Если у вас возникли сложности с курсовой, контрольной, дипломной, рефератом, отчетом по практике, научно-исследовательской и любой другой работой - мы готовы помочь.
Предоплата всего
Подписываем
Цель изучение основных физических закономерностей, определяющих свойства фоторезисторов; исследование вольт-амперных, люкс-амперных и спектральных характеристик фоторезистора.
Оборудование: миллиамперметр М-45М, вольтметр постоянного тока М 106, источник постоянного тока, магазин сопротивлений РЗЗ, люксметр Ю 116, осветитель, гальванометр М-195/3, монохроматор УМ-2, фоторезистор ФС-Д1.
Источником энергии, способствующим образованию свободных носителей заряда в полупроводниках, кроме теплового действия, могут быть и другие процессы: столкновение с быстрыми электронами, α-частицами, ионизация под действием света или других излучений (рентгеновских, γ-лучей), ионизация под действием сильного поля и др. Так как свободные носители в этом случае возникают за счет непосредственного поглощения энергии, то тепловая энергия решетки практически остается неизменной. При этом нарушается тепловое равновесие между решеткой и свободными носителями заряда. Электроны или дырки проводимости (свободные носители заряда), не находящиеся в термодинамическом равновесии (как по концентрации, так и по энергетическому распределению), называются неравновесными носителями заряда. Будем считать, что неравновесные носители заряда возникают только под действием света.
Так как число неравновесных носителей заряда обычно невелико и мала запасенная ими избыточная энергия по сравнению с энергией решетки, то наложение и снятие внешнего возбуждения не влияет на концентрацию равновесных носителей заряда. Полная концентрация носителей заряда n или p равна простой сумме концентраций равновесных (, ) и неравновесных (, ) носителей заряда:
, (1)
. (2)
Возникновение неравновесных носителей заряда приводит к изменению проводимости (сопротивления) полупроводника:
, (3)
где — темновая проводимость, — неравновесная проводимость (фотопроводимость):
. (4)
Изменение электрического сопротивления полупроводника, обусловленное исключительно действием электромагнитного излучения и не связанное с его нагреванием, называется фоторезистивным или внутренним фотоэлектрическим эффектом.
Энергия неравновесных носителей заряда в результате взаимодействия с фотонами и дефектами решеток снижается до энергии равновесных носителей, поэтому можно считать, что генерация неравновесных носителей заряда в полупроводниках приводит лишь к изменению концентрации свободных носителей и не изменяет их подвижности. Однако при поглощении света свободными носителями может быть и изменение их подвижности в результате следующих причин: 1) переброска дырок из одной зоны в другую; 2) переброска электронов из одной зоны в другую; 3) разогрев электронов вследствие рекомбинационного излучения.
При возникновении неравновесных носителей заряда изменяется полная концентрация носителей, а значит и положение уровня Ферми. При этом можно записать:
, (5)
. (6)
Энергетические уровни , называются квазиуровнями Ферми для электронов и дырок соответственно, т. е. , — химические потенциалы электронного газа в зоне проводимости и дырочного газа в валентной зоне при отсутствии термодинамического равновесия. В отсутствие термодинамического равновесия квазиуровни Ферми играют ту же роль, что и уровни Ферми в условиях равновесия, при этом . При условиях равновесия при и квазиуровни Ферми будут равными уровню Ферми F.
Теоретический расчет показывает, что в темноте при термодинамическом равновесии степень заполнения состояний как электронами, так и дырками, определяет один уровень Ферми F (рис. 3.1, а). Степень заполнения электронами определяется энергетическим расстоянием от уровня Ферми до дна зоны проводимости (), а степень заполнения дырками — энергетическим расстоянием от уровня Ферми до верхнего края валентной зоны ().
При наличии нетермического возбуждения свободных носителей заряда (отсутствие термодинамического равновесия) закон действующих масс не выполняется (), а для определения степени заполнения уровня электронами и дырками необходимо знать положение квазиуровней Ферми (рис. 3.1, б). Степень заполнения уровней электронами определяется электронным квазиуровнем Ферми , расположенным ниже дна зоны проводимости, а степень заполнения уровней дырками — дырочным квазиуровнем , расположенным выше верхнего края валентной зоны.
