden Photodetektoren meist von oben beleuchtet um die beste Ausbeute zu erhalten. Ein Nachteil hierbei ist, dass der Bereich unter den Kontakten durch diese abgeschattet wird. Außerdem kann es problematisch sein den Auslese- Schaltkreis so zu realisieren, dass dadurch keine weiteren einfallenden Photonen abgeschattet werden. Aus Abb. 3.1: Veranschaulichung von vorderund rückseitiger Beleuchtung bei einem typischen Photodetektor [6] diesen Gründen kann es, je nach Anwendung, vorteilhaft sein den Detektor von der Unteroder Rückseite zu beleuchten. Allerdings können hierbei große Verluste durch Absorption in den unteren Schichten, Streuung an Defekten sowie Reflektion an den Schichtgrenzen auftreten. Die Realisierung von rückseitig beleuchteten Photodetektoren mit geringen Verlusten ist ein aktuelles Forschungsgebiet, da bisher die Verluste bei dieser Technik für die meisten Anwendungen noch zu hoch sind. 8

9 3.2 Photoleiter Abb. 3.2: Aufbau eines Photoleiters: Photonen, die im rot markierten Bereich absorbiert werden, erhöhen die Leitfähigkeit dieses Bereichs. Diese kann durch Strom- oder Spannungsmessungen nachgewiesen werden. [7] Die einfachste Detektorart ist der Photoleiter, siehe Abb Er besteht aus einer geeigneten Halbleiterschicht, hier Aluminium- Gallium-Nitrid, mit zwei ohmschen Kontakten an die eine Spannung angelegt wird. Durch die Spannung entsteht im rot markierten Bereich ein elektrisches Feld und es kann je nach Leitfähigkeit dieses Bereichs zwischen den Kontakten ein Strom fließen. Wie in Kapitel 2.1 erklärt, erhöhen Photonen, die in diesem Gebiet absorbiert werden, die Leitfähigkeit. Daher lässt sich das einfallende Licht über die Messung der Änderung des Widerstandes, in Form von Strom- oder Spannungsmessungen, nachweisen. Da der Stromfluss wegen der ohmschen Kontakte nicht durch Potentialbarrieren begrenzt wird, zeigen Photoleiter einen Gewinnmechanismus der eine Quantenausbeute von über 100% ermöglicht. Dieser Gewinnmechanismus wird dadurch erklärt, dass Elektronen eine deutlich höhere Driftgeschwindigkeit als Löcher besitzen und daher den Halbleiter wesentlich früher verlassen können. Aufgrund der ohmschen Kontakte muss die Gesamtladung des Halbleiters neutral bleiben, sodass direkt nachdem ein Elektron den Halbleiter verlässt ein neues Elektron aus dem Minuspol der Spannungsquelle in den Halbleiter beschleunigt wird. Meist kann auch dieses Elektron den Halbleiter am anderen wieder verlassen, bevor das Loch den Minuspol erreicht, sodass ein weiteres Elektron in den Halbleiter gezogen wird. Dieser Prozess wiederholt sich solange bis das Loch den Minuspol erreicht hat. Daher können für ein absorbiertes Photon mehrere Elektronen gezählt werden. Aus diesem Grund bietet der Photoleiter zwar eine sehr hohe Empfindlichkeit im Vergleich zu anderen Detektorarten, aber kein lineares Verhalten der Empfindlichkeit, da die Anzahl an gezählten Elektronen vom Abstand des absorbierten Photons zum Minuspol abhängt. Außerdem erfahren auch die thermisch generierten Ladungsträger diesen Gewinnmechanismus, weshalb Photoleiter von allen Detektorarten den höchsten Dunkelstrom aufweisen. Dies wiederum bewirkt ein entsprechend hohes Rauschen und ein für viele Anwendungen zu schlechter Kontrast. Die fehlenden Potentialbarrieren und der damit verbundene Gewinn führen zudem zu einem schlechteren Abklingverhalten des Stromes im Detektor. Ein weiterer Nachteil des Photoleiters ist, dass die erzeugten Ladungsträger relativ lange Wege zu den Kontakten zurücklegen müssen, ehe sie gezählt werden können, sodass Antwortzeiten im Sekundenbereich entstehen. Zusammen mit dem schlechten Abklingverhalten führt dies zu einer, für Anwendungen wie der optischen Kommunikation, zu niedrigen Bandbreite Daher haben Photoleiter trotz der hohen Empfindlichkeit eine niedrigere Detektivität als die meisten anderen Detektorarten, da sie höheres Rauschen und eine niedrigere Bandbreite zeigen. 9

