Абай атындағы

 
 
124
где N(1-R) - падающий  поток  фотонов  с  учётом  поверхностного  отражения R, 
α -
коэффициент поглощения, d -толщина пленки, 
η
-квантовая эффективность генерации 
носителей  заряда, 
τ -  время  жизни, 
μ
  -подвижность  электронов  (дырок),  Е  -
электрическое поле,  L - расстояние между электродами. 
 
 
 
Рисунок 1.  Спектральные зависимости фототока в пленках а-Si
1-x
Gе
x
:Н 
от состава Се (х): 1 – 0,0; 2 – 0,35, 3 – 0,55. 
 
Тогда  квантовый  выход  внутреннего  фотоэффекта  для  носителей  заряда  в 
широком интервале энергий фотонов определяется как [1]: 
( )
( )
[
]
( )
[
]
EL
d
h
R
qN
I
h
ф
μτ
α
ν
ν
η
exp
1
1
−
−
=
 
На  рисунке 2 приведены  спектральные  зависимости 
η
(hν)  сплава  а-Si
1-x
Gе
x
:Н 
для  х=0; 0,45; 0,65 в  широком  спектральном  интервале  при  условии,  что
const
=
μτ
. 
Видно,  что  для  всех  составов  наблюдается  два  участка:  в  интервале 
5
,
3
2
÷
=
ν
h
эВ 
квантовый  выход 
η
(hν)  остается  практически  неизменным,  а  в  последующем 
монотонно возрастает. 
 
 
Рисунок 2. Спектральные зависимости квантового выхода внутреннего  
фотоэффекта в пленках а-Si
1-x
Gе
x
:Н от состава Х :1 - 0, 0,2 – 0,35, 3 – 0,55. 
 
Вид  спектральных  зависимостей 
η
(hν)  в  УФ  диапазоне позволяет  также утверждать, 
что  в  а-Si
1-x
Gе
x
:Н  имеет  место  процесс  ударной  ионизации  носителей  заряда  и  этот 
процесс носит явно выраженный пороговый характер. С увеличением содержания Gе в 
а-Si
1-x
Gе
x
:Н порог ударной ионизации hν
пор
 смещается в длинноволновую область спек-
тра,  а  наклон  роста 
η
(hν),  характеризующий  среднюю  энергию  образования 
электронно-дырочной пары 
ε , становится положе. Такое поведение квантового выхода 
связано  с  тем,  что  с  введением  Gе  в  а-Si  уменьшается  ширина  запрещённой  зоны 

 
 
125
материала,  усиливается  топологическое  разупорядочение,  приводящее  к  возрастанию 
плотности локализованных состояний в щели подвижности. Полученные значения hν
пор
 
и 
ε  для а-Si
1-x
Gе
x
:Н   сведены в таблицу 1. 
 
