WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. 5 Низкотемпературные аномалии фотоэлектромагнитного эффекта в CdxHg1-xTe p-типа проводимости © С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, Г.А. Шепельский Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 252650 Киев, Украина (Получена 25 августа 1998 г. Принята к печати 22 октября 1998 г.) В кристаллах CdxHg1-xTe (x = 0.20-0.30) p-типа в температурном диапазоне вымораживания дырок на акцепторные состояния (T < 30 K) обнаружено знакопеременное поведение тока фотоэлектромагнитного эффекта в магнитном поле. Показано, что причиной аномалий фотоэлектромагнитного эффекта является изменение отношения концентраций равновесных и неравновесных носителей тока. Предложенная теоретическая модель, которая учитывает зависимость эффективной длины биполярной диффузии от указанного соотношения, хорошо объясняет наблюдаемые в эксперименте аномалии фотоэлектромагнитного эффекта.

Введение Эксперимент Полупроводниковый твердый раствор CdxHg1-xTe Были исследованы образцы p-CdxHg1-xTe с составом (КРТ) уже достаточно длительное время используется x = 0.20-0.30 и концентрацией нескомпенсированных в качестве материала для разработки фотоприемников примесей NA - ND = 2 · 1015-1018 см-3. Образцы излучения в инфракрасном диапазоне. При этом фото- изготавливались из монокристаллов КРТ, полученных приемники на основе КРТ, как правило, эксплуатируются методом направленной кристаллизации и отожженных в охлажденном режиме (T = 77-100 K). Физические в насыщенных парах ртути при T = 400C. Конценсвойства КРТ к настоящему времени достаточно хорошо трация активных примесей определялась по величине изучены. Это в первую очередь относится к материалу коэффициента Холла RH при температуре истощения n-типа. Что касается КРТ с дырочной проводимостью, примесей T = 78 K. При этом для определения конто, как известно, при низких температурах в электриче- центрации свободных дырок величина RH измерялась ских и гальваномагнитных свойствах материала p-типа при достаточно сильном поле H > 3-5кЭ, чтобы проявляется ряд аномалий (см., например, обзор [1]). исключить вклад легких дырок в коэффициент Холла.

Некоторые из таких аномалий до сих пор не получили Особое внимание было уделено обработке поверхноубедительной интерпретации. сти образцов. Предварительно полированные химикоТо что практически все аномалии в физических свой- механическим способом образцы непосредственно перед ствах p-КРТ выявляются лишь при низких температурах, измерениями протравливались в 5%-ном растворе брома очевидно, связано с резким уменьшением концентрации в метаноле с последующей промывкой в изобутиловом свободных дырок из-за их вымораживания на локали- спирте. В отдельных случаях на поверхность образца зованные акцепторные состояния при T < 20-30 K. наносился анодный окисел (АО), что приводило к обраВ этих условиях могут проявляться конкурирующие зованию в приповерхностной области образца p-типа каналы проводимости n-типа. Они проявляют себя бла- инверсного слоя с проводимостью n-типа. Электрические годаря большому отношению подвижности электронов контакты наносились вплавлением индия. Линейные разк подвижности дырок и вызваны наличием различного меры образцов: 0.40.6 1.52 68мм3.

рода протяженных неоднородностей в кристаллах КРТ. Измерения ФМЭ выполнялись по стандартной метоТакие неоднородности связаны как с особенностями тех- дике с модуляцией возбуждающего излучения. Источнологии выращивания и термической обработки твердых никами излучения служили глобар в диапазоне длин растворов КРТ, так и с образованием инверсных поверх- волн = 1-14 мкм и лазер ЛГ-126 ( = 3.39 мкм).

ностных слоев [2–4]. Фотоэлектрические и фотомагнит- Для исследуемых образцов условие слабого возбуждения ные явления могут оказаться особенно чувствительными p p (p — концентрация неравновесных дырок) к наличию в кристаллах или эпитаксиальных слоях про- выполнялось для излучения глобара при всех исследуестранственных неоднородностей. О первых результатах мых температурах T = 4.2-100 K, а для неослабленного таких исследований сообщалось в работе [5]. излучения ЛГ-126 (мощность порядка 5 мВт) — при В настоящей работе сообщается об аномалиях фо- T = 20-30 K.

тоэлектромагнитного эффекта в p-КРТ в низкотемпера- На рис. 1 представлены типичные температурные турном диапазоне. Результаты полевых, температурных, зависимости удельного сопротивления и коэффициспектральных и деформационных измерений фотоэлек- ента Холла RH для исследованных образцов p-типа.