10 3.3 Ohmsche Kontakte Damit zwischen dem Halbleitermaterial und den Metall-Kontakten ein ohmscher Kontakt realisiert werden kann, muss die Austrittsarbeit des Metalls Φ m kleiner sein, als die Austrittsarbeit des Halbleiters Φ s. Auf Abb. 3.3 ist das Banddiagramm für diesen Fall am Beispiel eines n- dotierten Halbleiters dargestellt. Auf der linken Seite sieht man die Situation bevor Metall und Halbleiter in Kontakt gebracht wurden. Das Fermi-Niveau E F des Metalls muss also energetisch höher liegen als das Fermi-Niveau des Halbleiters. Dadurch können bei Kontakt der beiden Materialien, der auf der rechten Seite auf Abb. 3.3 dargestellt ist, Elektronen vom Metall in das Leitungsband des Halbleiters diffundieren. Die Dichte der Elektronen, also im n-dotierten Halbleiter der Majoritätsladungsträger, wurde somit erhöht. Der Unterschied zu den Raumladungszonen am p-n-übergang besteht darin, dass sich dort die Dichte der Majoritätsladungsträger verringert, während sie hier erhöht wird. Es bildet sich also keine Potentialbarriere sondern eine Bandverbiegung nach unten. Dadurch ist bei angelegter Spannung und genügend hoher Anreicherung von Majoritätsladungsträgern ein fast unbegrenzter Ladungstransport im Grenzgebiet möglich. Die Leitfähigkeit eines solchen Kontaktes wird dann nur noch durch den ohmschen Widerstand des Materials begrenzt. Man hat also ein ohmsches Verhalten erreicht. 3.4 Schottky-Kontakte Abb. 3.3: Banddiagramm eines ohmschen Kontaktes links: vor Kontakt; rechts: nach Kontakt; Die Austrittsarbeit des Metalls Φ m muss kleiner sein, als die Austrittsarbeit des Halbleiters Φ s. Dadurch entsteht keine Potentialbarriere sondern eine Anreicherung an Majoritätsladungsträgern. [8] Abb. 3.4: Banddiagramm eines Schottky- Kontaktes [7] links: vor Kontakt; rechts: nach Kontakt; Die Austrittsarbeit des Metalls Φ m muss größer sein, als die Austrittsarbeit des Halbleiters Φ s. Dadurch entsteht eine Potentialbarriere. [8] Wenn dagegen die Austrittsarbeit des Metalls Φ m größer ist, als die Austrittsarbeit des Halbleiters Φ s erhält man einen Schottky-Kontakt. Auf Abb. 3.4 ist das Banddiagramm für diesen Fall, wieder am Beispiel eines n-dotierten Halbleiters, dargestellt. Auf der linken Seite sieht man wieder die Situation bevor die beiden Materialien in Kontakt stehen. Hier liegt das Fermi-Niveau E F des Halbleiters höher als das Fermi- Niveau des Metalls, sodass bei Kontakt (rechte Seite von Abb. 3.4) einige Donator-Elektronen aus dem Halbleiter ins Metall diffundieren. Dadurch entsteht im Halbleiter eine positive Raumladungszone. Wie beim p-n-übergang wird der Diffusionsstrom im thermischen Gleichgewicht wieder vom Driftstrom ausgeglichen, sodass in der Summe kein Strom mehr fließt. Weil hier wieder die Dichte der Majoritätsladungsträger verringert wurde, entsteht ähnlich 10

