WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

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

back” структура зоны проводимости и энергетическое Первое из уравнений (59) показывает, что для времен положение основного и ряда нижних возбужденных со- t > t0, c2 устанавливается квазиравновесие между стояний Te в GaP в соответствии с [135]. Как видно электронами в зоне проводимости и заселенностью соиз вставки к рис. 28, состояние 1s в GaP расщеплено стояния 2s (A), т. е. n = e2cc2n2. В этих условиях Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1928 С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл концентрация n2 контролирует концентрацию n неравно- величины d2 (сплошная линия) и экспериментально весных свободных носителей заряда в зоне проводимости определенное медленное время спада в зависимости от и тем самым определяет сигнал фотопроводимости. Под- температуры. Результаты численного расчета находятся становка n = e2cc2n2 в (59) позволяет свести систему в хорошем согласии с экспериментом.

трех уравнений к системе двух последних уравнений при Можно показать, что в рассматриваемом температурt > t0. Тогда концентрация электронов в состоянии ном интервале последний член в уравнении (62) намного 2s (A) в зависимости от времени определяется выраже- меньше, чем сумма двух первых членов (1/2A + 1/2E).

нием Пренебрегая им в (62), находим из измеренных значений динамических времен и температурной зависимости d1 1 1 значения введенных ранее трех характеристических вреn2(t) = n(0) + 2A 2E EA (1 - ) мен: 2E = 10-7 s, 2A = 5 · 10-7 s, EA = 0.7 · 10-2 s.

ddПолученные значения согласуются с использованным 2E (t - t0) при расчете условием 2E <2A EA.

- e2c - eE2n(0) exp E (2A + 2E) dТаким образом, исследование кинетики ДИК–СБММфотопроводимости в GaP : Te позволило наблюдать на2A (0) копление электронов на возбужденном состоянии мел+ eE2n(0) + eE2 nE (2A + 2E) кого донорного уровня с временами вплоть до несколько миллисекунд и идентифицировать его как долинно(t - t0) орбитально отщепленное 1s (E)-состояние. Уход носи exp -, (61) dтелей из этого состояния происходит через тепловое возбуждение в расположенные выше по энергии s- и где n(0) и n(0) — концентрации на состояниях 2s (A) и 2 E p-состояния, а релаксация из этих состояний в основное 1s (E) в момент времени t = t0 соответственно, а d1 и состояние осуществляется в основном путем излучательd2 — динамические времена релаксации, определенные ных переходов. Наличие излучательных переходов было соотношениями установлено по наблюдению инфракрасной люминесцен1 1 1 2A ции [127].

= + + eE2, (62) d1 2A 2E (2A + 2E) 6. Основные выводы 1 2E = eE2 +. (63) d2 (2A + 2E) EA Фотоионизация глубоких примесных центров в полуПредположение, что 2E 2A, приводит к неравен- проводниках под действием мощного субмиллиметроству n(0) n(0). Если пренебречь в уравнении (61) чле- вого лазерного излучения с энергиями кванта, много E (0) меньшими, чем энергия ионизации примеси, была обнанами, пропорциональными n2, по сравнению с членами, ружена и исследована в широком диапазоне интенсивпропорциональными n(0), получим E ностей, длин волн и температур и для большого набора примесей. Детальное сравнение экспериментальных реeE2n(0) (t - t0) E зультатов с теорией многофононной и прямой ионизации n2(t) exp 1 1 d- глубоких примесей в электрическом поле показало, что d1 dтерагерцовое поле часто действует подобно постоянному (t - t0) полю.