                                   Tаблица 1. Основные характеристики сплава 
а-Si 
I-X
 Gе
х
:Н. 
Х 
 
Е
g 
,  эВ 
 
hν
пор
,   эВ 
 
ε ,   эВ/пару 
0 1,85  4,2 
3,8 
0,45 1,56  3,7 
3,1 
0,65 1,44  3,5 
2,2 
 
Согласно  моделям [1 - 5], ударная  ионизация  при  оптическом  возбуждении  в 
полупроводниках определяется эффективными массами носителей заряда, процессами 
их рассеяния и термализации, особенностями зонной структуры. Из-за отсутствия даль-
него порядка в АП нельзя построить обратную решётку. В этом случае правила отбора 
с  учетом  квазиимпульса  k  носителей  заряда  для  дна  зон  не  работают  и  поглощение 
света  обусловлено  только  прямыми  оптическими  переходами.  Это  обстоятельство 
также  должно  облегчить  условия  протекания  ударной  ионизации  в  АП.  Следует 
отметить,  что  при  поглощении  квантов  света  с  энергией  hν >> Е
g
  правила  отбора  по 
параметру k для межзонных оптических переходов (если эти переходы происходит не 
со дна валентной зоны) сохраняются. 
Рассмотрим  возможные  оптические  переходы  в  АП,  условия,  определяющие 
процесс ударной ионизации и участие возбуждённых носителей заряда в переносе тока. 
На рисунке 3 представлена схема электронных переходов с энергией фотонов, равной 
или превышающей 2Е
g
 . Поскольку правила отбора по волновому вектору k для дна зон 
не работают, то можно использовать энергетическую диаграмму АП, где E
с
 и Е
V
 -края 
подвижности для зоны проводимости и валентной зоны, соответственно, а разность E
с
-
Е
V
 определяет ширину запрещённой зоны Е
g
 . Так как все оптические переходы со дна 
валентной зоны разрешены, то энергия возбужденных электронов и дырок, равная или 
превышающая  2Е
g
 , достаточна  для  ионизации  ещё  одной  элекронно-дырочной  пары 
(оптический переход 1). При поглощении квантов света 2Е
g
 < hν <ЗЕ
g
 возможны также 
оптические  переходы 2,3,4, при  этом  носители  заряда,  дающие  вклад  в 
фотопроводимость,  не  участвуют  в  процессе  ударной  ионизации,  так  как  избыточной 
энергии  не  достаточно  для  акта  ионизации.  По  этой  причине,  в  начале  процесса 
ударной  ионизации  квантовый  выход  внутреннего  фотоэффекта  не  должен  возрасти 
скачкообразно,  а  должен  наблюдаться  плавный  рост 
η
(hν) 
 
с  увеличением  энергии 
фотонов. 
При  поглощении  квантов  света  с  hν  >ЗЕ
g
  все  рожденные  фотононосители, 
передав часть своей энергии электрону v-зоны, могут перевести его в С-зону (переход 
5,6),  и  квантовый  выход  должен  удвоиться,  если  нет  других  механизмов  потерь 
избыточной энергии "горячих" носителей заряда. 
Отсюда  следует,  что  пороговые  энергии  возрастания  квантового  выхода 
внутреннего  фотоэффекта  в  АП  должны  определяться  только  законом  сохранения 
энергии, то есть hν
пор
 =2Е
g
 , а средние энергии образования электронно-дырочной пары 
должны  быть  меньше  аналогичных  величин  в  кристаллических  полупроводниках.  То 
есть  процесс  ударной  ионизации  в  АП  должен  быть  более  эффективен,  чем  в 
кристаллических,  например, в Si и Gе [2,  3]. 
Вышеприведенные рассуждения справедливы для области высоких температур, 
когда  проводимость  осуществляется  электронами  (дырками)  по  делокализованным 

 
 
126
состояниям.  При  понижении  же  температуры  существенное  влияние  на 
фотопроводимость  оказывают  локализованные  состояния  вблизи  дна  зоны 
проводимости и валентной зоны. Рожденный в процессе ударной ионизации электрон 
(дырка),  захватываясь  на  эти  состояния,  не  участвует  в  процессе  переноса,  так  как 
тепловой  энергии  кТ  не  достаточно  для  их  выброса  выше  края  подвижности.  В 
фотопроводимости  реально  участвуют  лишь  носители  заряда  с  энергией  выше  краев 
подвижности, то есть горячие фотоносители во время их термализации.  
 
Рисунок 3. Схема электронных переходов в АП с энергией  
поглощенных фотонов, равной или превышающей 2Е
g
      
(Е
C
 и Е
V
 - края подвижности для зоны проводимости  
и валентной зоны, соответственно). 
Таким  образом,  влияние  температуры  на  изменение  квантового  выхода 
внутреннего  фотоэффекта,  рассчитанного  из  спектров  фотопроводимости,  должно 
привести: 
• 
в  области  температур,  когда  проводимость  происходит  по  делокализованным 
состояниям, изменение пороговой энергии hν
пор
 возрастания 
η
(hν)  определяется 
в
 
основном температурной зависимостью Е
g
.
 
