Примесная краевая фотопроводимость полупроводников

ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ

ГОСУДАРСТВЕННОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ

“КАЛМЫЦКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ”

Кафедра экспериментальной и общей физики

«ПРИМЕСНАЯ» КРАЕВАЯ ФОТОПРОВОДИМОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ

Выпускная квалификационная работа

студента 4 курса

направления «Физика»

Саргинова С.С. ___________________

Научный руководитель -

Зав.кафедрой экспериментальной и общей физики,

кандидат физико-математических наук, доцент

______________________А. С. Батырев

“Допущен к защите”

Зав. кафедрой экспериментальной и общей физики,

кандидат физико-математических наук, доцент

______________________А. С. Батырев

«_____»__________________2010 г.

Элиста 2010

СОДЕРЖАНИЕ

Введение. 3

Глава №1. Обзор литературы и постановка задачи.4

§1. Фотоэлектрические процессы с участием экситонов в полупроводниковых кристаллах. 7

§2. Влияние поверхности на фотоэлектрические процессы с участием экситонов.10

§3. Исследование экситонной структуры в спектрах фотопроводимости кристаллов CdS путем изменения внешнего поля.12

Постановка задачи. 17

Глава №2. Экспериментальная установка и методика эксперимента.18

§1. Экспериментальная установка.18

§2. Методика проведения эксперимента. 20

Глава №3. Экспериментальные результаты и обсуждение.22

§1. Экспериментальные результаты.22

§2. Обсуждение экспериментальных результатов.25

Заключение. 27

Список литературы.. 28

Введение

В спектрах фотопроводимости полупроводниковых кристаллов непосредственно вблизи края основного поглощения возможно проявление мелких примесно­–дефектных состояний донорного и акцепторного типов. Этот вопрос относительно подробно исследован для кристаллов CdS. Так, при температуре Т=300К в чистых кристаллах CdS, помимо основного максимума фотопроводимости, соответствующего межзонным переходам, в ряде случаев можно наблюдать, по крайней мере, два вида дополнительных максимумов, обозначенных ДМ1
и ДМ2
. Первый (ДМ1
) расположен в непосредственной близости к краю поглощения и проявляет сильную зависимость от поляризации возбуждающего света. Второй максимум фотопроводимости (ДМ2
) расположен несколько длинноволновее первого и слабо зависит от поляризации возбуждающего света.

Примесные максимумы ДМ1
и ДМ2
обнаруживают специфические изменения под действием засветки светом определенного спектрального состава, а также с изменениями тянущего поля и температуры. Исследование этих изменений может дать важную информацию о природе этих максимумов. Исходя из этого в данной работе была поставлена задача изучения температурной зависимости спектров фотопроводимости CdS в спектральной области «примесных» максимумов ДМ1
и ДМ2
.

Выпускная работа состоит их трех глав. В первой главе рассмотрены основные сведения о тонкой структуре и сформулирована постановка задачи. Во второй главе описана экспериментальная установка и методика измерений. В третьей главе представлены экспериментальные результаты. Завершается работа заключением и списком литературы.

Глава №1. Обзор литературы и постановка задачи.

Краткая история вопроса. Весьма примечательна пробле­ма участия экситонов в фотопроводимости. Являясь нейтральным (хотя и подвижным) образованием, экситон не может непосред­ственно принимать участие в переносе электрического заряда [1]. Я. И. Френкель писал, что «у многих диэлектриков и полупровод­ников поглощение света не всегда сопровождается появлением элек­тропроводности» [1].

Однако еще в 1938 г. Н. Мотт указал [2] на возможность возник­новения свободных носителей тока в результате теплового распада экситонов. Дж. Франк и Е. Теллер [3] в том же году рассмотрели некоторые механизмы участия экситонов в фотохимических про­цессах. У. Фано в 1940 г. отметил возможность разрушения эксито­нов около поверхности с рождением свободных носителей [4].

Первое надежное экспериментальное подтверждение участия экситонов в фотоэлектрических процессах было получено Л.Апкером и Е. Тафтом в 1950 г [5]. Они исследовали фотоэмиссию с напыленных слоев щелочно-галоидных солей. Было установлено, что фотоэмиссия в этих соединениях появляется лишь после созда­ния в них так называемых F-центров. При этом фотоэффект воз­никает в спектральной области, соответствующей прямой иониза­ции F-центров, но максимального значения фотоэмиссия достига­ет в экситонной линии поглощения (рис. 1). Авторы работы [5] предполагали, что в этом случае возникают экситоны, которые ми­грируют к F-центрам и ионизируют их. Этот механизм создания свободных носителей экситонами в дальнейшем неоднократно ис­пользовался при обсуждении участия экситонов в фотоэлектрических процессах.

