CC BY
44
УДК 535.343.2 ББК 22.379
А.С. Батырев, РА. Бисенгалиев, М.О. Тагиров
ВЛИЯНИЕ ТЯНУЩЕГО ПОЛЯ НА СПЕКТРЫ ФОТОПРОВОДИМОСТИ КРИСТАЛЛОВ CdS ВБЛИЗИ КРАЯ ПОГЛОЩЕНИЯ
Аннотация. В спектрах фотопроводимости кристаллов CdS обнаружены яркие проявления эффектов, обусловленных влиянием тянущего (измерительного) электрического поля на вероятность ионизации мелких центров. Показано, что спектральные максимумы фототока вблизи края поглощения полупроводника (дополнительные максимумы) могут быть приписаны фототермическим и термооптическим межзонным переходам электронов через уровни мелких центров, образующие «примесные» зоны.
Ключевые слова: спектры фотопроводимости, кристаллы CdS, эффект Пула -Френкеля, экранирование, мелкие центры.
A.S. Batyrev, R.A. Bisengaliev, M.O. Tagirov
THE INFLUENCE OF THE PULLING FIELD ON THE PHOTOCONDUCTIVITY SPECTRA OF CdS CRYSTALS NEAR THE ABSORPTION EDGE
Annotation. Bright manifestations of the effects due to influence of the pulling (measuring) electric field on ionization probability of the shallow centers are found in the photoconductivity spectra of CdS crystals. It is shown, that the spectral maxima of photocurrent near the absorption edge of semiconductor (additional maxima) can be attributed to the photothermal and thermooptical interband transitions of electrons across the levels of shallow centers forming «impurity» bands.
Key words: photoconductivity spectra, CdS crystals, Poole - Frenkel effect, screening, shallow centers.
В спектрах фотопроводимости (ФП) кристаллов CdS при комнатной температуре непосредственно ниже края поглощения можно наблюдать максимумы фототека, природа которых все еще окончательно не установлена [1-13]. Обычно наблюдаются один или два максимума, так называемые дополнительные максимумы [8], обозначенные в [11-13] ДМ1 и ДМ2. Первый можно наблюдать в спектральном интервале 510 - 518 нм, второй - в спектральном интервале 522 - 530 нм.
Дополнительные максимумы обладают рядом характерных свойств, в частности, высокой чувствительностью к тянущему (измерительному) электрическому полю: с ростом тянущего поля можно наблюдать преимущественный рост интенсивностей максимумов ДМ1 и ДМ2 [8, 10, 12, 13] и изменение спектрального положения первого [8, 12]. Аналогичные ДМ1 и ДМ2 максимумы фототока, проявляющие высокую чувствительность к тянущему электрическому полю, наблюдались в спектрах краевой ФП1 CdS в работах [1, 4, 9].
В настоящей работе проведено дальнейшее исследование влияния тянущего поля на спектры краевой ФП CdS с целью установления природы и детальных механизмов
1 Под краевой ФП мы будем понимать ФП, возбуждаемую в области края поглощения и его непосредственной окрестности.
формирования дополнительных максимумов. Показано, что спектральное проявление этих максимумов в значительной мере определяется величиной приложенного к полупроводнику тянущего напряжения. Обсуждаются наблюдаемые с ростом последнего эффекты их возгорания и спектрального смещения навстречу друг другу вплоть до полного слияния. Предполагается связь этих эффектов с инициируемым тянущим полем процессами ионизации и экранирования оптически деионизуемых мелких центров.
Методика эксперимента и результаты
Исследовались спектры краевой ФП «чистых» (специально не легированных) гексагональных кристаллов CdS при комнатной температуре в зависимости от величины приложенного к полупроводнику тянущего напряжения (поля).
Образцы для исследования представляли собой тонкие (толщиной от 10 до 200 мкм) монокристаллические пластинки, выращенные из газовой фазы, с гексагональной осью C в плоскости поверхности образца. Размеры пластинок в направлении оси C не превышали 5 мм, а в направлении, перпендикулярном ей, - 2 мм. Включение образца в измерительную цепь осуществлялось с помощью держателя образца оригинальной конструкции, позволявшей легко осуществлять замену образца и получать к нему надежные малошумящие токоподводящие контакты из индий-галлиевой пасты. Образец монтировался в держателе так, что тянущее поле прикладывалось вдоль его оси C . В качестве источника тянущего поля использовался источник питания постоянного тока типа Б5-50 с регулируемым выходным напряжением в диапазоне 0 - 300 В.
