WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |

Отношение 2 /2, где 2 — время туннелирования в постоянном электрическом поле, приведено на рис. 24 в зависимости от параметра 2, контролирующего роль частотных эффектов. Время туннелирования 2 определялось из измерений на наиболее длинных волнах, при которых частотная зависимость не наблюдается. Видно, что 2 равно 2 вплоть до 1, что подтверждает действие в этой области поля излучения как постоянного Рис. 22. Зависимости логарифма отношения проводимости при освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов германия, легированного Hg, при температуре 77 K от квадратРис. 23. Зависимости логарифма отношения проводимости ного корня амплитуды электрического поля излучения. Данные при освещении к темновой проводимости ln(i/d) образцов приведены для разных длин волн возбуждающего излучения.

германия, легированного Hg, при температуре 40 K от квадрата = 90.5 (1) и 250 µm (2).

амплитуды электрического поля при различных длинах волн возбуждающего излучения (указаны около кривых). Прямые показывают зависимости e(E) A exp(E2/Ec ) с использованием Ec в качестве подгоночного параметра.

ность ионизации не зависит от частоты излучения, а действие высокочастотного поля эквивалентно приложению к образцу сильного постоянного поля. Однако, как уже отмечалось в п. 1.6, увеличение частоты излучения или понижение температуры образца, т. е. переход к условию 2 = ( /2kBT + 1) > 1, должно приводить к появлению частотной зависимости вероятности ионизации.

Измерения частотной зависимости вероятности ионизации проводились на образцах Ge : Hg (T = 90 meV).

Результаты, полученные при T = 40 K на длинах волн от 35 до 280 µm, приведены на рис. 23. Видно, что сигнал фотопроводимости существенно возрастает при повышении частоты излучения, сохраняя при этом характер полевой зависимости ln(i/d) exp(E2/Ec ).

В том же образце при более высоких температурах частотная зависимость отсутствует (см. рис. 9).

Эксперименты показали, что в рассматриваемом чаРис. 24. Зависимость отношения эффективного времени тунстотном диапазоне зависимость ln(i/d) exp(E2/Ec ), нелирования 2 к времени туннелирования в постоянном поле характерная для многофононного туннелирования, имеет 2 от 2, полученная из полевой зависимости вероятности место при температурах выше 30 K. При более низионизации, определенной для Ge : Hg в интервале температур ких температурах частотная зависимость усиливается, T = 35-80Kидлинволн = 35-280 µm. = 35 (1), 76 (2), а характер зависимости сигнала фотопроводимости от 90.5 (3), 148 (4) и 280 µm (5). Сплошная кривая соответствует электрического поля изменяется.

расчету по формуле (56).

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (Обзор) и полупроводниковых структурах с квантовыми ямами [21,40,123–126].

В рассматриваемом случае применение коротких импульсов для ионизации примеси позволяет использовать туннельную ионизацию в поле ДИК–СБММ-излучения для изучения процессов захвата носителей на примесь.

Как уже отмечалось в разделе 2, кинетика наблюдаемых сигналов соответствует известным для рассмотренных материалов сечениям захвата на примесь, полученным другими методами.

При исследовании кинетики примесной фотопроводимости, возникающей при многофононной туннельной ионизации мелкого донорного центра (теллура) в GaP в электрическом поле импульсного лазерного излучения Рис. 25. Расчетная зависимость границы области примениДИК-диапазона, обнаружены особенности кинетики замости теории многофононного туннелирования, определенной хвата и накопление носителей на орбитально-долинно из условия E0/m = 1, от амплитуды электрического поля E, отщепленном 1s (E)-состоянии мелкого донорного уровтемпературы T и частоты излучения для Ge : Hg.

ня [127]. Подобные долгоживущие возбужденные электронные состояния ранее были обнаружены в простых примесях замещения в Ge и Si по модуляции микроволполя (все эксперименты, приведенные ранее, проводи- нового поглощения [128,129].

В этом разделе рассматривается процесс накопления лись при выполнении этого условия). Увеличение 2, носителей на возбужденном уровне Te в GaP при иосоответствующее повышению частоты либо понижению низации примеси короткими импульсами ДИК–СБММтемпературы (см. (12)), приводит к существенному излучения.

увеличению эффективного времени туннелирования по отношению к времени туннелирования 2. На рис. приведены также результаты расчета отношения 2 /2 5.1. Экспериментальное исследование как функции 2 согласно (56). Видно, что теория особенностей кинетики захвата на мелкие многофононного туннелирования раздел 1 хорошо согладонорные состояния Te в GaP суется с результатами эксперимента.