При низких температурах на экситонном максимуме фотоэмис­сии возникал «провал», который трактовался исследователями как эффект «самообращения», вызванный ростом коэффициента погло­щения в экситонной линии и проявлением «мертвого» приповерх­ностного слоя, в котором не происходит возбуждения F-центров эк­ситонами (рис. 1). Теория этого явления была развита М. Хеббом в 1951 г. [6] и, по существу, явилась первым опытом введения в теорию и эксперимент «мертвого» безэкситонного слоя. Позднее в 1957 г., аналогичные опыты, но уже при исследовании фото­проводимости в щелочно-галоидных кристаллах с F-центрами вы­полнил Н. Иншоуспе [7]. Он подтвердил, что и в этом процессе электроны возникают при ионизации F-центров экситонами. Де­тально эти процессы в щелочно-галоидных кристаллах изучались Ч. Б.Лущиком с сотрудниками (см. [8]).

log Y

log Y

Теоретически вопрос о создании свободных носителей тока рассматривался в работах Й. Тойазава, М. Трлифая и других исследо­вателей. Так, Тойазава в 1954 г. [9] теоретически изучил вопрос о создании свободных носителей тока при взаимодействии экситона с центром, захватившим электрон. В частности, он показал, что про­цесс ионизации F-центра более вероятен, чем процесс излучения экситонов, если концентрация F-центров не меньше 0,5 · 1016
см-3. М. Трлифай рассмотрел (1965 г.) теорию процессов аннигиля­ции экситонов в ионных кристаллах при взаимодействии их с нейтральными или ионизированными донорами, ведущих к генерации свободных носителей (табл. 1) [10]. Возможны также и процессы, когда захват экситона на нейтральный или заряженный центр не приводит к возникновению свободных носителей тока (связывание экситона). Позже было показано, что в случае захвата экситона заряженным центром возможен процесс с выбросом электрона в зону проводимости, т. е. оже-процесс.

Таблица 1.

Примечание. Здесь – ионизованный донор; — дырка; — свобод­ный экситон;

— электрон.

В 1956 г. Е. Ф. Гроссом с сотрудниками впервые была обнару­жена тонкая структура спектральных кривых фотопроводимости, коррелирующая с экситонным спектром поглощения в полупроводниковых кристаллах CdS и HgJ2
. Явление получило название «тон­кой структуры спектра, фотопроводимости» [11, 12]. Оно было ин­терпретировано как создание свободных носителей тока экситонами благодаря взаимодействию с примесными центрами и дефектами. В дальнейшем подобная структура была выявлена во многих полупроводниковых кристаллах [13, 14]. В 50-е годы было обнаружено проявление экситонных состояний и в спектрах фототока органи­ческих кристаллов [15, 16]. В настоящее время тонкая структура в спектрах фотопроводимости и фотоЭДС известна также для гетероструктур и нанокристаллов (см. рис. 2) [17].

§1. Фотоэлектрические процессы с участием экситонов в полупроводниковых кристаллах

Фотоэлектрические процессы с участием экситонов в полупроводниковых кристаллах подробно изучены для кри­сталлов CdS, CdSe, Ge, GaAs, Cu2
О. Для сернистого кадмия впервые показано существование спектров двух типов (или групп) (рис. 3) [18]. В спектрах первого типа экситонным линиям поглощения соответствуют максимумы фототока, а в спектрах вто­рого типа этим же линиям соответствуют минимумы кривых фотопроводимости. Такой вид корреляции оказался характерным для всех кристаллов с прямыми разрешенными экситонными перехода­ми (CdS, CdSe, CdTe, ZnSe, HgJ2
). Механизм возникновения этого явления связан со свойствами поверхности и подробнее будет рас­смотрен ниже.

Дж. Хапфилдом в 1961 г. было высказано соображение о важно­сти сравнения величины фототока при одном и том же коэффици­енте поглощения (α), но при разных величинах энергии в области экситонных линий и сплошного фона. Это позволило бы выделить истинный экситонный вклад в фотопроводимость. Такое сравнение было сделано Б. В. Новиковым и др. для кристаллов CdS [19]. Ока­залось, что фототок в области экситонных максимумов поглощения в несколько раз выше, чем в глубине собственного поглощения при равных значениях коэффициента α. Поскольку квантовый выход фототока в этой спектральной области для CdS постоянен [20], то наблюдаемое различие, по-видимому, связано с временами жизни свободных носителей. Можно предположить, что «горячие» носите­ли, создаваемые в глубине собственного поглощения, имеют мень­шее время жизни, чем носители, созданные экситонами. Авторы этой работы использовали факт разрушения экситонов в тонком слое около поверхности (ионизация поверхностным электрическим полем) для определения диффузионной длины экситонов. Она со­ставила в CdS от 200 до 1000 нм, а в CdSe от 200 до 400 нм.

А. Коре и С. Никитин сравнили структуру фототока и коэффи­циент поглощения для «желтой» серии экситона в кристалле Сu2
О (рис. 4) [13].

Оказалось, что s
-состояния экситона слабо проявляются в спек­тре фототока. В тоже время d
- и р
- состояния имеют много большую интенсивность в спектре фотопроводимости. Фотопроводимость в этом кристалле возникает при разрушении экситонов в локальных электрических полях. Если экситон движется в неоднородном электрическом поле, то оно будет поляризовать экситон и втягивать его в область более высоких электрических полей. Поскольку поляризуемость d
- и р
-состояний вы­ше, чем поляризуемость s
-состояний, то и вероятность разрушения их электрическим полем оказывается выше.

Авторы публикаций [21, 22] исследовали поведение фототока в непрямых экситонных переходах кристаллов германия и кремния. Ими было установлено, что в согласии с теоретическими работа­ми М. Трлифая вероятность взаимодействия экситона с примесным центром зависит от его кинетической энергии и максимальна при k → ∞. Эти же авторы показали, что для наиболее чистых кри­сталлов германия (N+
– N–
~
1012
cм–3
) в слабых электрических полях экситоны не создают свободных носителей тока, если их ки­нетическая энергия меньше энергии связи экситона. Этим подтверждается основополагающая гипотеза Я. И. Френкеля об экситонах как нейтральных квазичастицах.

