Файл: Мотт, Н. Электронные процессы в некристаллических веществах.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 15.10.2024
Просмотров: 202
Скачиваний: 0
Некристаллические полупроводники |
239 |
ловской подвижности от температуры в аморфных полупроводни ках, что и согласуется с теорией.
На фиг. 7.22 приведены результаты измерений Мейла [341], проведенных на халькогенидных стеклах в твердом и жидком состояниях. Холловская подвижность была рассчитана по обыч ным формулам, выведенным в теории кристаллических полупро водников. Она оказалась равной 0,1 с м 2 - В - 1 - с - 1 и не зависящей от температуры в том интервале температур, где проводимость испытывает очень сильное активационное изменение. Эффект Холла имеет отрицательный знак, что противоречит положительному значению термо-э. д. с.
В аморфном германии Кларк [99] также обнаружил отрица тельный эффект Холла и оценил, что холловская подвижность при комнатной температуре составляет 1 0 ~ 2 с м 2 - В - 1 - с - 1 . Это значение близко к границе возможности обычной эксперимен тальной методики.
7.4.7.МАГНЕТОСОПРОТИВЛЕНИЕ
Измерение магнетосопротивления, т. е. относительного изме нения сопротивления в магнитном поле (Ар/р), в кристаллических полупроводниках может быть использовано так же, как и эффект Холла, для определения подвижности носителей. Обычно эта величина положительна и пропорциональна квадрату индукции магнитного поля В. В легированных и компенсированных кри сталлических полупроводниках, где перенос происходит путем перескоков, магнетосопротивление может быть как положитель ным, так и отрицательным (см. гл; 6).
В работе Мелла и Штуке [348] было измерено магнетосопро тивление нескольких аморфных полупроводников в переменном магнитном поле напряженностью до 25 кГс. В широком темпера турном интервале магнетосопротивление оказалось отрицатель
ным. Для аморфного германия оно |
было |
положительным лишь |
в очень слабых магнитных полях |
и при |
низких температурах |
(гл. 8). Недавно в частном сообщении Мелла были приведены результаты для аморфных пленок InAs и I n P , на которых наблю далось положительное магнетосопротивление. Для большинства аморфных материалов магнетосопротивление пропорционально Вп,
где показатель п при высоких температурах |
близок к |
единице, |
а вблизи комнатной температуры — к 1 / 2 . На |
фиг. 7.23 |
показана |
температурная зависимость магнетосопротивления для нескольких материалов в магнитном ноле 25 кГс. Следуя интерпретации Мелла и Штуке [348], мы считаем, что отрицательное магнетосопроти вление обусловлено влиянием магнитного поля на перескоковую подвижность электронов с энергиями вблизи уровня Ферми. При высоких температурах основной вклад в ток дают носители, нахо-
240 |
Глава 7 |
дящиеся в распространенных состояниях. Их дифференциальный вклад в магнетосопротивление (и в ток Холла) мал, благодаря чему при высоких температурах происходит спад магпетосопротивления (см. фиг. 7.23).
В настоящее время нет количественной теории отрицательного магнетосопротивления. Любая такая теория должна быть при менима также к проводимости по примесям в легированных и ком пенсированных полупроводниках. Отметим, что в последнем
Ф и г . 7.23. Температурная зависимость магнетосопротивления некоторых аморфных полупроводников при 25 кЭ [348].
1 — Ge; 2 — S i ; 3 — I n S b ; 4 — GeTe.
случае радиус примесного состояния велик (в таких материалах, как, например, кристаллический германий), и следует учитывать уменьшение этого радиуса в магнитном поле, что приводит к поло жительному магнетосопротивленшо (по этому поводу см. 6.13).
77екристаллические полупроводники |
241 |
7.4.8.ТЕРМИЧЕСКИ А К Т И В И Р О В А Н Н А Я ПРОВОДИМОСТЬ
Вполупроводниках с большой плотностью уровней захвата или локализованных состояний после выключения импульса тока (или света) обычно долго сохраняется накопленный заряд. Ско рость, с которой этот заряд исчезает, определяется скоростью освобождения носителей с уровней захвата, и при низких темпе ратурах заряды могут сохраняться в течение нескольких дней. Поэтому при экспериментальном определении дрейфовой подвиж ности на высокоомных материалах оказывается существенным работать с «успокоившимися» образцами, находящимися в истин ном тепловом равновесии. Однако если произвести преднамеренное заполнение уровней ловушек при низких температурах и затем освободить носители с помощью цикла нагревания, то можно получить сведения о плотности и глубине залегания уровней захвата. Таким образом, используя технику термически активи рованной проводимости или термостимулированной эмиссии, можно определить отношение числа носителей, имеющихся в зоне проводимости или в валентной зоне, к числу неравновесных носителей. Построение теории этих эффектов заключается глав ным образом в выборе правильных приближений для решения сложных уравнений баланса. Изучая температурную зависи мость скорости релаксации накопленных зарядов, можно оценить глубину залегания уровней захвата и полную плотность ловушек.
Фаген и Фрицше [166] на основании таких измерений опреде лили, что в стекле As 3 5 Te 4 oGe 1 iSi 1 1 P 3 имеется около 4 - 10 1 9 см~ 3 ловушек на глубине 0,43 эВ. Эта величина в пределах экспери ментальной ошибки совпадает с энергией активации темновой проводимости на постоянном токе. Эксперименты дают, таким образом, высокую плотность локальных состояний с энергией на уровне Ферми. Аналогичные эксперименты Коломийца и Мазец [289] на As2 Se3 были объяснены на основе гипотезы о полосе уров ней, простирающейся в интервале от 0,35 до 0,75 эВ. Следует подчеркнуть, что технику термически активированной проводи мости нельзя считать точным методом определения параметров ловушек, так как при обработке экспериментальных данных приходится делать много допущений.
