La investigación del PEDOT híbrido:PSS / β-Ga2O3 Fotodetectores de barrera ultravioleta ultravioleta profunda de Schottky

Resultado y discusión

Características I – V y altura de la barrera

Como se presenta en la Fig. 2a, las características I – V del híbrido PEDOT:PSS / β-Ga ₂ O ₃ Los diodos de barrera Schottky se investigaron cuando la temperatura cambia de 298 K a 423 K. La corriente aumenta de manera monótona con la temperatura y las curvas semi-log I – V muestran el comportamiento lineal cuando la polarización de voltaje directo es menor que 1.5 V. Como polarización directa el voltaje aumenta aún más, la pendiente de las curvas semi-log I – V se reduce gradualmente y la corriente directa se acerca a 6 ~ 8 × 10 ⁻⁴ A, que indica que la resistencia en serie hace que la curva I – V se desvíe de la linealidad. Además, la corriente de fuga inversa es inferior a 10 ⁻⁹ A en - 3 V, y I _en / Yo _desactivado la proporción es de hasta 10 ⁶ a temperatura ambiente, lo que ilustra un comportamiento rectificador tan bueno como el β-Ga ₂ inorgánico O ₃ Diodos Schottky [11,12,13,14,15].

Características I – V dependientes de la temperatura de PEDOT:PSS / β-Ga ₂ O ₃ SBD de 298 a 423 K ( a ) y la altura de la barrera de Schottky ϕ _b y factor de idealidad n de β-Ga ₂ híbrido O ₃ SBD ( b )

De acuerdo con la ecuación \ (I ={I} _s \ left \ {\ exp \ left [\ frac {q \ left (V- {IR} _s \ right)} {nkT} \ right] -1 \ right \} \) donde V es el voltaje de polarización, T y k son la temperatura absoluta y la constante de Boltzmann, respectivamente. El factor de idealidad n y la corriente de saturación inversa I _s se puede extraer del y intersecciones del eje -y las pendientes de la extrapolación lineal de las curvas semi-log I – V a diferentes temperaturas. Aunque el factor de idealidad n del diodo Schottky ideal es igual a 1, siempre es mayor que 1 hasta cierto punto en el dispositivo real. La desviación del modelo de emisión térmica (TE) se vuelve mucho mayor a medida que n aumenta. Según la expresión \ ({\ phi} _b =\ frac {kT} {q} \ ln \ left [\ frac {AA ^ {\ ast} {T} ^ 2} {I_s} \ right] \), puede obtener la altura de la barrera Schottky ϕ _b a diferentes temperaturas, como se muestra en la Fig. 2b. El aumento de temperatura provoca ϕ _b para aumentar de 0,71 eV a 0,84, 0,87, 0,90, 0,93 y 0,96 eV mientras n disminuir de 4.27 a 3.42, 3.35, 3.29, 3.06 y 2.86. Para n mucho más grande que 1, lo que sugiere otros mecanismos conductores, como el efecto de campo o el efecto de campo térmico, que contribuyen al transporte de corriente y dan como resultado la diferencia entre el modelo TE puro y las características I – V, que se ha ilustrado en los SBD de banda ancha amplia, incluyendo GaN y SiC [31,32,33,34].

Para ϕ _b y n dependen de la temperatura, la falta de homogeneidad de la altura de la barrera debe considerarse en PEDOT:PSS y β-Ga ₂ O ₃ interfaz. Teniendo en cuenta la distribución gaussiana de la altura de la barrera, la altura de la barrera no homogénea se puede describir como \ ({\ phi} _b =\ overline {\ phi_ {b0}} \ left (T =0 \ right) - \ frac {q {\ sigma} _s ^ 2} {2 kT} \) y la variación de n con T está dado por \ (\ left (\ frac {1} {n} -1 \ right) ={\ rho} _2- \ frac {q {\ rho} _3} {2 kT} \), donde \ (\ overline {\ phi_ {b0}} \) y σ _s son la altura media de la barrera y la desviación estándar, respectivamente, ρ ₂ y ρ ₃ son los coeficientes de voltaje dependientes de la temperatura, y la deformación de voltaje de la distribución de la altura de la barrera de Schottky (SBH) fue cuantificada por ellos (Fig. 3a). \ (\ overline {\ phi_ {b0}} \) y σ _s se puede calcular a partir de la intersección y la pendiente del ϕ _b versus q / 2 kT curva, alrededor de 1,57 eV y 0,212 eV, respectivamente. Al mismo tiempo, ρ ₂ y ρ ₃ se evalúan en 0,4 eV y 0,02 eV de la intersección y la pendiente del (1 / n - 1) versus q / 2 kT gráfico. En comparación con \ (\ overline {\ phi_ {b0}} \), σ _s no es pequeño, lo que ilustra la existencia de inhomogeneidad de barrera en PEDOT:PSS / β-Ga ₂ O ₃ interfaz [35].