Многими исследователями было доказано участие связанных экситонов в создании свободных носителей тока. Так, в кристал­лах CdS был обнаружен максимум фототока на линии I
2
, принад­лежащий экситону, локализованному на нейтральном доноре [11]. Предполагалось, что фототок в этом комплексе возникает в ре­зультате оже-процесса. В некоторых кристаллах CdS наблюдалась серия эквидистантных максимумов на кривых фотопроводимости, связанная с ионизацией экситонов на комплексе I
2
с испусканием оптического фонона [11].

В спектрах фотоответа р-п
перехода для структуры на основе фосфида галлия, легированного азотом, авторами публикаций [23] были обнаружены максимумы фототока на линиях поглощения эк­ситонов, связанных на единичных и на парных атомах азота. Ана­лизируя свои данные, исследователи пришли к необычному выводу о миграции энергии связанных экситонов к р-п
переходу с последу­ющей их диссоциацией в области объемного заряда. Передача этого возбуждения происходит на расстояния, превышающие 10 мкм, что значительно больше, чем диффузионная длина для электронов и дырок в этом соединении.

В кристаллах германия, легированных мышьяком и фосфором, авторами работы [24] также наблюдались четкие максимумы на кривой фотопроводимости, принадлежащие связанным экситонам. Кроме того, наблюдались более слабые максимумы, приписанные исследователями возбужденным состояниям дырки, входящей в экситон-примесный комплекс.

Отметим также, что экситоны дают вклад и в создание фотоэдс. Впервые (в 1968 г.) это явление наблюдал В. Е. Лашкарев с сотруд­никами для кристаллов CdS [20]. В. Н. Поляковым и др. исследо­ваны (1985 г.) спектры барьерного фотоотклика гетероперехода п
-CdS-n
-CdSe в области экситонного поглощения CdSe и влияния на них напряжения смещения и дополнительной подсветки [25]. Ими определена диффузионная длина экситонов для CdSe. Она оказа­лась равной 25 ÷ 125 нм. Среди других работ на эту тему отметим недавно появившуюся работу Н. Нака и др. [26] по двухфотонному фотовольтаическому эффекту на экситонах в Сu2
О.

§2. Влияние поверхности на фотоэлектрические процессы с участием экситонов.

Вклад экситонов в фотоэлектрические про­цессы определяется как поведением экситонов (аннигиляция, иони­зация), так и свойствами созданных ими носителей тока (время жизни, подвижность, квантовый выход). Большая величина коэф­фициента поглощения в максимумах экситонных линий соединений типа А2
В6
(~ 105
см–1
) приводит к тому, что состояние поверхно­сти и приповерхностной области (наличие примесей и дефектов на поверхности, высокие электрические поля) должно оказывать суще­ственное влияние на процессы с участием экситонов. Выяснилось, что механическая обработка поверхности кристалла CdS приводит, например, к переходу кривых фотопроводимости 1-го типа ко 2-му [27]. Эффективным методом изменения состояния поверхности явилась ее бомбардировка электронами низких энергий [28]. Глубина проникновения электронов сравнима с величиной об­ратного коэффициента поглощения света (~ 102
нм). Электронная бомбардировка приводит к десорбции газов с поверхности и переза­рядке поверхностных и приповерхностных центров. При больших дозах облучения начинают проявляться и «допороговые» радиаци­онные дефекты [29].

Электронная бомбардировка по-разному действует на тонкую структуру спектра фотопроводимости в кристаллах разных ти­пов, но основным результатом является исчезновение самой тон­кой структуры в кристаллах 1-го и 2-го типов и образование глад­ких бесструктурных кривых после небольших доз облучения (~ 1014
— 1015
эл/см2
). После больших доз облучения структура мо­жет возникать вновь (рис. 5, кривая 3).

Сильное воздействие на структуру спектров фотопроводимости кристаллов CdS оказывает также интенсивное ультрафиолетовое облучение кристаллов в вакууме [28]. После УФ-облучения кри­сталлы 2-й группы становятся бесструктурными, а в некоторых случаях при длительном облучении на гладких кривых возника­ет структура, но уже 1-го типа. Аналогичное явление наблюда­лось и после длительной бомбардировки электронами. Существен­ная трансформация спектральных кривых фотопроводимости вы­явлена А. С. Батыревым и др. после облучения кристаллов CdS в воде и на воздухе He-Cd-лазером.

Установлено, что результат воздействия электронной бомбарди­ровки (см. рис. 5) и малых доз УФ-облучения обратим. После нагревания до комнатной температуры кривые фотопроводимости возвращаются к исходному виду: на гладких кривых восстанавли­вается первоначальная структура, причем скорость ее восстановле­ния зависит от давления, состава газов в вакуумной камере и тем­пературы. Поскольку экситонные спектры отражения после бомбардировки и УФ-облучения сохраняются, мы считаем, что можно предположить следующее: кардинальное изменение спектра фото­проводимости — исчезновение тонкой структуры — связано со свой­ствами носителей заряда в приповерхностной области. Рядом исследователей было высказано соображение, что в кристаллах 1-го типа имеет место обогащающий изгиб зон, связанный с избытком кадмия в приповерхностной области. В кристаллах 2-го типа су­ществует сильный обедняющий изгиб зон, вызванный адсорбцией кислорода [30].