• 
в    области    низких    температур    существенное    влияние  локализованных 
состояний  в  хвостах  зон  на  перенос  носителей  заряда  должно  привести  к 
возрастанию  величин  пороговой  энергии  hν
пор
  и  средней  энергии  образования 
электронно-дырочной пары
ε .
 
 
1.  Рывкин  С.М.  Фотоэлектрические  явления  в  полупроводниках. -М.:  Физматгиз. -1963, 
494 с. 
2.  Вавилов B.C., Брицын  К.И.  О  спектральной  и  температурной  зависимости  квантового 
выхода в кремнии // ЖФТТ. -1959, т.1.С.16-19. 
3.  Ove Christensen. Quantum efficiency of the internal photoelectronic effect in silicon and 
germanium // J.Appl. Phys.-1976, т.47. N.2. РР.689-695. 
4.  Волков  А.С,  Галаванов  В.В.,  Гуткин  А.А.,  Кумеков  С.Е.  Спектры  фотопроводимости 
InSb в области энергий фотонов 0,4-1,4 эВ //ФТП. -I97I, т.5. Вып.12. С.2356-2359. 
5.  Волков А.С., Гуткин А.А., Косогов О. В., Кумеков С.Е. Спектры фоточувствительности 
InSb p-n-переходов  в  области  энергий  фотонов  до 3,3 эВ //ФТП, -1972, т.6,  вып.II. 
С.2287-2289. 
 
Работа  выполнена  под  руководством  профессора  Мукашева  К.М.  при  поддержке 
гранта МОН РК 1.12.1-185 и гранта ректора КазНПУ им. Абая.
  

 
 
127
УДК 537.311.32 
М.Е. Кумеков   
 
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ И УДАРНАЯ ИОНИЗАЦИЯ 
В ХАЛЬКОГЕНИДНОМ СТЕКЛЕ Т1АsSe
2  
 С ДЫРОЧНЫМ ТИПОМ 
ПРОВОДИМОСТИ 
 
(г.Тараз, Таразский Государственный Университет им. М.-Х. Дулати) 
 
Өткізгіштегі  кемтіктермен  орындалатын  шалаөткізгіштің  фотоөткізгіштігінің 
спектралдық  тəуелділігі  зерттеледі.  Сол  үшін  р-текті  Т1АsSe
2
  халькогенидті  шыны 
қолданылады.  Бұл  материалдың  ішкі  құрылымы  бір  текті  емес.  Ішкі  фотоэффектінің 
кванттық  өнімі  анықталады.  Электрон  кемтік  жұбының  туындау  энергиясы  соққылау 
арқылы  өтетін  ионизациялау  процесі  мен  заряд  тасымалдаушылардың  арасындағы 
басқа  да  құбылыстардың  басымдылығын  сипаттайды  жəне  оның  шамасы 
)
(
ν
η
h
 
тəуелділігінің еңкею шамасымен табылады. 
Spectral dependence of photoconductivity in the semiconductor with the hole mechanism 
of conductivity is investigated. Measurements are performed on halcogenide glass
 
Т1АsSе
2
, 
being by the typical semiconductor with the disorder structure of p-type. The value of a 
quantum efficiency of an internal photoeffect 
)
(
ν
η
h
is calculated. The value of average 
energy of creation of electron-hole pair 
ε
, reflecting a competition between processes of 
impact ionization and other processes dissipation of energy of hot carriers, is certain on an 
slope of dependence
)
(
ν
η
h
. Values 
)
(
ν
η
h
 also 
ε
 find an explanation in model of the 
amorphous semiconductor
 