11 wie beim p-n-übergang eine Potentialbarriere im Halbleiter. Das Verhalten der Leitfähigkeit unter Einfluss einer äußeren Spannung ist dem p-n-übergang sehr ähnlich: Legt man eine äussere positive Spannung (Durchlassspannung) an, d.h. den Minuspol an die Halbleiterseite, wird die Raumladungszone zurückgedrängt und somit schmaler. Dadurch sinkt auch die Potentialbarriere, sodass der Diffusionsstrom deutlich erhöht wird während der Driftstrom unverändert bleibt. Es fließt also ein Strom aus Majoritätsladungsträgern vom Halbleiter in das Metall. Bei negativen Spannungen (Sperrspannung), d.h. der Minuspol an der Metallseite, wird die Raumladungszone durch das äußere elektrische Feld erweitert, wodurch die Potentialbarriere größer wird. Der Diffusionsstrom wird vernachlässigbar klein und es kann nur noch der Driftstrom vom Metall in den Halbleiter fließen, der wieder deutlich kleiner ist, als der Diffusionsstrom bei Durchlassspannung. Wie der p-n-übergang zeigt der Schottky-Kontakt also ein gleichrichtendes Verhalten. Sollen mithilfe eines Schottky-Kontaktes Photonen detektiert werden, wird er meist mit Sperrspannung betrieben, um wegen der größeren Raumladungszone eine höhere Ausbeute zu erreichen. 3.5 Metall-Halbleiter-Metall-Detektor (MSM) Zum Einsatz kommen Schottky-Kontakte in MSM-Detektoren (MSM = Metall-Semiconductor-Metall). MSM-Detektoren bestehen aus einer Halbleiter-Schicht mit zwei ineinandergreifenden Schottky-Kontakten, siehe Abb An die Kontakte wird eine Spannung angelegt, sodass ein Schottky- Kontakt unter Sperrspannung und der andere unter Durchlassspannung steht. Der Nachweis der Photonen erfolgt hier nach dem gleichen Prinzip wie beim p-n-übergang über die Trennung der Elektron-Loch- Paare in der Raumladungszone an einem Schottky-Kontakt (rot markierter Bereich in Abb. 3.5) und dem daraus resultierenden Photostrom. In der Raumladungszone des unter Sperrspannung stehenden Schottky- Kontaktes können die durch Photonen im Valenzband entstandenen Elektronenlöcher [6] über den Metall-Kontakt abfließen und somit zum Photostrom beitragen. Die angeregten Abb. 3.5: Aufbau eines MSM-Detektors: AlGaN- Schicht mit zwei Schottky-Kontakten. Im rot markierten Bereich eintreffende Photonen können detektiert werden, da die erzeugen Elektron-Loch-Paare in der Raumladungszone getrennt werden. Die Löcher fließen dann über die Kontakte ab und können gezählt werden. [7] Elektronen im Leitungsband fließen in das Halbleitermaterial und werden bei genügend grosser Spannung stark genug beschleunigt um die kleine Barriere des unter Durchlassspannung stehenden Schottky-Kontaktes überwinden zu können und ebenfalls zum Photostrom beizutragen. In der Raumladungszone des unter Durchlassspannung stehenden Schottky-Kontaktes werden auch ein paar hier generierte Elektron-Loch-Paare getrennt und erzeugen einen Strom, der dem Photostrom des anderen Kontaktes entgegenwirkt. Aufgrund der wesentlich schmaleren Raumladungszone ist dieser aber vernachlässigbar klein. Da die Raumladungszonen nah an den Schottky-Kontakten gebildet werden, sind die Wege, die die erzeugten Ladungsträger zurücklegen müssen bis sie in der Ausleseschaltung gezählt werden können, wesentlich kürzer als im Photoleiter. Daher sind hier Antwortzeiten in ps möglich. Ein weiterer Vorteil gegenüber dem Photoleiter ist, dass im MSM-Detektor aufgrund der Schottky-Barrieren kein Gewinnmechanismus auftritt. Dies führt zu einem linearen Verhalten der Empfindlichkeit, da jedes gezählte Elektronen-Loch-Paar einem Photon zugeordnet werden kann. Außerdem kann 11