Наличие адсорбированного на поверхности CdS кислорода и влияние его на фотопроводимость было доказано многочисленны­ми исследованиями: например, К.Райтом и К. Боэром при воз­действии электронной бомбардировки [31], П. Марком при УФ-облучении [19]. Р.Шуберт и К.Боэр [32] показали, использовав масс-спектрометрический метод, что на поверхности кристаллов CdS, относящихся к разным типам, кислород адсорбирован в раз­личных формах. К. Боэр и другие исследовали этим же методом роль нестехиометрии поверхностного слоя в формировании спек­тров фотопроводимости и люминесценции CdS [33, 34].

§
3. Исследование экситонной структуры в спектрах фотопроводимости кристаллов CdS путем изменения внешнего поля.

При низких температурах в спектрах ФП полупровод­ников в области края собственного поглощения можно наблюдать тонкую структуру (ТС) в виде максимумов (тип 1) или минимумов (тип 2), обусловленную экситонами. Наличие ТС обусловлено различием времени жизни неравновесных основных носителей в приповерх­ностном слое (τ
s
) и объеме полупроводника (τ
v
) [35]. При этом тип ТС определяется соотношением этих времен: в случае ТС типа 1 τ
s
> τ
v
, в случае ТС типа 2 τ
s
< τ
v
, а при выполнении равенства τ
s
= τ
v
спектры ФП должны иметь бесструктурный (гладкий) вид. Воздействуя на полупроводник различными способами, можно изменять соотношение между τ
s
и τ
v
а, следовательно, и тип ТС, используя последнюю как индикатор изменения фоточувствительности приповерхностной области и / или объема полупроводника.

В настоящей работе исследованы низкотемпературные (T = 4 ÷77 K) спектры ФП кристаллов CdS в зависимо­сти от электрического поля, приложенного к полупро­воднику по методу ”эффекта поля”, предварительного фотовозбуждения собственным светом, подсветки ИК — светом и тянущего поля. Обнаружены характерные изме­нения ТС спектров и фоточувствительности в собствен­ной и примесной областях спектра.

Приложение к полупроводнику электрического поля, создающего слой обеднения вблизи поверхности, при­водит, по мере его увеличения, к обратимой трансфор­мации ТС от типа 1 к типу 2 (рис. 6, кривые 1—3). На промежуточной стадии такой трансформации спек­тральная кривая ФП приобретает гладкий вид (кривая 2). При значениях потенциала на полевом электроде, соот­ветствующих слою обогащения у поверхности, тип ТС сохраняется (кривая 4).

К обратимой трансформации ТС от типа 1 к типу 2 приводит также предварительная засветка кристалла соб­ственным светом[1]
.

В ряде кристаллов наблюдается обратимая трансфор­мация ТС от типа 2 к типу 1 при интенсивной инфра­красной (ИК) подсветке. Имелись образцы, в которых переход от типа 2 к типу 1 ТС происходил при увели­чении тянущего поля (рис. 7). Отметим немаловажную для дальнейшего деталь, а именно: инверсия типа ТС с увеличением тянущего поля наблюдалась в образцах с линейными размерами ~ 1 mm.

Основные качественные черты изменения спектров ФП в собственной и примесной областях спектра заклю­чаются в следующем.

В случае перехода типа 1 ТС в тип 2 фоточувствитель­ность в собственной области спектра сильно уменьшает­ся при относительно слабом ее изменении в примесной области максимумов ДM1
и ДM2
. В результате спектры ФП приобретают характерный для кристаллов с типом 2 ТС вид кривой с доминирующим длинноволновым макси­мумом в примесной области спектра (рис. 6, кривые 1–3) [37].

В случае инверсии типа ТС при ИК-подсветке происхо­дит общее гашение фоточувствительности, существенно превалирующее в спектральной области дополнительных максимумов ДM1
и ДM2
. В случае инверсии типа ТС с ростом тянущего поля фоточувствительность в области ДM1
и ДM2
практически не меняется, а в собственной области спектра значительно возрастает (рис. 7). В обоих случаях фоточувствительность в области максимумов ДM1
и ДM2
относительно собственной области уменьшается, а общий вид спектральных кривых ФП приобретает черты, характерные для кристаллов с ти­пом 1 ТС.

Трансформация спектров ФП по мере увеличения слоя обеднения у поверхности (рис. 6, кривые 1-3) объясня­ется уменьшением τ
s
за счет увеличения скорости реком­бинации в области пространственного заряда по мере перехода от слабого обогащающего к истощающему приповерхностному изгибу зон [35]. Аналогично можно объяснить влияние предварительной засветки собствен­ным светом на спектры ФП, поскольку в результате осве­щения возможна перезарядка поверхностных состояний за счет заполнения их электронами. Образование

слоя обеднения у поверхности кристаллов CdS с типом 1 ТС, обусловленное ”прилипанием” фотоэлектронов на поверхностные состояния, обнаружено в [38] методе спектроскопии фотоотражения в области экситонных резонансов[2]
.