При поглощении квантов света возможны три типа переходов, приводящих к появлению фотопроводимости (рис. 3.2):
1. Переход 1 соответствует собственному поглощению света (основными атомами кристалла), что приводит к образованию свободного электрона и дырки на каждый поглощенный фотон (собственная проводимость ).
2. Переход 4 соответствует поглощению света локальными несовершенствами в кристалле (донорами), при этом на каждый поглощенный фотон образуется свободный электрон и дырка, связанная с соответствующим центром.
3. Переход 5 соответствует случаю, когда каждый поглощенный фотон возбуждает на незанятый локальный уровень (акцептор) электрон из валентной зоны, в результате чего образуется свободная дырка и связанный электрон.
При фотоионизации локальных положений типа примесных атомов (переходы 4 и 5 на рисунке 3.2) возрастает концентрация носителей заряда только одного типа (примесная проводимость). При этом возможны два случая: неравновесные носители заряда являются основными или неосновными.
Если неравновесные носители заряда являются неосновными, а их концентрация превосходит темновую концентрацию (без воздействия внешних источников) основных носителей заряда, то меняется тип проводимости полупроводника при его освещении.
Для возбуждения собственных атомов полупроводника (переход 1 на рисунке 3.2) фотон должен обладать энергией , а для возбуждения примесных атомов (переходы 4 и 5 на рисунке 3.2) — , (, , — соответственно энергии активации собственных, донорных и акцепторных атомов; , , — соответствующие частоты поглощаемого света).
Максимальная длина волны (красная граница фотопроводимости), при которой свет является еще фотоэлектрически активным, определяется соотно шениями:
для собственной фотопроводимости
, (7)
для примесной фотопроводимости
. (8)
Поглощение света может и не приводить непосредственно к появлению свободных носителей заряда в следующих случаях:
1) экситонное поглощение (переход 7, рис. 3.2) приводит к созданию связанной пары электрон — дырка, являющейся электрически нейтральным образованием. Однако если экситон (связанная пара электрон — дырка) при движении в решетке диссоциирует в результате поглощения дополнительной энергии, то каждый экситон приводит к появлению двух свободных носителей заряда: электрона и дырки. Если же экситон рекомбинирует, то экситонное поглощение не приводит к увеличению проводимости;
2) поглощение света свободными носителями заряда (переходы 2 и 3 на рисунке 3.2) не приводит к изменению их концентрации, но при определенных условиях может изменять их подвижность и, следовательно, проводимость;
3) поглощение света колебаниями решетки может привести к возрастанию концентрации носителей заряда лишь в результате вторичного эффекта — поглощение света увеличивает концентрацию фотонов, которые отдают свою энергию на возбуждение носителей заряда.
Энергетическая схема, приведенная на рисунке 3.2, и соотношения (7), (8) не учитывают многих свойств, необходимых для полного описания электронных переходов в полупроводниках при поглощении квантов света: строение энергетических зон, квантовомеханических правил отбора (так как ионизация светом подчиняется квантовомеханическим правилам отбора не только по энергиям (как и в случае тепловой ионизации), но и правилам отбора по импульсам).
Если в процессе взаимодействия электрона с фотоном волновой вектор электрона k сохраняется (рис. 3.3, переход 1), т. е. переход электрона из валентной зоны в зону проводимости происходит при (на графике зависимости максимум валентной зоны и минимум зоны проводимости находятся на одной вертикали), то такие переходы называются вертикальными или прямыми.
Если в процессе взаимодействия электрона с фотоном волновой вектор электрона k не сохраняется (рис. 3.3, переход 2), т. е. переход электрона из валентной зоны в зону проводимости происходит при (на графике зависимости максимум валентной зоны и минимум зоны проводимости лежат на разных значениях k), то такие переходы называют непрямыми. При таких переходах должно происходить либо поглощение, либо испускание фонона, так как для выполнения закона сохранения импульса нужно, чтобы
,
где — волновой вектор фонона; , — волновые вектора электрона в начальном и конечном состоянии. Закон сохранения энергии в этом случае можно записать в виде:
,
где , — соответственно энергия фотона и фонона; — минимальное энергетическое расстояние между минимумом зоны проводимости и максимумом заполненной (валентной) зоны.
Законы сохранения энергии и импульса в случае примесного поглощения имеют более сложную форму, так как в них фигурирует примесный атом.