12 der Strom so wesentlich schneller abklingen, was zusammen mit den schnelleren Antwortzeiten zu einer höheren Bandbreite im Vergleich zum Photoleiter führt. Der nicht vorhandene Gewinn führt zudem zu wesentlich geringeren Dunkelströmen im Detektor. Die Breite der Raumladungszone wird, wie bereits erklärt, mit zunehmender Sperrspannung größer, weshalb sich die Eigenschaften des MSM-Detektors wie Bandbreite und Empfindlichkeit über die angelegte Spannung variieren lassen. Um eine maximale aktive Detektorfläche und somit eine höchstmögliche Empfindlichkeit zu erreichen werden die Metallkontakte in einer Fingerstruktur, wie in Abb. 3.6 dargestellt, angeordnet. Dabei müssen die Abstände der Finger und die angelegte Spannung so gewählt werden, dass möglichst der gesamte Bereich zwischen den Kontakten als Detektorfläche wirkt, d.h. alle Elektron-Loch-Paare innerhalb der Diffusionslänge der Raumladungszone erzeugt werden, damit sie zum Photostrom beitragen können. Außerdem sollten die Finger möglichst schmal sein (im µm-bereich) um die Abschattung der Kontakte so gering wie möglich zu halten. Eine Realisierung der Fingerstruktur eines MSM-Detektors ist auf Abb. 3.7 dargestellt. Abb. 3.6: Fingerstruktur der Kontakte um höchstmögliche Empfindlichkeit zu erreichen. Die aktive Detektorfläche (roter Bereich) sollte sich möglichst über die gesamte Fläche zwischen den Kontakten erstrecken. Abb. 3.7: Realisierung der Fingerstruktur: Die Finger sollten möglichst schmal und lang sein um eine geringstmögliche Abschattung zu erhalten. [9] 12

13 3.6 Schottky-Photodiode Die Schottky-Photodiode besteht aus einer Halbleiterschicht mit einem großflächigen Schottky-Kontakt und einem Ohmschen Kontakt, siehe Abb. 18. Hier liegt die Raumladungszone direkt unter dem Schottky-Kontakt, weshalb dieser semitransparent sein muss. Aus diesem Grund kann die Detektorfläche beliebig groß gewählt werden um für die jeweiligen Anwendungen genügend große Empfindlichkeiten zu erreichen. In den Parametern Bandbreite, Linearität und Dunkelstrom bzw. Kontrast zeigen Schottky-Photodioden ein ähnliches Verhalten wie MSM-Detektoren, da sie nach einem ähnlichen Prinzip funktionieren und somit auch hier die kurzen Wege der Elektronenlöcher sowie Potentialbarrieren vorhanden sind. Allerdings sind Schottky-Photodioden wesentlich robuster, da sie keine empfindliche Fingerstrukur benötigen. Abb. 3.8: Aufbau einer Schottky-Photodiode: Halbleiterschicht mit einem ohmschen Kontakt und einem semitransparenten Schottky-Kontakt. Die Photonen können im rot markierten Bereich unter dem Schottky-Kontakt detektiert werden. [7] 3.7 Vergleich der Detektorarten Empfindlichkeit in A/W Antwortzeit Detektivität in cm Hz 1/2 W -1 Linearität UV/visible- Kontrast Photoleiter Sekunden Nein MSM-Detektor ps Ja ps Schottky-Diode 0,05 0, ns Ja Tabelle 3.1: Typische Parameter der verschiedenen Detektorarten [10] In Tabelle 3.1 sind typische Parameter zum Vergleich der vorgestellten Detektorarten aufgelistet. Es zeigt sich, dass Photoleiter die beste Empfindlichkeit aber die höchste Antwortzeit aufweisen. MSM-Detektoren und Schottky-Dioden sind dagegen wesentlich schneller, wodurch sie eine höhere Detektivität haben. Außerdem sind sie linear und haben einen höheren Kontrast. Photoleiter eignen sich wegen der hohen Empfindlichkeit gut als Feuermelder, da die Antwortzeit und Linearität hier keine große Rolle spielen. MSM-Detektoren werden wegen ihrer hohen Bandbreite für die optische Kommunikation eingesetzt. Da Schottky-Dioden keine Fingerstruktur brauchen, sind sie wesentlich robuster als MSM-Detektoren. Daher werden in UV-Detektor-Arrays und umwelttechnischen Anwendungen Schottky-Dioden verwendet. 13

