Полупроводники - Смит Р.
Скачать (прямая ссылка):
иметь место сильное увеличение tp. Это связано с тем, что прн srp5>>L
носители заряда, генерируемые излучением на расстоянии от поверхности,
меньшем L, будут рекомбинировать в основном на поверхности, но если
глубина генерации существенно превышает L, то основную роль будет играть
объемная рекомбинация, которой соответствует большее время жизни. Когда а
становится достаточно малым, так что заметная часть излучения сможет
пройти через образец, то ip снова начинает уменьшаться, и, если ad<^l,
фототок tp будет пропорционален ос. В общем случае картина оказывается
несколько более сложной, однако соответствующие решения можно получить из
уравнения (10.135) для подходящих граничных условий при х=0 и x-d. Гаррет
и Гроваль [104], а также Девор [105] получили аналитические выражения для
Др; Гертнер [106] опубликовал серию кривых для производства численных
расчетов. Типичный вид зависимости фототока от длины волны показан на
рис. 10.21, где для сравнения приведена также кривая спектрального
распределения поглощения ос. Видно, что при малых значениях s фототок
возрастает до определенной величины, после чего остается неизменным,
несмотря на увеличение ос. Однако при больших значениях s фототок
проходит через максимум и достигает постоянной величины, меньшей, чем его
соответствующая величина при s=0. Кривая на рис. 10.22, иллюстрирующая
этот эффект, получена Гудвином [107] для InSb.
При очень больших ос, когда ocL^>l, но d не очень велико по сравнению с
L, можно получить решение уравнения (10.135) без правой части, включая ее
в граничное условие. Так как теперь все дырки генерируются вблизи
поверхности, то можно считать, что
10. Оптические и высокочастотные явления
389
Рис. 10.21. Зависимость фототока от длины волны при большой и малой
скоростях поверхностной рекомбинации s.
Рис. 10.22. Зависимость тока фотопроводимости и тока
фотоэлектромагиитиого эффекта от длины волны для InSb [107].
390
10. Оптические и высокочастотные явления
плотность дырочного тока при х=0 равна -seAp0-\-eIт)(1-Rs)/hv, а при x=d
равна seApd. Соответствующее решение теперь имеет вид
A/> = Ach(^)+Esh(^) , (10.144)
где А и В определяются из двух граничных условий. После вычисления А и В
получим
Ар-
Iт] (1 - R$) Тр hv
stp sh ^
,(10.145)
(Z.2 + sVp) sh +2Z.srpch а фототок tp выражается соотношением
[Lsh (*r)+STp(ch (it) ~')] (Z"+STp)
*P = *P°° I / d \ f d \ '
(Z.2+srp)sh( -j-j -j- 2Z.stp ch (yj
где iPoo дается выражением (10.142). При d<^L (но ad^> 1) имеем
егглхИ?тпцч (1+ 6) (1 - Я")
(10.147)
(10.146)
/tv J^2sTp-|-rf (l H-
Если srp<^Z. (но не <^d), получим то же значение для ip, что и в случае
однородного поглощения при одинаковом темпе поглощения излучения. Иными
словами, выражение (10.147) отличается от соот-.ветствующего выражения
при однородном поглощении только тем, что lad заменяется на 7(1-/?<.).
Если srp не мало по сравнению с L, то фототок уменьшается еще больше. При
этом в случае xsp^>d следует ожидать очень сильного уменьшения фототока
по сравнению со случаем s=0. Эти формулы можно использовать для
определения значений L и s при соответствующих условиях.
10.9.5. ФОТОПРОВОДИМОСТЬ ПРИ ДВУХ ФОТОННОМ ПОГЛОЩЕНИИ
До сих пор мы предполагали, что генерация свободных носителей при
поглощении излучения в каждом случае обусловлена однофотонным
поглощением. Однако в разд. 10.5.5 мы видели, что одновременное
поглощение двух квантов излучения с частотами V! и v2 будет приводить к
появлению свободных носителей и, следовательно, к возникновению
собственной фотопроводимости, при условии, что //(Vi+Vg^AE. Аналогично
для случая заполненного донорного уровня, расположенного на глубине Ed
ниже зоны проводимости, должна иметь место примесная фотопроводимость,
если
10. Оптические и высокочастотные явления
391
/i(vi4-v2)>?d- Подобная ситуация будет существовать также для пустого
акцепторного уровня, который может принять электрон из валентной зоны.
Как собственная, так и примесная фотопроводимости при двухфотонном
поглощении наблюдались на опыте, причем первая - в целом ряде
полупроводников 1). Фотопроводимость GaAs при воздействии лазерного
излучения высокой интенсивности изучали Джейрман и Ли 1108], которые
рассмотрели, в частности, влияние примеси.
Фотоотклик при двухфотонном поглощении часто используется для определения
коэффициентов двухфотонного поглощения с помощью соотношения, подобного
(10.113). Гибсон и др. 155] провели очень тщательные исследования как
двухфотонной фотопроводимости, так и двухфотонного поглощения в InSb и
показали, что этот метод следует использовать с большой осторожностью.
10.9.6. ВНУТРИЗОННАЯ ФОТОПРОВОДИМОСТЬ
Интересным и необычным типом фотопроводимости является фотопроводимость,
которую наблюдали Гибсон и Мэггс [109] в Ge p-типаг). Она обусловлена
возбуждением дырок из зоны легких дырок в зону тяжелых. Как мы видели в
разд. 10.2, такие энергетические переходы приводят к поглощению в 10-
микронной области спектра. То, что при этом должен иметь место эффект
