WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 8 |

Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1920 С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл На рис. 12–14 сплошными линиями приведены также расчетные кривые, соответствующие зависимостям вида 2 A · exp(E2/Ec ) с подгоночным параметром Ec. Как это следует из (23) и (36), наклон экспериментальных кривых в диапазоне полей, где ln(i/d) ехр(E2/Ec ), дает возможность определить времена туннелирования 2. Чтобы вычислить из экспериментальных данных величину 2, необходимо знать эффективную массу носителей, определяющую процесс туннелирования. На рис. 15 время туннелирования 2 показано как функция обратной температуры для ряда исследованных глубоких примесей. В случае глубоких акцепторов в гермаРис. 13. Зависимости логарифма отношения проводимости нии при обработке использовалась легкая масса дырок.

при освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов Рис. 15 показывает, что определенное из эксперименAl0.5Ga0.5Sb от квадрата амплитуды электрического поля излутальных данных 2 находится в хорошем согласии с чения. Данные приведены для различных температур образца (указаны около кривых) и длин волн возбуждающего излу- выражением (12). Из этого результата следует, что чения. = 90.5 (1, 2) и 250 µm (3). Прямые показывают носители, связанные на глубоком акцепторе, в основном 2 зависимости e(E) A · exp(E2/Ec ) с использованием Ec в туннелируют в легкую подзону [69]. Это обусловлено качестве подгоночного параметра.

тем, что симметрия примесей замещения соответствует точечной группе Тd, а основное состояние глубокой примеси представляет собой суперпозицию легких и тяжелых дырок. Таким образом, ни легкая, ни тяжелая массы не могут быть приписаны дырке, связанной на Рис. 14. Логарифм отношения вероятности ионизации в присутствии электрического поля к вероятности термической ионизации ln(e(E)/e(0)) акцепторного золота в Si : Au при T = 300 K как функция квадрата амплитуды электрического поля. В двойном логарифмическом масштабе приведены данные, полученные из сигнала фотопроводимости при возбуждении ДИК–СБММ-излучением, в сопоставлении с результатами по ионизации в постоянном поле [91]. Прямые показывают 2 зависимости e(E) A · exp(E2/Ec ) с использованием Ec в качестве подгоночного параметра.

Si при T = 300 K с результатами ранее выполненных (методом емкостной зарядовой спектроскопии [91,92]) исследований по зависимости вероятности термической Рис. 15. Время туннелирования 2, определенное из экспериионизации e(E) от постоянного электрического поля ментальных значений Ec, в зависимости от обратной темперапоказало, что в обоих случаях имеет место зависитуры для Au и Hg в германии и DX--центров в Al0.5Ga0.5Sb.

мость e(E) exp(E2/Ec ), а величины Ec отличаются Сплошная прямая показывает 2 = /2kBT, а штриховые в 1.5 2 раза (рис. 14). Это является хорошим соответствуют 2 = /2kBT + 1 с 1 = 4.5 10-14 s и согласием для столь различных методов, если учесть 2 = /2kBT -1 с 1 = 2.910-14 s. На вставках схематично наличие неоднородности поля в образце при емкостной приведены конфигурационные потенциалы, соответствующие спектроскопии.

двум типам примесей.

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (Обзор) акцепторе. В [116] было теоретически показано, что для процесса туннелирования важен удаленный от центра хвост волновой функции и что именно легкие дырки вносят основной вклад в этот хвост.

С целью сравнения на рис. 15 приведена величина /2kBT. Видно, что 2 имеет порядок величины /2kBT.

Однако важен следующий результат. Экспериментальные данные, приведенные на рис. 15, показывают, что для любой температуры 2 больше чем /2kBT для примесей замещения, но меньше /2kBBT для автолокализованных DX--центров. Этот результат находится в прекрасном согласии с теорией (см. п. 1.1, уравнение (12)). Таким образом, определение времени туннелирования из данных по многофононной туннельной ионизации в высокочастотном электрическом поле позволяет однозначно различить тип адиабатических потенциалов глубокой примеси [110]. Не зависящие от температуры времена Рис. 16. Зависимости логарифма отношения проводимости туннелирования 1 = 2 - /2kBT приведены для раз- при освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов германия, легированного Au (T = 150 meV), от квадрата личных примесей в подписи к рис. 15.

амплитуды электрического поля излучения с = 90.5 µm.

В дополнение отметим, что наличие замороженной Данные приведены для различных температур образца (указафотопроводимости в образцах AlxGa1-xSb позволило наны около кривых). Штриховые прямые показывают зависимоблюдать наряду с многофононной туннельной ионизацисти типа e(E) A · exp(E2/Ec ) со значениями 2, взятыми ей DX-центров стимуляцию захвата носителей на центр.