La variación del SBH ϕ _b y ( n ⁻¹ - 1) con q / 2 KT curvas, \ (\ overline {\ phi_ {b0}} \) y σ _s se puede obtener ( a ), modificado \ (\ ln \ left ({I} _ {\ mathrm {s}} / {T} ^ 2 \ right) - \ left ({q} ^ 2 {\ sigma} _ {\ mathrm {s} } ^ 2/2 {k} ^ 2 {T} ^ 2 \ right) \) versus 1000 / T parcela ( b )

Al considerar la falta de homogeneidad de la altura de la barrera, la relación entre la corriente de saturación inversa I _s y la altura media de la barrera \ (\ overline {\ phi_ {b0}} \) se puede modificar como \ (\ mathrm {In} \ left (\ frac {I_s} {T ^ 2} \ right) - \ left (\ frac {q ^ 2 {\ sigma_s} ^ 2} {2 {k} ^ 2 {T} ^ 2} \ right) =\ mathrm {In} \ left ({AA} ^ {\ ast} \ right) - \ frac {q \ overline {\ phi_ {b0}}} {kT} \). Se puede deducir de la Fig. 3b que la gráfica de \ (\ ln \ left ({I} _ {\ mathrm {s}} / {T} ^ 2 \ right) - \ left ({q} ^ 2 { \ sigma} _ {\ mathrm {s}} ^ 2/2 {k} ^ 2 {T} ^ 2 \ right) \) versus 1 / kT es una línea recta, de la cual podemos extraer la constante de Richardson efectiva A ^* de 3,8 A cm ⁻² K ⁻² , una magnitud de orden menor que la constante teórica de Richardson de 40,8 A cm ⁻² K ⁻² con el β-Ga ₂ O ₃ masa efectiva de m * =0,34 m ₀ [36, 37]. Por lo tanto, el ϕ dependiente de la temperatura _b y n , en otras palabras, la distribución gaussiana de las barreras sobre SBH se puede utilizar para explicar la falta de homogeneidad de la barrera en el PEDOT:PSS / β-Ga ₂ O ₃ interfaz.

Características del fotodetector UV

Como se describió anteriormente, el híbrido β-Ga ₂ O ₃ El diodo Schottky presenta buenas características de rectificación; la proporción de I _en / Yo _desactivado hasta 10 ⁶ en estado oscuro a temperatura ambiente. La corriente oscura más baja I _oscuro de 9,4 nA @ V _sesgo =- 4 V se puede determinar a partir de la Fig. 4a, lo que indica una característica de ruido más baja. Mientras está bajo la incidencia normal de 254 nm de longitud de onda con la fotodensidad de 150 μW / cm ² , la fotocorriente I _foto alcanza 112 nA @ V _sesgo =- 4 V. Además, el fotodetector muestra un efecto fotovoltaico débil con una fotocorriente de 0.45 nA a 0 V y una tensión de circuito abierto ( V _oc ) de 0,15 V, mucho menos de 0,9 V en la referencia [38], lo que puede atribuirse a la diferencia de densidad de portadora y la variación de nivel de Fermi resultante. La figura 4b representa la I lineal _foto versus V _sesgo en varios P _ligero . El dispositivo muestra la dependencia de I _foto en el P _ligero y el yo _foto aumenta de forma no lineal con la P _ligero , en otras palabras, en diferentes V _sesgo, las tramas de I _foto versus P _ligero demostrar un comportamiento superlineal obvio, como se muestra en la Fig. 4c. Para dilucidar el mecanismo del comportamiento superlineal, la Fig. 4e presenta el diagrama de energía del PEDOT:PSS y β-Ga ₂ O ₃ antes del contacto. La afinidad electrónica y la banda prohibida de β-Ga ₂ O ₃ son 4.0 eV y 4.9 eV, respectivamente. El orbital molecular desocupado más bajo (LUMO) es 3.3 eV, y el orbital molecular ocupado más alto de PEDOT:PSS es 5.2 eV [39]. Cuando entraron en contacto, se formó una barrera Schottky. Cuando el dispositivo está iluminado y la polarización inversa se aplica a los electrodos de los diodos Schottky, los pares de agujeros de electrones fotogenerados se separan rápidamente por el campo eléctrico y los agujeros se desplazan hacia el ánodo mientras que los electrones hacia el cátodo, como se muestra en Figura 4f. Para la presencia de trampas en el PEDOT:PSS / β-Ga ₂ O ₃ interfaz, los agujeros quedan atrapados en los estados de la interfaz y producen cargas netas positivas, lo que reduce la altura efectiva de la barrera Schottky, más portadores fluyen a través de la unión Schottky y mejoran la I _foto . La Figura 4d presenta las curvas de la relación entre la foto y la corriente oscura (PDCR) bajo diferentes P _ligero . A medida que la polarización de voltaje cambia de

