WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

шение сечения захвата. Действительно, как было показаЭнергию акцептора в первом приближении можно но Абакумовым и Яссиевич [15], захват на заряженный искать как энергию кулоновского центра в простой центр, в отличие от более ранней модели Лэкса [16], анизотропной зоне с эффективными массами представляет собой непрерывный спуск по энергии. При этом переход через нулевой уровень энергии никак m = m0/(1 + 2) и m = m0/(1 - ).

не выделен, и сечение захвата на заряженный центр Здесь, 1 — параметры Латтинжера. В исходном описывается обобщенной формулой Томпсона вида:

кристалле масса тяжелых дырок mh = m0/(1 - 2).

Поскольку усредненная эффективная масса верхней из 4 e2Z =, (3) расщепленных подзон оказывается при этом много мень3 l0 kT ше mh исходного кристалла, это приводит к увеличению боровского радиуса a0 акцепторного центра и где kT — тепловая энергия. Длина l0 не зависит ни от уменьшению его энергии ионизации Ea. В отсутствие энергии захватываемого носителя, ни от температуры и деформации [14] связана с длиной свободного пробега l соотношением a0 = /(2mhEa)-1/2, Ea(0) =(4/9)mhe4/2 2.

kT l0 = l. (4) 2msВ пределе бесконечной деформации Здесь m — эффективная масса носителя, s —скорость 2m2 m 13.52Zзвука. Влияние одноосного сжатия на каскадный захват Ea[эВ] =. (2) 2 mh дырки на акцептор в пределе сильных деформаций в первом приближении можно учитывать через введение в Здесь Z — заряд центра, — диэлектрическая проница(4) анизотропной эффективной массы m =(m2 m )1/3.

емость кристалла.

В силу причин, обсужденных выше, это приведет к Отметим, что формула (2) оказывается достаточно значительному уменьшению сечения захвата и соответхорошим приближением для оценки энергии связи соственному увеличению времени жизни дырок. Простая стояния 1s расщепленного уровня акцептора, связанного оценка для сечения захвата на уровень акцептора в КРТ с зоной V+, в пределе больших деформаций. Так, для в пределе сильной деформации дает /0 = 0.04. Боакцептора в сильно деформированном Ge формула (2) лее точную оценку можно получить, воспользовавшись дает значение Ea = 2.8 мэВ, в то время когда более результатами работы [17], что приведет к качественно точный вариационный расчет [13] дает несколько больблизкому результату.

шее значение Ea = 3.8 мэВ. Подчеркнем, что при достижении предела сильных деформаций величина Ea Если рекомбинационный центр является глубоким акцептором, который описывается моделью потенциала не зависит более от P.

нулевого радиуса, он также оказывается расщепленным Оценка для КРТ в пределе сильной деформации дает одноосной деформацией на два двукратно вырожденных следующее значение энергии связи мелкого акцептора:

состояния. При этом, как было показано в [18], энергия Ea = 0.6 мэВ. Это значение существенно меньше расщепления между подуровнями акцептора ввиду малополученного для Ge из-за меньшей величины эффексти соотношения me/mh составляет E12 0.10.

тивной массы ml. Поэтому при сильных деформациях состояния электрически активного акцептора при Таким образом, в отличие от рассмотренного выше температурах T > 10 K оказываются ионизованными, случая мелкого кулоновского акцептора, энергия связи Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Низкотемпературные особенности фотоэлектрических свойств кристаллов CdxHg1-xTe... нижнего из расщепленных состояний относительно зоны V+ составляет Ea(P) Ea(0) - 0.450. (5) При этом для КРТ данного состава справедливо соотношение 0 = P, где = 12 мэВ/кбар.

Из приведенных соотношений можно приближенно оценить величину деформации, которая превращает нижний расщепленный подуровень в резонансный. Оценка показывает, что уровень с Ea(0) 10 мэВ остается локализованным по крайней мере до значений P = 2кбар.