Характер действия ИК-подсветки на ТС спектров ФП указывает на изменение под ее влиянием соотношения τ
s
< τ
v
на обратное. В то же время значительное уменьшение фототока в собственной области спектра при ИК-подсветке указывает на соответствующее умень­шение τ
s
. Поэтому соотношение τ
s
> τ
v
может ре­ализоваться при ИК-подсветке лишь в случае преиму­щественного уменьшения при этом τ
v
. Это фактически и наблюдается в эксперименте в виде превалирующего ИК-гашения фототока в примесной области максимумов ДM1
и ДM2
.

Селективный характер ИК-гашения ФП, с одной сто­роны, объясняет трансформацию ТС при ИК-подсветке, а с другой стороны указывает на объемное происхождение ДM1
и ДM2
(на это указывает также отмеченная выше их слабая чувствительность к изгибу зон у поверхности).

ИК-гашение ДM1
и ДM2
связано, на наш взгляд, с ионизацией ИК-излучением очувствляющих r-центров, с которыми непосредственно взаимодействуют соответ­ствующие этим максимумам центры. Возможно, что r-центры входят в состав последних. Не исключено также, что центры, формирующие ДM1
и ДM2
, являются двукратно ионизованными собственными акцепторными дефектами, изолированными (ДM2
) [36] или возмущенны­ми другими заряженными центрами (ДM1
).

Нетривиальным представляется нам эффект влияния тянущего поля на ТС. Трансформация ТС, как и в случае ИК-подсветки, указывает на обращение нера­венства τ
s
< τ
v
с ростом тянущего поля. Однако в данном случае такое обращение связано с ростом τ
s
при одновременном уменьшении τ
v
, что следует из сверхлинейного роста фототока с ростом тянущего поля в собственной области и сублинейного — в примесной области (рис. 7). Подобные изменения τ
s
и τ
v
с ростом тянущего поля могут быть связаны с инжекцией дырок из контакта (анода) в сильных полях, легко достижимых в образцах CdS с малыми размерами [39]. Инжекция дырок может привести к сокращению τ
v
за счет захвата инжектированных дырок r-центрами и увеличения темпа рекомбинации в объеме свободных электронов с дырка­ми, захваченными на мелкие акцепторные центры. Рост τ
s
с увеличением тянущего поля может быть вызван уменьшением истощающего изгиба зон вблизи поверхно­сти в результате захвата части инжектированных дырок приповерхностным дырочным ”карманом”.

Постановка задачи

В работе была поставлена задача экспериментального исследования изменений спектрального распределения фотопроводимости кристаллов в краевой области спектра с изменением температуры в интервале 77–300.

Глава №2. Экспериментальная установка и методика эксперимента.

§1. Экспериментальная установка.

Рис. 8. Блок – схема экспериментальной установки для измерения спектров фотопроводимости

На рис. 8. 1) – источник питания; 2) – светоизмерительная лампа накаливания ленточного типа (СИ10 – 300У); 3) - объективы; 4) – светофильтр (СЗС – 24); 5) – монохроматор МДР – 3; 6) – поляризатор; 7) – оптический криостат с исследуемым образцом CdS и термопарой; 8) – вольтметр постоянного тока В2-36; 9) – источник питания типа Б5 – 50; 10) – электрометрический усилитель типа У5-9; 11) – согласующий блок; 12) – самопишущий потенциометр КСП – 4.

Оптическая система установки состоит из источника света (2), объективов (3), светофильтра (4), монохроматора (5), поляризатора (6) и исследуемого образца (7). Электрическая система включает в себя источник питания (9), образец (7), усилитель (10) и самописец (12).

В качестве источника возбуждения в данной установке применяется светоизмерительная лампа СИ10 – 300У (2), с ленточным (вольфрамовым) телом накала и с увиолевым окошком, которое предназначено для пропускания широкого спектра излучения. Максимальная мощность лампы 300 Вт. Изменение яркости свечения лампы (2) осуществляется с помощью источника питания (1). Для поглощения инфракрасного света из спектра излучения лампы (2) на оптической скамье, поле объектива (3) устанавливается адсорбционный светофильтр СЗС – 24, область пропускания которого лежит в пределах от 300 до 700 нм. Для выделения монохроматического излучения и его развертки по спектру применяется монохроматор МДР – 3, диспергирующим элементом которого является дифракционная решетка (600 шт/мм, обратная линейная дисперсия 20 Å/мм). Для поляризации монохроматического излучения в установке используется поляризатор (6), плоскость поляризации которого может изменятся относительно оптической оси кристалла С
. Исследуемый образец устанавливается в ячейку, которая помещается в оптический криостат с жидким азотом. Источник питания (9) предназначен для приложения тянущего напряжения к исследуемому полупроводнику через омические электроды. Возникающий в цепи фототок, регистрируется электрометрическим усилителем (10). Через согласующий блок (11), представляющий собой цепь сопротивлений с различными номиналами, далее сигнал регистрируется самопишущим потенциометром (12). Регистрация данных эксперимента производится на диаграммной ленте самописца (12).

Измерение температуры производилось термопарой, установленной на одном уровне с образцом в 1 – 2 мм от него. Измерение термоЭДС осуществлялось вольтметром (8). При изменении температуры от 77 до 300 К значения термоЭДС находились в интервале - 6,5 – 0 мВ.