Иногда поглощение излучения в полупроводниках вызывает уменьшение темновой проводимости. Такое явление называется отрицательным фоторезистивным эффектом или отрицательной фотопроводимостью. Качественно явление отрицательной фотопроводимости может быть объяснено наличием двух локальных уровней, расположенных вблизи дна зоны проводимости 1 и потолка валентной зоны 2. Они могут быть образованы атомами примесей, атомами в междуузлии, вакансией отрицательных ионов и другими причинами.
Пусть имеется n-проводник (рис. 3.4) с темновой равновесной концентрацией электронов , а кванты света h возбуждают электроны из валентной зоны на локальные уровни 1, расположенные между уровнем Ферми и зоной проводимости. Если тепловое возбуждение электронов с уровня 1 происходит медленнее, чем рекомбинация электронов и дырок через уровень 2 (а дырки не могут непосредственно рекомбинировать с электронами, находящимися на уровне 1), и концентрация центров 1 не слишком мала, то рекомбинация электронов из зоны проводимости с дырками через уровень 2 приводит к уменьшению темновой концентрации n. Концентрация свободных дырок при этом увеличивается незначительно, меньше, чем уменьшение концентрации свободных электронов. Поэтому при таком облучении светом проводимость полупроводника уменьшается.
Если электроны и дырки в результате поглощения фотона стали свободными, то они могут оставаться свободными до тех пор, пока не будут захвачены каким-либо дефектом решетки или до ухода их из кристалла в электроды. Центры, захватывающие носители, можно разделить на две группы:
1) центры прилипания, когда захваченный носитель имеет большую вероятность перейти снова в свободное состояние в результате теплового возбуждения, чем рекомбинировать с носителем противоположного знака (рис. 3.5, а; электронные ловушки 2 и 2', дырочные ловушки 1 и );
2) центры рекомбинации, когда захваченный носитель имеет большую вероятность рекомбинировать с носителем противоположного знака, чем снова быть возбужденным в свободное состояние (рис. 3.5, а; процесс захвата дырки 3 и электрона 4 центрами рекомбинации).
Три простых типа процессов показаны на рисунке 3.5, б: переход 5, когда свободный электрон прямо рекомбинирует с дыркой (прямая рекомбинация); переход 6, когда электрон захватывается возбужденным центром, захватившим дырку; переход 7, когда дырка захватывается возбужденным центром, захватившим электрон.
В большинстве случаев рекомбинация происходит через центры захвата, когда примесным центром сначала захватывается электрон, а потом дырка (переход 9), или, наоборот, сначала электрон с примесного центра падает в валентную зону (захват дырки), а затем на освободившийся на примесном центре уровень падает электрон из зоны проводимости (переход 8).
При рекомбинации носителей так же, как и при генерации, должны соблюдаться законы сохранения энергии и импульса, при рекомбинации освобождается энергия, которая может или излучаться в виде света (излучательная рекомбинация), или выделяться в виде тепла (фононов) (безызлучательная рекомбинация), или передаваться другому (свободному) электрону (ударная рекомбинация).
Время жизни свободного носителя — это время, в течение которого носитель вносит вклад в проводимость, т. е. время, в течение которого возбужденный электрон находится в зоне проводимости () или возбужденная дырка — в валентной зоне (). Время жизни свободного носителя ограничивается моментом экстракции (вытягивания) его из кристалла электрическим полем, если при этом из противоположного электрода не поступает такой же носитель. Оно может прерываться при захвате носителя ловушкой и продолжаться вновь, когда носитель будет освобожден из ловушки, или продолжаться, не прерываясь, если в тот момент, когда носитель экстрагируется полем из кристалла, такой же носитель инжектируется в кристалл из противоположного электрода.
Рекомбинация неравновесных носителей заряда оказывает значительное влияние на работу полупроводниковых приборов. Рекомбинацию в объеме характеризует объемное время жизни , а рекомбинацию на поверхности — поверхностное время жизни . Объемное время жизни — это отношение избыточной концентрации неравновесных носителей заряда к скорости изменения этой концентрации вследствие рекомбинации в объеме:
.
Поверхностное время жизни — это отношение избыточного количества неравновесных носителей заряда в объеме полупроводника к общему их потоку к поверхности:
,
где dS — элемент поверхности, — плотность тока носителей заряда.
Время жизни избыточного носителя заряда
, (9)
где N — концентрация центров рекомбинации, S — сечение захвата, — средняя относительная скорость теплового движения заряда по отношению к центру рекомбинации.
