WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 8 |

152 10P (32) 3000 NHС целью контроля интенсивности, формы и про250 9R (26) 400 CH3F странственного распределения лазерного излучения бы256 10R (14) 500 NHли использованы быстродействующие неохлаждаемые 280 10R (8) 1000 NHфотоприемники лазерного СБММ-излучения, основан385 9R (22) 5 D2O ные на эффекте увлечения [63], эффекте внутризонной 496 9R (20) 10 CH3F µ-фотопроводимости [64], на стимулировании туннельного эффекта в структурах металл/полупроводник при плазменном отражении излучения [58,66], а также пиоткрывает также применение для накачки мощного излуроэлектрическая матрица Spirikon. Импульсный сигнал, чения ТЕА CO2-лазера с уровнями мощности от 100 kW пропорциональный изменению сопротивления образца и выше, так как сильное электрическое поле световой под действием лазерного излучения, измерялся в станволны приводит к уширению уровней энергии молекул дартной схеме измерения фотоотклика при сопротивлеи дает возможность возбуждать уровни, имеющие знании нагрузки RL = 50 (см. вставку на рис. 7). Напрячительную отстройку от частоты излучения накачки [2].

жения смещения на образце составляли 5 V/cm и были Это приводит к возможности генерации целого ряда существенно ниже порога лавинного пробоя примеси.

дополнительных длин волн, которые отсутствовали бы при использовании в качестве накачки маломощного непрерывного излучения. Поиск условий для генерации ДИК–СБММ-излучения в основном сводится к задаче нахождения рабочих веществ и линий СО2-лазера накачки, резонансно совпадающих с соответствующими молекулярными переходами. Тысячи линий, перекрывающих весь диапазон ДИК–СБММ-излучения (от 20 µm до 2 mm), были обнаружены к настоящему времени в большом количестве рабочих сред [99–104]. Для проведения исследований в полупроводниках существенным является, однако, не столько поиск новых линий генерации, сколько нахождение одиночных сильных и стабильных линий излучения. Это особенно важно в случае импульсных лазеров, мощное излучение накачки которых приводит к уширению состояний в молекулах рабочей среды и вследствие этого к появлению большого количества дополнительных линий.

Наиболее сложным элементом рассматриваемой лазерной системы является лазер накачки. Ранее постройка лазера с оптической накачкой требовала в первую очередь изготовления в лаборатории мощного импульсного СО2-лазера с высоким уровнем подавления электромагнитных помех, что ограничивало распространение метода ДИК–СБММ-спектроскопии высокого уровня возбуждения. В настоящее время появились высокостабильные мощные промышленные TEA CO2-лазеры (URANIT 104, 204), на основе которых можно сравниРис. 7. Осциллограммы импульса возбуждения и сигналов тельно легко реализовать подобную систему. Характерифотопроводимости, полученных при освещении ДИК–СБММстики сильных одиночных линий, перекрывающих диаизлучением образцов с глубокими примесями. На вставке —пазон от 30 до 500 µm, соответствующие рабочие среды схема измерения.

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (Обзор) Измерения были выполнены в температурном интервале характерное время спада различно для разных типов приот 30 K до 150 K, где в тепловом равновесии факти- месей и различных температур. Для глубоких примесей чески все носители выморожены на примесь. Образцы замещения длительность импульса фотоответа несколько помещались в оптический криостат. Для исключения больше, чем лазерный импульс (рис. 7), и изменяется проникновения в криостат света среднего ИК-диапазона в зависимости от температуры в интервале от 100 ns использовались фильтры из кристаллического кварца, а до 10 µs, что соответствует временам жизни фотовоздля света видимого диапазона — фильтр из черного бужденных носителей (см., например, [75,112,113]). В полиэтилена толщиной 1 mm.

случае автолокализованных DX--центров в AlхGa1-хSb Исследование процессов туннельной ионизации было и AlхGa1-хAs наблюдается увеличение проводимости выполнено на двух различных типах глубоких примесобразца, сохраняющееся в течение нескольких сотен сеных центров: 1) со слабой электрон-фононной связью, кунд после окончания возбуждения, что характерно для <1 (Au, Hg, Cu, Zn в германии, Au в кремнии и Те в спада замороженной фотопроводимости в исследуемых фосфиде галлия); 2)с сильной электон-фононной связью, образцах с DX--центрами. На рис. 8 показаны сигнакогда имеет место автолокализация, > 1 (теллур в лы фотопроводимости образца AlхGa1-хSb в двух вреAlхGa1-хSb и AlхGa1-хAs).