Однако для такого уровня процесс захвата дырки уже не может быть описан в рамках каскадной модели Лэкса ввиду того, что энергия связи значительно превосходит энергию акустического фонона. При этом наиболее простое рассмотрение многофононного захвата на центр в рамках модели Хуанга–Риса приводит к следующему выражению для сечения захвата:

1 2 E = exp -. (6) 162 kT mkT kT Здесь — частота колебаний атомного ядра; E — энергия активации, определяемая термической энергией ионизации и константой электрон-фононной связи; m — Рис. 3. Зависимости коэффициента Холла RH и удельного масса плотности состояний зоны, с которой связан уросопротивления от давления P при T = 4.2 K. Параметры вень [15].

образца те же, что и на рис. 1.

Строго говоря, в случае деформированного кристалла использование анизотропной эффективной массы m вблизи вершины зоны V+ неприменимо. Однако ею можно воспользоваться для качественных оценок при значеэффект, обратный вымораживанию дырок. Его можно ниях P, для которых Ea(P) E, где E —все прочие назвать эффектом ”деформационного выкипания”. При энергетические расстояния в системе расщепленный P = 3 кбар концентрация дырок в верхней валентной акцептор - расщепленная вершина валентной зоны.

подзоне достигает значений p = 7.2 · 1014 см-3, т. е.

Следовательно, из-за уменьшения эффективной массы приближается по порядку к значению p в температурном сечение многофононного захвата на глубокий акцептор диапазоне истощения электрически активных акцепторов увеличивается. Вторым фактором увеличения может (T > 60-70 K).

стать уменьшение активационной энергии E в экспоненте (6). Таким образом, одноосное давление может Из рис. 4 также видно, что деформационные зависимооднозначно дискриминировать случаи захвата на мелкий сти времен жизни электронов и дырок имеют противокулоновский акцептор, с одной стороны, и глубокий положный характер: наряду с ростом phm наблюдается центр, описываемый моделью потенциала нулевого разаметный спад величины phc.

диуса, — с другой.

Исходя из приведенных зависимостей можно заклюНа рис. 3 и 4 представлены зависимости RH и, phc чить, что упругое напряжение оказывает качественно и phm от деформации при T = 4.2 K. В диапазоне противоположное воздействие на скорость рекомбинанапряжений P = 1-3 кбар происходит резкое (на неции по сравнению с понижением температуры. Причина сколько порядков) изменение всех указанных параметздесь, очевидно, заключается в том, что по мере роста ров. Подчеркнем, что качественно схожие зависимоP и опустошения акцепторных состояний происходит сти наблюдались практически для всех исследованных повышение уровня Ферми и удаление его от края валентобразцов p-КРТ с концентрацией 3 · 1015-2 · 1016 см-3.

ной зоны. В результате концентрация свободных дырок Из зависимостей RH(P) и (P) следует, что за счет существенно возрастает, что приводит к уменьшению h уменьшения эффективной массы подвижность дырок (см. соотношение (1)). С другой стороны, рекомбинаµV+ в верхней из расщепленных зон возрастатает по ционный уровень, который участвовал в переходах при сравнению с подвижностью дырок µh в недеформиронизких температурах, оказывается занятым электронами ванном кристалле с величины 3.9 · 102 см2/(В · с) до 4 · 103 см2/(В · с). Одновременно происходит существен- и дальнейший процесс захвата неосновных носителей — ный рост концентрации свободных дырок за счет де- электронов — существенно замедляется. Это приводит формационного опустошения акцепторных состояний — к возрастанию времени жизни электронов e.

Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 1192 С.Г. Гасан-заде, С.В. Старый, М.В. Стриха, Г.А. Шепельский повышение уровня Ферми. Оценка деформационного сдвига уровня Ферми с использованием формул (1) и (5) показывает, что глубина залегания акцептора не должна превышать 10–15 мэВ от вершины валентной зоны.

Заключение Таким образом, предложенная двухуровневая модель с учетом вымораживания дырок в состоянии описать особенности рекомбинационных процессов в дырочном КРТ при низких температурах. Экспериментальные результаты удается объяснить, привлекая к рассмотрению наряду с известным рекомбинационным уровнем с глубиной залегания E 40 мэВ другой акцептор с Ea = 10-15 мэВ. Только с учетом предложенной модели удается интерпретировать падение времени жизни неосновных носителей заряда — электронов — в низкотемпературном диапазоне, а также противоположные зависимости времени жизни дырок и электронов от величины упругого напряжения.

Список литературы [1] Н.С. Барышев, Б.Л. Гельмонт, М.И. Ибрагимов. ФТП, 24, 209 (1990).

