Електропровідність при освітленні буде (стр. 1 )

Електропровідність при освітленні буде:

(4)

а зміна електропровідності або фотопровідність визначиться як

. (5)

Якщо власний напівпровідник не містить будь-яких домішок і дефектів, або містить, а швидкість рекомбінації електронів і дірок однакова, тоді можна вважати, що Δn = Δp і (5) запишеться так:

. (6)

Тут під Δσф і Δр розуміють стаціонарні значення величин, тобто розглядається Δσф і Δр після завершення всіх перехідних процесів і встановлення фотопровідності.

Як видно із (6), величина фотопровідності буде визначатися концентрацією нерівноважних носіїв заряду , які в свою чергу залежать від процесів генерації та рекомбінації.

Нехай на напівпровідникову пластину, товщина якої , перпендикулярно до поверхні падає монохроматичне випромінювання, частота якого , а інтенсивність I (рис.2). Під інтенсивністю розуміють енергію, яка падає за одиницю часу на одиницю площі поверхні зразка.

Якщо І(х) – інтенсивність всередині зразка, тоді за одиницю часу в одиниці об'єму буде поглинатися енергія, яка дорівнює , де α – коефіцієнт поглинання. Поділимо цю енергію на енергію одного кванта випромінювання. Отримаємо кількість квантів світла (фотонів) в одиниці об’єму зразка за одиницю часу. Будемо мати на увазі, що не кожен фотон взаємодіє з електронами валентної зони, тому вводять поняття квантового виходу. Тоді швидкість генерації електронно – діркових пар, тобто кількість електронно – діркових пар, що генеруються за одиницю часу в одиниці об'єму, буде дорівнювати:

, (7)

де

– квантовий вихід внутрішнього фотоефекту,

– коефіцієнт поглинання,

– енергія фотона.

Підкреслимо, що і залежать від частоти (довжини хвилі) випромінювання, а І різна залежно від товщини пластини.

Квантовий вихід враховує, що частина фотонів може передати свою енергію ґратці або вільним носіям зразка, не утворюючи нових електронів та дірок. Тоді буде меншим за одиницю. Іноді можливі випадки, коли . Наприклад, якщо енергія квантів випромінювання дуже велика (hv>>Wg), тоді вільний електрон, який появився внаслідок поглинання енергії фотона, може мати велику кінетичну енергію і сам буде створювати нові носії заряду завдяки ударній іонізації.

Величина І(х) у загальному випадку змінюється за складним законом через велику кількість відбивань від різних поверхонь і можливих інтерференційних ефектів.

У випадку тонкої плівки () можна вважати, що І(х)=. Тобто, випромінювання буде поглинатись у всьому зразку рівномірно, а швидкість генерації :

. (7)

Розглянувши динаміку утворення нерівноважних носіїв (фотоелектронів та фотодірок), можна показати, що у стаціонарних умовах їх концентрація визначається співвідношенням:

, (8)

де τр – час життя дірок.

Тоді фотопровідність (з урахуванням (6) і (8)) можна записати так:

, (9)

а фотострум (з урахуванням ) буде дорівнювати:

, (10)

де d і b – товщина і ширина зразка відповідно, Е – напруженість електричного поля вздовж зразка (pис. 3).

Формула (10) дозволяє проаналізувати основні закономірності явища фотопровідності. Вона має дві величини, які залежать від інтенсивності світла І: по – перше сама інтенсивність світла І, по-друге, час життя нерівноважних пар . Час життя нерівноважних пар у загальному випадку обернено пропорційний концентрації носіїв: . Тому при малих інтенсивностях світла і . Тоді фотострум Іф повинен лінійно залежати від інтенсивності світла (рис.4,а).

При великих інтенсивностях світла, коли , час життя змінюється із зміною І, а залежність Іф=f(I) стає нелінійною (рис.4,б).

З формули (10) випливає, що величина фотоструму повинна залежати від частоти (або довжини хвилі) світла. Ця залежність має назву спектральної характеристики. Вигляд її може бути дуже складним, тому що від довжини хвилі залежить і квантовий вихід , і коефіцієнт поглинання , і енергія фотонів . Також впливає вид напівпровідникового матеріалу, якість поверхні та розміри зразка.

Типовий вигляд спектральної характеристики Іф(λ) напівпровідникового зразка приведений на рис.5. Спад в довгохвильовій області пов'язаний з існуванням довгохвильової межі фотопровідності λ0. Спад в області малих довжин хвиль визначається збільшенням коефіцієнта поглинання із зменшенням довжини хвилі (рис.5). Це викликає інтенсивне поглинання випромінювання в тонкому поверхневому шарі напівпровідника, що призводить до зменшення швидкості об'ємної генерації і зниження концентрації нерівноважних носіїв, тобто до зниження фотопровідності.

Вольтамперна характеристика, тобто залежність фотоструму від величини прикладеної напруги (або напруженості електричного поля), як видно із співвідношення (10), повинна бути лінійною при незмінній інтенсивності світла. При напругах більших за деяке граничне значення Uгр, ця лінійність порушується, оскільки при цьому концентрація носіїв струму вже не є величиною постійною і починає підвищуватися при зростанні електричного струму через нагрівання напівпровідника.

На фотопровідність фотопровідника значний вплив має температура. Із зниженням температури зменшується число темнових носіїв струму. Це призводить до збільшення, по-перше: відносної ролі фотопровідності в загальній провідності напівпровідника; по-друге, до збільшення абсолютної величини фотопровідності, оскільки із зменшенням концентрації темнових носіїв струму зменшується ймовірність рекомбінації фотоносіїв.

Явище фотопровідності лежить в основі таких напівпровідникових приладів, як фотоопори, які широко застосовуються на практиці.

Фотоопір (рис.6) складається з тонкого напівпровідникового шару (2), який нанесений на ізолюючий шар (1), металевих електродів (4), завдяки яким фотоопір вмикається в електромережу, і захисного лакового покриття (3).

У найбільш чутливих фотоопорах фотопровідність у 105–106 разів перевищує темнову провідність. Основною перевагою фотоопорів перед вакуумними фотоелементами є їх висока світлова чутливість. У селено-кадмієвих фотоопорах, наприклад, вона приблизно в 105 разів вища, ніж у вакуумних фотоелементів.

Експериментальна частина

Прилади і приладдя

Рис. 7. Фотографія робочого місця.