 
Для  исследования  спектральной  зависимости  фотопроводимости  (ФП)  с 
дырочным  механизмом  проводимости  нами  было  взято  халькогенидное  стекло 
Т1АsSе
2
,  являющееся  типичным  полупроводником  с  неупорядоченной  структурой  р-
типа. Выбор Т1АsSе
2
 связан с тем, что по фотоэлектрическим свойствам он подобен а-
Si:Н,  а  именно,  Е
g
=1,4  эВ, 
T
σ ~10
-7
Ом
-1
см  и  обладает  большой  кратностью 
фотопроводимости 
4
10
/
=
T
Ф
σ
σ
при потоке N=10
17
 фотон/см
2
с. 
Плёночные  структуры Cr-Т1АsSe
2
-Сr  были  получены  путём  термического 
напыления стекла Т1АsSе
2
 на диэлектрическую подложку с последующим нанесением 
пленки  Сr  толщиной ~100 нм.  Затем  была  проведена  фотолитография  и  получена 
гребенчатая  структура  с  расстоянием  между  электродами 14 мкм.  Спектральная 
зависимость  фототока  в  области  энергий  фотонов  hν=1,6-6,2  эВ  измерялась  по 
методике, описанной в [3]. Для точного учёта числа поглощённых фотонов измерялся 
также спектр отражения R(hν) в диапазоне энергий фотонов 1,4-6,3 эВ. 
На рисунке 1 представлена типичная спектральная характеристика стационарного 
фототока  при  Т
комн
  для  структур  Сr-Т1АsSе
2
-Сr,  нормированного  на  падающий  поток 
фотонов.  Видно,  что  спектр  фототока  имеет  сложную  форму:  при  увеличении 
ν
h
 
сначала  наблюдается  его  резкое  возрастание,  обусловленное  ростом  коэффициента 
поглощения  (а)  в  области  энергий  фотонов 1,3-2,0 эВ.  Затем  имеет  место  небольшое 
падение  фототока  в  области  hν =2,0-3,0 эВ,  связанное  с  влиянием  поверхностной 
рекомбинации,  а  начиная  с  hν >3,6 эВ  величина  1
ф
  увеличивается  вплоть  до 6,2 эВ. 
Красная граница фоточувствительности позволяет оценить ширину запрещённой зоны 
(Е
а
),  которая составляет 1,4 эВ, что хорошо согласуется с данными, полученными на 
объёмных  образцах.  На  вставке  рисунка  1 приведена  зависимость  величины  i
ф
  от 
напряжённости  электрического  поля  при  облучении  квантами  света  с  hν =5,0 эВ. 
Установлена линейная зависимость фототока  вплоть до полей E=10
5
 В/см. 

 
 
128
                   
 
 
                     
 
 
 
 
 