§
2. Методика проведения эксперимента

Измерение спектров краевой фотопроводимости кристаллов CdS производилось в режиме стационарного возбуждения в температурном интервале 77 – 300 К. Спектральный интервал, в пределах которого исследовалась фотопроводимость кристаллов, находилась в области 470 – 530 нм, т. к. край поглощения исследуемого кристалла при исследуемых температурах находится в пределах указанной области. Для наблюдения тонкой структуры важным фактором является спектральный интервал Δλ монохроматического излучения. Вследствие этого ширина входной и выходной щели монохроматора устанавливалась не шире 0,4 мм, что соответствует спектральному разрешению не хуже 8 Å/мм. Скорость развертки монохроматора составляла величину 8 нм/мин.

При измерении фотопроводимости спектры регистрировались как при движении в коротковолновую, так и в длинноволновую стороны. Для разрешения всех оптических переходов поляризация возбуждающего фотопроводимость излучения устанавливалась в состояние , где С
– оптическая ось кристалла.

Увеличение температуры достигалось постепенным выкипанием жидкого азота.

Электроды для подведения тока к полупроводнику создавались механическим нанесением In – Ga-вой пасты на поверхность полупроводника.

Величина тянущего электрического поля варьировалась в интервале от 1 до 300 В. При возбуждении фотопроводимости, зондирующий луч света падал на кристалл, не освещая контакты. В зависимости от цели эксперимента, геометрия освещения кристалла также могла изменяться. В ряде случаев зондирующий луч света фокусировался в центр образца или же расфокусировался до ширины пучка в 2 – 3 мм.

В эксперименте исследовались образцы, которые не легировались в процессе выращивания. Толщина кристаллов составляла около нескольких десятых долей мм и имели плоскую зеркальную поверхность. Темновое сопротивление исследуемых кристаллов достигало значений в несколько ГОм. Длина применяемых в экспериментах кристаллов варьировалась от 2 до 4 мм.

Глава №3. Экспериментальные результаты и обсуждение.

§
1. Экспериментальные результаты.

В ходе проведения экспериментов исследованы спектры краевой фотопроводимости монокристаллов CdS при различных температурах образца. В частности, нами изучалась температурная зависимость примесного дополнительного максимума фототока ДМ, расположенного вблизи основного состояния А-экситона. Измерялись зависимости спектрального смещения ДМ, величины фототока в максимуме и его полуширины от температуры.

Исследования проводились в температурном интервале 77 – 300 К. Температура кристалла изменялась от азотной (77 К) и по мере выкипания жидкого азота из криостата, повышалась до комнатной. Скорость изменения температуры составляла на начальном этапе около 2°С/мин, а на завершающем этапе достигала скорости 5°С/мин.

Согласно [40], формирование исследуемого максимума ДМ связано с фототермополевыми переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости через однократно ионизированные мелкие доноры (D+
), в качестве которых выступают собственно-дефектные состояния кристалла (Cdi
).

На рис. 9 представлены спектры краевой фотопроводимости исследованного образца CdS, измеренные при различных температурах. По мере повышения температуры образца наблюдается ряд изменений в спектральном распределении фототока кристалла CdS. Во-первых, это общеизвестное спектральное смещение края собственного поглощения, связанное с температурной зависимостью ширины запрещенной зоны полупроводника. Во-вторых, скорость спектрального смещения максимума ДМ превышает скорость смещения основных состояний экситонов А, В и С и имеет излом в области 130 К. Скорость смещения экситонов составляет 0,35 мэВ/К, в то время как для максимума ДМ оно составляет около 0,65 мэВ/К до и 0,8 мэВ/К после 130 К. В-третьих, повышение температуры приводит к немонотонному уширению и изменению интенсивности примесного максимума ДМ. Данная диаграмма представлена на рис. 10. В-четвертых, повышение температуры ведет к размытию экситонных состояний, которые при Т = 160 К практически не проявляются в спектре.

Т=77 К(1) Т=86 К(2) Т=100К(3) Т=125К(4) Т=157К(5) Т=198К(6)

§2. Обсуждение экспериментальных результатов.

Приступим к обсуждению полученных данных. Представленную на рис. 9. температурную зависимость кристалла CdS можно объяснить следующим образом. Температурное гашение фоточувствительности, как в собственной области, так и в области максимума ДМ, связывается с увеличением вероятности выброса дырки, захваченной на r-центре с ростом температуры. Напомним, что r-центры—глубокие акцепторные уровни являются центрами фоточувствительности полупроводника, которые захватывают фотодырки, тем самым обеспечивая высокую фоточувствительность полупроводника. Смазывание экситонной структуры с ростом температуры связано с экситон–фононным взаимодействием, которое при повышении температуры приводит к уширению экситонного уровня и соответственно к уменьшению его времени жизни.