- exp -. (64) В широком диапазоне электрических полей вероятdность эмиссии носителей может быть описана мноПри d1 < d2 из уравнения (64) следует немоно- гофононным туннелированием. Термостимулированная тонное поведение n2 во времени: после выключения эмиссия носителей из основного состояния примеси в излучения n2 сначала растет, а впоследствии экспоненци- континуум обычно сопровождается температурным возально падает. Рассчитанная, согласно (61), зависимость буждением системы и последующим туннелированием концентрации носителей в зоне проводимости от време- дефекта из конфигурации, соответствующей связанному ни, определяющая кинетику сигнала фотопроводимости, электронному состоянию, в конфигурацию, соответствуприведена на рис. 26 и 27 в сопоставлении с результа- ющую ионизованной примеси. Электрическое поле уситами эксперимента. В качестве подгоночных параметров ливает туннелирование дефекта благодаря электронному использовались времена d1 и d2. Поскольку эти време- туннелированию через барьер, сформированный элекна отличаются по крайней мере на два порядка, факти- тронным потенциалом и электрическим полем. Это увечески использовался лишь один подгоночный параметр личение эмиссии носителей было обнаружено по сигналу в каждом временном интервале. Определенные таким фотопроводимости. Полевая зависимость наблюдаемого образом динамические времена равны 1/d1 = 10 7 s-1 сигнала позволила определить времена туннелирования и 1/d2 = 1.6 · 106 · exp(2E/kBT ) +1.44 · 102 s-1 дефекта. Автолокализованный характер примесного цен(2E = 28 meV). На рис. 28 показаны рассчитанные тра может быть однозначно установлен из сравнения Физика твердого тела, 1997, том 39, № Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (Обзор) значения времени туннелирования с обратной темпе- При малом разогреве изменение проводимости под ратурой, умноженной на комбинацию универсальных действием излучения хорошо описывается простой форконстант (а именно с величиной /2kBT). мулой При относительно малых и очень больших полях 1 µ = Te, (66) наблюдаемая вероятность ионизации отличается от мно µ Te Te=Tгофононного туннелирования. При малых полях ионигде T0 — температура решетки.

зация примесей вызвана эффектом Пул–Френкеля, обЛегко видеть, что знак сигнала фотопроводимости условленного понижением энергии термической иониопределяется знаком производной µ/Te. Известно, зации кулоновских притягивающих центров. В сильных что этот знак может быть как положительным (наполях ионизация происходит благодаря эффекту прямого пример, когда доминирует рассеяние на заряженных туннелирования без термоактивации. Представленный примесях), так и отрицательным (доминирующее расметод ионизации примесей короткими ДИК–СБММлазерными импульсами, позволяя бесконтактно прикла- сеяние на акустических фононах, оптических фононах и т. д.) [141,143].

дывать очень сильные электрические поля к образцу, Основные эксперименты по ионизации глубоких припомогает избежать проблем, обусловленных развитием месей были выполнены на образцах германия. С целавинного пробоя, шнурованием тока и т. д., которые лью выяснения роли процессов разогрева в обнаручасто возникают при приложении сильных статических электрических полей. Высокая чувствительность фото- женной в образцах с глубокими примесями СБММфотопроводимости были проведены исследования эфпроводимости дает возможность проводить измерения фекта разогрева электронного газа в Ge, легированном в широком диапазоне полей, начиная от очень малых полей, до десятков киловольт на сантиметр. мелкими примесями (Ga, Sb), при температурах, близких к температуре жидкого азота, когда примеси ионизованы, т. е. в условиях наиболее благоприятных для разогрева.

Приложение. Эффекты разогрева Концентрации выбирались близкими к концентрациям под действием излучения глубоких примесей в образцах, рассматриваемых в настоящей работе.

Поглощение мощного ДИК-СБММ-излучения свободРазогрев свободных носителей в Ge в данном интерными носителями приводит к сильному разогреву элеквале температур приводит к отрицательной фотопровотронного газа. В рассматриваемых в работе эксперидимости, так как основную роль здесь играет рассеяние ментах свободные носители заряда практически отсутна акустических фононах, приводящее к уменьшению ствуют, что является условием слабого поглощения, и, подвижности при повышении температуры электронного таким образом, разогрев электронного газа и решетки газа. Кинетика фотопроводимости, обусловленной разомал. Однако без оценки возможного вклада процессов гревом свободных носителей, определяется короткими разогрева в фотопроводимость рассмотрение является временами энергетической релаксации свободных нонеполным.