Спектры ФП регистрировались в режиме непрерывного фотовозбуждения в геометрии £ _L С, к 1C (Е - электрический, к - волновой вектор световой волны). Фотовозбуждение полупроводника осуществлялось излучением, выделяемым монохроматором МДР-3 из сплошного спектра лампы накаливания типа СИ-10-300у с ленточным телом накала. Спектральная ширина щели монохроматора во всех опытах не превышала 8 А. Скорость сканирования длины волны возбуждающего света составляла 8 нм/мин.
Усиление фототока осуществлялось с помощью электрометрического усилителя В7-30 или У5-9, а регистрация его спектрального распределения - с помощью самопишущего потенциометра КСП-4, подключенного через делитель к выходу электрометрического усилителя.
В ряде образцов CdS спектры ФП измерялись на управляемой компьютером экспериментальной установке, собранной РиСщ Спектры фотопроводимости
ТТТГ.1* Л jt Т
Л с-__ Л _____% Л____\лтт 1 Л ________~ образца CaS БК-М-1 е зависимости, от
на базе монохроматора МДР-12, в которой ^ ^ т.
тянущего напряжения L.
сопряжение персонального компьютера с
измерительными приборами и исполнительными устройствами спектральной установки осуществлялось с помощью микроконтроллера А\ГЯ.
На рис. 1 приведены спектры ФП образца кристалла CdS в окрестности края поглощения при нарастающих значениях тянущего напряжения и. Как видно из рисунка, при значениях И порядка нескольких десятков вольт спектр ФП характеризуется кривой с размытым основным максимумом в коротковолновой области спектра в интервале длин волн 495 - 500 нм (кривая 1)1. Увеличение тянущего напряжения приводит к спектрально-неоднородным изменениям фоточувствительности полупроводника: с ростом тянущего напряжения фоточувствительность в коротковолновой (собственной) области спектра возростает линейно, а в длинноволновой («примесной») области ДМ1 - сверхлинейно. В результате при значениях И порядка 102 В в спектре ФП возникает четко выраженный максимум ДМ1, интенсивность которого при дальнейшем увеличении И возрастает настолько, что он становится доминирующим в спектре (кривые 2, 3). Из кривых 2 и 3 рисунка видно также, что спектральное положение индуцируемого полем максимума ДМ1 зависит от величины И: с ростом последнего максимум смещается в длинноволновую сторону.
Среди исследованных нами кристаллов CdS имелись образцы, в спектрах ФП которых наряду с основным максимумом и максимумом ДМ1 можно было наблюдать максимум ДМ2 (рис. 2, кривые 1, 2). Спектры ФП таких образцов также обнаруживают характерные изменения с ростом тянущего напряжения. Как видно из рис.2, эти изменения заключаются в следующем.
С увеличением И основной максимум возрастает линейно, а дополнительные максимумы ДМ1 и ДМ2
- сверхлинейно, при этом коротковолновый максимум ДМ1 смещается в длинноволновую сторону, а длинноволновый максимум ДМ2 - в коротковолновую сторону. В результате при некотором достаточно большом значении И эти максимумы сливаются в один широкий доминирующий спектрально не разрешенный максимум, обозначенный нами ДМ12 (рис. 2, кривая 3, см. также рис. 1 в [9]).
Таким образом, во всех исследованных нами образцах CdS спектральное распределение ФП в области края поглощения в значительной мере определяется величиной приложенного к полупроводнику тянущего напряжения (поля). При достаточно больших его значениях спектр краевой ФП полупроводника приобретает характерный вид кривой с доминирующим в спектре «примесным» максимумом ДМ1 (рис. 1, кривая 3) или ДМ1 наблюдаемым в спектральном интервале между максимумами ДМ1 и ДМ2 (рис. 2, кривая 3).
1 В исследованных нами образцах CdS коротковолновый (основной) спектральный мак-
симум фототока, приписываемый межзонным или экситонным переходам (см., например, [8]), лежал в диапазоне длин волн 495 - 503 нм.