Рассмотрим причину немонотонного температурного поведения полуширины примесного максимума ДМ. Как видно из рис. 10. на начальном этапе полуширина примесного максимума с ростом температуры увеличивается с одной скоростью, а начиная с температуры ≈ 220 К наблюдается значительное увеличение этой скорости. Для объяснения такого поведения рассмотрим природу дополнительного максимума ДМ. На рис. 11. показана энергетическая диаграмма, поясняющая формирование максимума ДМ при различных температурах t1
и t2
. Формирование максимума ДМ связано с фототермическими переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости через мелкий донор D+
. В реальных кристаллах донорные центры создают не строчку уровней, имеющих одну и ту же глубину залегания, а примесную зону, в которой доноры распределены в некотором интервале энергий. При низких температурах максимум ДМ создается при фототермических переходах с участием самых мелких доноров (случай t1
). При высокой температуре (случай t2
) возможно проявление не только самых мелких уровней доноров, но и доноров, имеющих большую глубину залегания. Представленная модель объясняет повышенную скорость спектрального смещения ДМ от температуры. Поскольку при высокой температуре проявляются все мелкие доноры D+
, то полуширина этого максимума должна быть больше, чем при низких температурах (t1
).

В ходе температурной зависимости интенсивности максимума ДМ (рис. 10) можно видеть, что до 170 К максимум повышается, а далее при повышении температуры наблюдается его понижение. По нашему мнению, это связано с тем, что одновременно проявляются 2 конкурирующих процесса, один из которых стремится повысить максимум ДМ, а другой – его понизить. Первый процесс, приводящий к увеличению ДМ1
, связан с температурным увеличением вероятности выброса фотоэлектрона с мелкого донора D+
в зону проводимости. Второй процесс, понижающий исследуемый нами максимум, связан с обычным тепловым гашением фотопроводимости, о котором было сказано выше.

Заключение

Подведем итоги работы. При повышении температуры в CdS можно наблюдать следующие явления:

1) Край собственного поглощения смещается в длинноволновую область;

2) Наблюдается размытие экситонной структуры;

3) Максимум ДМ, связанный с фототермическими переходами, имеет более высокую скорость смещения, чем край собственного поглощения;

4) Интенсивность максимума ДМ и его полуширина изменяется немонотонно.