Relación entre Photocurrent I _foto @ 150 μW / cm ² , corriente oscura I _oscuro y voltaje de polarización V _sesgo ( a ), parcelas de I _foto versus V _sesgo bajo diferentes P _ligero ( b ), I lineal _foto en función de P _ligero ( c ), curvas de relación de corriente de foto a oscuridad (PDCR) bajo diferentes P _ligero ( d ), diagrama de bandas de PEDOT:PSS y β-Ga ₂ O ₃ antes del contacto ( e ), diagrama de bandas de PEDOT:PSS y β-Ga ₂ O ₃ bajo la polarización inversa después del contacto, la condición sin voltaje aplicado y la condición con la polarización inversa se muestran mediante la línea continua y la línea discontinua, respectivamente ( f )

0V a - 1.2V, el PDCR aumenta gradualmente y luego disminuye con la polarización de voltaje volviéndose más negativa, el PDCR más alto por encima de 20 se logra en un V _sesgo de - 1,2 V y una P _ligero de 150 μW / cm ² .

Las características de fotorrespuesta dependiente del tiempo del fotodetector híbrido se estudian mediante el uso de luz de onda cuadrada con un período de 10 s bajo el V _sesgo de - 1,2 V y una P _ligero de 150 μW / cm ² . Después de varios ciclos de iluminación, los dispositivos alcanzan el estado de encendido estable I _foto en el P dado _ligero y V _sesgo , como se representa en la Fig. 5a. El tiempo de subida y el tiempo de caída son 319 ms y 270 ms [40, 41], respectivamente, mucho menos que los de los dispositivos fabricados en β-Ga ₂ epitaxial O ₃ películas o β-Ga ₂ O ₃ copos [35, 42, 43] pero más largos que los datos en [31]. Para la existencia de doble heterounión en [31], PEDOTT:PSS / Ga ₂ O ₃ unión superior y Ga ₂ O ₃ / p-Si unión inferior, los portadores fotogenerados se pueden separar de manera más efectiva por los campos eléctricos integrados dobles que el único PEDOTT:PSS / Ga ₂ O ₃ unión en este documento. Por lo tanto, los defectos en [31] pueden capturar menos portadoras, lo que resulta en un tiempo de subida y un tiempo de caída más cortos. Además, la característica de sobreimpulso se puede observar en las formas de las curvas de fotorrespuesta con una cabeza en cuña en la P inferior. _ligero de 150 μW / cm ² que el ocurrido en el P _ligero de 600 μW / cm ² en [30] para la colección efectiva de portadores fotogenerados bajo la polarización inversa de - 1.2 V en lugar de 0 V.

Ciclos múltiples ( a ) y ciclo único ( b ) de I dependiente del tiempo _foto del híbrido PEDOT:PSS / β-Ga ₂ O ₃ Fotodetector de barrera Schottky en la V _sesgo =- 1,2 V, el tiempo de subida y el tiempo de caída se determinan en 319 ms y 270 ms, respectivamente

La Figura 6 muestra las características de capacidad de respuesta frente a la iluminación óptica λ debajo de la V _sesgo de - 1,2 V. La máxima capacidad de respuesta R _máx de 0.62 A / W se logra a λ de 244 nm y la correspondiente eficiencia cuántica externa (EQE) de 3,16 × 10 ² % calculado por la expresión EQE = hcR _máx / ( eλ ), mucho más alto que el obtenido en [30, 38] para la recolección efectiva de portadores fotogenerados, donde R _máx es la máxima capacidad de respuesta y h es la constante de Plank. e y λ son la carga electrónica y la longitud de onda de iluminación, respectivamente. Como la longitud de onda es superior a 290 nm, la fotorrespuesta es inferior a 1 × 10 ⁻³ , que ilustra una selectividad espectral mucho mejor en el híbrido β-Ga ₂ O ₃ dispositivos. Al mismo tiempo, la tasa de rechazo de R _{254 nm} / R _{400 nm} se determina que es 1,26 × 10 ³ . En comparación con el Ga ₂ inorgánico informado O ₃ fotodetector [43,44,45,46,47,48,49], el dispositivo híbrido posee una mayor fotorrespuesta, una velocidad de respuesta más rápida y una mayor relación de rechazo UV / visible, lo que implica un fotodetector ciego solar prometedor con alto rendimiento.

Responsividad versus longitudes de onda para el PEDOT:PSS / Ga ₂ O ₃ fotodetectores híbridos en V _sesgo =-1,2 V