2485

Вольт-амперные характеристики ФС (рис. 3.12) линейны в пределах максимально допустимой мощности рассеяния на них. При большем напряжении на ФС вследствие нагрева происходит разрушение светочувствительного слоя.

Световые характеристики ФС обычно нелинейны (рис. 3.13). Особенностью световых характеристик является наличие темнового тока IT, т.е. тока, протекающего через ФС при отсутствии освещенности.

Важнейшей характеристикой фотосопротивления является его световая чувствительность

представляющая изменение силы фототока при изменении светового потока на один люмен. У фотосопротивления световая чувствительность примерно в 10 раз выше, чем у вакуумных фотоэлементов. К другим преимуществам полупроводниковых фотосопротивлений перед вакуумными, относятся также высокая стабильность свойств, малые габариты, механическая прочность, простота технологии изготовления. Недостатком фотосопротивлений является инерционность.

3.8. Фотолюминесценция

Ряд веществ способен светиться не только вследствие нагревания, но и в результате облучения видимым светом, ультрафиолетовыми, рентгеновскими и -лучами, потоком электронов и других частиц, при протекании химических реакций, под действием электрического поля и т.д. При этом тела испускают видимый свет, хотя температура их может быть очень низкой. Такое холодное свечение тел называется люминесценцией, а тела, способные люминесцировать – люминофорами, или фосфорами. Свечение, возникающее под действием света, носит название фотолюминесценции. В отличие от теплового излучения, люминесцентное свечение является неравновесным.

80

Важной особенностью люминесценции является заметная ее длительность. В зависимости от длительности свечения фотолюминесценцию принято разделять на флуоресценцию и фосфоресценцию. Флуоресценцией называется обычно свечение длительностью менее 10–6с, фосфоресценцией – свечение длительностью более 10–5с.

Опыт показывает, что кристаллы с предельно правильным внутренним строением практически не люминесцируют. Люминесцентные свойства проявляются при наличии дефектов (примесей чужеродных атомов) в их структуре. Такие примеси называют активаторами. Содержание их в основном веществе не превышает сотых долей процента.

Рис. 3.14.

Рассмотрим механизм возникновения флуоресценции. На рис. 3.14,а показана энергетическая схема флуоресцирующего люминофора. Между целиком заполненной валентной зоной I и свободной зоной проводимости II располагаются примесные уровни активатора А. При поглощении атомом активатора фотона электрон с примесного уровня А переводится в свободную зону проводимости I I . Становясь электроном проводимости, он свободно блуждает по объему кристалла до тех пор, пока не встретится с ионом активатора и не рекомбинирует с ним, перейдя снова на примесный уровень А. Рекомбинация сопровождается излучением кванта флуоресцентного свечения. Время высвечивания люминофора определяется временем жизни возбужденного состояния атомов активатора, которое не превышает обычно миллиардных долей

81

секунды. Поэтому свечение является кратковременным и исчезает почти вслед за прекращением облучения тела.

Энергетическая схема фосфоресцирующего люминофора показана на рис. 3.14,б. Для возникновения длительного свечения, характерного для фосфоресценции, люминофор должен содержать не только активатор, но и так называемые центры захвата, или ловушки для электронов. Ловушки представляют собой незаполненные локальные уровни, располагающиеся вблизи дна зоны проводимости (Л1, Л2 на рис.3.14,б). Они могут быть образованы атомами примесей, атомами в междоузлии, вакансиями и т. д. Под действием света атомы активатора возбуждаются: электроны с примесного уровня А переходят в зону проводимости II и становятся свободными. Захватываясь ловушками, они теряют свою подвижность. Освобождение из ловушки требует затраты энергии, которую электроны могут получать от колебаний решетки (фононов). Освобожденный из ловушки электрон попадает в зону проводимости и блуждает по кристаллу до тех пор, пока снова не будет захвачен ловушкой или не рекомбинирует с ионом активатора. В последнем случае возникает квант люминесцентного излучения. Таким образом, ловушки играют роль центров, в которых запасается энергия поглощенных фотонов, впоследствии высвечиваемая в форме люминесцентного излучения. Длительность этого высвечивания определяется продолжительностью пребывания электронов в ловушках.

Согласно закону Стокса, при люминесценции возникает свечение, имеющее большую длину волны, чем длина волны возбуждающего света (рис. 3.15). При облучении люминофора квантами света энергия квантов расходуется частично на возбуждение атомов активатора, а частично превращается внутри облучаемого тела в другие виды энергии (в большинстве случаев в тепло). Обозначим энергию, пошедшую на возбуждение атома активатора, через 0. При переходе атома из возбужденного состояния в нормальное будет излучаться квант

82

ch (c – скорость света). Так как энергия падающего кванта

0 > , то длина волны люминесцентного свечения должна быть больше длины волны света, возбуждающего люминесценцию: > 0, что и утверждается законом Стокса

(рис.3.15).

Однако, при столкновении падающего кванта с возбужденным атомом, энергия кванта 0 = h 0 может сложиться с энергией возбуждения. В этом случае возникает квант люминесцентного излучения с энергией , большей энергии света, возбуждающего люминесценцию. Так возникает антистоксова люминесценция.