В некоторых более чистых кристаллах концентрация N может меняться в очень широких пределах (от 1016 м–3 до 1025 м–3). Величина сечения S захвата каким-либо центром рекомбинации определяется распределением потенциала вблизи этого центра. Для нейтрального центра сечение S соответствует по порядку атомным размерам, ≈10–19 м2. Для центра, притягивающего по закону Кулона, м2. Скорость электронов при комнатной температуре приблизительно равна 105 м/с.
Подстановка приведенных значений N, S, в выражение (9) показывает, что время жизни может изменяться от 10–14 до 103 с. Экспериментальные значения лежат в пределах от 10–10 с (или меньше) и до величин, больших 10–2 с.
При наличии нескольких механизмов рекомбинации, характеризуемых разными значениями N, S, , вводят новое понятие эффективного (наблюдаемого) времени жизни носителя заряда:
, (10)
где , — соответственно сечение захвата и концентрация центров рекомбинации і-го типа; — средняя относительная скорость теплового движения заряда относительно центра рекомбинации і-го типа, или
, (11)
где — характеристическое время жизни для і-го механизма рекомбинации.
Эффективное время жизни можно рассматривать как составленное из отдельных времен жизни для объемной и поверхностной рекомбинации согласно уравнению
. (12)
Время жизни является одним из важнейших критериев качества полупроводникового материала и степени его пригодности для изготовления полупроводниковых приборов, оно меняется в широких пределах от кристалла к кристаллу, зависит от температуры, химических примесей. Различные примеси в разной степени влияют на время жизни носителей. Некоторые примеси (например, золото в германии и кремнии) представляют собой исключительно активные центры рекомбинации и резко уменьшают время жизни носителей заряда, хотя и не обладают ярко выраженными донорными или акцепторными свойствами.
Время жизни зависит не только от свойств материала, но и от состояния поверхности, размеров образца, технологии его изготовления. Химическая обработка полированной поверхности образца позволяет увеличить время жизни носителей у поверхности настолько, что измеряемое время можно считать временем жизни носителей в объеме полупроводника.
Квантовым выходом (вероятностью), рассчитанным на поглощенный световой поток, называется отношение числа пар фотоносителей или числа фотоносителей заряда при примесной фотопроводимости к общему числу поглощенных квантов :
. (13)
Из рассмотрения механизмов поглощения света ясно, что квантовый выход может принимать одно из двух возможных значений: значение единицы для фотоактивных поглощений или нуля для нефотоактивных поглощений. Однако экспериментально измеряемая величина может быть как меньше, так и больше единицы. Значение квантового выхода меньше единицы объясняется нефотоактивными поглощениями света (экситонное, свободными электронами и др.). Значение квантового выхода больше единицы объясняется тем, что при облучении полупроводникового материала излучением с большим значением энергии кванта электрон получает большую кинетическую энергию, достаточную при последующих столкновениях вызвать еще один или несколько актов ионизации.
При освещении полупроводника светом с энергией кванта или поглощение света сопровождается появлением свободных электронов и дырок. Если на поверхность проводника падает монохроматический поток света , а коэффициент отражения света от поверхности полупроводника r, то величина потока, входящего в полупроводник:
.
Если энергия одного кванта , то число квантов света , входящих в полупроводник в единицу времени:
. (14)
Если коэффициент поглощения света K (количество поглощенной энергии из пучка единичной интенсивности в слое единичной толщины), то число поглощенных квантов света в единице объема за единицу времени
, (15)
где S — площадь полупроводника.
Число квантов N, падающих на полупроводник в единицу времени, иногда называют интенсивностью света L. Термин «интенсивность света» как количественная характеристика света будет применяться нами и вместо терминов «световой поток» или «освещенность», так как они пропорциональны числу квантов (см. формулу (14)), в тех случаях, когда несущественно их конкретное содержание, а нужно подчеркнуть лишь большую или меньшую их абсолютную величину.
Пусть каждый поглощенный квант света (фотон) с вероятностью порождает свободный носитель заряда или пару частиц. Тогда скорость генерации носителей заряда (концентрация неравновесных носителей заряда, генерируемых в единицу времени) будет:
электронов , ; (16)
дырок , . (17)
Здесь — квантовый выход (электронов — , дырок — ), рассчитанный на падающий световой поток.