7.5. ФОТОПРОВОДИМОСТЬ И КВАНТОВЫЙ ВЫХОД
Фотопроводимость полупроводника является функцией боль шого числа параметров. При стационарном освещении полупро водника с одним доминирующим сортом носителей она имеет вид
До* = e[iAn, |
|
где Атг — равновесная концентрация |
избыточных носителей |
с подвижностью р.. Если в аморфном |
полупроводнике фототок |
( 16 — 01142
242 |
Глава 7 |
определяется главным образом носителями, находящимися в рас пространенных состояниях, то плотность избыточных носителей будет составлять некоторую долю полной концентрации избы точных носителей А?г. В следующем разделе для некоторого част ного распределения локализованных состояний будет выведена функция, дающая зависимость этой доли носителей от темпера туры. Полная концентрация избыточных носителей дается фор мулой
Д п = т ц 1 ° ( 1 ~ Д ) [ 1 ~ е х р ( ~ a d ) ] |
(7.24) |
для моиомолекуляриого закона рекомбинации, характеризуемого временем жизни т. Выражение в квадратных скобках описывает
/а6 Е |
I |
1 |
i |
1 |
1 |
1 — I |
ю1 Ь
ю3\=
.' |
1 : / |
|
: |
|
|
|
|
Г |
': |
': |
|
|
|
/gZ Ь |
11 | .' I и | | I |
I :'|11 I I 1 |
I I 11I I |
|||
0,5 |
1,0 |
1,5 |
2,0 |
2,5 |
3,0 |
3,5 |
|
|
|
Tiv, зБ |
|
|
|
Ф и г. 7.24. Зависимость фотопроводимости и оптического поглощения от энергии фотона для различных халькогенндиых пленок при комнатной
температуре [436].
Сплошная |
кривая — коэффициент поглощения, |
пунктирная — фотопроводимость. |
|||||
1 — A s . T e 3 ; |
г — |
T e 2 A s S i ; |
з — TeAsSiGe; |
4 — |
A s 4 S e a T e , ; 5 — |
ASjSe,; |
2' — T e . A s S i |
(d = 3200 |
A ) ; 4' — |
A s 4 S e 3 T 3 (d = |
8800 |
A ) ; 5' — As,Se» |
(d = 8700 |
A ) . |
|
IIекристаллические полу проводники |
243 |
число фотоиов, поглощаемых в секунду в образце толщиной d. Величина / 0 есть поток падающего излучения, а — коэффициент поглощения, R — коэффициент отражения. Квантовый выход световой генерации обозначен через г). Обычно он принимается равным единице, однако его величину можно точно измерить.
Многие аморфные полупроводники являются хорошими фото сопротивлениями. Детальные измерения их свойств в широком диапазоне интенсивности света, энергий фотона и температур были проведены лишь в небольшом числе случаев. Здесь мы оста новимся на главных особенностях явления; конкретные резуль таты для некоторых веществ будут даны позже.
Вотличие от большинства кристаллических полупроводников,
укоторых фотопроводимость имеет пик при энергии фотона,
соответствующей порогу электронных межзонных переходов, в аморфных полупроводниках фотопроводимость характеризуется менее резкой спектральной зависимостью. Она нарастает вблизи края оптического поглощения и при больших энергиях остается приблизительно постоянной (фиг. 7.24). Спад фоточувствитель ности кристаллического полупроводника в коротковолновую область связан с растущей ролью поверхностной рекомбинации, поскольку при увеличении энергии фотона свет поглощается все более тонким приповерхностным слоем. Отсутствие такого спада в аморфных полупроводниках свидетельствует о том, что реком бинация в объеме преобладает над рекомбинацией на поверх ности. Как мы увидим в 7.6.1, почти все аморфные полупровод ники имеют довольно размазанный край фундаментального оптиче ского поглощения. Обычно он описывается экспоненциальным ростом коэффициента поглощения с энергией фотона. В связи
сэтим экспериментальное определение щели подвижности по
спектру |
фотопроводимости оказывается неточным. |
На фиг. 7.25 показана температурная зависимость фотопрово |
|
димости |
для халькогенидиого стекла A s 3 5 T e 4 o S i i 1 G e 1 1 p 3 в спек |
тральной области сильного поглощения (из работы Фагена и Фрицше [166]). Максимум вблизи 250 К является характерной осо бенностью и для других материалов. Аналогичный максимум был обнаружен впервые на халькогенидах Коломийцем и Любиным [286] (см. также Вайзер и др. [537]), а на GeTe — Тсу и др. [510]. Следуя Вайзеру и др., мы считаем, что на обоих крыльях макси мума фототок обусловлен носителями, находящимися в распро страненных состояниях, однако при прохождении через максимум происходит изменение характера рекомбинационной кинетики. Считается, что при температурах ниже Т м а к с число равновесных носителей пренебрежимо мало и рекомбинация является бимоле кулярной; при температурах выше Г М а к с концентрация равно весных носителей становится больше концентрации носителей, возбуждаемых светом, и закон рекомбинации становится мономо-
16*