14 4. Halbleitermaterialien 4.1 Silizium Die meisten kommerziellen UV-Detektoren werden durch Silizium p-i-n-dioden (Abb. 4.1) realisiert. Das liegt zum größten Teil daran, dass Silizium billig und gut erforscht ist. Ein bedeutender Nachteil von Silizium für die Detektion von UV-Strahlung ist allerdings, dass es wegen seiner kleinen Bandlücke seine höchste Empfindlichkeit im Infrarotbereich hat und nur wesentlich geringere Empfindlichkeiten im UV-Bereich, siehe Abb Daher sind für den Einsatz von Silizium-basierten UV-Detektoren noch teure optische Filter notwendig um das sichtbare Licht bzw. Sonnenlicht herauszufiltern. Die Filter machen das Bauteil zudem noch größer und schwerer. Abb. 4.1: Bild einer Siliziump-i-n-Diode [11] 4.2 Aluminium-Gallium-Nitrid Besser geeignet für UV-Detektoren ist Aluminium- Gallium-Nitrid (AlGaN), da es eine höhere Bandlücke hat, die je nach Aluminium-Gehalt zwischen 3,4 ev für GaN und 6,2 ev für AlN variiert werden kann. Das heißt, es sind Cut-Off-Wellenlängen zwischen 200 nm und 365 nm möglich. Dies verdeutlichen die Transmissionsspektren in Abb. 4.3 für verschiedene Aluminium-Konzentrationen. Niedrige Transmission bedeutet hier hohe Absorption und damit hohe Empfindlichkeit und umgekehrt. Man erkennt deutlich wie sich die Cut-Off-Wellenlänge mit steigendem Al- Gehalt zu kleineren Wellenlängen verschiebt. Es treten zwar noch Verluste durch Reflexion und Streuung auf, diese beeinflussen jedoch die Cut-Off-Wellenlänge nicht. Sie zeigen sich lediglich in den Oszillationen der Transmissionskurven auf Abb. 4.3 durch Fabry- Pérot-Interferenzen. Bei einer Al-Konzentration von etwa 33,5% (rot-markiert) erhält man einen solarblinden UV-Detektor mit λ C = 280 nm. Da die Empfindlichkeit knapp über der Bandlücke wegen Formel (2.2) am größten ist, zeigt AlGaN bessere Empfindlichkeiten im UV-Bereich sowie einen deutlich besseren Kontrast zum sichtbaren Licht bzw. Sonnenlicht als Silizium. Daher kann bei AlGaN-basierten UV- Detektoren auf optische Filter verzichtet werden. Ein weiterer Vorteil der größeren Bandlücke ist der kleinere Dunkelstrom, da weniger Elektron-Loch-Paare durch thermische Anregung erzeugt werden können. Dadurch wird der Kontrast noch zusätzlich verbessert. Abb. 4.2: Empfindlichkeitsspektrum von Silizium: Die höchste Empfindlichkeit liegt im Infrarot-Bereich. [11] Abb. 4.3: Transmissionsspektren von AlGaN für verschiedene Al-Konzentrationen: mit wachsendem Al-Gehalt verschiebt sich die Transmissionskante zu kleineren Wellenlängen. [12] 14

15 4.3 Herausforderungen bei AlGaN Da aber AlGaN noch nicht so gut erforscht wurde wie Silizium, steht man noch vor einigen Herausforderungen bei der Herstellung von AlGaN-basierten UV-Photodetektoren. Bei der Epitaxie von Halbleiterstrukturen wird meist auf Saphir-Substraten gewachsen. Das liegt daran, dass Saphir vergleichsweise billig, stabil und optisch transparent für UV- und sichtbares Licht ist. Daher sind die meisten Epitaxie-Anlagen auf die Verwendung von Saphir-Substraten ausgerichtet. Wie man in Abb. 4.4 sehen kann, haben Saphir und AlGaN aber deutlich unterschiedliche Gitterkonstanten um etwa 0,3-0,4 Å, was zu einer hohen Gitterfehlanpassung und somit zu vielen Defekten in der AlGaN- Schicht führt. Eine zu hohe Defektdichte in der