книги из ГПНТБ / Арсенид галлия. Получение, свойства и применение

величина г оказывается близкой к нулю. Однако сравне­ ние этого результата с расчетом говорит все же в пользу преимущественного рассеяния электропов па оптических колебаниях решетки [95].

Определенно показателя рассеяния 7- из магпетосонротпвления и термо-э.д.с. менее достоверно, чем пз эффекта Нернста—Эттипгсгаузена. В частности, магнетосопротив­ ление при г < 0,5 мало, и поэтому па результатах его измерения сильно сказываются неоднородности кристалла. Данные измерения термо-э.д.с. лучше согласуются с г > 0 , чем с г =—1/2 (см. 4.5).

В кристаллах р-тппа эффект Нериста—Эттипгсгаузена весьма определенно указывает па то, что дырки рассеи­ ваются на акустических колебаппях решетки, давая прп температурах выше 600—700° К значения г——1/2. Про­ верить это значение по магнетосопротивлепию пе удается из-за его малостп прп высоких температурах п влияппя легкпх дырок, а по термо-э.д.с.— из-за незнания точных значений эффективной массы для дырок. Сильное взаимо­ действие с акустической ветвью колебаний проявляется

ив большом увлечении дырок фоионамн [297].

Всильно легированных кристаллах, как отмечалось

в4.4, следует ожидать увеличения роли рассеяпия носи­ телей на акустической ветви; рассеяние иа оптической ветвп должно оставаться почти неизменным. В p-GaAs, по-видимому, дело обстоит пмоппо так: экспериментально

всильно легированных образцах величина Qx становится положительной и г стремится к —1/2, начиная с более низких температур, чем в чистых кристаллах; подвиж­ ность зависит от температуры как Г - 1 . В арсениде галлия тг-типа Q^- и и ведут себя в целом аналогично, однако анализ здесь осложняется влиянием непараболичностн зоны, которая формально сказывается на Q-1 н и так же, как добавка некоторой доли акустического рассеяпия. Кроме того, с ростом легирования уровень Ферми при­ ближается ко второй зоне проводимости, так что при 7г =

=101 9 см —3 расстояние от уровня Ферми до диа второй зоны составляет всего 0,15—0,2 эв; это также влияет на

на акустических колебаниях в кристаллах ?г-типа, повидимому, все^еще мала,

в сильно легированных кристаллах может служить ана­ лиз формы кривых о(Т). Опыт показывает (см. 4.3), что чем выше концентрация носителей тока в легированном

экспоненциально падающего их влияния ничтожна, ни какие-либо дефекты, при вырождении дающие как теоре­ тически, так и экспериментально независимость подвинь ности н электропроводности от температуры. В кристал­ лах 7г-типа указанная тенденция выражена гораздо сла­ бее: даже в самом легированном кристалле с концентра­

подтверждают заключение о слабой роли рассеяния на акустических колебаниях решетки в арсениде галлпя л-тнна н о гораздо более сильном влиянии его в кристал­ лах р-тниа. Внося решающий вклад в рассеяние дырок при комнатных и более высоких температурах, акустические колебания сохраняют заметную роль и до самых низких температур, так как при вырождении газа носителей тока их вклад в рассеяние уменьшается с понижением темпе­ ратуры сравнительно медленно — как Т~1.

В целом можно, по-видимому, утверждать, что в кри­ сталлах га-типа при комнатных температурах из различ­ ных видов решеточного рассеяния преобладает рассеяние на полярных колебаниях решетки, при температуре жид­ кого азота н ниже становится существенным рассеяние на акустических н, возможно, ньезоакустичоскнх коле­ баниях. В кристаллах р-тнпа акустические колебания, вероятно, преобладают при всех температурах. Чисто «решеточпая» подвижпость электронов при комнатной тем-,

450 смУв-сек и 4000—5000 смУв-сек.

В большинстве случаев, однако, объяснить результаты исследования эффектов переноса в арсеииде галлия одним только рассеянием иа ионах примеси не удается. В боль­

более пологий максимум, чем должно было быть при

Вначале предполагалось, что это связано с сильным эк­ ранирующим влиянием электронов, уменьшающим показа­ тель температурной зависимости подвижности для рас­ сеяния на ионах от 3/2 до 1 и даже до 0,5. Аналогично могло действовать частичное вырождение электронов. Рас­ четы Бланка и Вайсберга [13] показали, что одних этих факторов недостаточно для интерпретации эксперимента и что имеются, по-видимому, какие-то дополнительные центры рассеяния электронов, дающие вклад в подвиж­

ных (области «пространственного заряда») атомов и на­ звали их «убийцами» подвижности, так как они заметно уменьшали подвижность электронов при комнатной тем­ пературе почти во всех исследованных кристаллах. Точ­ ное определение природы обнаруженных дефектов сле­ дует признать затруднительным, поскольку сглаживание кривой температурной зависимости подвижности могут дать очень многие из известных нарушений решетки кри­ сталла, ибо почти для всех них характерна более слабая зависимость подвижности от температуры, чем для ионов.