и, В: 1-10
ДМи
I
Ю 500 510 520 530 540
Дпкна волны. ни
°ис. 2. Спектры фотопроводимости образца Сс1Б БК-С при различных точениях тянущего напряжения и.
Обсуждение результатов
Как следует из изложенного выше, влияние тянущего поля на спектральное распределение краевой ФП в исследованных образцах CdS проявляется в сверхлиней-ном росте и спектральном смещении с увеличением и дополнительных максимумов фототока ДМ1 и ДМ2. Эти эффекты хорошо объясняются, если принять, что максимум ДМ1 формируется фототермическими переходами электронов из валентной зоны в зону проводимости через мелкие донорные уровни, а максимум ДМ2 - термооптическими межзонными переходами с участием мелких акцепторных центров (рис. 3).
Действительно, с ростом тянущего поля вероятность термической ионизации мелких центров возрастает за счет эффекта Пула-Френкеля (см., например, [15]), что приводит к росту скорости фототермической (термооптической) генерации свободных электронов через уровни этих центров и, соответственно, к сверхлинейному росту максимума ДМ1 (ДМ2) с ростом И. Далее, уровни мелких донорных центров вследствие межцентрового взаимодействия образуют «примесную» зону с плотностью состояний, описываемой функцией с максимумом вблизи энергии уровня невозмущенного (изолированного) центра [16]. Отсюда следует, что рост с И скорости фототермической генерации свободных электронов через уровни донорных центров, лежащие выше невозмущенного уровня, будет носить спектрально-неоднородный характер с существенным преобладанием эффекта на уровнях с большей глубиной залегания (скорость фототермических переходов при постоянной интенсивности пада-
ЕС
д -г
Ел « ЕГ
Еу
7 у 7 7 /
Еа «Ее
7^
Рис. 3. Схемамежзонных фототерлшческих (левая часть рисунка) и термооптических (правая часть рисунка) переходов электронов через уровни мелких центров с
локализацией неравновесных дырок на глубоких центрах.
Ег — вершина валентной зоны, Ес — дно зоны проводимости, Ег = Ес — Ег — ширина запрещенной зоны; ДА— уровни мелких донора и акцептора, Е& Еа — энергии их ионизации; г — уровни глубоких компенсированных акцепторов (г — центров фоточувствительности [14]), Е, — энергия ионизации г - центра. Сплои/ными вертикальными линиями показаны оптические переходы электронов, волнистыми -термические; захват дырок на уровни г — центров показан штриховыми линиями.
ющего монохроматического света пропорциональна вероятности термической ионизации заполняемых светом уровней и числу этих уровней). Таким образом, причиной длинноволнового сдвига максимума ДМ1 с ростом и является эффект Пула-Френкеля на мелких донорных центрах с пониженной энергией ионизации по сравнению с изолированным центром.
В обсуждаемой модели формирования максимумов фототока ДМ1 и ДМ2 эффект коротковолнового сдвига максимума ДМ2 по мере увеличения U объясняется возрастанием числа ионизованных доноров при увеличении тянущего электрического поля. Действительно, с ростом тянущего поля общее число ионизованных донорных центров, включая глубокие доноры, может существенно возрасти за счет действия различных механизмов ионизации центров в присутствии электрического поля(ионизация по механизму Пула-Френкеля, туннельная ионизация с участием и без участия фононов, ударная ионизация [15]). Наличие атмосферы положительно заряженных центров приведет к экранированию полей заряженных акцепторов и, как следствие, к уменьшению их энергий ионизации и, соответственно, сдвигу их уровней в направлении валентной зоны. Именно это и является, на наш взгляд, причиной наблюдаемого коротковолнового смещения максимума ДМ2 с ростом U.
Необходимо отметить, что достаточно высокая фоточувствительность в спектральных максимумах фототока ДМ1 и ДМ2, сравнимая с фоточувствительностью в собственной области спектра, а зачастую превышающая ее, объясняется исключительно большими временами жизни неравновесных электронов, генерируемых через уровни мелких центров. Такие времена обеспечиваются наличием в кристаллах CdS так называемых r-центров фоточувствительности - глубоких компенсированных акцепторов (предположительно, двукратно отрицательно заряженных вакансий кадмия), обладающих большими сечениями захвата дырок (10-12 ^ 10-13 см2) и малыми
- электронов (10-19 ^ 10-20 см2) [17] и играющих тем самым роль центров медленной рекомбинации [18]. Эти центры могут образовывать комплексы с мелкими центрами [14,19,20], что может способствовать эффективному захвату ими дырок, возникающих при фототермических и термооптических межзонных переходах с участием мелких центров (см. также рис.3).
Заключение
Полученные в работе результаты указывают на существенную роль фототерми-ческих и термооптических межзонных переходов электронов через уровни мелких центров в формировании фотоэлектрических свойств полупроводниковых кристаллов типа CdS в спектральной области края собственного поглощения и его непосредственной окрестности.
Результаты работы могут быть использованы для создания фоторезисторов в видимой области с фоточувствительностью, сверхлинейно возрастающей с увеличением приложенного напряжения.
Список литературы
1. Пуцейко Е.К. Изв. АН СССР, Сер. Физ., 1951, т. XV, № 6, С. 707 - 711.
2. Uchida I. // J. Phys. Soc. Japan, 1967, V 22, №3, P. 770 - 778.
3. Reed C.E., Scott C.G. // Brit. J. Appl. Phys. (J. Phys.D), 1968, V 1, Ser. 2, P. 1125 - 1131.
4. Гаплевская С.П., Завертанная Л.С., Рвачев А.Л., Тищенко Е.И. // ФТП, 1972, т. 6, № 2, с. 385 - 388.
5. Bragagnolo J.A., Boer K.W. // Phys. Stat. Sol.(a), 1974, V. 21, P. 291 - 302.
6. Дякин В.В., Сальков Е.А., Хвостов В.А. // ФТП, 1975, т. 9, № 9, с. 1812 - 1815.
7. Дякин В.В., Сальков Е.А., Хвостов В.А., Шейнкман М.К. // ФТП, 1976, т. 10, № 12, с. 2288 - 2292.
8. Новиков Б.В., Убушиев Е.А., Чередниченко А.Е. // ФТП, 1985, т. 19, в. 4, с. 753 - 756.
9. Ахоян А.П., Ембергенов Б.Е., Корсунская Н.Е., Маркевич И.В., Шульга Е.П. // УФЖ, 1987, т. 32, № 10, с. 1559-1562.
10. Батырев А.С., Новиков Б.В., Карасенко Н.В., Сумьянова Е.В. // Вестн. СПбГУ Сер. 4, 1992, в. 4 (№25), с. 26- 29.
11. Батырев А.С., Карасенко Н.В., Новиков Б.В. // Вестн. СПбГУ Сер. 4, 1994, в. 1 (№4), с. 28 - 33.
12. Киселев В.А., Новиков Б.В., Чередниченко А.Е. Экситонная спектроскопия приповерхностной области полупроводников. СПб.: Изд-во СПбГУ, 2003, 224 с.
13. Батырев А.С., Бисенгалиев Р. А., Кормильцев И.В., Новиков Б.В., Сумьянова Е.В. Тр. IX междун. конф. «Опто - , наноэлектроника, нанотехнологии и микросистемы». Ульяновск, УлГУ, 2007, с. 57.
14. Шейнкман М.К., Корсунская Н.Е., Маркевич И.В., Торчинская Т.В. // Изв. АН СССР, сер. физ., 1976, т. 40, № 11, с. 2290 - 2297.
15. Милнс А. Примеси с глубокими уровнями в полупроводниках. М., Мир, 1977, 562 с.
16. Шкловский Б.И., Эфрос А.Л. Электронные свойства легированных полупроводников. М., Наука, 1979, 416 с.
17. Батырев А.С., Батырев Э.Д., Бисенгалиев Р.А., Новиков Б.В., Анбушинов В.С. // ФТТ, 1999, т. 41, в. 7, с. 1181 - 1184.
18. Ильинский А.В., Новиков Б.В., Сутулова С.И. // ФТТ, 1974, т. 16, в. 10, с. 3029 - 3033.
19. Bryant F.I., Radford C.I. // J. Phys. C: Solid St. Phys., 1970, v. 3, p.p. 1264 - 1274.
20. Дякин В.В., Сальков Е.А., Хвостов В.А. // ФТП, 1976, т. 10, в. 12, с. 2283 - 2287.
