книги из ГПНТБ / Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках пер. с англ

работы выхода новой поверхности. В частности, цезий, у которого работа выхода равна 1,9 эВ, нанесенный в виде моноатомного слоя на поверхность полупроводника, может вызвать значительное уменьшение работы выхода, электронного сродства и пороговой энергии. Действительно, работа выхода для поверхности, покры­ той цезием, оказывается даже меньшей, чем у цезия. Моноатом­ ный слой цезия, адсорбированный на поверхности сильно легиро­ ванного GaAs р-типа, понижает работу выхода до величины, меньшей 1,5 эВ. Поскольку ши­

рина запрещенной зоны GaAs около 1,5 эВ, энергия электрон­ ного сродства оказывается близкойк нулю, и, следовательно, по­ рог фотоэффекта приблизитель­ но будет равен ширине запре­ щенной зоны GaAs [10]. Такой фотоэмиттер обладает очень вы-

1,0эВ

Ф и г. 13.11. Фотоэмиссия с поверхности GaP p-типа, покрытой цезием [12].

а — изгиб зон вблизи поверхности; б — зависимость квантового выхода (в %) от энергии падающего фотона. Высокое значение квантового выхода в области слабого поглощения

указывает на большую глубину выхода: 2000—2500 Â.

соким квантовым выходом (фиг. 13.10). Присутствие кислорода при нанесении цезия, по-видимому, еще больше понижает работу выхода; таким образом, в частности, были получены значения порога около 0,7 эВ [11].

Если ширина запрещенной зоны полупроводника p-типа боль­ ше, чем работа выхода поверхностного слоя, то энергия электрон­ ного сродства отрицательна (фиг. 13.И ,а). Это характерно, на­ пример, для GaP (Eg = \2 ,2 эВ), поверхность которого, покрытая цезием, имеет работу выхода 1,2 эВ, при этом энергия электрон­ ного сродства отрицательна н равна 1,0 эВ [12]. Следовательно, . почти каждый фотоэлектрон, возбужденный в пределах глубины

выхода, даже если он находится на самом дне зоны проводимости, может выйти из полупроводника (на самом деле только 50% элек­ тронов движутся к поверхности); таким образом, квантовый вы­ ход будет очень высок (фиг. 13.11, б). Измерения энергетического распределения эмитированных электронов (фиг. 13.12) (мы обсу­ дим такие измерения в следующем параграфе) позволяют иссле­ довать процесс рассеяния, в результате которого энергия элек-

Относительное число эмитптировинных электронов

Ф и г. 13.12. Распределение по энергиям эмитированных электронов и кар­ тина искривления зон вблизи поверхности GaP р-тппа, покрытой цезием [12].

Результаты расчета показаны крестиками и кружками.

трона уменьшается. Анализ данных о квантовом выходе показы­ вает, что глубина выхода составляет по крайней мере 2000 Â,

так что большая часть фотовозбужденных электронов термализуется и оказывается на дне зоны проводимости к тому времени, когда они входят в область искривления зон, которая имеет ширину около 100 А. Поскольку при столкновении с фононом теряется 0,05 эВ, можно вычислить среднюю длину свободного пробега в области искривления зон, основываясь на наблюдае­ мом распределении эмитированных электронов по энергиям. Оказывается, что средняя длина свободного пробега лежит в пре­ делах от 22 до 25 Â.

В табл. 13.2 приведены экспериментальные значения работы выхода Ф, порога фотоэффекта Е Т и порога для прямых переходов ETd для нескольких полупроводников без цезиевого покрытия

(искривление зон принималось во внимание).

§ 4 . Р А С П Р Е Д Е Л Е Н И Е Э М Н Т Т И Р О В А І І Н Ы Х Э Л Е К Т Р О Н О В

П О Э Н Е Р Г И Я М

Энергетическое распределение эмиттпрованных электронов можно определить различными экспериментальными методами. Так, отклонение электронов в магнитном поле позволяет наити распределение по скоростям. Наиболее часто используется метод тормозящего потенциала, позво­ ляющий отбирать только те элек­ троны, кинетическая энергия ко­ торых больше тормозящего потен­ циала (фиг. 13.13). Тормозящий потенциал модулируется неболь­ шим переменным напряжением.

Ф и г . 1 3 .1 3 . Н а х о ж д е н и е ф у н к ц и и р а с ­ п р е д е л е н и я э л е к т р о н о в п о э н е р ги я м ме­ то д о м т о р м о з я щ е го п о т е н ц и а л а .

Возникающий переменный ток описывает наклон кривой распреде­ ления при энергии, равной тормозящему потенциалу; меняя по­ следний, можно получить полную кривую распределения.

Мы отмечали в конце предыдущего параграфа, что вид рас­ пределения по энергиям позволяет определить среднюю длину свободного пробега электронов. Если бы не происходило дисси­ пации энергии электронов в результате столкновений, то распре­ деление эмиттированных электронов по энергиям точно воспроиз­ водило бы зонную структуру полупроводника [14]. Если при увеличении энергии возбужденных фотонов распределение эмит­ тированных электронов не меняется, то можно заключить, что конечные состояния в оптических переходах представляют собой набор близко расположенных состояний в зоне проводимости. При большей энергии фотона начальные состояния лежат глуб­ же в валентной зоне.