из эксперимента, сплошные линии показывают результаты В этом случае при низких температурах (T < 100 K) расчета в соответствии с выражениями (28)–(32). В расчете предварительное освещение образца видимым светом использованы экспериментальные значения 2 и частота лоприводит к отрыву электронов от DX-центров и сокальных колебаний = 2 · 1013 s-1.

ответственно к увеличению проводимости материала.

Благодаря наличию замороженной фотопроводимости такое состояние сохраняется в течение длительного времени. Последующее освещение образца импульсами ДИК-излучения приводит к сигналу отрицательной фотопроводимости (раздел 2, рис. 8, b), вызванному многофононной стимуляцией захвата на центр высокочастотным полем излучения. Это дополнительно подтверждает, что ионизация обусловлена многофононным туннельным переходом.

4.2. Прямая туннельная ионизация В сильных электрических полях наблюдается переход к прямому туннелированию без помощи фононов [108].

Как видно из рис. 12, сигналы фотопроводимости в сильных полях меньше величин, ожидаемых при многофононной туннельной ионизации. Это демонстрируется также на рис. 16–18, где ln(i/d) представлен как функция квадрата электрического поля E для Ge : Au и Ge : Hg для различных длин волн и температур. Для величин Рис. 17. Зависимости логарифма отношения проводимости полей E, больших, чем E =E0, вероятность ионизации при освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов растет медленнее с повышением поля E, чем в области, германия, легированного Hg (T = 90 meV), от квадрата где наблюдается многофононное туннелирование.

амплитуды электрического поля излучения с = 90.5 (1–3) Как было показано в разделе 1, многофононное туни 250 µm (4). Данные приведены для различных температур нелирование в электрическом поле дает лишь поправку образца (указаны около кривых). Штриховые прямые показык многофононной термоэмиссии. Вероятность эмиссии, вают зависимости типа e(E) A · exp(E2/Ec ) со значениями пропорциональная exp(E2/Ec ), была получена с учетом 2, взятыми из эксперимента, сплошные линии показывают того, что электронная энергия туннелирования m (21) результаты расчета в соответствии с выражениями (28)–(32).

меньше оптимальной энергии туннелирования дефекта В расчете использованы экспериментальные значения 2 и частота локальных колебаний = 2 · 1013 s-1.

E0 (13). С увеличением напряженности электрического 2 Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1922 С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл частоту локальных колебаний. Таким образом, задача сводится к единственному подгоночному параметру, в качестве которого была взята частота локальных колебаний. Найденное ее значение ( = 2 · 1013 s-1) для одной температуры и примеси впоследствии не менялось при обработке данных, полученных как для других температур, так и для других примесей в том же материале, т. е.

в дальнейшем подгоночные параметры отсутствовали.

Рис. 19 показывает вычисленные вероятности эмиссии в электрическом поле e(E), отнормированные на величину термоэмиссии e(0) для различных частот локальных колебаний. Видно, что вероятность эмиссии ощутимо зависит от в диапазоне полей E > E0, и, таким образом, действительно может быть использована как подгоночный параметр.

Рис. 18. Зависимости логарифма отношения проводимости при освещении к темновой проводимости ln(i/d) образ- На рис. 16–18 представлены результаты расчета в цов германия, легированного Au и Hg, при T = 46 K соответствии с (28)–(32) (п. 1.4) в сравнении с экспеот квадрата амплитуды электрического поля излучения с риментальными данными. Видно, что наблюдаемое при = 90.5 µm. Штриховые прямые показывают зависимости E > E0 отклонение от закона e(E) exp(E2/Ec ) удотипа e(E) A · exp(E2/Ec ) со значениями 2, взятыми влетворительно описывается теорией, которая, однако, из эксперимента, сплошные линии показывают результаты дает более сильную, чем наблюдаемая в эксперименте, расчета в соответствии с выражениями (28)–(32). В расчете зависимость от интенсивности. При этом характеристииспользованы экспериментальные значения 2 и частота лоческое электрическое поле E0 как функция температуры кальных колебаний = 2 · 1013 s-1.

и энергии термической ионизации находится в хорошем согласии с теорией для всех изученных примесей, соответствующих слабому электрон-фононному взаимодейполя электронная энергия туннелирования увеличиваствию.

ется, что приводит к уменьшению E0. Приближение Одной из причин несоответствия между теорией и многофононного туннелирования неприменимо, когда m экспериментами в высоких электрических полях может становится равным E0. Критическим значением элекбыть рассеяние туннелирующих носителей под потенцитрического поля, при котором m = E0, является E0, альным барьером, которое устанавливает верхний преопределенное (24), (25), дел вероятности туннелирования. Такой процесс рас сматривался для туннелирования носителей в барьерах 2 2mT E E0 = 2. (58) e При напряженностях полей, определенных неравенством (58), вероятность ионизации, согласно [96], характеризуется более слабыми полевыми зависимостями (см. (26), (27)). Наблюдение в эксперименте изменения характера полевой зависимости при напряженностях полей, соответствующих по порядку величины расчетным значениям E0, позволило сделать вывод о том, что при E E0 определяющим становится механизм прямой туннельной ионизации [108].