Важной характеристикой люминесценции является энергетический выход η, представляющий собой отношение энергии, излученной люминесцирующим телом при полном высвечивании, к энергии, поглощенной этим телом при возбуждении люминесценции. На рис. 3.16 приведена зависимость η от длины волны возбуждающего света. В некотором интервале длин волн энергетический выход

83

люминесценции растет пропорционально длине волны, а затем резко падает до нуля. Эта закономерность носит название закона С.И.Вавилова.

Рассмотрим простейший случай, когда каждый фотон падающего света 0=h 0 вызывает появление фотона люминесценции = h (квантовый выход равен единице). Тогда энергетический выход люминесценции равен, очевидно,

Из этого соотношения видно, что энергетический выход люминесценции должен расти пропорционально длине волны возбуждающего света ( 0), так, как требует закон Вавилова. Когда 0 достигает такой величины, при которой энергия падающих квантов оказывается недостаточной для возбуждения люминесценции, энергетический выход скачкообразно падает до нуля (рис.3.16).

Закон затухания фосфоресценции кристаллофосфоров в ряде случаев приближенно описывается гиперболической зависимостью (формулой Баккереля):

где I0 и I – интенсивности свечения в начальный момент и в момент времени t; a, – постоянные, характерные для данного вещества.

Практическое применение люминесценции очень разнообразно. Преобразование с помощью фосфора невидимого излучения в видимый свет используется в лампах дневного света. Свечение фосфоров при бомбардировке их потоком

84

быстрых электронов используется в электронно-лучевых трубках и электронных микроскопах.

3.9. Контактные явления в полупроводниках

Физические явления, возникающие в области соприкосновения разнородных твердых тел, называются контактными. Наибольший практический интерес они представляют в полупроводниках.

Контакт двух примесных полупроводников с различным типом проводимости называют электронно-дырочным переходом, или p-n-переходом. Получить p-n-переход непосредственным соприкосновением двух полупроводников практически невозможно, так как их поверхность, как бы тщательно она ни была очищена, содержит огромное количество примесей, загрязнений и всевозможных дефектов, резко меняющих свойства полупроводников.

Существуют следующие методы получения р-n-перехода:

метод сплавления, основанный на вплавлении примеси

вмонокристалл полупроводника;

метод диффузии акцепторной примеси в донорный полупроводник или донорной примеси в акцепторный полупроводник;

эпитаксиальный метод, состоящий в осаждении на пластину, например, кремния n-типа, с помощью химических реакций из газообразной или жидкой фазы тонкой монокристаллической пленки кремния p-типа;

метод ионного легирования, при котором поверхностный слой полупроводника данного типа проводимости с помощью ионного пучка легируется примесью, сообщающей этому слою проводимость противоположного знака.

Рассмотрим равновесное состояние p-n-перехода. Пусть внутренней границей раздела двух областей полупроводников с различным типом проводимости является плоскость MN (рис. 3.17, а). Слева от нее находится полупроводник p-типа, справа -

85

полупроводник n-типа. Энергетическая схема p- и n- областей в момент их мысленного соприкосновения показана на рис. 3.17, б.

Для n-области основными носителями являются электроны, для p-области – дырки. Основные носители возникают почти целиком вследствие ионизации донорных и акцепторных примесей. При этом будем считать, что примесные уровни ионизированы полностью. Помимо основных носителей эти области содержат неосновные носители, вызванные переходом электронов из валентной зоны в зону проводимости: n-область – содержит дырки, p-область - электроны. При этом их содержание на несколько порядков ниже, чем основных носителей.

Различие в концентрации однотипных носителей в контактирующих областях полупроводника приводит к возникновению диффузионных потоков электронов из n-области в p-область и диффузионного потока дырок из p- в n-область. При этом область n, из которой диффундировали электроны, заряжается положительно, область p, из которой диффундировали дырки – отрицательно. Объемные заряды простираются в n-область на глубину dn и в p-область на глубину dp (рис.3.17а) Между заряженными слоями возникает контактная разность потенциалов, создающая потенциальный барьер, препятствующий переходу электронов из n- в p- область

Рис. 3.17

86

и дырок из p- в n- область. При этом все энергетические уровни, в том числе и уровень Ферми, в n-области понижаются, а в p-области повышаются. Состояние динамического равновесия устанавливается при условии, когда уровни Ферми оказываются на одной высоте (рис. 3.18, а). Высота потенциального барьера 0 равна разности уровней Ферми.

87

В равновесном состоянии через p-n-переход проходят токи основных in и ip и неосновных ins и ips носителей. Полный ток, текущий через равновесный p-n-переход, равен нулю:

подключив к p-области положительный полюс источника напряжения, а к n-области – отрицательный (рис.3.18, б). Эта разность потенциалов вызывает понижение потенциального барьера для основных носителей на величину qU, что приведет к увеличению в eqU/kT раз токов основных носителей in и ip, которые станут соответственно

величина которых не зависит от потенциального барьера p-n- перехода, остаются неизменными. Поэтому полный ток, текущий через p-n-переход, будет равен

внешней разности потенциалов U, приложенной в прямом направлении. Прямой ток, обусловленный основными носителями, называют также диффузионным.

Приложим теперь к p-n-переходу внешнюю разность потенциалов U в обратном направлении, подключив к p-области отрицательный полюс источника напряжения, а к n-области – положительный. Под действием этой разности потенциалов

потенциальный барьер p-n-перехода повысится на величину qU (рис.3.18, в), что вызовет уменьшение в eqU/kT раз тока основных

носителей