WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

единицах kBTh/ q2K(1 - K)N для T = Th с ростом примесного фотовозбуждения. Расчет Ls() и Ld() проведен по формулам (3), (4) с учетом (10); отноинтенсивность подсветки. Считается, что при подсветке шение коэффициентов диффузии Dh/Dp находилось из изменяются только концентрации дырок (в v-зоне и (9). В пределе низкого уровня подсветки ( 0) прыгающих между атомами Ga в зарядовых состояниях при p = h и p(Th) Nh K(1 - K)N длина (0) и (-1)).

диффузии Ld() N/Dp 1/ 2K. Для высокого 5. Используем представление электропроводности в уровня подсветки ( N)длина экранирования виде h = qNhMh для описания исследования прыжковой Ls() q2K(1 - K)N/(kBTh) K.

фотопроводимости [5] в трансмутационно легированОтметим, что коэффициенты и на рис. 1 опреденых3 атомами Ga и As кристаллах p-Ge (рис. 2). Измеляются при температуре T = Th. Здесь равно произверения проводились на серии образцов p-Ge с концентрадению сечения фотоионизаци нейтральных атомов Ga на цией Ga в пределах N = N0 + N- 4 · 1014-8 · 1016 см-при K 0.40. Образцы погружались в жидкий гелий и их разогрев при межзонной фотогенерации электроннодырочных пар исключался.

В темноте при температуре T = 4.2 K дырками в v-зоне и электронами на донорах (отношение концентраций атомов As и Ga равно K = 0.4) можно пренебречь.

Перенос дырок осуществляется лишь между атомами Ga в зарядовых состояниях (0) и (-1). Например, для N = 3.4 · 1015 cm-3 при T = 4.2K прыжковая проводимость дырок доминирует (h p); по (7) равенство h = p имеет место при Th 8.3 K. Поэтому темновая стационарная прыжковая электропроводность есть [9,10] h1 = qNh1Mh1 = q(1 - K)KNMh1, (11) где Nh1 = N0N-/N — концентрация прыгающих с Рис. 1. Расчетные длины амбиполярной диффузии Ld() подвижностью Mh1 по атомам Ga дырок.

дырок (v-зоны и прыгающих по атомам Ga) в p-Ge при При генерации электронно-дырочных пар светом из K = 0.35 и T = Th в зависимости от интенсивности подобласти фундаментального поглощения электроны засветки, вызывающей ионизацию атомов галлия (кривые 1–3):

хватываются на положительно заряженные доноры (As), 1) — N = 5 · 1014 cm-3; 2) —1015 cm-3; 3) —5 · 1015 cm-3.

а дырки на отрицательно заряженные акцепторы (Ga).

Кривая 4 — длина экранирования электростатического поля Ls() при температуре Th(N). Расчет по (3) и (4) с учетом Степень компенсации Ge зависит от жесткости спектра реакторных (10) и (9). нейтронов [20].

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 222 Н.А. Поклонский, С.Ю. Лопатин При K = 0.4 захватом дырок на нейтральные атомы Отметим, что с ростом интенсивности подсветки I Ga можно пренебречь [5,25]. В результате в образце как акцепторы (Ga), так и доноры (As) переходят в изменяется концентрация прыгающих по атомам Ga ды- нейтральное зарядовое состояние. В результате возрастает вероятность образования A+- и D--центров (полорок и появляется прыжковая проводимость электронов жительно заряженных акцепторов и отрицательно заряпо атомам As. Стационарное состояние при подсветке достигается благодаря донорно-акцепторной рекомбина- женных доноров) [25,26]. Участие A+- и D--центров в прыжковой фотопроводимости приводит к тому, что на ции.

эксперименте [5] отношение h(I)/h не уменьшается до В общем случае концентрация отрицательно зарянуля, как это следует из (14) при линейной аппроксимаженных атомов галлия N-(I) = 1 - F(I) KN, где ции F(I) = cI, а достигает минимума h(I) 0.13h 1 F(I) 0 — функция интенсивности межзонной при lg I 2.61 lg I2, затем начинает резко возрастать подсветки I. При малом отклонении N-(I) =N - N0(I) (см. вставку на рис. 2). Люксамперные характеристики от темнового значения KN N-(I) справедлива аппрокс начальным участком положительной и последующим симация F(I) = cI, где c — коэффициент пропорциоучастком отрицательной фотопроводимости отчетливо нальности. Тогда концентрация прыгающих по атомам Ga наблюдались в [5] для образцов p-Ge c концентрацией дырок есть атомов галлия N = 8 · 1014-4 · 1016 cm-3 и степенью компенсации K 0.40.

Nh1(I) =(1 - K + cIK)(1 - cI)KN; (12) 6. Итак, впервые получены выражения для длины экранирования электростатического поля и длины амбипрыжковая фотопроводимость h1(I) =qNh1(I)Mh1.

полярной диффузии носителей заряда при сосуществоваВ результате межзонной подсветки концентрация ней- нии зонного и прыжкового токов.

тральных атомов As возрастает как cIKN, а положитель- Для трансмутационно легированного p-Ge указана но заряженных — уменьшается как (1-cI)KN. Поэтому температура Th, при которой проводимость дырок v-зоны концентрация прыгающих по атомам As электронов с p равна проводимости дырок h, прыгающих по атомам подвижностью Mh2 есть Ga. Показано, что при T = Th длина амбиполярной диффузии Ld объединяет параметры прыгающих дырок Nh и Dh с концентрацией p, коэффициентом диффузии Nh2(I) =cI(1 - cI)KN; (13) Dp и коэффициентом захвата дырок v-зоны на отрицательно заряженные акцепторы. Это позволяет находить прыжковая фотопроводимость h2(I) =qNh2(I)Mh2.

