2. Записати спектр фотопровідності зразка

2.1. Перекрити світловий потік.

2.2. Перемикач світлового потоку монохроматора перевести у положення "ВИКЛ".

2.3. Під'єднати до входу синхронного детектора вихід попереднього підсилювача зразка замість виходу підсилювача болометра.

2.4. Подати напругу живлення 1,5 В на дільник напруги (див. рис. 5).

2.5. Ввімкнути тумблер "СЕТЬ" на передній панелі синхронного детектора.

2.6. Провести запис спектру фотопровідності зразка.

3. Обробка експериментальних результатів

3.1. Привести спектр фотопровідності до сталої кількості квантів падаючого випромінювання. Для цього необхідно поділити отриманий спектр фотопровідності на спектр джерела, записаний за допомогою болометра, а отриманий результат помножити на відповідне значення h в кожній спектральній точці.

3.2. Зі спектральної залежності, приведеної до сталої кількості квантів, за методом Мосса визначити ширину забороненої зони напівпровідника.

Контрольні запитання

1. У чому полягає явище внутрішнього фотоефекту?

2. Пояснити фізичний зміст основних рівнянь фотопровідності.

3. У якому випадку можна знехтувати квадратичною рекомбінацією?

4. Пояснити форму спектра фотопровідності у короткохвильовій області.

5. В чому полягає метод Мосса для оцінки ширини забороненої зони?

Література

1. Бонч-Бруевич В.Л., Калашников С.Г. Физика полупроводников. – М.: Наука, 1977. – 672 с.

2. В.В.Сердюк, Г.Г.Чемересюк, Терек М. Фотоэлектрические процессы в полупроводниках. – К.; Одесса: Вища школа. Головное изд-во, 1982. – 151 с.

3. Т.Мосс. Оптические свойства полупроводников. – М.: Изд-во иностр. лит-ры, 1961.– 304 с.

4. Т. Мосс, Г. Баррел, Б. Эллис. Полупроводниковая оптоэлектроника. – М.: Мир, 1976. – 430 с.

5. Сальков В.А. Основы полупроводниковой фотоэлектроники. – К.: Наук. думка, 1988. – 280 с.

6. В.К.Субашиев, В.А.Петрусевич, Г.Б.Дубровский Определение рекомбинационных постоянных из кривой спектрального распределения фотопроводимости // Физика твердого тела. – 1960. – т.11, вып.5. – С. 1022 – 1024.

Лабораторна робота № 5 зонно-зонна Фотолюмінесценція напівпровідників

Мета роботи:

Навчитися записувати спектри фотолюмінесценції напівпровідникових кристалів та подавати їх у координатах r(), r() та n(h). Визначити ширину забороненої зони g досліджуваного напівпровідника.

Теоретичні відомості

Люмінесценція – це надмірне щодо теплового спонтанне випромінювання світла з тривалістю післясвітіння, більшою за період світлової хвилі. На відміну від теплового випромінювання, що випускається нагрітим тілом за рахунок його внутрішньої енергії, люмінесценція являє собою процес виділення надлишкової енергії, одержаної речовиною при переході до нерівноважного стану під дією зовнішнього збудження. Речовини, здатні люмінесціювати під дією збудження, називають люмінофорами (від латинського "люмен" – світло, грецького "форос" – той, що несе). Неорганічні люмінофори, до яких відносяться і напівпровідникові матеріали, називають кристалофосфорами або просто фосфорами.

За способом збудження люмінесценцію можна класифікувати наступним чином:

• фотолюмінесценція – виникає внаслідок збудження квантами світла;

• катодолюмінесценція – це наслідок збудження електронним пучком;

• електролюмінесценція – наслідок збудження електричним полем;

• рентгенолюмінесценція – наслідок збудження рентгенівським та -промінням;

• термостимульована люмінесценція – виникає при нагріванні попередньо збудженого кристалофосфора;

• хемілюмінесценція – свічення, яке виникає за рахунок енергії, що виділяється в результаті хімічної реакції.

Спектр люмінесценції

Будь-яке тіло в природі здатне випромінювати електромагнітні хвилі різних частот  або довжин хвиль . Так, тіло з температурою T > 0 К є джерелом теплового електромагнітного випромінювання, розподіл енергії якого за частотами  або довжинами хвиль  наближено описується формулою Планка.