менных масштабах (b) в сопоставлении с импульсом воз Энергия термической ионизации акцепторных примебуждения (а). Наблюдение ДИК–СБММ-положительной сей T составляла в случае германия — 150 meV (Au), замороженной фотопроводимости показывает, что этот 90 meV (Hg), 40 meV (Cu) и 30 meV (Zn), для Au в сигнал вызван отрывом электронов от DX-центров.

кремнии 300 meV, а для донорного теллура в фосфиде Изменение проводимости образца под действием галлия — 90 meV [75]. Заметим, что теллур в фосфиде СБММ-излучения может быть обусловлено либо процесгаллия является по сути сильно заглубленным мелким сами, связанными с поглощением излучения свободными кулоновским центром.

носителями (разогрев электронного газа, µ-фотопроВ исследованных образцах AlхGa1-хSb с составами x = 0.28 и 0.5 и AlхGa1-хAs c x = 0.35 легирование теллуром приводило к электронной проводимости, и наблюдались все основные особенности, характерные для DX-центров, в частности эффект замороженной фотопроводимости [105,106].

3. Наблюдение туннельной ионизации глубоких примесных центров мощным ДИК–СБММ-излучением Полупроводники, легированные глубокими и мелкими примесными центрами, давно и успешно используются в качестве низкотемпературных приемников излучения ИК- и ДИК-диапазонов [107]. Длинноволновая граница их применимости ограничена энергией связи примеси и в случае глубоких примесных центров, таких как, например, Ge : Au, Ge : Hg, в ДИК- и тем более в СБММ-областях сигнал отсутствует. Однако такая картина наблюдается лишь при относительно небольших интенсивностях света. При возбуждении полупроводникового материала, легированного глубокими примесями, интенсивным излучением импульсного ДИК–СБММ-лазера был обнаружен сигнал фотопроводимости, вызванный ионизацией глубоких примесных центров, несмотря на тот факт, что энергия фотона возбуждающего излучения была в десятки раз меньше энергии их термоионизации T [69,108–111]. Сигнал, сверхлинейно возРис. 8. Осциллограммы импульса возбуждения с раcтающий при увеличении интенсивности падающего = 90.5 µm (а) и сигналов фотопроводимости, полученных излучения, был обнаружен во всех изученных образцах при освещении ДИК–СБММ-излучением образца Ge, Si, GaP, AlxGa1-xAs и AlxGa1-xSb в широком инAl0.5Ga0.5Sb, находящегося в темноте (b) и в состоянии тервале температур и во всем используемом диапазоне замороженной фотопроводимости (с), созданном в результате длин волн [86]. Знак сигнала фотопроводимости сопредварительного освещения образца светом ближнего ответствует уменьшению сопротивления образца, а его ИК-диапазона.

Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1918 С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл ре СБММ-замороженной фотопроводимости в образцах с DX-центрами.

Следовательно, наблюдение сигналов положительной фотопроводимости с временами, существенно большими длительности импульса, исключает разогрев электронного газа и соответствующую ему фотопроводимость как возможную причину возникновения фотоотклика (см. Приложение). Подавление процессов разогрева в образцах, легированных преимущественно глубокими центрами и находящихся при достаточно низких температурах, обусловлено вымораживанием носителей на примесь и, следовательно, отсутствием заметного поглощения излучения. Таким образом, фотоответ действительно вызван фотоионизацией глубоких примесей светом с энергией кванта, много меньшей энергии термической ионизации примесей T.

На рис. 9 показанa зависимость сигнала фотопроводимости образцов германия, легированного ртутью (Т = 90 meV), при T =64 K от интенсивности излучения для двух различных длин волн. На рис. 10 в полулогарифмическом масштабе приведены аналогичные данные, полученные для другой глубокой примеси (золото в Рис. 9. Зависимость относительного изменения проводимости германии) для трех различных длин волн. Указанные на /d =(i -d)/d образцов германия, легированного Hg рисунках i и d соответствуют проводимости образца (T = 90 meV), при T =64 K от интенсивности излучения при при освещении и в темноте. Поскольку длительность разных длинах волн. = 90.5 (1)и 250 µm (2).

