Розрахунок та проектування приладу оптоелектроніки фототиристор (стр. 2 из 4)

При наявності в забороненій зоні напівпровідника локальних рівнів оптичне поглинання може викликати переходи електронів між рівнями домішки і енергетичними зонами (перехід 2 і 3, рис. 2.1). В цьому випадку фотопровідність називають домішковою фотопровідністю. Оскільки енергія іонізації домішки

менше ширини забороненої зони , то спектр фотоструму розміщений в довгохвильовій області по відношенню до спектру власної фотопровідності. В якості прикладу на рис. 2.3 наведений спектр фотоструму германію, легованої міді і цинку.

При екситонному поглинанні світла має місце створення пов’язаної пари електрон-дірка, яка є електрично нейтральним утворенням. Тому екситонне поглинання спочатку не веде до виникнення вільних носіїв заряду. Однак в реальних кристалічних структурах екситони не можуть дисоціювати при взаємодії з фононами, домішковими центрами і дефектами решітки.

Рисунок 2.3 – Спектр фотоструму германію, легованого міддю та цинком

Таким чином, утворення екситонів в результаті веде до виникнення вільних носіїв заряду, а від так, фотоструму. При цьому спектр фотоструму в області екситонного поглинання буде залежати як від стану поверхні, так і від співвідношення дифузійної довжини екситонів

або амбіполярної дифузійної довжини . Так, наприклад, при збідненій поверхні, коли час життя неосновних носіїв заряду в при поверхневій області напівпровідника буде менше часу життя , характерного для його об’єму, максимуми смуг екситонного поглинання будуть відповідати мінімумам на кривій фотоструму, якщо , максимумам, якщо . Навпаки, якщо , то слід очікувати протилежних співвідношень між положенням максимумів смуг екситонного поглинання та фотоструму в залежності від співвідношення і .

Рисунок 2.4 – Спектри відображення (крива 3) та фотоструму монокристала окису цинку до (крива 2) та після травлення (крива 1)

Стан поверхні напівпровідника можна легко змінити шляхом різних впливів на неї (механічне, хімічне і таке інше). Таким чином можна змінити характер спектру фотоструму, обумовленого екситонним поглинанням. Для прикладу на рис.2.4 представлені спектри фотоструму монокристала ZnO. Положення максимумів екситонних смуг поглинання А, В і С (вказано стрілками) визначено із спектру відображення (крива 3). Видно, що максимуми смуг екситонного поглинання відповідають мінімумам на кривій фотоструму (крива 2). Травлення поверхні такого кристалу призводить до випадку, коли максимумам поглинання відповідають максимуми фотоструму (крива 1).

Поглинання світла вільними носіями заряду та коливаннями решітки безпосередньо не можуть призвести до змін концентрації носіїв заряду. Однак зростання концентрації носіїв заряду в цих випадках може виникати в результаті вторинних ефектів, коли поглинання світла значно збільшує кінетичну енергію вільних носіїв заряду, які потім віддають свою енергію на збудження носіїв заряду.

2.2 Фотопровідність

Надлишкові електрони

і дірки , створені оптичною генерацією, можуть мати енергії,значно більші, ніж середня енергія рівноважних носіїв заряду. Однак в результаті взаємодії з фононами і дефектами кристалічної решітки енергія нерівноважних носіїв заряду за час близько набуває такий розподіл по енергіям і квазіімпульсам, як у рівноважних носіїв. Тому рухливість нерівноважних носіїв не буде відрізнятися від рухливості рівноважних носіїв. Отже, повна провідність напівпровідника визначається рівноважними носіями заряду , і фотоносіями , і рівна:

2.5

Так як, темнова провідність

,

то фотопровідність напівпровідника, обумовлена безпосередньою дією випромінення, є

2.6

Природно, що концентрації надлишкових носіїв заряду

і залежать від інтенсивності і довжини хвилі світла. Нехай на шар товщиною , що має коефіцієнт поглинання , падає світло інтенсивністю . Тоді кількість світової енергії, що поглинеться за одиницю часу в одиниці об’єму цієї речовини

2.7

Тому, при поглинанні квантів світла енергії

в одиниці об’єму напівпровідника за одиницю часу для області власного поглинання утворюються надлишкові електрони і дірки в кількості

2.8

Тут коефіцієнт пропорційності

, який зазвичай називають квантових виходом фотоіонізації, визначає число пар носіїв заряду, що утворюються одним поглинутим фотоном, якщо інтенсивність світла вимірювати числом квантів в секунду на одиницю поверхні.

Однак відразу після початку освітлення фотопровідність напівпровідника не досягає максимального значення, бо по мірі збільшення концентрації нерівноважних носіїв заряду нарощується процес рекомбінації. Оскільки швидкість генерації нерівноважних носіїв залишається сталою при незмінній інтенсивності світла, то через якийсь проміжок часу інтенсивність рекомбінації досягне інтенсивності генерації і встановиться стаціонарний стан, що характеризується постійним значенням заряду

і (рисунок 2.5).

Рисунок 2.5 – Зміна за часом концентрації носіїв заряду, збуджених світлом

Стаціонарні концентрації надлишкових носіїв заряду можна визначити,якщо використати рівняння безперервності, в якому генераційний член записаний у вигляді (2.8) в припущенні однорідної генерації. Тому

2.9

2.10

а стаціонарна фотопровідність дорівнює:

2.11

Відношення фотопровідності

до інтенсивності світла визначає питому фоточутливість напівпровідника

2.12

Якщо один з членів в лапках співвідношення (2.11) значно більше іншого (за рахунок різниці в значеннях рухливості або часу життя електронів і дірок), то фотопровідність визначається носіями заряду одного знаку і її називають монополярною. В цьому випадку

2.13

Рисунок 2.6 – Залежність квантового виходу (число збуджених електронів на один поглинутий фотон) від енергії фотона в германії Т=300 К (а) і кремнії (б)

Вираз для стаціонарного значення щільності фотоструму буде мати вигляд:

2.14