Спектр люмінесценції є окремим випадком спектра випромінювання і являє собою залежність випромінювальної здатності досліджуваного тіла r_ від частоти випромінювання . Випромінювальна здатність r_ – це фізична величина, яка чисельно дорівнює енергії, що випромінюється за одиницю часу з одиниці площі поверхні тіла по всіх напрямках (тобто, в тілесний кут 2) у вигляді електромагнітних хвиль, частоти яких лежать в інтервалі [,  + d], поділеній на ширину цього частотного інтервалу:

. (1)

Випромінювальна здатність r_ вимірюється у Вт/(м²Гц).

Аналогічно можна ввести поняття випромінювальної здатності, що характеризує випромінювання тілом електромагнітних хвиль з довжинами хвиль в інтервалі [,  + d]:

. (2)

Випромінювальна здатність r_ вимірюється у Вт/(м²нм).

Обидва представлення випромінювальної здатності є рівноправними і пов'язані між собою співвідношенням:

r_d = –r_d, (3)

де знак "–" означає, що при збільшенні частоти  довжина хвилі  зменшується.

Оскільки  = c/ і d/d = –c/² = –²/c, то можна записати:

. (4)

Спектр люмінесценції напівпровідника являє собою, як правило, сукупність смуг, форма та ширина яких залежать від температури. Форма смуг люмінесценції та положення їх максимумів залежать також від того, в яких координатах подано спектри: r_() чи r_(). Це стає цілком зрозумілим, якщо згадати про спектр випромінювання абсолютно чорного тіла, який описується формулою (точніше, формулами) Планка:

, (5)

, (6)

де h – стала Планка, с – швидкість світла, k – стала Больцмана.

У першому випадку ми маємо залежність r_  ³, а у другому – r_  1/⁵. Очевидно, що такі функції спектрального розподілу будуть мати різну форму. Неважко переконатися, що не можна перейти від одного виду розподілу до іншого (наприклад, від r_ до r_) простою заміною у формулі Планка частоти  на тотожню їй величину c/, потрібно враховувати ще й співвідношення (4). Також зауважимо, що закон зміщення Віна _макс = const/T справедливий лише для представлення r_().

Спектри люмінесценції іноді подають у вигляді спектрального розподілу числа квантів люмінесценції n_, що випромінюються в одиничному інтервалі енергій фотонів h з одиниці площі поверхні тіла за одиницю часу:

. (7)

Таке представлення спектра люмінесценції пов'язане з r_() і r_() наступними співвідношеннями:

. (8)

У сучасній науковій літературі зустрічаються усі три подання спектрів люмінесценції – у вигляді залежностей r_(), r_() та n_(h). Усі вони є рівноправними. Вибір того чи іншого подання спектра для кожного конкретного випадку визначається зручністю його аналізу й одержання з нього необхідної інформації. Так, якщо об'єктом дослідження є деяка фізична система (атом, молекула, тверде тіло), а не світло, то по осі абсцис бажано відкладати енергетичні параметри  або h, оскільки такі системи у квантовій механіці характеризуються певним енергетичним спектром, а не набором довжин хвиль .

Спектр люмінесценції напівпровідника містить у собі певну інформацію про його електронну будову, вміст у ньому певних домішок, наявність дефектів кристалічної структури. Тому представлення спектра люмінесценції напівпровідника, наприклад, в координатах n_(h) є особливо зручним при теоретичному розгляді люмінесценції, коли за інтенсивність люмінесценції беруть величину, пропорційну числу електронних переходів у напівпровіднику, яка еквівалентна числу квантів випромінювання.

Зазначимо, що у спектроскопії напівпровідників замість представлення r_() найчастіше використовують представлення r_(h), тобто вздовж осі абсцис відкладають не частоту світла , а енергію фотонів h, яку виражають в електрон-вольтах.

У літературі часто зустрічається поняття "інтенсивності люмінесценції", яке означає "величину випромінювальної здатності тіла, що люмінесціює під дією певного типу збудження". Застосовуючи таке словосполучення, слід чітко вказувати, яке представлення спектра мається на увазі: r_(), r_() чи n_(h).

На рис. 1 для порівняння подано спектри люмінесценції напівпровідникового кристалу ZnSe(Te) (селенід цинку, легований телуром), побудовані в координатах r_(), r_() і n_(h). Видно, що спектри зміщені один відносно одного, а також мають різну форму.

Рис. 1. Спектри випромінювання кристалу ZnSe(Te), представлені в координатах r_() та n_(h)