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

ширины объемного заряда сильно влияет на эффектив­ ность разделения неравновесных пар и изменяет фототок; 4) при освещении образца светом из области вблизи края основной полосы поглощения кристалла, когда обратное напряжение, изменяя электрическое по­ ле в слое объемного заряда, меняет коэффициент фо­ тоактивного поглощения света (например, из-за эффекта Келдыша—Франца).

Д л я обычных р—7г-переходов в GaAs, используемых в качестве фотоэлементов (ширина слоя объемного заряда прп нулевом смещении не превосходит 10_ Б см), выраже­ ние (8.16) выполняется достаточно точно для нагрузочного участка вольтамперной характеристики вплоть до освещенностей, в несколько раз превышающих интенсивность солнечного света на уровне моря [151, 152, 155, 95]. Это позволяет пользоваться общей теорией фотоэлектри­ ческих преобразователей энергии с р—га-переходом, в ос­ нову которой положено выражение (8.16), содержащее единственную «световую» величину — фототок короткого замыкания /ф(см. 8.3.8).

Эта величина, как з^же упоминалось, пропорциональна числу неосновных неравновесных носителей, достигающих р—тг-перехода в единицу времени и, следовательно, при одном и том же спектральном составе света должна быть пропорциональна интенсивности освещения. Коэффици­ ент пропорциональности или фототок короткого замыка­ ния, приходящийся на единицу падающего светового потока, называется фоточувствнтельностыо р—7г-перехода. Пропорциональность нарушается только тогда, когда параметры р—n-перехода, определяющие фототок, начи­

светом из основной полосы поглощения кристалла, пропор­ ционален интенсивности освещения по крайней мере вплоть до уровней, в несколько раз превышающих солнеч­ ную освещенность на земной поверхности. Отступления от

рости поверхностной рекомбинации у освещаемой поверх­ ности таких образцов от интенсивности освещения. На по-

хроматическому свету определяется из решения стацио­ нарного уравнения непрерывности тока неосновных но­ сителей для различных областей р—n-перехода при соот­ ветствующих граничных условиях и функции генерации,

ходящегося на единицу падающего светового потока, удобно пользоваться фототоком в электронах в секунду, рассчитанным на одпн квант света, прошедшего в мате­ риал р—«-перехода. Эта величина Q определяется выра­ жением

Q = / Ф / № , (1 - Л)Ь

где /ф— плотность фототока; N$—плотность падающегопотока фотонов; R — коэффициент отражения, и Q может быть названа эффективным квантовым выходом фотоэле­ мента с р—«-переходом. Эта величина всегда меньше квантового выхода внутреннего фотоэффекта из-за потерь неравновесных носителей вследствие рекомбинации.

Если предполагать, что 1) р—«-переход плоский, свет падает на р-область перпендикулярно плоскости перехода, освещая достаточно большую площадь, так что можно пренебречь краевыми эффектами и решать одномерную- задачу;-2) р—«-переход оптически однороден, параметры п- и р-областей не зависят от координаты; 3) в передней

длиной неосновных носителей тока в этой области и эффек­ тивной глубиной проникновения света; 5) толщина слоя объемного заряда р—«-перехода мала по сравнению- с толщиной переднего слоя и диффузионными длинами неосновных носителей, так что генерацией носителей в ней светом можно пренебречь; то выражение для эффективного-

выход внутреннего фотоэффекта в слое объемного заряда,

Последний и предпоследний члены в (8.18) представ­ ляют собой соответственно фототок, возникающий из-за поглощения света в слое объемного заряда, и фототок из-за поглощения света в базовом га-слое, который по

р—га-переходов в GaAs в области основной полосы поглоще­ ния приводятся в ряде работ [152, 95, 96, 81, 13, 14, 225— 229]. В большинстве работ р—га-переход освещался со стороны р-области, полученной в результате диффузии.

примеси может лежать в пределах 0—103 в/см. Согласно

ность разделения неравновесных пар, генерируемых у ос­ вещаемой поверхности.

температур 78—430 °К спектральное распределение фото­ чувствительности в области энергий фотонов 1,6—2,7 эв большинства образцов может быть достаточно точно ап­ проксимировано формулой (8.17) [13]. При этом толщина освещаемой р-области определялась независимыми изме­ рениями, среднее электрическое поле оценивалось по дан­

в области энергий фотонов 1,6—2,7 эв. Квантовый выход внутреннего фотоэффекта; В принимался равным 1, так как, с одной стороны, энергия фотона недостаточна для создания носителя тока, способного ударно ионизовать,

QV-R)

,78'К

''у 226 (,327

\f t 1

ю-'

Ч

1 с \

ния из-за нефотоактивных механизмов. Слой объемного

с толщиной переднего слоя 0,2—2 мкм, полученных диф­

«-областью, изготовленных диффузией серы в р-материал [229].