Если фотопроводимость обусловлена поглощением локализованными состояниями, то одна из величин или будет равна нулю. Для собственной фотопроводимости (область фундаментального поглощения)
и . (18)
Если бы существовали только процессы генерирования, то концентрация неравновесных носителей с течением времени t изменялась по линейному закону:
. (19)
В действительности же по мере возрастания концентрации неравновесных носителей заряда увеличивается обратный процесс рекомбинации. Поскольку скорость генерации неравновесных носителей заряда остается постоянной при постоянной интенсивности освещения, то скорость рекомбинации быстро достигает скорости генерации носителей и устанавливается стационарное состояние неравновесной концентрации фотоносителей. Изменение концентрации неравновесных носителей заряда в единицу времени есть разность между скоростями генерации , и рекомбинации , носителей заряда:
для электронов , (20)
для дырок . (21)
Рассмотрим процессы нарастания неравновесной концентрации после начала освещения и процессы падения ее после выключения освещения, т. е. явления релаксации неравновесной концентрации носителей заряда в двух простейших частных случаях фотопроводимости.
Линейная рекомбинация. Этот случай имеет место, например, в полупроводнике р-типа с большой концентрацией дырок, с которыми рекомбинируют неравновесные электроны, причем концентрация дырок практически не зависит от освещения. Скорость рекомбинации электронов в этом случае пропорциональна концентрации неравновесных носителей заряда :
, (22)
где — среднее время жизни электрона.
Скорость рекомбинации можно считать пропорциональной концентрации неравновесных носителей только в том случае, когда время жизни неравновесных носителей (одинаковое для дырок и электронов) не зависит от их концентрации.
Подставляя значения и из формулы (18) в формулу (20), получим
. (23)
При решении уравнения (23), считая, что и , а также с учетом начальных условий (при , ) получаем:
для концентрации неравновесных носителей
, (24)
для фотопроводимости
. (25)
При получаем выражение для стационарных значений:
концентрации неравновесных электронов
, (26)
фотопроводимости
. (27)
Как видно из формулы (25), величина асимптотично приближается к своему стационарному значению . Величину в этом случае называют постоянной времени релаксации фотопроводимости.
Если прекратить освещение полупроводникового образца, то генерация носителей прекратится и уравнение (20) будет иметь вид:
. (28)
Решая уравнение (28) с учетом начальных условий (при , ), получим:
для концентрации неравновесных носителей (электронов)
, (29)
для фотопроводимости
. (30)
Кривые нарастания (25) и спада (30) неравновесной проводимости называются кривыми релаксации фотопроводимости (рис. 3.6).
Таким образом, релаксация неравновесной концентрации носителей заряда и фотопроводимости в случае линейной рекомбинации при мгновенном выключении света происходит по экспоненциальному закону с постоянной времени , соответствующей времени жизни пары неравновесных носителей заряда. Это дает простую возможность по исследованию релаксационных кривых непосредственно определять величину ().
Квадратичная рекомбинация. Этот случай имеет место, например, для собственного полупроводника с очень малой темновой проводимостью, т. е. когда концентрация неравновесных носителей почти равна нулю и при ионизации электроны переводятся из валентной зоны в свободную, при этом концентрация неравновесных электронов и дырок одинакова. В этом случае скорость рекомбинации пропорциональна квадрату концентрации неравновесных носителей:
, (31)
где — коэффициент пропорциональности.
При включении освещения полная скорость изменения числа неравновесных носителей (электронов) определяется уравнением
. (32)
При выключении освещения:
. (33)
Если учитывать начальные условия, аналогичные условиям при линейной рекомбинации, то при решении уравнений (32) и (33) получаем, что при освещении прямоугольным световым импульсом достаточной длительности релаксационные кривые нарастания и спада неравновесной концентрации определяются выражениями:
для нарастания , (34)
для спада . (35)
Аналогичные выражения можно записать и для неравновесных дырок.
С учетом ловушек, поверхностной рекомбинации, неравномерности поглощения и т. д. перечисленные уравнения значительно усложняются. Как видно из выражений (34) и (35), в случае квадратичной рекомбинации концентрация фотоносителей нарастает и спадает по разным законам и ее нельзя характеризовать постоянным временем релаксации. В этом случае для описания релаксации вводят мгновенное время жизни
, (36)
где — средняя вероятность рекомбинации для отдельного электрона. Так как величина (концентрация дырок в валентной зоне) сама зависит от интенсивности света и от времени (в нестационарном случае), ясно, что также является переменной величиной, имеющей, однако, в каждый момент времени вполне определенный смысл. Если под понимать мгновенное значение времени жизни, то уравнения (25) и (30) пригодны для описания релаксации фотопроводимости в самом общем случае. Однако носит название релаксационного времени жизни, т. е. — время, в течение которого концентрация фотоносителей или фотопроводимость изменяются при затемнении полупроводника на 63 % (в 2,7 раза) по отношению к установившемуся значению концентрации или фотопроводимости.