В  области  энергий  фотонов 2,0-6,2 эВ  нами  была  вычислена  величина 
квантового  выхода  внутреннего  фотоэффекта 
)
(
ν
η
h
  при  условии,  что
const
=
μτ
,  в 
спектральном  диапазоне 2,0-6,2 эВ [4]. Как  видно  из  рисунка  2а,  величина 
)
(
ν
η
h
  в 
области  энергий  фотонов 2,0-3,5 эВ  практически  постоянна  и  приравнена  к  единице. 
При увеличении энергии фотонов 
)
(
ν
η
h
 увеличивается и достигает значения 1,36 при 
hν =6,0 эВ.  Вид  полученной  спектральной  зависимости 
)
(
ν
η
h
  позволяет  утверждать, 
что  в  стекле  Т1АsSе
2  
имеет  место  процесс  ударной  ионизации  и  этот  процесс  имеет 
пороговый  характер  при  энергии  фотонов  hν
пор
  =
 3,5 эВ =2,5Е
g
.  Наличие  порога 
увеличения 
)
(
ν
η
h
  означает,  что  при  энергиях  квантов  возбуждающего  света,  равной 
или  больше  пороговой  фотодырка  (или  фотоэлектрон)  приобретает  кинетическую 
энергию,  достаточную  для  ионизации  ещё  одной  электронно-дырочной  пары [5]. 
Структура валентной зоны халькогенидного стекла является сложной - она состоит из 
состояний  ковалентных  связей  (
−
σ связей),  а  верх  валентной  зоны - из  состояний 
недоделенных  пар  Sе  (
π -связей). Так как Т1АsSе
2
  является  полупроводником  р-типа, 
то  ударная  ионизация,  вероятно,  осуществляется  дырками.  Горячая  дырка,  имея 
избыточную  энергию  Е
а
,  может  путем  столкновений  в  валентной  зоне  породить  еще 
одну электронно-дырочную пару из  π -орбиталей Sе, что приводит к увеличению 
η
>1 
при  энергиях  квантов,  больших 3,5 эВ.  Величина  средней  энергии  образования 
электронно-дырочной пары (
ε ), отражающая конкуренцию между процессами ударной 
ионизации  и  другими  процессами  диссипации  энергии  горячих  носителей  заряда, 
определена по наклону зависимости 
)
(
ν
η
h
 (пунктирная прямая на рисунке 2а) и равна 
3,6 эВ. 
Спектральная  зависимость  фотопроводимости  в  Т1АsSе
2
  при  трех  различных 
температурах  приведена  на  рисунке 3. Влияние  температуры  на  форму  спектра 
фотопроводимости  в  стекле  Т1АsSе
2
  аналогично  температурной  зависимости  1
ф
  в  а-
Si:Н. Красная граница фотопроводимости с уменьшением температуры Т смещается в 
область  больших  энергий  фотонов  и  наблюдается  выравнивание  i
ф
  в  УФ  области 
спектра.  Однако  имеется  и  различие:  с  увеличением  Т  вначале  наблюдается  рост 
Рисунок 1. Типичная спектральная 
характеристика 
стационарного 
фототока  при  Т
комн
  для  структур 
Сr-Т1АsSе
2
-Сr, нормированного на 
падающий поток фотонов.  
Рисунок 2. Спектральная 
зависимость  квантового  выхода 
внутреннего фотоэффекта 
)
(
ν
α
h
 в 
Т1АsSе
2
(а) и при Т=295 К (б). 

 
 
129
фототока  по  величине,  затем - его  уменьшение.  Это  объясняется  сменой  темпов 
рекомбинации,  наблюдаемой  из  зависимости  величины  i
ф 
от  температуры  при 
облучении квантами света hν =2,5 и 5,0 эВ (рисунок 4.). 
 
 
 
 
 
 
 
Расчетные  спектральные  зависимости  квантового  выхода  при  трех  различных 
температурах свидетельствуют о том, что, с понижением температуры hν
пор
 смещается 
в область больших энергий, а средняя энергия образования электронно-дырочной пары 
увеличивается. При изменении температуры в диапазоне Т=350-230 К  hν
пор
 изменяется 
от 3,4 до 4,2 эВ,  а 
ε  - от 5,4 до 11-5 эВ  и  качественно  аналогично  температурной 
зависимости параметров квантового выхода в а-Si:Н. 
Интерпретацию полученных из экспериментов значений параметров квантового 
выхода (hν
пор
  и
ε )  для  а-Si:Н,  а-Si
1-x
Gе
x
:Н,  Т1АsSе
2
,  а  также  температурные 
зависимости этих данных можно представить следующим образом. Согласно моделям 
[6-9],  ударная  ионизация  при  оптическом  возбуждении  в  полупроводниках 
определяется  эффективными  массами  носителей  заряда,  процессами  их  рассеяния  и 
термализации, особенностями зонной структуры. Из-за отсутствия дальнего порядка в 
АП нельзя построить обратную решётку, так как квазиимпульс является "не лучшим" 
квантовым  числом.  Поэтому  правила  отбора  с  учетом  квазиимпульса  (k)  носителей 
заряда  для  дна  зон  не  работают,  и  поглощение  света  обусловлено  только  прямыми 
оптическими  переходами.  Это  обстоятельство  также  должно  облегчить  условия 
протекания ударной ионизации в АП. Следует отметить, что при поглощении квантов 
света с энергией hν >> Е
g
 правила отбора по k для межзонных оптических переходов  
( если эти переходы не со дна валентной зоны) сохраняются.  
           Таким  образом,  увеличение  пороговой  энергии  hν
пор
  в  стекле  Т1АsSе
2
 (hν
пор
 = 
2,5Е
g
)  также как и в а-Si
1-x
Gе
x
:Н, полученным магнетронным методом, (hν
пор
  = 2,27 – 
2,43 Е
g
) по сравнению с а-Si:Н, полученным в тлеющем разряде (hν
пор
 = 2Е
g
),  связано с 
ростом  степени  разупорядоченности  структуры  аморфной  сетки,  что  существенно 
сказывается на процессах рассеяния и переноса фотоносителей. 
 