Nh и Dh по измерению эффекта Холла (от дырок v-зоны) Отношение прыжковой электропроводности при поди суммарной электропроводности p + h = 2p.

светке h(I) = h1(I) +h2(I) к темновому значению Дано описание изменения концентрации прыгающих h = h1, с учетом (11)–(13), есть электронов (дырок) при примесном фотовозбуждении кристалла. Получены выражения для стационарного вреh(I) Nh1(I) +bhNh2(I) мени жизни электрона c-зоны относительно захвата на = h Nhположительно заряженный донор и времени жизни донора в зарядовом состоянии (0) относительно выброса с (1 - cI)(1 - K + cIK + cIbh) =, (14) него электрона в c-зону.

(1 - K) Впервые интерпретирована немонотонная зависимость прыжковой фотопроводимости трансмутационно где bh = Mh2/Mh1 — отношение подвижности электролегированных кристаллов p-Ge от интенсивности поднов, прыгающих между атомами As в зарядовых состосветки в области фундаментального поглощения.

яниях (0) и (+1), к подвижности дырок, прыгающих Выражаем благодарность В.П. Добрего и А.Г. Забродмежду атомами Ga в зарядовых состояниях (0) и (-1).

скому за детальное обсуждение работы.

Из (14) следует, что для 2K > 1 - bh при интенсивно сти межзонной подсветки I1 = 2K + bh - 1 /2c(K + bh) прыжковая фотопроводимость достигает максимума Список литературы (h(I1) >h), при I2 = 2I1 равна темновому значению (h(I2) =h). Это позволяет по известным значениям [1] В.Л. Бонч-Бруевич, С.Г. Калашников. Физика полупроводников. Наука, М. (1990).

интенсивности I и степени компенсации K определить [2] Handbook on Seviconductors. Vol. 1. Basic Properties of bh и c. Заметим, что соотношение I2 2I1 находит Seviconductors / Ed. by P.T. Landsberg, Elsevier Science поддержку в эксперименте [5].

(1993).

Если абсолютное значение интенсивности подсветки I [3] P.Y. Yu, M. Cardona. Fundamentals of Semiconductors. Phyнеизвестно, то по экспериментально измеряемому отноsics and Materials Properties. Springer-Verlag, Berlin (1999).

шению I1/I2 можно исключить cI из уравнения (14) (для [4] В.П. Добрего, С.М. Рывкин. ФТТ 6, 4, 1203 (1964).

h(I1) и h(I2)) и найти bh. Так, из данных [5] (рис. 2) [5] В.П. Добрего. ФТП 3, 11, 1665 (1969).

имеем h(I1)/h = 1.011 и lg I2 = 1.92, что по (14) дает [6] Я.Е. Покровский, О.И. Смирнова, Н.А. Хвальковский.

bh 0.34. ЖЭТФ 112, 1(7), 221 (1997).

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Модель прыжковой и зонной фотопроводимости на постоянном токе в легированных... [7] А.П. Мельников, Ю.А. Гурвич, Л.Н. Шестаков, Е.М. Гершензон. Письма в ЖЭТФ 66, 4, 232 (1997).

[8] Е.М. Гершензон, Ф.М. Исмагилова, Л.Б. Литвак-Горская, А.П. Мельников. ЖЭТФ 100, 3, 1029 (1991).

[9] Н.А. Поклонский, С.Ю. Лопатин. ФТТ 40, 10, 1805 (1998).

[10] N.A. Poklonski, V.F. Stelmakh. Phys. Stat. Sol. (b) 117, 1, (1983).

[11] Н.А. Поклонский. Автореф. дис. канд. физ-мат. наук. БГУ, Минск (1982).

[12] D.K. Pickard. J. Appl. Probab. 19, 2, 444 (1982).

[13] P.T. Landsberg, A.G. Guy. Phys. Rev. B28, 2, 1187 (1983).

[14] Н.А. Поклонский. Изв. вузов. Физика 27, 11, 41 (1984).

[15] S.J. Farlow. An Introduction to Differential Equations and Their Applications. McGraw-Hill, N. Y. (1994).

[16] N.A. Poklonski, V.F. Stelmakh, V.D. Tkachev, S.V. Voitikov.

Phys. Stat. Sol. (b) 88, 2, K165 (1978).

[17] А.А. Узаков, А.Л. Эфрос, ЖЭТФ 81, 5(11), 1940 (1981).

[18] J.-C. Manifacier, H.K. Henisch. J. Phys. Chem. Solids 41, 11, 1285 (1980).

[19] Ю.М. Гальперин, Е.П. Герман, В.Г. Карпов. ЖЭТФ 99, 1, 343 (1991).

[20] А.Г. Забродский, М.В. Алексеенко. ФТП 28, 1, 168 (1994).

[21] Л.В. Говор, В.П. Добрего, Н.А. Поклонский. ФТП 18, 11, 2075 (1984).

[22] А.Г. Андреев, В.В. Воронков, Г.И. Воронкова, А.Г. Забродский, Е.А. Петрова. ФТП 29, 12, 2218 (1995).

[23] М.В. Алексеенко, А.Г. Забродский, Л.М. Штеренгас. ФТП 32, 7, 811 (1998).

[24] В.Н. Абакумов, В.И. Перель, И.Н. Яссиевич. ФТП 12, 1, (1978).

[25] Л.В. Берман, А.И. Селиверстов. ФТП 23, 11, 1959 (1989).

[26] А.Г. Ждан, Т.М. Лифшиц, В.В. Рыльков. ФТП 21, 2, (1987).

Физика твердого тела, 2000, том 42, 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.