В случае примесного поглощения скорость генерации носителей (KL) изменяется нелинейно с изменением интенсивности света, так как коэффициент поглощения света K в примесной области поглощения не остается постоянным, а уменьшается с увеличением интенсивности света из-за заметного опустошения примесных центров. Зависимость коэффициента поглощения K от интенсивности света в примесной области имеет также важное значение в процессах релаксации примесной фотопроводимости.
Зависимость фотопроводимости и фототока (разности между установившимся током при освещении полупроводника и темновым током) от интенсивности света определяется типом рекомбинации. Если рекомбинация линейная, то избыточная концентрация носителей заряда (см. формулу (26)) и фотопроводимости (см. формулу (27)) пропорциональны интенсивности света и, следовательно, фототок также пропорционален интенсивности света:
, . (37)
При квадратичной рекомбинации избыточная концентрация (см. формулу (34)) пропорциональна и, следовательно, фотопроводимость и фототок также пропорциональны корню квадратному из интенсивности света:
, . (38)
В области примесной фотопроводимости фототок линейно зависит от интенсивности света только при малых интенсивностях. При больших интенсивностях света фототок достигает насыщенности при полном опустошении примесных центров.
В общем случае можно считать, что фотопроводимость
, (39)
где — показатель степени, значение которого зависит от типа рекомбинации и интенсивности света. При фоторезистивный эффект называется линейным, при — нелинейным, при — сверхлинейным.
Отношение фотопроводимости к интенсивности света L называется фоточувствительностью полупроводникового вещества:
. (40)
Спектральная зависимость фоточувствительности определяется спектральной зависимостью скорости генерации примесных (см. формулы (16), (17)) или собственных (см. формулу (18)) носителей заряда и теснейшим образом связана со спектром поглощения полупроводника.
В области собственного поглощения (рис. 3.7, а; кривая 1) коэффициент поглощения K достигает очень больших значений (104 — 106 см–1). Это означает, что свет практически полностью поглощается на глубине 10–4 — 10–6 см. В этой области поглощения и соответственно фотопроводимости (собственной) красная граница фоточувствительности (рис. 3.7, б; кривая 4) совпадает с границей собственного поглощения (кривая 1). Однако по мере увеличения коэффициента поглощения с ростом энергии фотонов фоточувствительность сначала достигает максимума, а затем быстро уменьшается (синяя граница собственной фотопроводимости) — кривая 4, несмотря на то что коэффициент поглощения света в этой области велик. Этот факт объясняется тем, что вследствие сильного поглощения света скорость генерации резко уменьшается по мере прохождения света вглубь вещества, так как почти весь свет поглощается в поверхностном слое полупроводника. При этом скорость рекомбинации фотоносителей увеличивается за счет поверхностной рекомбинации и большой концентрации фотоносителей (см. формулу (31)), а время жизни носителей резко уменьшается. Кроме того, подвижности носителей препятствуют многочисленные дефекты приповерх ностного слоя. Все это ведет к уменьшению фотопроводимости и фоточувствительности.
В области примесного поглощения (рис. 3.7, кривые 2), в которой поглощение сравнительно мало и обусловлено наличием примесей (а, б, в, г) и свободных носителей (3), спектральное распределение фоточувствительности (рис. 3.7, кривые 5, 6) обычно совпадает с широкой полосой поглощения, соответствующей переходу электронов с примесных уровней в зоны проводимости или из валентной зоны на примесные уровни. Длинноволновая граница примесного поглощения и фоточувствительности сдвинута в длинноволновую сторону спектра поглощения по отношению к собственному поглощению фото чувствительности, так как энергия ионизации примеси меньше, чем ширина запрещенной зоны. Примесная фотопроводимость обычно значительно меньше собственной (концентрация примеси на много порядков меньше концентрации атомов основного вещества).