сителей, обычно лежащими в диапазоне 10-9-10-13 s.

Изменение проводимости образца под действием Соответственно электронный разогрев приводит либо к ДИК-излучения при разогреве электронного газа обуслосигналам, повторяющим форму импульса, либо к более влено изменением подвижности носителей за счет измесложным временным зависимостям, однако не превышанения их энергетического распределения. Этот процесс ющим по длительности наносекундные импульсы возбухорошо известен и изучен в большом количестве матеждения.

риалов InSb, GaAs, Ge и т. д. При достаточно большой Таким образом, наблюдение в образцах с глубокими концентрации свободных носителей процесс разогрева примесями при T 77 K и с концентрациями примесей можно описывать, вводя электронную температуру Te, менее 5 · 1014 cm-3 сигналов положительной фотопровоизменение которой определяется поглощением излучедимости с временами, большими длительности импульса, ния. В ДИК-области, при 0, где 0 — исключает разогрев электронного газа как возможную энергия оптического фонона, электронная температура причину возникновения фотоотклика. Это обусловлено определяется из уравнения баланса в виде подавлением процессов разогрева в образцах, легированных преимущественно глубокими центрами и находяI =Pac(Te) +Popt(Te), (65) щихся при достаточно низких температурах, вследствие где — коэффициент поглощения на свободных носите- вымораживания носителей на примесь и, следовательно, практически полного отсутствия поглощения излучения.

лях, а Pac(Te) и Popt(Te) — потери энергии при рассеянии на акустических и оптических фононах соответственно Отметим, что в образцах AlхGa1-хSb и AlхGa1-хAs, (см., например, [136–142]). Вклад энергии, определя- где изучались DX-центры, концентрация свободных ноющий величину сигнала разогревной фотопроводимости сителей была достаточно велика и эффекты разогрева (линейного и нелинейного), зависит от поглощения из- вносили существенный вклад в фотосигнал. Однако в лучения и, следовательно, от концентрации свободных силу резкого отличия времен релаксации разогревной носителей. фотопроводимости и фотопроводимости, обусловленной Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1930 С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл ионизацией DX-центров, их вклады могли быть легко [4] L.R. Elias, G. Ramian, J. Hu, A. Amir. Phys. Rev. Lett. 57, 424 (1986).

выделены.

[5] A.A. Andronov. Population inversion and Far Infrared В условиях большой интенсивности излучения при Emission of Hot Electrons in Semiconductors in Infrared and сильном нелинейном разогреве носителей излучением Millimeter Waves / Ed. K.J. Button. N. Y. (1986). V. 16. P. 150.

возможно наблюдение также фотоионизации глубоких [6] Л.Е. Воробьев, Ф.И. Осокин, В.И. Стафеев, В.Н. Тулупенко.

примесей светом с < T зa счет световой ударной Письма в ЖЭТФ 34, 125 (1981).

ионизации, обнаруженнoй впервые в InSb [34]. В этом [7] В.И. Гавриленко, В.Н. Мурзин, С.А. Стоклицкий, А.П. Чеслучае наряду с всегда присутствующим быстрым сигботарев. Письма в ЖЭТФ 35, 81 (1982).

налом µ-фотопроводимости наблюдается положитель[8] Ю.Л. Иванов, Ю.Б. Васильев. Письма в ЖТФ 9, 10, ная фотопроводимость, кинетика которой соответствует (1983).

времени жизни неравновесных носителей. Поскольку [9] Yu.A. Mityagin, V.N. Murzin, O.N. Stepanov, S.A. Stoklitsky.

разогрев носителей при этом осуществляется высокоPhys. Scripta 49, 699 (1994).

частотным полем, вероятность ударной световой ио- [10] I.V. Altukhov, M.S. Kagan, V.P. Sinis. Opt. Quant. Electron.

23, 211 (1991).

низации экспоненциально падает с увеличением часто[11] С.Д. Ганичев, С.А. Емельянов, И.Д. Ярошецкий. Письма в ты излучения. Противоположный характер частотной ЖЭТФ 35, 7, 297 (1982).