Список литературы

Френкель
Я. И. Введение в теорию металлов. М., 1958. 368 с.
Mott N. K.
On the absorption of light by crystals // Proc. Royal Soc. 1938. Vol. 167, N930. P. 384-391.
Frank J., Teller E.
Migration and photohemical action of exitation energy in crystals // J. Chem. Phys. 1938. Vol. 6. P. 861-872.
Fano
U.
A theory of cathode luminescence // Phys. Rev. 1940. Vol.
58. P. 544-553.
Apker L., Taft E.
Photoelectric emission from F-centers KI // Phys. Rev. 1950. Vol. 79, N6. P. 964-966.
Hebb M. H.
Mechanism of exiton-enhanced photoelectric emission in alkali haliddes // Phys. Rev. 1951. Vol. 81. P. 702-705.
Inchauspe N.
Photoconduction in KBr and KJ containing F centers // Phys. Rev. 1957. Vol. 106. P. 898-903.
Лущик Ч. Б., Заитов Ф.Н., Лийдья Г. Г.
Фотоэлектрические явле­ния в полупроводниках // Киев, 1959. 180 с.
Toyozawa Y. The electronic polaron and ionization of trapped election by an exciton // Proc. Theor. Soc. 1954. Vol. 12. P. 421-422.
Trlifai M.
Non-radiative dicay of exitons on ionized donors and acceptors in semiconducting and dielectric crystals // Czech. J. Phys. 1965. Vol. 15. P. 780-796.
Гастев СВ., Лидер К. Ф., Новиков Б. В.
«Горячие» экситоны в спектре фотопроводимости кристаллов CdS при 4,2 К // Физ. и техн. полупр. 1973. Т. 7, №5. С. 901-904.
Гросс Е. Ф., Каплянский А. А., Новиков Б. В.
Структура спек­тральной кривой внутреннего фотоэлектрического эффекта в кристал­лах // Докл. АН СССР. 1956. Т. 110. С. 761-764.
Coret A. et Nikitine S.
Variation de la photoconductivite d'origine exci-tonique en function de la temperatuur dans Cu20 // Sol. St. Comm. 1969. Vol. 7. P. 87-89.
Gross E. F., Novikov B.V.
The fine structure of the spectral curves of photoconductivity // J. Phys. Chem. Sol. 1961. Vol. 22. P. 87-100.
Киселев В. А., Новиков В. В., Утнасонов С. С, Чередничен­ко А. Е.
Поверхностные флюктуации в твердом растворе Cd(Se,S) с низ­ким содержанием серы и аномальные спектры экситонного отражения // Физ. тв. тела. 1986. Т. 28. С. 2946-2949.
Lyons
L. E.
Photoconductance in tetracene-type crystales: theory of the spectral dependance // J. Chem. Phys. 1955. Vol. 23. P. 220.
Miyazawa
Т
., Tarucha S., Ohomorj Y., Okomoto H.
Room-temperature observation of exciton and its electric field effect in GaSb-AUGai-zSb multi quantum well // Surface Science, 1986. Vol. 174. P. 238-239.
Гросс Е. Ф-, Новиков Б. В.
Структура спектральных кривых фото­проводимости в кристаллах сернистого кадмия // Физ. тв. тела. 1959. Т. 1, вып. 3. С. 357-362.
Mark P.
Photo-induced chemisorption on insulating CdS crystals // J. Phys. Chem. Sol. 1964. Vol. 25, N9. P. 911-920.
Лашкарев В.Е., Сальков Е.А., Хвостов В. А.
Квантовый выход внутреннего фотоэффекта в экситонных полосах поглощения // Труды IX Междунар. конф. по физике полупроводников. Москва, 1968 год. Л., 1969. С. 501-504.
Соколов Н. С., Новиков Б. В., Гастев С. В.
Распад горячих эксито-нов на длинноволновых акустических фононах в кристаллах германия и кремния // Физ. тв. тела. 1976. Т. 10. С. 196-198.
Novikov B. V., Sokolov N. S., Gastev S. V.
Free-carrier generation via
exiton-phonon and exiton-impurity interaction in Ge crystals // Phys. Stat. Sol. (b). 1976. Vol. 74. P. 87-89.
Пихтин А.Н., Попов В. А.
Аномальный фотоэффект на связанных экситонах в фосфиде галия // Письма ЖЭТФ. 1980. Т. 31, вып. 12. С. 723-726.
Соколов Н.С, Новиков Б. В.
Исследование структуры энергетиче­ских уровней в кристаллах германия по спектрам фотопроводимости // Физ. тв. тела. 1975. Т. 17. С. 3347-3351.
Поляков В.Н., Ермаков М.Г., Перов П. Н., Хомич А. В.
Влия­ние кинетических параметров свободных экситонов в CdSe на спектры барьерного фотоотклика // Физ. тв. тела. 1985. Т. 27. С. 2971-2978.
Naka N., Husio M., Nagasava N.
Two-photon photo-voltaic spec­troscopy on wannier exitons in СигО // Физ. тв. тела, 1998. Т. 40. N5. С. 921-923.
Гросс Е. Ф., Новиков В. В.
Влияние механической обработки поверх­ности на вид тонкой структуры спектральных кривых фотопроводимо­сти в кристаллах сернистого кадмия // Физ. тв. тела. 1959. Т. 1. Вып. 12. С. 1882-1885.
Grigoriev R. V., Novikov B.V., Cherednichenko A. E.
Influence of oxygen adsorption on the fine structure of spectral distribution of photocon­ductivity in CdS crystals // Phys. Stat. Sol. 1968. Vol. 28, N1. P. 85-88.
Лидер К. Ф., Новиков Б. В., Пермогоров С. А., Разбирин
B
.
C
.
Спектры связанных экситонов и радиационные дефекты в соединениях А2
В6
. // Журн. прикл. спектроскопии. 1969. Т. 10, вып. 6. С. 985-991.
Novikov
В
. V., Ilinski
А
. V., Lider
К
. F., Sokolov N. S.
Determination of exiton diffusion length from photoconductivity low temperature spectra // Phys. Stat. Sol. (b), 1971. Vol. 48. P. 473-480.
Wright C.) Boer K. W.
Transitions between class I and class II CdS crys­tals induced by heat-treatment, oxygen de/adsorption and electron bombard­ment // Phys. Stat. Sol. 1970. Vol. 38, N1. P. 51-55.
Schubert R., Boer K. W.
Desorption of oxygen and its influence on the electrical properties of CdS single crystal platelets // J. Phys. Chem. Sol. 1971. Vol. 32, N1. P. 77-92.
Bargagnolo J. A., Boer K. W.
Luminescence spectrum of undoped CdS plateets as a
function of slight heat treatment in ultra-high vacuum // J. Lum. 1970. Vol. 1,2. P. 572-580.
Bragagnolo J. A., Wright C, Boer K. W.
Thermally stimulated desorp-tion from class I CdS crystals and its effect on their electrical properties // Phys. Stat. Sol. (a). 1974. Vol. 24, N1.P. 147-158.
В.А. Киселев, Б.В. Новиков, А.Е. Чередниченко
. Экситонная спектроскопия приповерхностной области полупроводни­ков. ЛГУ, Л. (1987). С. 162.
А.С. Батырев, Н.В. Карасенко, Б.В. Новиков
. Вестн. СПбГУ 4
, 1
(4
) 28 (1994).
J.A. Bragagnolo, G.M. Storti, K.W. Boer
. Phys. Stat. Sol. (a) 22
, 639 (1974).
R
.
A
.
Bisengaliev
,
E
.
D
.
Batyrev
,
B
.
V
.
Novikov
,
A
.
V
.
Sel
’
kin
. Abstr. of Int. Conf. ”Optics of Excitons in Condensed Matter”. St. Petersburg (1997), P. 68.
R.W. Smith
. Phys. Rev. 105, 3, 900 (1957).
А.С. Батырев, Э.Д. Батырев, Р.А. Бисенгалиев, Б.В. Новиков
. Влияние подсветки инфракрасным светом на спектры фототока кристаллов CdS.
А.С. Батырев, Р.А. Бисенгалиев, О.Э. Ботов, Н.В. Карасенко, Б.В. Новиков∗, Е.В. Сумьянова
. Исследование экситонной структуры в спектрах фотопроводимости кристаллов CdS.

[1]
Этот эффект наблюдался нами только в кристаллах, содержащих в спектрах ФП один или два длинноволновых дополнительных максиму­ма Д
M
1
и Д
M
2
[36] (в обозначениях работы [37] I
1
(Д
M
1
)
и Ix
(Д
M
2
)).
Такие кристаллы составляли большинство в партии исследованных нами образцов.

[2]
В этом методе установлена также корреляция между типом ТС спектров ФП и типом спектров фотоотражения, что указывает на важную роль поверхностных состояний и в формировании ТС спектров ФП.