Общее выражение, описывающее в пределах как многофононное, так и прямое туннелирование, было получено в [90] (см. п. 1.4) в рамках модели Хуанга и Рис.

Рассмотрим результаты расчета полевой зависимости вероятности эмиссии, проведенного согласно (28)–(32) (п. 1.4). В расчете использовались три феноменолоРис. 19. Расчетные зависимости логарифма отношения верогических параметра, а именно энергия термоионизации ятности ионизации в присутствии электрического поля к вероT, частота локальных колебаний и безразмерная конятности термической ионизации ln (e(E)/e(0)) для германия, станта электрон-фононной связи =/T. Значение легированного Hg (T = 90 meV), при T =77 K от квадрата энергии термической ионизации T бралось из литератуамплитуды электрического поля излучения, полученные для ры. По найденным значениям времени туннелирования различных значений частоты локальных колебаний в соответ2 (рис. 15) определялось время туннелирования 1, ствии с выражениями (28)–(32). (1013 s-1): 1 —6, 2 —4, которое, согласно (2) и (15), связывает параметр и 3 —3.

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (Обзор) Шоттки [117], где также наблюдалась меньшая, чем теоретически предсказанная, вероятность туннелирования. С увеличением электрического поля величина энергии туннелирующего электрона m и длина траектории туннелирования под барьером увеличиваются так, что процессы рассеяния ограничивают величину эмиссии.

4.3. Влияние заряда и эффект Пул–Френкеля В области относительно слабых электрических полей также наблюдается отклонение от закона exp(E2/Ec ), что хорошо видно из рис. 20, где зависимость ln(i/d) от E2 показана для Ge : Hg. Доминирующим в процессе ионизации здесь становится эффект Пул–Френкеля (см. п. 1.5), что выражается в появлении экспоненциальной зависимости сигнала фотопроводимости от квадратного корня из величины электрического поля (e(E) exp E/EPF). Данные для области низких полей приведены на рис. 21, 22, где величина ln(i/d) построена в зависимости от квадратного корня из амплитуды электрического поля высокочастотного излучения, E. Видно, что в области слабых полей вероятность ионизации сильно растет с уменьшением температуры и может быть хорошо описана отношением e(E) exp E/EPF. Корневая зависимость ln(i/d) от E и ее температурное поведение находятся в хорошем Рис. 21. Зависимости логарифма отношения проводимости согласии с формулами (33) и (34), описывающими эфпри освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов фект Пул–Френкеля.

германия, легированного Hg, от квадратного корня амплитуды В то же время теория Френкеля не описывает полноэлектрического поля излучения с = 90.5 µm. Данные стью поведения проводимости в зависимости от напря- приведены для различных температур образца (указаны около женности высокочастотного электрического поля. На- кривых).

клон зависимости ln(i/d) от корня амплитуды электрического поля составляет приблизительно половину от рассчитанного в соответствии с (33) и (34), что, как можно полагать, свидетельствует о влиянии многофононных процессов (см. п. 1.5). При малых величинах поля изменение проводимости вообще отсутствует (рис. 22).

Такие же отклонения от (33) и (34) наблюдаются в случае постоянного поля [83] и находятся в хорошем согласии с литературными данными [83,118–122].

Эффект кулоновского заряда проявляется также в многофононной туннельной ионизации, приводя, согласно (36), к дополнительному множителю в вероятности ионизации. Это видно из экстраполяции прямых, соответствующих области многофононной туннельной ионизации, к нулевому электрическому полю. При этом величина ln(i/d) не равна нулю при E = 0 (рис. и20), что означает, что i не равно d, как это следовало бы из формулы (23), не учитывающей влияния заряда.

4.4. Эффекты, обусловленные высокой частотой ДИК-излучения Рис. 20. Зависимости логарифма отношения проводимости Как было показано в предыдущих параграфах, иопри освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов германия, легированного Hg, от квадрата амплитуды электри- низация глубоких примесных центров излучением ческого поля излучения с = 90.5 µm. Данные приведены ДИК–СБММ-диапазона обусловлена туннельными продля различных температур образца (указаны около кривых).

цессами в электрическом поле волны. При этом вероят2 Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1924 С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл Из полевой зависимости вероятности ионизации, измеренной для Ge : Hg в интервале температур T = 35-80 K и длин волн = 35-280 µm, была определена величина эффективного времени туннелирования 2 (см. п. 1.6).

Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 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.