Представляет интерес выявление уровней, лежащих выше, в зоне проводимости путем увеличения энергии возбуждающего фотона [15]. Максимальная энергия, которой может обладать фото­ электрон, определяется уравнением Эйнштейна для фотоэффекта:

Емакс = hv — Ф,

где Ф — работа выхода. При возбуждении монохроматическим светом GaAs с цезиевым покрытием вначале наблюдается эмиссия электронов, термализованиых в прямой Г-долине, расположенной примерно на 1,4 эВ выше валентной зоны (фиг. 13.14). При энер­ гиях фотона, больших 1,7 эВ, электроны могут возбуждаться в непрямые Х-долины. Если время эмиссии сравнимо с време­ нем междолинной релаксации, то в спектре распределения элек­ тронов по энергиям будет наблюдаться структура с двумя мак­ симумами (пик при 1,4 эВ соответствует электронам в прямой Г-долине, а пик при 1,7 эВ — непрямым X- или (100 ) -долинам).

Задача 1. На основе данных фнг. 13.10 спроектируйте интегральное устройство «псточнпк света — эмиттер электронов». Предположите,- что Р+-СЛОЙ очень тонок (— 1000 Â). В качестве источника света возьмите какойлибо полупроводниковый р — n-переход, для которого можно ожидать высо­

'(1968).

7.Allen F. G., Gobeli G. W., Proc. Int. Conf. Semiconductor Physics, Exeter,

10.Scheer J. J., Van Laar J., Solid State Comm., 3, 189 (1965).

11.Williams B. F., Appl. Phys. Lett., 14, 273 (1969).

12.Williams B. F., Simon R. E., Phys. Rev. Lett., 18, 485 (1967).

13.Fisher T. E., Allen F. G., Gobeli G. W-, Phys. Rev., 163, 703 (1967).

Г Л А В А 14

ФОТОВОЛЬТАИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ

Фотовольтаические эффекты представляют собой класс явле­ ний, в которых свет создает напряжение, приложенное к части полупроводника. На самом деле свет создает только избыточную концентрацию свободных носителей. Эти свободные носители дви­ жутся под действием локальных полей и накапливаются, созда­ вая объемный заряд. Фото-э. д. с. возникает именно за счет такого отклонения от термодинамического равновесия.

Разность потенциалов устанавливается в результате движения фотовозбужденных носителей под действием различных полей. Мы не будем рассматривать приложенное извне электрическое поле, которое используется для измерения фотопроводимости. Внутренние электрические поля могут быть обусловлены различ­ ным легированием (р — н-первходы), изменением состава (гетеро­ структуры) или тем и другим (гетеропереходы). Нарушения непрерывности кристалла, такие, как поверхность, могут привести к образованию барьеров Шоттки и связанного с ними электриче­ ского поля. Локальные флуктуации, вызванные неоднородным распределением примесей, напряжений и т. п., также создают локальные поля; большинство этих полей направлено хаотически, поэтому результирующее напряжение равно нулю. Мы рас­

§ 1. ФОТОВОЛЬТАИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В р — «-ПЕРЕХОДАХ

1. Электрические характеристики

Рассмотрим р — /г-переход, на который падают фотоны с энергией, большей чем ширина запрещенной зоны (фиг. 14.1,а). В ре­ зультате поглощения фотона возникает электронно-дырочная пара. Под действием внутреннего поля в переходе носители движутся в противоположных направлениях: электроны — в п-область, дырки — в p-область. Разделение зарядов приводит к возник­ новению .разности потенциалов V, приложенной к р — 7г-пере-

пар, находящихся не далее диффузионной длины от, области, где имеется поле, может диффундировать в эту область и может быть разделено полем, т. е. переход вытягивает оптически генери-

Ф и г. 14.2. Сравнение теоретической вольт-амперной характеристики с экспе­ риментальными данными для фотодиода на GaAs [1].

рованпые неосновные носители из слоя толщиной в диффузион­ ную длину. Поэтому ток короткого замыкания равен

где А — площадь р — /г-перехода. Отметим, что этот ток корот­ кого замыкания течет в направлении, противоположном току, который протекает через р — п-переход при прямом смещении.

Если же используется не короткое замыкание, а нагрузка конечной величины, так что фотонапряжение на переходе может достигать значения F, то ток через нагрузку будет меньше тока короткого замыкания из-за утечки зарядов в противоположном направлении в форме тока инжекции. Следовательно, фототок при произвольном фотонапряжении V равен

Из этого соотношения можно определить напряжение холо­ стого хода FQC, положив в (14.3) / = 0. Тогда

(14.4)

/ sc, как это видно из выражения (14.2), растет линейно с интен-

Ф и г. 14.3. Зависимость напряжения холостого хода и фототока от интен­ сивности света [2].

спвностью света, тогда как напряжение холостого хода меняется по логарифмическому закону [формула (14.4)]. Эти зависимости графически представлены на фиг. 14.3.

При увеличении интенсивности света фото-э. д. с. возрастает до тех пор, пока не исчезнет барьер, препятствующий внутренней утечке заряда. Высота барьера представляет собой максимально достижимое значение фото-э. д. с. Последнее поэтому зависит от степени легирования; практически этот предел соответствует ширине запрещенной зоны. Фото-э. д. с., близкие к ширине

2, Спектральные характеристики

Заряды, которые обусловливают напряжение на р — л-пере- ходе, генерируются в процессе поглощения. Все процессы цоглощения, в результате которых возникает хотя бы один свободный носитель (они рассмотрены в § 1— 6 гл. 3) могут приводить к воз-