aktiven Zone wiederum führt zu einem schlechteren Kontrast, da hierdurch auch kleinere Energieübergänge ermöglicht werden. Das liegt daran, dass die Defektatome auch Energiezustände innerhalb der Bandlücke ermöglichen. Abb. 4.4: Bandlücke über Gitterkonstante der III-Nitride: Zum Vergleich wurde noch die Gitterkonstante von Saphir mit eingetragen. AlGaN und Saphir haben eine um etwa 0,3 Å - 0,4 Å verschiedene Gitterkonstante. Um die Defektdichte in der aktiven Zone zu verringern, wird meist vor dem Aufwachsen der aktiven Schicht eine Pufferschicht aus GaN oder AlN auf das Saphir-Substrat gewachsen. Beim Aufwachsen der nächsten Schicht ist dann die Gitterfehlanpassung deutlich reduziert. Ein weiteres Problem bei der Epitaxie von AlGaN-Halbleitern ist, dass bisher keine ausreichend hohe p-dotierung von AlGaN realisiert werden konnte. Das liegt daran, dass mit steigender Bandlückenenergie des Halbleiters auch die Aktivierungsenergie der Dotieratome steigt und daher AlGaN im Vergleich zu Halbleitern mit kleinerer Bandlücke sehr hoch dotiert werden muss um eine ausreichende Anzahl an Löchern zu erhalten. Da für die p-dotierung von AlGaN meist Magnesium verwendet wird, bilden sich im Halbleiter zudem noch Magnesium-Wasserstoff-Komplexe, welche die Defektdichte erhöhen. Insbesondere bei höheren Aluminium-Konzentrationen ist es bisher nicht gelungen p-dotierte AlGaN-Schichten mit guter Materialqualität herzustellen. Aus diesem Grund konnten bisher noch keine effizienten AlGaN-p-i-n-Dioden realisiert werden. Bei AlGaN-Schichten mit einem Aluminium-Gehalt von 50% - 80% wird die Defektdichte auch ohne Dotierung noch zusätzlich erhöht, weshalb es bisher auch noch keine solar-blinden AlGaN-Detektoren gibt, die einen ausreichend hohen Kontrast bieten. AlGaN- p-i-n-dioden und solar-blinde AlGaN-Detektoren stellen daher ein aktuelles Forschungsthema dar. 15

16 5. Zusammenfassung Man konnte sehen, dass der Nachweis von UV-Strahlung über die Messung der erhöhten Leitfähigkeit eines Halbleiters oder über einen Photostrom an Schottky-Kontakten und pn-übergängen erfolgt. Um UV-Detektoren charakterisieren zu können wurden verschiedene Parameter eingeführt. Anschließend wurden einige UV-Detektorarten vorgestellt. Dabei kam heraus, dass Photoleiter die höchste Empfindlichkeit haben, aber MSM-Detektoren wesentlich schneller sind. Schottky-Dioden zeigen ein ähnliches Verhalten wie MSM-Detektoren, sind aber wesentlich robuster. Im letzen Kapitel konnte man sehen, dass AlGaN wegen seiner passenden Bandlücke für UV-Detektoren am besten geeignet ist, aber bei der Epitaxie von AlGaN- Schichten noch Probleme mit hohen Defektdichten auftreten. 6. Quellen: [1] [2] [3] Bergmann-Schaefer, Lehrbuch der Experimentalphysik Band 3: Optik, Auflage 9, Gruyter Verlag, 2004 [4] M.N. Rudden/J. Wilson Elementare Festkörperphysik und Halbleiterelektronik, Spektrum Akademischer Verlag, 1995 [5] Ibach-Lüth, Festkörperphysik, 7. Auflage, Springer Verlag, 2008) [6] Manijeh Razeghi, Proceedings of the IEEE, Vol. 90, No. 6, Seite 1009, Jahr 2002 [7] E. Munoz, E. Monroy, Journal of Physics: Condensed Matter 13 (S. 7119), 2001 [8] B.L. Sharme Metal-Semiconductor Schottky Barrier Junctions and Their Applications, Plenum Press,1984 [9] M.Razeghi & M. Henini, Optoelectronic Devices: III-Nitrides (Seite 255) (2004) [10] E. Monroy, Journal of Crystal Growth 230 (2001) [11] [12] Manijeh Razeghi, Proceedings of the IEEE, Vol. 90, No. 6, Seite 1007, Jahr