Измерения кинетики субмиллиметровой фотопроводиКак уже отмечалось ранее, теория многофононного мости проводились на образцах GaP сильнолегировантуннелирования в постоянных и высокочастотных полях ных теллуром с концентрацией 3 · 1017 и 7 · 1017 cm-справедлива при условии, что электронное туннелироваи с низкой степенью компенсации. Образцы помещание дает малые поправки к термической эмиссии. Это лись в температурно-регулируемый оптический криостат имеет место, когда энергия электронного туннелировапри температуре в интервале от 20 до 150 K, когда ния m много меньше энергии туннелирования дефекта в тепловом равновесии большинство носителей заряда E0 и энергии термоионизации T. При низких темпевыморожено на основное состояние примеси.

ратурах ввиду малости величины энергии оптимальноОсвещение образца импульсами ДИК–СБММ-излучего туннелирования дефекта это условие нарушается, а ния приводило к увеличению его проводимости. Измеследовательно, существующая теория неприменима уже рения сигнала фотопроводимости как функции длины при очень малых напряженностях электрических полей.

волны, интенсивности излучения и температуры поНа рис. 25 приведена расчетная зависимость границы казывают, что вероятность ионизации независима от области применимости теории многофононного туннедлины волны и нелинейно увеличивается с электрилирования, определенной из условия E0/m = 1, от ческим полем E излучения по закону exp(E2/Ec ), а амплитуды электрического поля E, температуры T и характеристическое поле Ec уменьшается с понижением частоты излучения для Ge : Hg.

температуры как T, т. е. ионизация происходит за счет многофононного туннелирования в электрическом поле когерентного излучения [127].

5. Кинетические исследования На рис. 26, 27 показаны типичные формы импульса фодолгоживущих кулоновских тоответа в различных временных интервалах. На рис. возбужденных состояний мелкого показан отклик образца в течение действия лазерного примесного центра импульса и сразу после его окончания в сопоставлении с лазерным импульсом возбуждения, зарегистрированным Появление источников, генерирующих короткие им- приемником на эффекте увлечения электронов фотонапульсы ДИК–СБММ-излучения, позволило изучать ди- ми. Первая, быстрая, компонента сигнала фотоответа намику неравновесных процессов в полупроводниках приведена не полностью с тем, чтобы показать более Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1926 С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл ясно необычное поведение отклика после окончания действия излучения. Видно, что в течение действия излучения отклик нарастает и спадает до нуля за времена, меньшие чем 40 ns. Однако после того как действие излучения прекратилось (при t > t0), сигнал начинает снова увеличиваться, достигает максимума через одну микросекунду, а после этого экспоненциально спадает до нуля (рис. 27). Увеличение сигнала после прекращения действия излучения может быть хорошо описано функцией a[1-exp ((t -t0)/r)] с характеристическим временем r порядка 10-7 s. Характеристическое время последующего медленного экспоненциального спада 1 не зависит от интенсивности и частоты излучения, но сильно зависит от температуры, увеличиваясь почти на три порядка при понижении T от 150 K (6 µs) до 35 K (3ms). Рис. 28 Рис. 27. Осциллограмма сигнала фотопроводимости образца GaP : Te при T = 30 K. Гладкая кривая для промежутка показывает обратное время спада 1/1 в зависимости времени t > t0 представляет результат расчета согласно (64) с от обратной температуры. Эта сильная температурная использованием двух подгоночных параметров 1/d1 = 107 s-зависимость может быть описана в первом приближении и 1/d2 = 2.5 · 102 s-1.

функцией 1/1 = 1/0( exp(-/kT )) с = 28 meV.

Быстрая составляющая сигнала связана с ионизацией и быстрым захватом на возбужденные кулоновские состояния теллура [130,131]. Основная задача состоит соответственно проводимость в GaP уменьшаются с в объяснении роста и спада сигнала после действия повышением температуры. Таким образом, наблюдение излучения.

положительной фотопроводимости исключает разогрев Разогрев электронного газа или образца в целом моэлектронного газа излучением как возможную причину жет быть исключен как механизм образования сигнасигнала фотоответа. Кроме того, нагрев образца не мола фотопроводимости. Как показано в [132,133], при жет объяснить сложную временную зависимость медлен температуре 70 K и выше подвижность электронов и ной части сигнала от времени и наблюдаемое увеличение постоянной времени экспоненциального спада на три порядка при изменении температуры в 5 раз.

Дополнительные глубокие примеси, такие как, например, кислород, имеющий малое сечение захвата (10-22 cm2 [134]), не могут объяснить наблюдаемую кинетику сигнала фотоответа. Для получения наблюдаемого длинного времени спада в рамках этого механизма необходимо предположить, что концентрация кислорода в образце сопоставима с концентрацией теллура и равна 5 · 1017 cm-3, что противоречит низкому уровню компенсации исследованного материала.