зависимости туннельной (многоквантовой) и ударной [12] F. Keilmann. Infrared Phys. 31, 373 (1991).

ионизации позволяет идентифицировать процесс. Таким [13] W. Bhm, E. Ettinger, W. Prettl. Phys. Rev. Lett. 47, образом, отсутствие в сигнале положительной фото(1981).

проводимости, наблюдаемой в образцах с глубокими [14] С.Д. Ганичев, С.А. Емельянов, Е.Л. Ивченко, Е.Ю. Перлин, примесями под действием мощного ДИК-излучения, быИ.Д. Ярошецкий. Письма в ЖЭТФ 37, 10, 479 (1983).

строй отрицательной компоненты µ-фотопроводимости [15] С.Д. Ганичев, С.А. Емельянов, Е.Л. Ивченко, Е.Ю. Перлин, и независимость (или понижение) вероятности при росте Я.В. Терентьев, А.В. Федоров, И.Д. Ярошецкий. ЖЭТФ 91, длины волны позволяют однозначно исключить свето10, 1233 (1986).

вую ударную ионизацию как процесс, ответственный за [16] A. Avettissian, M. Hosek, H. Minnassian. Solid State ионизацию обсуждаемых в работе глубоких примесных Commun. 60, 419 (1986).

[17] B.N. Murdin, C.R. Pidgeon, A.K. Kar, D.A. Jaroszynski, центров.

J.M. Ortega, R. Prazeres, F. Glotin, D.C. Hutchings. Opt. Mater.

В заключение остановимся на возможном влиянии 2, 89 (1993).

разогрева решетки. Как и разогрев электронного газа, [18] P.S.S. Guimaraes, B.J. Keay, J.P. Kaminiski, S.J. Allen et al.

разогрев решетки излучением должен приводить к изPhys. Rev. Lett. 70, 3792 (1993).

менению проводимости. При этом знак фотопроводимо[19] B. Galdrikian, B. Birnir, M. Sherwin. Phys. Lett. A203, сти может соответствовать как изменению подвижности (1995).

(примеси ионизованы), так и увеличению концентрации [20] C.R. Pidgeon, A. Vass, G.R. Allan, W. Prettl, L. Eaves. Phys.

носителей в зоне (носители выморожены на примесь).

Rev. Lett. 50, 1309 (1983).

Кинетика фотопроводимости в этом случае соответству[21] Е.В. Берегулин, С.Д. Ганичев, К.Ю. Глух, И.Д Ярошецкий.

ет медленным (с временами, существенно большими, ФТП 21, 6, 1005 (1987).

чем микросекунды) процессам остывания образца как [22] S.P. Love, A.J. Sievers. Transport, Correlation and Structural Defects / Ed. H. Fritzsche. World Scientific, Singapore (1990).

целого. Наблюдение в образцах с глубокими примесями P. 27.

сигналов с характерными временами порядка микросе[23] G. Jungwirt, R. Kropf, W. Prettl. Int. J. Infrared Millimeter кунд и меньше позволяет исключить разогрев образца в Waves 12, 729 (1991).

целом как причину фотоответа. В дополнение отметим, [24] R. Till, F. Keilmann. Phys. Rev. B 44, 4 (1991).

что в исследованных объемных полупроводниках при [25] F. Keilmann, R. Till. Opt. Quant. Electron. 23, 5231 (1991).

использовании коротких (100 ns) импульсов излучения с [26] F. Keilmann, R. Till. Semicond. Sci. Technol. 7, 633 (1992).

энергиями, не превышающими миллиджоуль, эффекты [27] M. Helm, T. Fromherz, B.N. Murdin, C.R. Pidgeon, K.K. Geeрешеточного разогрева не наблюдались даже при больrinck, N.J. Hovenyer, W.Th. Wenckebach, A.F.G. van der Meer, ших концентрациях свободных носителей (см., наприP.W. van Amersfoort. Appl. Phys. Lett. 63, 3315 (1993).

мер, [39–41,43,114]).

Pages:     | 1 |   ...   | 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.