[2] А.В. Войцеховский, Ю.В. Лиленко. ФТП, 15, 1457 (1981).

[3] D.I. Polla, C.E. Jones. J. Appl. Phys., 52, 5118 (1981).

[4] Н.Л. Баженов, В.И. Иванов–Омский, Н.И. Константинова, Рис. 4. Зависимости времен phc (2) и phm (1) от давления P В.К. Огородников. ФТП, 16, 2102 (1982).

при T = 4.2 K. Параметры образца те же, что и на рис. 1.

[5] S.T. Schechman, E. Finkman. J. Appl. Phys., 57, 2001 (1985).

[6] R. Fastow, Y. Nemirowsky. J. Vac. Sci. Technol. A, 8, (1990).

[7] R. Fastow, D. Goren, Y. Nemirowsky. J. Appl. Phys., 68, На основании приведенных выше оценок попытаемся (1990).

сделать заключение о виде потенциала рекомбинацион[8] V.I. Ivanov-Omskii, N.N. Berchenko, A.I. Elizarov. Phys. St.

ного центра, находящегося поблизости от края валентSol. (a), 103, 11 (1987).

ной зоны. Для этого примем во внимание деформа- [9] С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, Г.А. Шепельский. ФТП, 33, ционное изменение сечения захвата. Из формул (1) и 574 (1999).

[10] С.E. Jones, V. Nair. Appl. Phys. Lett., 39 (3), 248 (1981).

(5) для мелкого акцепторного уровня следует, что на [11] Г.Л. Бир, Г.Е. Пикус. Симметрия и деформационные время жизни основных носителей — дырок — оказывают эффекты в полупроводниках (М., Наука, 1972).

влияние два противоположных фактора: увеличение с [12] R. Buczko. Nuovo Cimento, 9D, 669 (1987).

давлением концентрации дырок p и уменьшение сечения [13] М.А. Однолюбов, В.М. Чистяков. ФТП, 32, 799 (1998).

захвата. Их действие в значительной мере компенси[14] А.В. Германенко, Г.М. Миньков, О.Э. Рут. ФТП, 21, рует друг друга, так что отношение h/0 при P = 3кбар (1987).

по оценкам достигает значения всего лишь около 10.

[15] В.Н. Абакумов, В.И. Перель, И.Н. Яссиевич. БезызлуЭто по крайней мере на 2 порядка меньше значения, чательная рекомбинация в полупроводниках (СПб, ПИЯФ, 1997).

полученного из эксперимента. Отсюда можно заключить, [16] M. Lax. Phys. Rev., 119, 1502 (1960).

что рекомбинационный центр является не кулоновским [17] В.В. Акуленичев. ФТП, 16, 254 (1982).

акцептором, для которого справедлива лэксовская мо[18] F.T. Vasko, M.V. Strikha. Phys. St. Sol. (b), 181, 447 (1994).

дель, а несколько более углубленным. Такому центру больше соответствует модель потенциала нулевого радиРедактор T.A. Полянская уса. Сечение захвата на такой акцептор должно увеличиваться с давлением, а время жизни дырок, таким образом, падать. Другой причиной деформационного уменьшения времени жизни дырок, как указывалось выше, является Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Низкотемпературные особенности фотоэлектрических свойств кристаллов CdxHg1-xTe... Low-temperature peculiarities of photoelectric properties of CdxHg1-xTe crystals with hole conductivity: the hole freezing-out effect and elastic strain S.G. Gasan-zade, M.V. Strikha, S.V. Staryi, G.A. Shepelskii Institute of Semiconductor Physics, National Academy of Sciences of Ukraine, 03650 Kiev, Ukraine

Abstract

A study has been made of temperature and deformation dependences of photoconductivity and the photoelectromagnetic effect as well as of the dark electric conductivity and the Hall coefficient in p-CdxHg1-xTe crystals with x 0.20-0.composition at low temperatures. It is shown, that the recombination transitions within T < 30-40 K temperature range can be interpreted in the framework of the two level Shockly–Reed’s model, taking into consideration the hole freezing-out effect.

The second recombination center that occurs only in the above mentioned temperature range. This center is a non-Coulombic type acceptor with the ionisation energy about 10–15 meV.

Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.