Во многих полупроводниках фоточувствительность и фототок по существу не зависят от температуры на довольно большом интервале температур, если имеется равномерное распределение ловушек по энергиям. Однако у некоторых наиболее фоточувствительных полупроводников, например у сернистого кадмия, наблюдается уменьшение фоточувствительности с увеличением температуры вследствие увеличения темновой проводимости и вероятности рекомбинации. Кроме того, сечение захвата и время жизни (см. формулу (9)) также изменяются с температурой.
При высоких температурах может быть достаточно эффективной и двухступенчатая ионизация — электрон переводится светом в возбужденное состояние на примесном центре, а затем тепловым движением перебрасывается в зону проводимости. При этом появляется дополнительная область фоточувствительности. По этой же причине может наблюдаться в области высоких температур фотопроводимость в области экситонного поглощения. Температура влияет и на длинноволновую (красную) границу фотопроводимости, причем у одних полупроводников она смещается при понижении температуры вправо, у других — влево. Этот факт объясняется тем, что с понижением температуры ширина запрещенной зоны у одних полупроводников уменьшается, у других — увеличивается. Фотоэлектрический полупроводниковый прибор, действие которого основано на использовании фоторезистивного эффекта (фотопроводимости), называется фотосопротивлением или фоторезистором. Фоторезисторы представляют собой полупроводниковые пластинки или пленки, нанесенные на изоляционную подложку. На полупроводниковый слой накладывают электроды и всю систему закрепляют в специальном патроне.
Промышленные типы фоторезисторов, чувствительные к видимому свету, выпускаются на основе сернистого и селенистого кадмия (ФС-К и ФС-Д). Фоторезисторы, чувствительные к инфракрасной области спектра, — на основе сернистого и селенистого свинца (ФС-А и ФС-4). Фоторезисторы для рентгеновского и гамма-излучения выпускаются на основе сернистого и селенистого кадмия (РГД и ГД).
Область применения каждого фоторезистора определяется его свойствами и параметрами: вольт-амперной и световой характеристиками, чувствительностью, отношением темнового сопротивления к световому , постоянной времени , температурной зависимостью фототока (температурным коэффициентом тока), рабочим напряжением и др.
Если фоторезистор включен в электрическую цепь последовательно с источником напряжения (рис. 3.8), то в темноте через него будет течь темновой ток , при освещении же его поверхности в цепи будет течь световой ток . Разность между установившимся световым током и темновым током называется фототоком .
1. Вольт-амперной характеристикой фоторезистора называется зависимость темнового тока, светового тока и фототока от приложенного к фоторезистору напряжения при неизменной величине светового потока, падающего на фоторезистор. Для большинства фоторезисторов эта зависимость имеет вид:
, (41)
где С — коэффициент пропорциональности, зависящий от типа фоторезистора и интенсивности света.
При изучении вольт-амперных характеристик фоторезисторов обычно получают вольт-амперные характеристики в темноте и при различной освещенности поверхности светочувствительного слоя фоторезистора. Для этого при затемненном фоторезисторе () измеряют темновой ток, а при освещении — световой. Затем находят фототок:
.
При изменении напряжения, приложенного к фоторезистору, от нуля до номинального значения для данной освещенности Е через каждые 1 — 5 В находят зависимости: , при Е = const. Эти зависимости строят на одном графике. Вольт-амперные характеристики у большинства фоторезисторов имеют линейный характер, т. е. в широкой области изменения напряжения выполняется закон Ома, а фоторезисторы в области слабых электрических полей являются обычными сопротивлениями. У некоторых фоторезисторов в области малых или больших напряжений, приложенных к ним, наблюдаются отклонения от линейности.
2. Световой (люкс-амперной) характеристикой фоторезистора называется зависимость фототока от интенсивности освещения (светового потока или освещенности) при неизменном напряжении, приложенном к фоторезистору. На практике люкс-амперные характеристики преимущественно приводятся в виде зависимости не фототока, а светового тока или сопротивления от освещенности.
Зависимость фототока фоторезисторов от освещенности определяется зависимостью фотопроводимости от интенсивности света (см. формулу (39)) и в общем случае имеет нелинейный характер:
, (42)
где — коэффициент пропорциональности, U — приложенное напряжение, — световой поток, — показатель степени (значения показателя 1, > 1, < 1), S — площадь фоторезистора, Е — освещенность.