тромагнитного эффекта (ФМЭ) позволили предложить Эти зависимости окажутся полезными для понимания теоретическую модель, которая хорошо объясняет глав- происхождения низкотемпературных фотоэлектрических ные особенности ФМЭ в p-КРТ при низких температу- аномалий. Экспоненциальный рост и RH в зависиморах. сти от 1/T в низкотемпературной области примесной Низкотемпературные аномалии фотоэлектромагнитного эффекта в CdxHg1-xTe... наблюдается обычная нормальная зависимость IPME(H):

характерный для кристаллов p-типа рост IPME при увеличении напряженности магнитного поля H с насыщением в области сильных полей для неосновных носителей тока — электронов (при µnH/c 1). При T = 4.2KФМЭ в значительной области H имеет отрицательный знак (в дальнейшем такой ФМЭ мы будем называть аномальным по аналогии с работами [6,7]). При несколько более высокой температуре (T = 68K) наблюдается двойная смена знака ФМЭ. Наконец, при T = 1530 K ФМЭ во всей области температур имеет нормальный знак, однако вклад аномальной (отрицательной) компоненты в полевую зависимость IPME оказывается еще заметным по характерному изгибу кривой в диапазоне H = 1-4кЭ.

Как следует из данных рис. 1, именно в интересующем нас диапазоне температур (4.2-30 K) происходит резкое уменьшение концентрации свободных дырок с понижением температуры. Поэтому естественно предположить, что одной из основных причин, приводящих к проявлению аномалий ФМЭ, оказывается изменение соотношения между плотностью неравновесных и равновесных Рис. 1. Температурные зависимости коэффициента Холла носителей тока. Действительно, в исследуемых образцах RH(1, 1 ) и удельного сопротивления (2, 2 ) для образца при 4.2 K концентрация свободных дырок уменьшается p-CdxHg1-xTe (x = 0.205) для двух состояний поверхности:

на 3–4 порядка по сравнению с исходной и достигает 1, 2 — свежетравленная поверхность; 1, 2 — поверхность значений 1011-1012 см-3. С другой стороны, время с окислом. Величина RH измерялась при H = 5кЭ. Параметры образца при T = 77 K: p = 3.27 · 1015 см-3, жизни дырок в этом же диапазоне температур, напротив, µp = 3.11 · 102 см2/(В · с).

проводимости (T < 30 K) связан с вымораживанием свободных дырок на акцепторный уровень с глубиной залегания EA = 5-7 мэВ от дна валентной зоны. При этом на образцах со свежетравленной поверхностью (кривые 1, 2) в области самых низких температур величина достигает настолько больших значений, что не удается надежно измерить значение RH. На некоторых образцах в указанном диапазоне температур наблюдалась вторая смена знака RH. Качественно схожие температурные зависимости и RH наблюдались у всех исследуемых образцов p-типа со свежетравленной поверхностью. После достаточно длительной выдержки в воздушной атмосфере ( 10 ч) на поверхности кристалла образуется окисная пленка, которая способствует накоплению в приповерхностном слое электронов. В результате участок резкого роста зависимости (1/T ) заканчивается насыщением при меньших значениях. Этот эффект еще более усиливается после нанесения на свежетравленную поверхность образца анодного окисла: в этом случае при низких температурах дырочная проводимость шунтируется проводимостью электронов приповерхностного инверсного слоя. В результате экспоненциальный Рис. 2. Полевые зависимости фотомагнитного тока IPME, участок на зависимостях (1/T ) и RH(1/T ) практически измеренные при значениях температуры T, K: 1, 1 — 4.2, отсутствует, а RH во всей области температур сохраняет 2 — 7, 3 — 10, 4 — 20, 5 — 60. Образец тот же, отрицательный знак (рис. 1, кривая 1 ).

что и на рис. 1. Интенсивность возбуждающего излучения Полевые зависимости фотомагнитного тока при разI0 4 · 1016 кВт / (см2 · с); длина волны = 3.39 мкм.

ных значениях температуры образца представлены на Штриховая линия — зависимость IPME(H) после анодного рис. 2. Как видно из рисунка, лишь при T > 30 K окисления.

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. 576 С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, Г.А. Шепельский Рис. 3. Полевые зависимости фотомагнитного тока IPME для образца p-CdxHg1-xTe (x = 0.210): a — при значениях интенсивности возбуждающего излучения ( = 3.39 мкм): 1 — I0 5·1016 кВт / (см2· с), 2 —0.2I0, 3—0.01I0; b— при упругой деформации, кбар:

1 —0, 4 —1.7, 5 —2.2, 6 — 3.0. Параметры образца при T = 77 K: p = 3.94 · 1015 см-3, µp = 2.88 · 102 см2/(В · с).

возрастает [8]. Поэтому даже относительно слабые Теория интенсивности излучения (I = 10151016 кВт / (см2 · с)) Известно [10,11], что в ряде случаев в полупроводоказываются достаточными для достижения условия никах реализуется аномальный ФМЭ, направление тока сильного возбуждения p/p 1.

и полярность напряжения которого обратны по отноДля экспериментальной проверки приведенных выше шению к обычному. По физической природе различают доводов полевые зависимости ФМЭ были измерены при диффузионный и полевой аномальный ФМЭ.