импульса возбуждения меньше, чем время захвата неравновесных носителей, рекомбинация во время возбуждения может не учитываться. Поэтому экспериментально водимость), либо появлением дополнительных свободных носителей за счет процессов ионизации.

Прежде всего остановимся на возможном влиянии разогрева решетки или электронного газа как наиболее естественном механизме фотопроводимости при поглощении мощного излучения. Разогрев носителей был детально изучен в СБММ-области спектра на образцах с мелкими примесями и при не слишком низких температурах, когда примеси ионизованы и условия для разогрева наиболее благоприятны. Из результата этих исследований, приведенных в Приложении, следует, что в случае возбуждения образцов с глубокими примесями разогрев электронного газа как причина наблюдаемой ионизации примесей может быть исключен на основании кинетик регистрируемых сигналов. Прежде всего в рассматриваемом диапазоне концентраций и температур разогрев электронного газа должен приводить к отрицательной фотопроводимости, в то время как в эксперименте наблюдается положительная фотопроводимость.

Кроме того, фотосигналы, обусловленные электронным разогревом, должны либо повторять форму импульса, либо иметь более сложную форму, но не превышающую по длительности импульсы возбуждения (см. ПриРис. 10. Зависимость относительного изменения проводимоложение и [39,114]), в то время как регистрируемые сти /d = (i - d)/d образцов германия, легированимпульсы фотоответа соответствуют временам захвата ного Au (T = 150 meV), при T = 77 K от интенсивности возбужденных носителей и их длительность существенно излучения при разных длинах волн. = 90.5 (1), 152 (2) больше длительности импульсов возбуждения. Наибо- и 250 µm (3). Данные представлены в полулогарифмическом лее ярко ионизация примесей проявляется на приме- масштабе.

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (Обзор) определяется напряженностью электрического поля излучения, а не величиной и числом квантов света. Именно такая ситуация имела место в большинстве выполненных экспериментов, результаты которых подробно обсуждаются и сопоставляются с теорией для постоянного поля в разделе 4. Возрастание частоты или понижение температуры приводят к появлению частотной зависимости вероятности ионизации, соответствующей увеличению вероятности туннелирования. Соответствующие экспериментальные результаты и механизмы, приводящие к появлению зависимости от частоты, обсуждаются в п. 4.5.

Рис. 11. Зависимости логарифма отношения проводимости 4. Ионизация глубоких примесных при освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов центров мощным германия, легированного Au (T = 150 meV), при T =77 K от ДИК–СБММ-излучением интенсивности излучения при = 90.5 µm для линейно (1) и циркулярно (2) поляризованного возбуждающего излучения.

4.1. Туннельная многофононная ионизация Туннельная многофононная ионизация характеризуется экспоненциальной зависимостью от квадрата амопределенное относительное изменение проводимости плитуды электрического поля излучения: e(E) = e(0) /d =(i - d)/d, соответствует относительному exp(E2/Ec ) (см. п. 1.3). Такое возрастание сигнала изменению концентрации свободных носителей, которая фотопроводимости наблюдалось для всех образцов в в свою очередь пропорциональна изменению вероятношироком диапазоне полей и температур. Эксперименсти ионизации примесей.

Фотоионизация глубоких примесей светом с

Измерения показали, что величина фотопроводимости как функция интенсивности излучения во всем интервале имеющихся интенсивностей не зависит от длины волны излучения в диапазоне длин волн выше 90 µm и при температуре порядка 70 К. Это демонстрируется на рис. 9 и 10, показывающих, что кривые для всех длин волн совпадают в пределах точности измерения. Сигнал также независим от поляризации излучения, что видно из рис. 11, где сигнал фотопроводимости Ge : Au показан как Рис. 12. Зависимости логарифма отношения проводимости функция интенсивности для линейно и циркулярно попри освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов ляризованного излучения на длине волны = 90.5 µm.

германия, легированного Au (T = 150 meV), от квадрата Наблюдаемая независимость сигнала от частоты излучеамплитуды электрического поля излучения с = 90.5 µm.

ния (рис. 9, 10) позволила сделать вывод о том, что генеДанные приведены для различных температур образца (укарация свободных носителей вызвана процессами туннезаны около кривых). Прямые показывают зависимости вида 2 лирования [69], а ДИК–СБММ-излучение действует как e(E) A · exp(E2/Ec ), построенные с использованием Ec в постоянное поле. В этом случае вероятность ионизации качестве подгоночного параметра.

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 8 |



© 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.