5.2. Кинетическая модель процесса релаксации в присутствии долгоживущего возбужденного состояния Начальный быстрый спад сигнала фотопроводимости обусловлен быстрым каскадным захватом свободных носителей заряда в высоковозбужденные состояния, из которых идет релаксация в основное состояние. Последний шаг требует по существу более длинного времени изза большой энергетической щели между возбужденными кулоновскими состояниями и основным состоянием. В Рис. 26. Осциллограмма сигнала фотопроводимости образца GaP : Te при T = 50 K (верхняя кривая) и импульса воз- случае глубоких центров1он осуществляется благодаря буждения c = 90.5 µm, зарегистрированного приемником многофононным процессам или оптическим переходам.

на эффекте увлечения электронов фотонами (нижняя кривая).

Динамическое время в этом случае состоит из двух Гладкая кривая для промежутка времени t > t0 представляет результат расчета, согласно (64), с использованием двух под- Несмотря на то что теллур является неким донорным центром, энергия его основного состояния достаточно велика (90 meV).

гоночных параметров 1/d1 = 107 s-1 и 1/d2 = 2.4 · 103 s-1.

Физика твердого тела, 1997, том 39, № Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (Обзор) в результате долинно-орбитального взаимодействия на два уровня (1s(E) и 1s(A)), энергетический зазор между которыми составляет 40.7 meV. Как показано в [75], каскадный захват в основном идет по s-состояниям, за счет однофононных акустических переходов. Поскольку энергетический зазор между состоянием 1s(E) и основным состоянием намного больше максимальной энергии акустического фонона (31.5 meV [135]), но меньшее энергии оптического фонона (51 meV [135]), электроны, попавшие на уровень 1s(E), не могут переходить в основное состояние за счет однофононных процессов, что приводит к их накоплению на этом уровне. Наиболее вероятным каналом релаксации из этого состояния является однофононное возбуждение на следующее, лежащее выше s-состояние 2s(A), отстоящее от состояния 1s(E) на 28 meV. Заметим, что экспоненциальная зависимость времени медленного спада 1 от температуры характеризуется энергией 28 meV. Таким образом, можно предположить, что электроны накапливаются в состоянии 1s(E), за счет термовозбуждения переходят в состояние 2s (A), далее за счет поглощения и эмиссии акустических фононов переходят на близко расположенные p-состояния и через оптические перехоРис. 28. Зависимость обратного времени спада фоды (ИК-излучение) релаксируют в основное состояние.

топроводимости 1/1 в GaP : Te от температуры. Кривая Основанная на этих предположениях кинетическая мопоказывает результат расчета согласно 1/1 = 1/ exp(-/kT) + 1.44 · 102 и = 28 meV. Вставки дель схематически представлена на вставкe в верхнем схематически показывают ”camel back” структуру зоны прово- углу рис. 28.

димости и энергетическое положение основного и ряда нижних При t > t0, когда генерация неравновесных носитевозбужденных состояний Te в GaP, построенных в соответствии лей отсутствует, кинетические уравнения, определяющие с [135] (слева внизу), и схему кинетической модели релаксации концентрации электронов n в зоне проводимости, n2 и nE (справа вверху).

на состояниях 2s (A) и1s (E) могут быть записаны в виде dn n = - + e2cn2, dt cсоставляющих: быстрой и более медленной. Медленное время спада, однако, является или независимым dn2 n n2 n= - e2cn2 - + eE2nE -, от температуры, или увеличивается с повышением темdt c2 2E 2A пературы, что противоречит результатам эксперименdnE n2 nE та [75]. Таким образом, каскадная модель захвата без = - eE2nE -. (59) dt 2E EA ее модификации не может объяснить увеличение сигнала Здесь пренебрегается тепловой заселенностью состояфотопроводимости после окончания действия излучения ний и введены характерные времена переходов: c2 —из и наблюдаемую температурную зависимость медленного зоны проводимости на уровень 2s (A), 2E и 2A — с спада сигнала.

уровня 2s (A) на уровень 1s (E) и 1s (A) соответственно, Покажем, что предположение о существовании долгоEA —с уровня 1s (E) на уровень 1s (A). Вероятности живущего возбужденного состояния, характеризующегообратных процессов e2c и eE2 связаны принципом деталься чрезвычайно малой вероятностью перехода в основного равновесия с временами c2 и 2E соответственно.

ное состояние, позволяет полностью описать кинетику Так, для вероятности перехода eE2, являющейся важной наблюдаемого сигнала. Носители накапливаются в этом для модели, имеем состоянии и впоследствии за счет термоактивации возвращаются в сеть плотно расположенных кулоновских eE2 = exp(-2E/kBT ), (60) состояний, лежащих вблизи дна зоны проводимости, 2E соответственно увеличивая концентрацию носителей в зоне проводимости. где 2E — энергетическое расстояние между уровняНа вставкe к рис. 28 показаны характерная ”camel ми 1s (E) и 2s (A).

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 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.