постоянной температуре 4.2 K и разных интенсивностях Первый из них реализуется в тонких полупроводнивозбуждения I, а также при T = const, I = const и ковых пластинах, когда при большой глубине проникодноосном напряжении. В первом случае соотношение новения света носители генерируются почти равномерp/p изменяется за счет уменьшения величины p, а но во всем объеме полупроводника, а рекомбинируют во втором — за счет увеличения p. Рост p в последнем главным образом на поверхности с большой скоростью случае происходит из-за снижения энергии ионизации акцепторного уровня в КРТ при одноосном напряже- поверхностной рекомбинации. В случае, когда скорость рекомбинации на освещенной поверхности существенно нии [9]. Как видно из рис. 3, в обоих случаях полевые больше, чем на темновой, диффузионный поток носитезависимости ФМЭ обнаруживают те же особенности, лей будет направлен преимущественно по направлению что и на рис. 2. Отсюда следует, что аномалии ФМЭ к освещенной поверхности, и знак ФМЭ становится проявляются лишь при условии p p, т. е. при обратным по отношению к обыкновенному. Теория такосильном возбуждении. Подчеркнем, однако, что условие сильного возбуждения для p-КРТ при низких темпера- го эффекта построена в [7]. В работе [12] она обобщена на случай скрещенных электрического и магнитного турах достигается при очень умеренных интенсивностях полей.

излучения.

Соотношение между нормальной и аномальной ком- Напротив, полевой аномальный ФМЭ может реализопонентами ФМЭ при прочих равных условиях может ваться в толстой пластине (d 1), если вблизи от также изменяться из-за состояния поверхности образ- поверхности существует слой, обедненный основными ца. Относительная величина аномальной составляющей носителями, и электрическое поле в области пространФМЭ возрастает при образовании естественной окис- ственного заряда (ОПЗ) тянет неосновные носители ной пленки на поверхности после длительной выдерж- к освещенной поверхности. Обзор работ, посвященных ки кристалла на воздухе. А после нанесения анодного аномальному ФМЭ, можно найти в [13].

окисла толщиной 150200 со значительной поверх- Поскольку в КРТ для использованных в экспериностной плотностью положительного заряда в окисле менте длин волн коэффициент поглощения составляет 5 · 1011-1012 см-2 ФМЭ при T = 4.2 K имеет отрица- 104 см-1, а образцы являются достаточно толстыми, тельный знак во всей области исследованных H (рис. 2, очевидно, что аномальный ФМЭ в исследуемом случае кривая 1 ). должен иметь не диффузионную, а полевую природу и Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. Низкотемпературные аномалии фотоэлектромагнитного эффекта в CdxHg1-xTe... связан с наличием электрического поля приповерхност- использовалось выражение ного объемного заряда [8]. Как следует из результа 1/L(H) =L/ 1 +(µnH/c)2, (2) тов многочисленных исследований [2–4], возникновение окисной пленки на поверхности кристаллов p-КРТ приполученное как предельный случай из более общего выводит именно к образованию приповерхностного слоя, ражения для L(H) (формулы (16), (18) работы [10]) для обедненного основными носителями заряда (запорного низких уровней инжекции n n0, p0 и для примесного слоя).

дырочного полупроводника n0 p0. Однако в силу Отметим, что ранее теоретический анализ ФМЭ прорезкой асимметрии значений электронных и дырочных водился в предположении независимости эффективной подвижностей приближение (2) для узкощелевых полудиффузионной длины L от концентраций носителей n проводников требует, как будет показано, значительно и p. Такое предположение хорошо применимо для более сильных критериев применимости.

широкозонных материалов типа Ge и Si, где значения Запишем общее выражение для эффективной диффуподвижностей электронов µn и дырок µp отличаются в зионной длины [10] в удобном для дальнейшего исполь23 раза. Однако в узкозонных полупроводниках типа зования виде:

InSb и КРТ эти величины могут отличаться на порядки, 1 + n/p что, как будет показано нами далее, приводит к сущеL2 = Dn. (3) ственным особенностям аномального ФМЭ в области nµn/pµp + 1 +(µnH/c)2(1+µpn/µnp) ”вымораживания” дырок.

Здесь n = n + n0, p = p + p0, — время жизни Запишем, согласно [6], выражение для тока ФМЭ при носителей в объеме (полагаем, что при всех уровнях наличии ОПЗ толщиной w:

инжекции темп рекомбинации в примесном полупроводнике остается линейным по концентрации избыточных H 1 - exp(-w) неосновных носителей), Dn = kT µn/q — коэффициент IPME = qI(µn + µp) -w c w диффузии электронов.

Легко видеть, что выражение (2) является предельным exp(-w) L L случаем общего выражения (3) при выполнении значи- +. (1) 1 + L 1 + sL/D 1 + L тельно более сильного для узкозонных полупроводников соотношения nµn/pµp 1 (только выполнение такого Здесь q — заряд электрона, — квантовый выход, соотношения позволяет пренебречь электронной провоI — интенсивность поглощаемого света, D —амбиподимостью). Но, поскольку в узкозонных полупроводнилярный коэффициент диффузии, s — эффективная скорость поверхностной рекомбинации, учитывающая поверхностный изгиб зон. Первое слагаемое в квадратных скобках (1) описывает полевую (”аномальную”) компоненту ФМЭ, второе — обыкновенный ”диффузионный” ФМЭ. Из вида (1) понятно, что если первое слагаемое превышает по абсолютной величине второе, то ток ФМЭ изменяет знак и реализуется случай полевого аномального ФМЭ.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.