Теоретичні відомості

Суттєва різниця електронного спектра металів і напівпровідників, що описана раніше, визначає специфіку поглинання світла напівпровідниками. Розглянемо власний напівпровідник з шириною забороненої зони Eg, енергетична діаграма якого показана на рис. 8-3 1.

Рис. 8-3

Тут Е_v — верхній енергетичний рівень заповненої валентної зони. Е_в —нижній енергетичний рівень вільної зони або зони провідності. Е_F — рівень Фермі

Очевидно, що E_g=E_в-E_v. При Т0 в зоні провідності є деяка кількість вільних електронів, а в валентній зоні — така ж кількість дірок. Нехай на зразок ладає світло частотою v. Енергія його квантів E_=hv. Якщо E_<E_g, то кванти світла поглинаються як електронами, так і дірками. Таке поглинання носить назву поглинання вільними носіями. Оскільки ширина забороненої зони велика в порівнянні з тепловою енергією кТ, то концентрація вільних носіїв мала, що обумовлює також малу інтенсивність поглинання. У цьому випадку більш суттєвим є відбивання світла.

Із зростанням частоти стає можливим ще один механізм ослаблення інтенсивності світла, а саме, при енергіях квантів hvS Eg фотон поглинається електроном, який знаходиться в валентній зоні. Це супроводжується переходом електронів у зону провідності і називається внутрішнім фотоефектом. В результаті внутрішнього фотоефекту концентрація вільних носіїв зростає. А оскільки питома електропровідність пропорційна концентрації носіїв, то внутрішній фотоефект викликає зростання електропровідності. Збільшення електропровідності під дією світла носить назву фотопровідності.

У власних напівпровідниках фотопровідність має біполярний характер, тобто поглинання світла приводить до появи електронів в зоні провідності, так і рівної їм кількості дірок у валентній зоні.

Можлива також монополярна фотопровідність. Розглянемо домішковий напівпровідник, енергетична діаграма якого зображена на рис. 8-2 2, де Е_d — домішковий донорний рівень, розташований у верхній половині забороненої зони. При hvE_в-E_d поглинання фотона приводить до збудження електрона, зв'язаного з домішкою, та перехід його в зону провідності. Якщо частота задовольняє умову hvE_d-E_v, то енергії фотонів не вистачає для збудження електронів з валентної зони на домішковий рівень. Таким чином, при E_d-E_vhvE_в-E_d генерується певна кількість вільних носіїв одного знаку — електронів, а фотопровідність має монополярний характер. Очевидно, що при hvE_d-E_v генеруються як електрони провідності, так і дірки, тоді домішкова фотопровідність буде біполярна. Аналогічні міркування можна провести також і для акцепторного напівпровідника.

Рис. 8-3

Поряд з генерацією носіїв квантами світла відбувається і зворотний процес, тобто перехід електронів у валентну зону, що називається рекомбінацією. Розрізняють кілька механізмів рекомбінації. Оскільки рекомбінація визначає суттєві риси фотопровідності, слід враховувати два найважливіші з них:

1. Пряма рекомбінація або рекомбінація зона — зона, при якій з'єднання електрона з діркою відбуваються завдяки переходові електрона із зони. провідності в пустий стан валентної зони. При цьому надлишок енергії електрон розсіює, здебільшого випромінюючи фотон;

2. Рекомбінація за участю домішок і дефектів. У цьому випадку вільні електрони рекомбінують з зв'язаними дірками на домішках і дефектах, а вільні дірки — з зв'язаними електронами. У результаті процесів фотогенерації та рекомбінації в зразкові при неперервному освітленні встановлюється стабільне значення концентрації нерівноважннх носіїв, яке й визначає собою фотопровідність.

У даній роботі вивчаються фотоелектричні явища в напівпровідниках на прикладі фотоопору. Будова фотоопору та принцип дії показані на рис. 8-3 3. де 1 — ізолююча підкладка, 2 — фоточутливий шар напівпровідникового матеріалу (здебільшого PbS, CdS, CaAs), 3 — металеві контакти.

Рис. 8-3

При опроміненні шару напівпровідника світлом завдяки внутрішньому фотоефектові опір зразка зменшується, а струм у коді відповідно зростає. Ця властивість фотоопорів обумовлює іх широке застосування в схемах автоматики як приймачів так і датчиків випромінювання.