книги из ГПНТБ / Мотт, Н. Электронные процессы в некристаллических веществах

6

Ф и г . 9.8. a — спектральная зависимость оптической прозрачности^! изме­ нения ее под действием электрического поля в аморфном A s 2 S 3 .

б — сдвиг края оптического поглощения как функция электрическогополя [291].

1 — без подсветки; 2 — с подсветкой.

и следует ожидать из теории, и вычисляют отношение приведен­ ной эффективной массы к массе свободного электрона (т*1т = = 7,5 ± 0,5).

Коломиец и др. измерили также спектральное распределение фотопроводимости на постоянном токе в аморфных пленках As 2 S 3 .

S

Их результаты показаны на фиг. 9.9. Максимум фоточувствитель­ ности при комнатной температуре лежит в области 2,40—2,45 эВ, что хорошо согласуется со значением Ео = 2,4 эВ, полученным экстраполяцией зависимости (Й(ое2 )1 / 2 от йю. Дополнительный максимум вблизи 1,2 эВ довольно хорошо совпадает с энергией, при которой Коломиец и др. наблюдали рекомбинационное излу­ чение (см. ниже).

На фиг. 9.10 показано спектральное распределение рекомбинационного излучения в кристаллическом и стеклообразном As 2 S 3 : при 77 К, полученное Коломийцем, Мамонтовой и Бабаевым [287]. Возбуждение излучения осуществлялось коротковолновым светом, модулированным с частотой 40 Гц. Максимум излучения в стекле находится при 1,13 эВ, в то время как в кристалле — при 1,265 эВ полуширины полос ( ~ 0 , 4 5 эВ) близки, но интенсивность излуче­ ния в стекле примерно в 80 раз меныпедчем в кристалле. Излучение с энергией, соответствующей переходу из зоны проводимости

форма кривых при переходе от кристалла к стеклу сохраняется, но первая группа пиков, расположенная в области 2—6 эВ, заметно смещается в сторону меньших энергий. Это верно и в том случае, если для кристалла взять усредненную кривую для двух рассматриваемых направлений поляризации излучения. (Отме­ тим, что данные для % || Ъ получить не удалось, так как трудно приготовить образцы требуемой ориентации.) Особый интерес

Ер = Z,3

Ф и г. 9.12. Предполагаемая энергетическая зависимость плотности состоя­

нии для аморфного A s 2 S 3 .

а — нелегнрованный As 2 S 3 ; б — As.S3 , легированный серебром.

представляет глубокий минимум отражения вблизи 8 эВ; воз­ можно, что электронные переходы, ответственные за структуру, лежащую выше этой энергии, связаны с более глубоко лежащим максимумом плотности состояний в валентной зоне. Подобие этих минимумов в стеклообразном и кристаллическом A s 2 S 3 дает возможность предполагать, что плотность состояний в валентной зоне при переходе из кристаллического в стеклообразное состоя­ ние существенно не изменяется. Аналогичным образом ведет себя A s 2 S 3 (см. 9.4).

2 3 — 0 1 1 4 2

по отношению к вершине валентной зоны, но область энергий, занятая локализованными состояниями, уменьшается 1 ) . Это при­ водит к уменьшению энергии активации проводимости EF — Ev и к увеличению плотности нелокализованных состояний при энер­ гиях ниже Ev (о чем свидетельствует увеличение С). Следователь­ но, мы предполагаем, что повышенная проводимость возникает не за счет образования примесных уровней, а за счет изменения структуры вещества, вызванного присутствием серебра, которое приводит к уменьшению беспорядка. Заметим, что на фиг. 9.12, б в качестве оптической ширины запрещенной зоны выбрана вели­

О влиянии других примесей на проводимость и край оптичес­ кого поглощения A s 2 S 3 сообщалось Гетовым и др. [196] и Андрейчиным и др. [21, 23]. Золото и олово действуют так же, как серебро. Медь и свинец при концентрации 0,6% приводят к смещению края оптического поглощения в сторону меньших энергий примерно на 0,5 эВ.

Интересно отметить, что добавление серебра увеличивает про­ водимость не только аморфного A s 2 S 3 , но и As2 Se3 и в то же вре­ мя уменьшает проводимость As2 Se2 Te (см. 9.6). Однако увеличе­ ние проводимости As2 Se3 при введении тех же концентраций Ag намного меньше того, которое наблюдается в As 2 S 3 . Это не кажет­ ся удивительным: проводимость As2 Se3 при комнатной температуре обусловлена движением носителей заряда по нелокализовэнным состояниям (С л; 103 —104 О м - 1 ' С м - 1 ) , и поэтому механизм, пред­ ложенный здесь для As 2 S 3 , не реализуется.

Как упоминалось выше, фотопроводимость аморфного As2 Ssпри комнатной температуре имеет максимум вблизи 2,4 эВ [169,.

можно наблюдать прохождение через пленку дырок илп элект­ ронов. Эксперименты, в которых не удается разрешать время переноса, но в которых можно измерять общий накопленный за­ ряд в зависимости от длины волны возбуждающего излучения, да-

х ) По-видимому, преждевременно рассуждать о том, каким образом серебро способствует уменьшению области энергпй, но если локализация в некоторой степени обусловлена случайными электрическими полями точеч­ ных дефектов, то ионы серебра могут экранировать эти поля и таким образом уменьшать число локализованных состояний.

2 ) I n g , Neyhart, частное сообщение.

23*

закону. Такая форма импульса интерпретируется как следствие разброса времен переноса за счет прилипания и освобождения носителей заряда с ловушек, распределенных по энергии. Далее,

делью Френкеля — Пула для эмиссии с ловушек в присутствии электрического поля (§ 7.8).

Если взять диэлектрическую постоянную х = 6,4, определен­ ную для объемных образцов, то оказывается, что константа пере­ носа В для дырок точно равна значению, вытекающему из модели Френкеля — Пула (4 е31 к)1/*, а для электронов — в 2 раза меньше.

На фиг. 9.13, б показана вторая установка, использованная Ингом и Нейхартом. На свободную поверхность слоя осаждаются ионы, генерируемые с помощью коронного разряда, и таким образом в слое создается электрическое поле той или другой полярности. После этого слой непрерывно освещается и одно­ временно электростатическим способом регистрируется спад по­ верхностного потенциала. Эта установка позволяет использовать более высокие поля, не достигая пробоя. На фиг. 9.14, а и б показана полевая зависимость переходных фототоков дырок и элек­ тронов, пропорциональных начальным скоростям спада напряже­ ния, деленным на толщину образца. Результаты при низких полях для дырок подтверждают ограничение интервала по фото­ току, полученное в экспериментах с импульсами света, однако независимость фототока от толщины, наблюдаемая при высоких полях, заставляет думать, что механизм фотогенерации зависит от поля. Для электронов ограничение переноса нельзя преодолеть даже при самых высоких полях; это указывает на то, что длина свободного пробега электронов очень мала.

Спектральная зависимость коэффициента поглощения и фото­

с уменьшением скорости возбуждения, хотя значение ос. и падает, число поглощенных фотонов для указанных толщин фактически остается постоянным. Одно из возможных объяснений зависимо­ сти квантового выхода от длины волны предлагалось в 7.5.

г ) Как уже упоминалось выше, правильнее проводить анализ зависимо­ сти времени переноса от толщины образца и напряженности электрического поля.— Прим. перев.