При изменении температуры от 78 до 430° К диффузи­ онные длины неосновных носителей в р- и «-областях увеличиваются в несколько раз.

Некоторое несоответствие формулы (8.17) экспери­ менту в области 1,6—2,7 эв было обнаружено для образцов с высоко-легированной освещаемой поверхностью, которая не травилась после диффузии. Это несоответствие качест­ венно можно связать с наличием у поверхности таких образцов слоя с пониженным временем жизни неосновных носителей [13].

При малых коэффициентах поглощения, когда выпол­

тивного поглощения. Коэффициент пропорциональнос­ ти зависит от параметров р—«-перехода и характери­ зует размеры эффективной области, откуда носители, обра­ зованные светом, достигают р—«-перехода. Для типичных фотоэлементов на основе р—«-переходов в арсениде галлия

определяется сдвигом края полосы собственного погло­ щения из-за температурного изменения ширины запрещен­ ной зоны и характеризуется приблизительно тем же тем­ пературным коэффициентом. Так, для энергии фотонов, соответствующей чувствительности вдвое меньше макси­ мальной в области температур 100—430° К было найдено, что

(Г) = [Наъ (0) - (4,7 ± 0,2)-*0-4 Г] эв.

в указанной области ие наблюдается. Это связано с суще­ ственным изменением края поглощения при введении примесей в процессе создания р—«-перехода. Как известно (см. гл. 3), край основной полосы поглощения в арсениде галлия сильно зависит от концентрации свободных носи­ телей и примесных центров за счет эффекта Мосса—Бур- штейна и появления «хвостов» разрешенных состояний. Кроме того, заметное фотоактивное поглощение в области края основной полосы могут дать и оптические переходы из валентной зоны на свободный уровень мелкого донора в 72.-области пли с занятого уровня мелкого акцептора в зону проводимости. Поскольку концентрация свободных носителей и примесей в р —7г-переходах в GaAs меняется с координатой, возникает оптическая неоднородность образца вблизи края основной полосы поглощения. Эта неоднородность пе позволяет пользоваться для определе­ ния рекомбинациопных постоянных выражением (8.17) в области энергий фотонов 1,3—1,6 эв, поскольку оно справедливо для коэффициента поглощения, не завися­ щего от координаты.

Подробные исследования р—?г-переходов в GaAs [105, 229, 230], изготовленных диффузией цинка в специально нелегированиый материал ?г-тнпа и диффузией серы в мате­ риал р-тнпа, легированный цинком, обнаружили на длин­ новолновом крае фотоэффекта ступеньку. Усредненный коэффициент поглощения света в области ступеньки был ~о(1—2)-10' см—1 и заметио не менялся с изменением тем­ пературы в диапазоне 430—78 °К. На спектре поглощения чистого арсенида галлия подобной ступеньки обнаружено ие было [231], Появление подобной ступеньки на краю фотоэффекта, как показывает анализ экспериментальных данных, вызывается, по-видимому, присутствием примес­ ных уровней. Например, образование светом неосновных свободных носителей и, следовательно, стационарный фотоэффект возможны за счет переходов с заполненного акцепторного уровня в зону проводимости (в квазинейт­ ральной р-области и части слоя объемного заряда). Энер­ гетическое положение ступеньки совпадает с положением пика рекомбинационного излучения при подаче на иссле­ дуемый р—«-переход прямого напряжения.

8.3.4. Спектры фоточувствнтелыюсти и кваптовый вы­ ход внутреннего фотоэффекта при 7ш ^> 2eg. Теоретиче­ ские расчеты и оценки, сделанные иа основании измерений отражения (см. гл. 3), показывают, что прп увеличении энергии фотонов выше 2,7 эв коэффициент поглощения света должен возрастать. Поэтому, если другие параметры р—«-перехода будут оставаться неизменными, при увели­ чении энергии фотонов следует на основании выражения (8.17) ожидать монотонного падения фотот ка, приходя­ щегося на одпи поглощеппый фотон. При дальнейшем увеличении энергии фотонов, когда будут выполняться условия

зовавшихся в результате поглощепия фотона, может ока­ заться достаточной для ударной ионизации; 2) изменение подвижности, времепн жизни и диффузионной длины неосновных носителей тока, возбужденных светом, по­ скольку время потери ими избыточной энергии, получен­ ной от фотона, может оказаться сравнимым со временем жизни. Эти факторы могут влиять на вид спектральной характеристики. Рост квантового выхода внутреннего фотоэффекта за счет процессов междузоннои ударпой иони­ зации возможен лишь при йсо ]> 2eg. Хорошее соответ­ ствие выражения (8. 17) при В = 1 и постоянных рекомбипа-

рекомбинациопные постоянные, характеризующие неоснов­ ные носители тока, также не изменяются при энергии генерирующих фотонов меньше 2,7 эв.