В дальнейшем похожие отклонения температурной за­ висимости подвижности от простейшей кривой «решетка-j- ионы» отмечались многими авторами [298—301], и для их объяснения предлагались различные модели: рассеяние на нейтральных атомах глубоких или мелких примесных уровней, рассеяние на комплексах примесей и т. п Различия в интерпретации в разных случаях связаны как

254 Я В Л Е Н И Я ПЕГЕТГОСЛ [ГЛ. 4

с реальной сложностью рассеяния электронов, так и со сложностью и неоднозначностью самого анализа. Как правило, исследователю неизвестны не только закон рас­ сеяния электронов на гипотетических дефектах, но также и точный вклад в рассеяние примесных ионов (пз-за не­ знания степепи компенсации примесей) и вклад тепло­ вых колебаний решетки. Для точного определения вклада

пературы жидкого азота; концентрация ионов при этом определяется хотя и иамиого точнее, чем при комнатной температуре, тем пе менее ошибки порядка нескольких десятков процентов почтп неизбежны. Такая ошибка мо­ жет быть несущественна, когда концентрация ионов ис­ пользуется для оценки чистоты кристалла, однако на анализ вклада других дефектов она оказывает заметное влияние.

Некоторая часть кристаллов арсенпда галлия пмеет более крутую, чем для рассеяния на ионах, температур­ ную зависимость подвижности. Наиболее вероятное объ­ яснение такого результата — влияние микронеодпородностей кристалла [44, 300]. Это объяснение подтверждается и тем, что крутое падение подвижности характерно для большинства сильно компенсированных кристаллов, возникновение неоднородностей в которых особенно ве­ роятно.

При строгой интерпретации следует учитывать, что в качестве центров рассеяния могут выступать только неод­ нородности с линейными размерами, не превышающими длины свободного пробега электронов; более крупные об­ разования влияют не на путь отдельных электронов, а па линии тока в кристалле.

Довольно сложная картина рассеяния электронов на дефектах в арсениде' галлпя затрудняет количественный анализ экспериментальных результатов и позволяет опре­ делить по подвижности носителей в лучшем случае лишь концентрацию ионов, но пе каких-либо других центров рассеяния. Это в одинаковой мере относится как к кри­ сталлам стандартной чпстоты, так и к самым чистым эпитаксиальным слоям. Возможно, хотя это еще и не показано строго, что в самых чистых образцах с под-

вых кристаллов занимает важное место в комплексном ис­ следовании полупроводников. В основе фотоэлектриче­ ских явлений лежит процесс генерации «свободных» но­ сителей заряда под действием излучения, движение и ре­ комбинация пх. Для нахождения основных параметров, определяющих фотоэлектрические явления, изучают ста­ ционарные и нестационарные процессы, а также воз­ действие внешних условий (электрических и магнитных полей, температуры, дополнительного возбуждения и

Фотопроводимость представляет собой изменение про­ водимости под действием падающего излучения. Она мо­ жет быть вызвана переводом электронов из валентной зоны в зону проводимости (собственная фотопроводи­ мость). Длинноволновая граница собственной фотопро­ водимости определяется шириной запрещенной зоны по­ лупроводника [М41]. Ионизация примесных уровней также приводит к появлению свободных электронов или дырок '(примесная фотопроводимость). Зависимость при­ месной фотопроводимости от энергии падающих фотонов

*) Поскольку исследованию фотолюминесцентных свойств ар­ сенпда галлия посвящена отдельная глава, то механизм отдачи энергии возбужденных носителей, связанный с рекомбинацией на примесных уровнях, в этой главе рассматриваться не будет.

циалов в освещенном кристалле, помещенном в магнит­ ное поле [М39]. Фотомагпптпый эффект, связанный с об­ разованием пары *) электрона и дырки, наблюдается при действии света, энергия которого больше или равна ши­ рине запрещенной зоны. Фотомагнитный эффект в арсе­ ииде галлпя практически не исследован [9]. Он исполь­

риваться не будет, а результаты по вычислению времени жпзнп пз измерений фотомагиитиой э.д.с. будут рас­ смотрены в 5.5.

В случае существования большого количества лову­ шек времена, найденные пз измерений стационарных зна­

В связп с возможностью нескольких каналов рекомбина­ ции для болео полного понимания процессов рекомбина­ ции неравновесных носителей в арсеииде галлия необ­ ходимо комплексное изучение фотоэлектрических явлений с привлечением большего количества методик, вклю­ чающих как стационарные, так и нестационарные про­ цессы.

5.1.Фотопроводимость

5.1.1.Спектральное распределение собственной фото­ проводимости. В арсениде галлия фотопроводимость изу­ чалась на монокристаллах п- и /"-типа с концентрацией носителей тока 10е—1018 см~3 при комнатной температуре.

Типичпая зависимость фотопроводимости от энергии на-

*) Ниже будет рассмотреп магнитный эффект Кикоина— Носкова [8]. Другие эффекты, свя­

занные с собственным фотомагпитпым эффектом (поперечный фотомагнитпый эффект, четные и нечетные фотомагнитные эффекты) на кристаллах арсенида галлия не наблюдались.