1.  Черкасов 
Ю.А. 
В 
сб.: 
Структура 
и 
свойства 
некристаллических 
полупроводников //Под ред. Коломийца, - Л. Наука.-1976. 282 с. 
Рисунок 3. Спектральная 
зависимость фототока в Т1АsSе
2
 при 
трех различных температурах.  
Рисунок  4. Температурная 
зависимость  фотопроводи-мости 
в 
Т1АsSе
2
 
при 
облучении 
квантами света с hν=2,5 и 5,0 эВ
.
 

 
 
130
2.  Ле-Комбер 
П. 
Легированные 
аморфные 
полупроводники. 
В 
кн: 
Аморфные полупроводники. // Под.ред.Бродски. -М.: Мир.-1982.31I с. 
3.  Рывкин  С.М.  Фотоэлектрические  явления  в  полупроводниках. -М.:  Физматгиз.  -1963.   
494 с. 
4.  Атаев  Ж.,  Васильев  В.А.,  Волков  А.С,  Кумеков  М.Е.,  Теруков  Е.И.,  Шведков  И.В. 
Фотоэлектрические  свойства  пленок a-SI:H и  структур  на  их  основе  в  УФ  области 
спектра. //ФТП. -1991. Т.25, вып. 8. C.I350-I354. 
5.  Атаев  Ж.,  Васильев  В.А.,  Волков  А.С,  Кумеков  М.Е.,  Теруков  Е.М.,  Шведков  И.В. 
Фотопроводимость  и  ударная  ионизация  в  пленках a-Si:H  в  УФ  области  спектра.           
// Письма в ЖТФ -1991. Т.17, вып.З. С.81-84. 
6.  Вавилов B.C., Брицын  К.И.  О  спектральной  и  температурной  зависимости  квантового 
выхода в кремнии. // ЖФТТ -1959. Т.1. 16 с. 
7.  Ove Chrlstensen. Quantum efficiency of the internal photoelectronic effect in silicon and 
germanium. // J.Appl. Phys.-1976. 7.47. No.2. РР.689-695. 
8.  Волков  А.С,  Галаванов  В.В.,  Гуткин  А.А.,  Кумеков  С.Е.  Спектры  фотопроводимости 
InSb в области энергий фотонов 0.4-1.4 эВ. // ФТП - I97I.T.5, вып.12. С.2356-2359. 
9.  Волков А.С., Гуткин А.А., Косогов О. В., Кумеков С.Е. Спектры фоточувствительности 
InSb p-n-переходов  в  области  энергий  фотонов  до 3.3 эВ. // ФТП -1972, т.6,  вып.II. 
С.2287-2289. 
 
Работа  выполнена  под  руководством  профессора  Мукашева  К.М.  при  поддержке 
гранта МОН РК 1.12.1-185 и гранта ректора КазНПУ им. Абая.
  
 
 
 
ƏОЖ 37.388 

жүктеу/скачать 5,32 Mb.

Достарыңызбен бөлісу: