CC BY
69
Физика твёрдого тела Бестии к Нижегородского университета и м. Н.И. Лобачевского, 2013, № 2 (2!), с. 22-27
УДК 538.935
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ НИТЕВИДНЫХ НАНОКРИСТАЛЛОВ GaAs
© 2013 г. П.А. Алексеев,1,2 М.С. Дунаевский,1 М.О. Марычев,3 А.В. Нежданов3
М. Lepsa,4 Б. Grutzmacher,4 А.Н. Титков1
1 Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, Санкт-Петербург 2Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет «ЛЭТИ» 3Нижегородский госуниверситет им. Н.И. Лобачевского 4Peter втпЬе^ 1^йШ (PGI-9), Forschungszentrum Julich GmbH
а1еха^ег^ккоу@таП .ioffe.ru
Поступила в редакцию 04.04.2013
Исследованы спектры фотопроводимости (ФП) индивидуальных нитевидных нанокристаллов (ННК) ОаА8 на подложках SiO2/Si, а также зависимость ФП ННК от интенсивности фотовозбуждения и влияние на спектры ФП заращивания ННК слоем SiO:t. Показано, что ФП ННК из сильнолегированного ОаА8 имеет барьерную природу, тогда как ФП ННК, обеднённых носителями заряда, определяется скоростью поверхностной рекомбинации. Обнаружен эффект модуляции проводимости ННК поверхностной фотоЭДС в подложке SiO2/Si при фотовозбуждении в области собственного поглощения Si.
Ключевтк слова: нитевидные нанокристаллы, ОаА8, фотопроводимость, поверхностная рекомбинация.
Введение
В настоящее время большой интерес исследователей вызывают так называемые нитевидные нанокристаллы (ННК) полупроводников [1, 2]. Эти объекты представляют собой кристаллические стержни диаметром от 30 до 200 нм и длиной до 3 г 5 мкм. Для их получения чаще всего используются методы молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) и газофазной эпитаксии (ГФЭ) на подложках, активированных наноразмерными каплями металла (Аи, ва и др.) [3]. Рост ННК происходит, как правило, по механизму пар-жидкость-кристалл (ПЖК) [4]. К настоящему времени получены ННК на основе ваА8, АЮаА8, 1пР, 1пА8, ваК, Si, ве, ZnO и др. [5]. Широкие возможности управления геометрическими параметрами, легированием и составом ННК открывают перспективы для реализации на базе массивов ННК широкого спектра приборов нано- и оптоэлектроники: наноразмерных транзисторов с малыми временами переключения [6], биосенсоров [7], гибких и прозрачных дисплеев [8] и др. В частности, были реализованы фотоприемники и светодиоды на основе ННК из различных материалов [9]. Значительным достижением стала демонстрация лазерной генерации в одиночных ННК при оптической накачке [10, 11].
Характерной особенностью ННК является малость типичных значений их радиуса Rс ~ 50 нм по сравнению с шириной области пространственного заряда (ОПЗ) на поверхности ННК w, которая при определённом уровне легирования материала ННК может оказываться сопостави-
мой с Rс. Как следствие, электронные свойства поверхности ННК оказывают определяющее влияние на электрофизические, оптические и прочие свойства ННК. Изменяя каким-либо способом плотность поверхностных состояний, а следовательно - и высоту поверхностного барьера на поверхности ННК, можно управлять характеристиками ННК.
Как правило, для исследования влияния состояния поверхности на оптические и электронные свойства ННК используется метод спектроскопии фотолюминесценции (ФЛ) [12]. В то же время значительный интерес вызывают исследования продольной фотопроводимости (ФП) ННК, в частности исследования связи ФП с геометрическими параметрами и свойствами поверхности ННК [13]. Однако работ по изучению ФП ННК на данный момент крайне мало. Не в последнюю очередь это связано с экспериментальными трудностями измерения ФП индивидуальных ННК. На данный момент наиболее широко используются две методики исследования ФП ННК. Одна из них заключается в нанесении поверх массива вертикально стоящих ННК металлического электрода и измерении фототока, протекающего через множество ННК, соединенных параллельно [14]. Однако при этом результирующая проводимость массива ННК определяется свойствами того ННК, сопротивление которого в данных условиях минимально. Альтернативный подход заключается в переносе ННК на изолирующую подложку с проводящими контактами, подведёнными к концам ННК [15].
Рис. 1. PЭM-изобрaжение HHK GaAs
Рис. 2. КМ (а) и РЭМ (Ь) изображения участка поверхности образца с микроконтактами к ННК ваЛБ на поверхности слоя SiO2/Si
В настоящей работе исследована продольная ФП индивидуальных ННК ваЛэ, осаждённых на подложки БЮ2/Б1 с электрическими контактами к концам ННК, сформированными методом электронной литографии. Исследованы спектры ФП (300 К) ННК различных диаметров, а также зависимость ФП от интенсивности фотовозбуждения и влияние на спектры ФП покрытия ННК слоем БЮх (х = 1.8 ^ 1.9).
Методика эксперимента
Объектами исследования являлись ННК ваЛБ, выращенные на подложках ваЛБ(111)В-sic методом МЛЭ по механизму ПЖК с использованием в качестве катализатора капель ва. Для реализации указанного режима роста подложка ваЛБ покрывалась тонким (толщиной 5 ^ 10 нм) слоем БЮх (х = 1.8 ^ 1.9), сформированным путём отжига слоя гидросилоксана (HSQ) при температуре 300°С. Концентрация донорной примеси в материале ННК Ы ~ 5-1017 см 3. На рис. 1 приведено РЭМ-изображение исходного образца с массивом исследуемых ННК ваЛэ на поверхности. Боковые поверхности ННК огранены плоскостями (110). Диаметр ННК составлял 90 и 130 нм, длина I « 3 мкм.
После выращивания HHK были перенесены на поверхность изолирующего слоя SiO2 толщиной « 30 нм на подложке Si, и к их концам методом взрывной электронной литографии были сформированы Au-контакты. Слом HHK и их откалывание от подложки проводились в этаноле при помощи ультразвуковой ванны. Далее суспензия HHK в этаноле осаждалась на подложку SiO2/Si с предварительно нанесёнными маркерами для литографии. Положение отдельных HHK на подложке относительно маркеров определялось методом PЭM. Далее на поверхность образца наносился резист, и при помощи PЭM создавался шаблон для последующего напыления контактов к HHK. Ha рис. 2а приведено изображение участка поверхности образца с HHK GaAs на подложке SiO2/Si, полученное при помощи микро/спектроскопического комплекса NT-MDT Integra Spectra в режиме конфокальной микроскопии (KM) на длине волны излучения X ~ 473 нм. Ha KM-изображении видны три пары металлических электродов, образующих контакты к противоположным концам соответствующих HHK. Более детально структура контактов к HHK показана на PЭM-изобрaжении на рис. 2b.
Исследуемые микрочипы с HHK на поверхности монтировались на керамические подлож-
400
1200
600 800 1000
Длина волны, нм Рис. 3. Спектры ФП (300 K) нелегированных HHK GaAs различных диаметров с покрытием SiOx и без покрытия
ки, на которых имелись микроразъёмы для подключения HHK к электронным цепям регистрации и Au микрополосковые дорожки, которые обеспечивали электрические соединения между вышеуказанными микроразъёмами и микрочипом с HHK. Электрические соединения между микрополосками на поверхности керамических подложек и планарными металлическими электродами на поверхности микрочипов обеспечивались при помощи микропроволок Au путём пайки последних к контактным площадкам соответственно на концах Au-микрополосок и к контактным площадкам из Ni на поверхности чипов (перекрывающимся с Au-микроэлектродами) с использованием In—Sn-припоя. Ha части образцов HHK GaAs заращивались слоем SiOx (x = 1.В ^ 1.9) толщиной « 30 нм.
Для измерения ФП вышеописанные структуры подключалась к прецизионному преобразователю ток-напряжение в составе измерительной головки атомно-силового микроскопа (AСM) NT MDT Smena A. Уровень собственных шумов преобразователя составлял « 40 пA, динамический диапазон - З0 нA. Головка подключалась к контроллеру AСM NT MDT Solver Pro. В качестве малошумящего источника постоянного напряжения использовался прецизионный ЦAП контроллера Solver Pro. Данная установка позволяла измерять ВAХ HHK в темноте и при фотовозбуждении, а также измерять спектры продольной ФП HHK. Фотовозбуждение HHK осуществлялось при помощи решёточного монохроматора Acton Spectra Pro З00і с галогеновой лампой мощностью 2З0 Вт. Регистрация спектров ФП осуществлялась по стандартной селективной методике с модулированным фотовозбуждением (частота модуляции составляла « 130 Гц). Сигнал с выхода преобразователя ток-напряжение AСM-головки Smena A подавался на вход цифрового синхронного детектора Stanford Research Systems SR-810. Спектры фототока Iph(X) нормировали на спектры интенсивности фотовозбуждения Lph(X),
Рис. 4. Зонные диаграммы в сечении HHK GaAs по диаметру: темновая (a) и при фотовозбуждении (b)
получая таким образом спектры фоточувствительности (ФЧ).
Зависимость Iph от мощности фотовозбуждения Р измерялась с использованием трёх лазерных источников с длинами волн излучения X = 473, 632 и 7ВЗ нм в составе микро/спектроскопического комплекса NT MDT Integra Spectra. Для этого AСM-головкa Smena A подключалась к контроллеру комплекса Integra Spectra.
Результаты и их обсуждение
Ha рис. 3 приведены спектры ФП (300 K) HHK GaAs. Ha спектрах наблюдается порог вблизи X = = ВЗ0 ^ 900 нм, соответствующий ширине запрещенной зоны GaAs Eg « 1.41 эВ (300 K). Таким образом, ФП исследуемой структуры в спектральной области X < 900 нм обусловлена меж-зонным оптическим поглощением в HHK GaAs.
Поскольку, как отмечалось выше, ширина ОПЗ поверхностного барьера w сопоставима с радиусом HHK Яс, изменение высоты поверхностного барьера ф под действием фотовозбуждения (т. е. под действием поверхностной фото-ЭДС) может приводить к существенному изменению диаметра квазинейтральной области в сердцевине HHK, проводимость по которой и определяет общее электрическое сопротивление HHK (рис. 4). Таким образом, возможен механизм ФП HHK GaAs подобный механизму действия полевого фототранзистора. Такой (так называемый барьерный) механизм ФП эпитаксиальных слоёв GaAs на полуизолирующих подложках был рассмотрен в [16].
Рассмотрим цилиндрический HHK GaAs n-типа (рис. 4). Высота поверхностного барьера в темноте ф0 связана с темновой толщиной ОПЗ поверхностного барьера w0 и концентрацией доноров в материале HHK Nd формулой [17]
Ф 0 =-
eNd R - W0 )2
2єє„
ln
Г Rc - W0A
R
R
c У
2{RC - W0 )2 2
X
1
X
где с - элементарный заряд, е0 - электрическая постоянная, е - диэлектрическая проницаемость материала ННК. Принимая для поверхности (110) ваЛБ, покрытой естественным окислом, Ф0 = 0.55 В [18], N = 5-1017 см-3 и е = 12.9 [19], получаем для Rс = 65 нм w « 48 нм « Rс. При этом сопротивление сердцевины ННК
gr aLR
Aps = = - 0 c
(5)
R =
£
%eNd ц(^ - w)
SrS 2Sr
а полный избыточный заряд на поверхности ННК
да =
eApsSw0 %eaI0£Rl w0
(6)
(2)
где ц - подвижность электронов в ННК. Принимая для ННК ваЛБ ц = 0.4 см2В-1с-1 [20], для ННК длиной I = 3 мкм и радиусом Rс = 65 нм
имеем R « 1-109 Ом.
В условиях фотовозбуждения монохроматическим излучением с длиной волны X и интенсивностью 10, падающим на ННК перпендикулярно его оси, в случае а-1 >> 2Rc, где а - коэффициент оптического поглощения материала ННК на данной длине волны X, можно считать скорость фотогенерации G постоянной по объёму ННК, если пренебречь при этом дифракцией излучения на ННК и волноводными эффектами. Для межзонного поглощения ваЛБ условие а-1 = 2Rc для 2Rc = 130 нм выполняется при X « 0.5 мкм [19]. При больших значениях X можно считать G = а10. Для X « 0.8 мкм а ~ 104 см-1 [19], и для 10 ~ 1013 см-2с-1 оценка избыточной концентрации электронов в квазинейтраль-ной области ННК Ап ~ Gт ~ 10-8 см 3 << (здесь х - время жизни избыточных носителей заряда в материале ННК, для п-ваЛБ с = 5-1017 см-3 при 300 К х ~ 10-9 с [19]).
Общее число избыточных дырок, генерируемых в объёме ННК V = жК2с£ в единицу времени,
до = GV = %а10Ж2. (3)
Избыточные дырки переносятся полем поверхностного барьера к поверхности ННК (рис. 4Ь), где рекомбинируют на поверхностных состояниях на границе раздела ННК с собственным окислом. Поскольку Rс - w0 < Lp, где Lp ~ ~ (цкТх/е)1/2 ~ 50 нм - длина диффузии неосновных носителей (дырок) в ваЛБ ННК, к - постоянная Больцмана, Т = 300 К - абсолютная температура, можно считать, что все избыточные дырки подхватываются электрическим полем поверхностного барьера и достигают поверхности ННК.
Общее число дырок, рекомбинирующих на поверхности ННК в единицу времени,
д = SrАрsS, (4)
где Sr - скорость поверхностной рекомбинации
(СПР), S = 2^^ - площадь боковой поверхности
ННК, Ар - концентрация избыточных дырок в приповерхностном слое. В стационарном состоянии дх = до. Приравнивая (3) и (4), получаем
2 2^
Под действием избыточного поверхностного заряда АQs высота поверхностного барьера уменьшается на величину поверхностной фото-ЭДС Аф, что, в свою очередь, вызывает уменьшение толщины ОПЗ w в соответствии с (1). Заряд АQi в цилиндрическом слое толщиной w0 — Wl, где Wl - значение толщины ОПЗ при освещении, уравновешивается зарядом избыточных дырок на поверхности АQs. Приравнивая (6) и
АQi = 4(ЛС - Wl )2 - (Яс - Wo )2 ], (7)
получаем увеличение поперечного сечения проводящего канала в сердцевине ННК под действием фотовозбуждения
^ = ла10 RC w0
2NdSr
(8)
Принимая для поверхности GaAs(110), покрытой естественным окислом, Sr = 3-104 см-с-1, получаем ASC/S0 « 2.3-10-10 (здесь S0 = %(Rc - w0)2 -темновая площадь проводящего канала в сердцевине ННК). В то же время для тех же параметров ННК и условий фотовозбуждения An/Nd « 2-10- . Таким образом, вышеприведённые оценки показывают, что барьерный механизм ФП в ННК GaAs может вносить вклад в ФП, сравнимый со вкладом «обычной» ФП, когда увеличение проводимости ННК обусловлено увеличением концентрации носителей заряда в ННК An.
Поскольку S0 ж (Rc - w0)2, при w0 ^ Rcx х ASc/S0 ^ да. Таким образом, барьерный механизм ФП способен обеспечить значительное усиление фотоотклика ННК по сравнению с ситуацией, когда реализуется «обычный» механизм ФП. При этом усиление тем больше, чем меньше темновой диаметр квазинейтрального пров одящего канала в сердцевине ННК Rc - w0. В пределе, при Nd, меньшей некоторого порогового значения, зависящего от ф0 и Rc в соответствии с (1), w0 ^ Rc, и ОПЗ смыкаются. Так, для ф0 = 0.55 В и Rc = 45 нм при Nd = 5-1017 см-3 ННК GaAs полностью обеднены электронами. То же справедливо для ННК c Rc = 130 нм, покрытых слоем SiOx, поскольку для поверхности GaAs(110), покрытой SiO2, ф0 « 0.8 В.
Среднее значение напряжённости электрического поля F в ОПЗ поверхностного барьера в этом случае можно оценить как ~ фо/Лс ~ 105 В-см-1. В полях такой напряжённости скорость электронов приближается к скорости насыщения vs ~ 107 см-с-1, так что время разделения электро-
< D.D5-
ц
s
О
X = 473 нм P = 1,4 цВт
лазер выкл.' лазер вкл.
-1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0
Напряжение, В
Рис. 5. ВАХ ННК GaAs: темновая и при фотовозбуждении. Длина волны излучения 473 нм, мощность излучения 1.4 мкВт
нов и дырок в ОПЗ составляет Rс/vs ~ 10-12 с << т. Приведённые оценки дают основание пренебречь объёмной рекомбинацией по сравнению с поверхностной и считать, что в рассматриваемом случае общее количество избыточных электронов ДQn в стационарном состоянии равно общему числу избыточных дырок на поверхности ННК ДQs. Последнее, по-прежнему, определяется скоростью поверхностной рекомбинации Sr в соответствии с (8), которая, с учетом = Rс, принимает вид
%egI oIRC 2S„
Усреднённая по объёму ННК концентрация избыточных электронов
AQs _ gI0 Rc
An = -
(9)
(10)
eV 2Sr
Приведённые на рис. 3 спектры ФП нелегированных ННК GaAs различных диаметров оказались практически идентичными, что было связано с относительно небольшими различиями в диаметре исследуемых ННК. В то же время ФП ННК, покрытых слоем SЮX, была существенно меньшей по сравнению с ННК, покрытыми естественным окислом, в соответствии с (10). Известно, что СПР на границе раздела SiO2/GaAs ~ 105 см-с1) на порядок величины
превышает СПР на поверхности GaAs [18]. Наблюдаемое уменьшение ФП в ННК, покрытых SЮX, может быть связано с увеличением Sr в соответствии с (10), хотя количественное уменьшение ФП меньше, чем можно было ожидать из отношения соответствующих значений Sr.
В спектрах ФП на рис. 3 в спектральной области длин волн 500 ^ 700 нм наблюдается провал, при этом покрытие ННК SЮX приводит к увеличению величины данного провала. Известно, что для объёмного GaAs в спектрах оптического поглощения нет никаких особенностей, указывающих на возможное возникновение такого провала в указанной спектральной
Мощность, цВт
Рис. 6. Зависимости сопротивления ННК GaAs от мощности фотовозбуждения на различных длинах волн излучения X
области [19]. Провал в спектрах ФП можно объяснить тем, что в силу своей геометрии ННК обладают волноводными свойствами, так что в ННК может возникать усиление оптического поглощения на определённых длинах волн [21]. Также следует учитывать, что показатель преломления GaAs зависит от длины волны излучения. Волноводная модель также позволяет объяснить изменение в спектрах ФП ННК, покрытых слоем SiOx. Действительно, покрытие SiOx приводит к изменению модового спектра ННК-волновода, тем самым изменяя спектр оптического поглощения ННК.
Также в спектрах ФП наблюдается полоса в области X = 1000 1150 нм с краем, соответст-
вующим ширине запрещенной зоны Si Eg « 1.11 эВ (300 К). Данная полоса может быть связана с влиянием потенциала поверхности подложки SiO2ISi, возникающего в результате собственного оптического поглощения в Si (поверхностной фотоЭДС). Указанный фотопотенциал модулирует канал проводимости в ННК, выполняя роль, аналогичную роли затвора в полевом транзисторе на базе ННК [22].
На рис. 5 приведены ВАХ ННК GaAs с Rc « «130 нм и І = 1 мкм, покрытого слоем SiOx толщиной « 10 нм, в темноте и в условиях фотовозбуждения излучением лазера с длиной волны X « « 473 нм и мощностью излучения P « 1.4 мкВт. Излучение лазера фокусировалось оптической системой микро/спектроскопического комплекса Integra Spectra в пятно диаметром ~ 1 мкм. Высокое темновое сопротивление ННК R « 4-1011 Ом соответствует полностью обеднённому ННК. ВАХ ННК GaAs на рис. 5 в условиях сильного фотовозбуждения является линейной, что указывает на спрямление барьеров Шоттки в областях контакта ННК с металлическими электродами. Это обстоятельство позволяет определить сопротивление ННК в условиях фотовозбуждения. При возбуждении в спектральной об-
D.1D
D.DD
■D.D5-
■D.1D
ласти собственного поглощения GaAs сопротивление ННК уменьшилось на два порядка величины. Теоретическая оценка сопротивления ННК в условиях фотовозбуждения может быть сделана на основании формулы (10):
£ 2£S
Я =-----£—г = г 3 . (11)
%ецДпЯс %еа\х10Яс
Принимая а ~ 105 см-1 для X = 473 нм и ц = 0.4 см2-В-1с-1, получаем Я « 8.5-109 Ом, что по порядку величины согласуется с экспериментом.
На рис. 6 приведены зависимости сопротивления ННК GaAs Я от мощности фотовозбуждения Р при возбуждении лазерами с длинами волн излучения X = 473 нм, 632 нм и 785 нм. Там же приведены расчётные зависимости Я(Р) для соответствующих длин волн, рассчитанные согласно (11). Качественно экспериментальные зависимости Я(Р) согласуются с расчётными, однако наклон экспериментальных кривых меньше, чем у расчётных. Количественное согласие расчёта и эксперимента лучше при низких уровнях фотовозбуждения. Расхождение экспериментальных и расчётных зависимостей Я(Р) в области сильного фотовозбуждения может быть связано с увеличением скорости объёмной рекомбинации избыточных носителей в ННК при высоких уровнях фотовозбуждения, когда поверхностный барьер спрямляется. Сдвиг зависимостей Я(Р) для различных значений X относительно друг друга по оси ординат обусловлен различием а и энергии кванта Н\> для соответствующих значений X.
Заключение
Результаты настоящей работы показывают, что фотопроводимость ННК из сильнолегированного GaAs имеет барьерную природу, тогда как фотопроводимость ННК, обеднённых носителями заряда, определяется скоростью поверхностной рекомбинации фотовозбуждённых носителей на поверхности ННК. Обнаружен эффект модуляции проводимости ННК электрическим потенциалом, возникающим на поверхности подложки SiO2/Si при фотовозбуждении в спектральной области собственного поглощения Si.
Исследование выполнено при поддержке Министерства образования и науки Российской Федерации в рам-
ках ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» (соглашение 14.B37.21.0132), а также получило поддержку в рамках грантов РФФИ 10-02-93110-НЦНИЛ-а и 10-02-00784-а.
Список литературы
1. Huang Y., Duan X., Cui Y. et al. // Science. 2001. V. 294. № 3. P. 131-137.
2. Duan X., Huang Y., Cui Y. et al. // Nature. 2001. V. 409. № 1. P. 66-69.
3. Тонких А.А., Цырлин Г.Э., Самсоненко Ю.Б. и др. // ФТП. 2004. Т. 38. № 10. С. 1256-1260.
4. Сибирев Н.В., Дубровский В.Г., Цырлин Г.Э. и др. // ФТП. 2008. Т. 42. № 11. С. 1286-1290.
5. Dayeh S. A., Soci C., Bao X.-Y., Wang D. // Nano Today. 2009. V. 4. № 2-3. P. 347-358.
6. Xiang J., Lu W., Hu Y., et al. // Nature. 2006. V. 441. № 3. P. 489-493.
7. Stern E., Klemic J.F., Routenberg D.A. et al. // Nature. 2007. V. 445. № 2. Р. 519-521.
8. Klauk Н. // Nature. 2008. V. 451. № 5. Р. 533-535.
9. Novotny C.J., Yu E.T., Yu P.K.L. // Nano Letters. 2008. V. 8. № 3. P. 775-779.
10. Huang M.H., Mao S., Feick H. et al. // Science. 2001. V. 292. № 23. P. 1897-1899.
11. Duan X., Huang Y., Agarwal R., Lieber C.M. // Nature. 2003. V. 421. № 1. P. 17-21.
12. Demichel O., Heiss M., Bleuse J. et al. // Appl. Phys. Lett. 2010. V. 97. № 20. P. 201907-201909.
13. Li Q.H., Gao T., Wang Y.G., Wang T.H. // Appl. Phys. Lett. 2005. V. 86. № 12. P. 123117-123119.
14. Park S.H., Kim S.-H., Han S.-W. // Nanotechnology. 2007. V. 18. № 5. Р. 055608-055613.
15. Minot E.D., Kelkensberg F., van Kouwen M. et al. // Nano Letters. 2007. V. 7. № 2. Р. 367-371.
16 Карпович И.А., Бедный Б.И., Байдусь Н.В. и др. // ФТП. 1989. Т. 23. № 11. С. 2164-2169.
17. Simpkins B.S., Mastro M.A., Eddy C.R. Jr., Pehrsson P.E. // J. Appl. Phys. 2008. V. 103. № 10. P. 104313-104318.
18. Карпович И.А., Степихова М.В. // ФТП. 1998. Т. 32. № 2. С. 182-186.
19. New semiconductor materials. Сharacteristics and properties. Electronic archive / ФТИ РАН им. А.Ф. Иоффе. СПб. [Электронный ресурс]. URL: http://matprop.ru/GaAs (дата обращения 01.10.2012).
20. Lin A., Shapiro J.N., Senanayake P.N. et al. // Nanotechnology. 2012. V. 23. № 10. Р. 105701-105705.
21. Cao L., White J.S., Park J.-S. et al. // Nature Materials. 2009. V. 8. № 3. P. 643-647.
22. Chang P.-C., Fan Z., Chien C.-J. et al. // Appl. Phys. Lett. 2006. V. 89. № 13. Р. 133113-133115.
PHOTOCONDUCTIVITY OF GaAs NANOWIRES P.A Alekseev, M.S. Dunaevsky, M.O. Marychev, A V. Nezhdanov, M. Lepsa, D. Grutzmacher, A.N. Titkov
The photoconductivity (PC) spectra of individual GaAs nanowires (NWs) on SiO2/Si substrates have been studied as well as the NW PC dependence on the pumping intensity and the effect of a SiO* coating on the PC spectra. The PC of heavily doped GaAs NWs has been shown to have a barrier nature while the PC of depleted NWs is governed by the surface recombination velocity. The effect of the NW PC modulation by the surface photovoltage in the SiO2/Si substrate has been observed at the photoexcitation in the Si self-absorption region.
Keywords: nanowires, GaAs, photoconductivity, surface recombination.