Для снятия световой характеристики фоторезистора используют схему, приведенную на рисунке 3.8. Устанавливают напряжение U (в пределах допустимых значений) и, изменяя освещенность фоторезистора, измеряют каждый раз люксметром освещенность Е, а микроамперметром токи и . Вычисляют ток .
Снимают зависимость и строят графики в одной системе координат при разных приложенных напряжениях в пределах допустимых значений.
3. Интегральной чувствительностью называется отношение фототока, который течет в цепи фоторезистора при рабочем напряжении, к падающему на светочувствительный элемент световому потоку от лампы накаливания, вольфрамовая нить которой накалена до температуры Т = 2848 К:
. (43)
Удельной интегральной чувствительностью фоторезистора называется отношение фототока к величине падающего светового потока и к величине приложенного напряжения:
. (44)
Спектральная чувствительность — это отношение фототока при длине волны к падающему на светочувствительный элемент потоку монохроматического излучения в узком интервале длин волн , :
. (45)
Спектральная чувствительность, в отличие от интегральной, зависит от длины волны падающего света и выражается зависимостью или , которая называется спектральной характеристикой.
Чувствительности фоторезисторов и находятся расчетным путем по данным, полученным при снятии вольт-амперных и световых характеристик. Зная площадь светочувствительной площадки фоторезистора S (в м2), освещенность Е (в лк) и приложенное напряжение U (в В), вычисляют для видимой части спектра величину светового потока () и чувствительности и по формулам (43) и (44). Для видимой части спектра чувствительности и имеют размерности:
, .
Для вычисления необходимо знать распределение энергии по спектру излучения . Размерность:
.
4. Во многих случаях практического использования фоторезисторов большое значение придается кратности изменения сопротивления фоторезистора при освещении:
(46)
и относительному изменению сопротивления
. (47)
Для рабочего напряжения U и освещенности Е находят темновой и световой токи, а затем вычисляют кратность изменения сопротивления. Темновое сопротивление фоторезистора и сопротивление его при освещении рассчитывают по закону Ома:
, (48)
. (49)
Порядок выполнения работы
Ознакомиться со схемой установки (рис. 3.8) и принципом работы люксметра.
Таблица 1
|
1 |
Темновое сопротивление, Ом |
105 — 108 |
|
2 |
Максимально позволяемая мощность рассеивания, Вт |
0,05 |
|
3 |
Максимальное рабочее напряжение, В |
300 |
|
4 |
Площадь рабочей светочувствительной поверхности, м2 |
0,3∙10–4 |
Контрольные вопросы
Каковы особенности зонной структуры полупроводников, диэлектриков и металлов?
Литература
Лысов В.Ф. Практикум по спектроскопии полупроводников. М.: Просвещение, 1976.
PAGE 5
б
а б
Рис. 3.1: а — положение уровня Ферми при тепловом равновесии; б — положение квазиуровней Ферми при стационарном оптическом возбуждении
Рис. 3.2. Возможные переходы электронов
в полупроводнике при поглощении квантов света: 1 — переход из В-зоны в С-зону;
2, 3 — переходы внутри зон; 4, 5 — пере-ходы из примесных центров; 6 — переход электронов из В-зоны на донорский уровень примеси; 7 — переход электронов из В-зоны на экситонный уровень
Рис. 3.3. Прямые 1 и непрямые 2 оптические межзонные переходы
Рис. 3.4. Энергетическая схема для объяснения явления отрицательной фотопроводимости
а б
Рис. 3.5. Схема возможных путей прилипания и захвата (а), рекомби-нации носителей заряда (б)
Рис. 3.6. Релаксация фотопроводи-мости при освещении прямоугольными световыми импульсами
Рис. 3.7. Схема спектра поглощения полупроводника (а) и спектральное распределение фоточувствительности (б): 1 — полоса собственного поглощения (межзонные переходы); 2, а — поглощение, обусловленное ионизацией примесных уровней; 2, б, в, г — поглощение, обусловленное возбуждением примесных уровней; 3 — поглощение, обусловленное свободными электронами
а
б
Рис. 3.8. Принципиальная схема измерения параметров и характеристик фоторезисторов: Л — осветительная лампа; Ф — фоторезистор; μА — микроамперметр (многопредельный);
V — вольтметр; R — потенциометр (1500 — 5000 Ом); К — ключ; Б — источник постоянного тока (15 —150 В); ЛК — люксметр