Оптика твердого тела и систем пониженной размерности (стр. 25 )

5.3.4. Фото-ЭДС на барьере Шоттки

На контакте полупроводника с металлом может образовываться любо омический контакт (когда носители заряда могут беспрепятственно проникать из одной области в другую), либо барьер Шоттки. В последнем случае существует потенциальный барьер ФВ для электронов (см. рис. 5.13). При разделении фотовозбужденных носителей заряда в электрическом поле барьера Шоттки возникает барьерная (вентильная) фото-ЭДС.

Для описания вольт-амперной характеристики барьера Шоттки в полупроводниках с высокой подвижностью (например, в GaAs, Ge, Si)  применима термоэлектронная теория, согласно которой справедлива следующая зависимость для плотности тока:

       ,                                (5-46)

где и –  эффективная постоянная Ричардсона.

       Для наблюдения фото-ЭДС на барьере Шоттки металлический контакт должен быть полупрозрачным. При этом возможны два пути  фотогенерации носителей заряда, а именно: процесс (1), для которого энергия поглощаемых фотонов ,  и процесс (2), при котором   (см. рис. 5.13).  Механизм (1) аналогичен рассмотренному выше для барьерной фото-ЭДС на р-п-переходе (см. п.5.3.2). Процесс (2) имеет обычно меньшую эффективность, чем (1), поскольку при фотовозбуждении носителей заряда в металле весьма значительны конкурирующие процессы безызлучательной рекомбинации, а также захват носителей на локализованные состояния на границе раздела металл/полупроводник.  Типичная спектральная зависимость фототока при освещении барьера Шоттки представлена на рис. 5.14.  Снижение фоточувствительности при вызвано влиянием поверхностной рекомбинации.

Использование барьеров Шоттки позволяет существенно расширить диапазон фоточувствительности фотодиодов и фотоэлементов в ИК-область спектра. Кроме того, такие фотодетекторы могут быть выполнены в виде приборов большой площади и поэтому могут быть использованы при регистрации слабых потоков оптического, рентгеновского и γ-излучений.

5.3.5. Фотоэлектромагнитный эффект

Фотоэлектромагнитный (ФЭМ)  эффект заключается в появлении фото-ЭДС при освещении полупроводника сильно поглощаемым светом в  присутствии магнитного поля. Сторонними силами при этом являются силы Лоренца, действующие на диффундирующие вглубь образца неравновесные носители заряда. Схематично возникновение ФЭМ эффекта можно представить, как изображено на рис. 5.15.

Действие силы Лоренца на диффундирующие электроны и дырки приводит к появлению проекций их потоков и на направление y. Данные проекции для электронного и дырочного токов складываются. Это обуславливает большую величину ЭДС при ФЭМ эффекте.

Введем холловские углы для электронов и дырок: и , где и – соответствующие холловские подвижности. Проекция плотности тока на направление y равна:

,                                        (5-47)

где – диффузионный ток короткого замыкания (=0). 

       В слабых магнитных полях, когда выполнено условие ,  а также в отсутствие прилипания () и малом уровне возбуждения (величины D  и τ   не зависят от x) можно получить:

,                (5-48)

где .

       Величина возникающей на боковых поверхностях полупроводниковой пластины разности потенциалов зависит от величины тока короткого замыкания и сопротивления нагрузки :

,                                (5-49)

где А – площадь боковой поверхности.

Спектральная зависимость ФЭМ эффекта имеет некоторое отличие от спектра фотопроводимости, выражающееся, в частности, в том, что величина фотоотклика (фото-ЭДС и фототок) в ФЭМ эффекте спадает более резко при уменьшении энергии фотонов (уменьшении α), как показано на рис. 5.16. Это связано с тем, что для ФЭМ эффекта важен градиент концентрации фотовозбужденных носителей заряда.

Оценки величины ФЭМ эффекта, например, для Ge при Т=300 К дают:  V0 ~1 В в полях В=1 Тл. Отметим, что в больших полях необходимо учитывать зависимость коэффициента и длины диффузии от В.

Раздел 6. Эмиссия излучения из твёрдых тел

§ 6.1.Тепловое излучение

       Тепловое излучение возбуждается тепловым движением атомов и молекул. Спектральная плотность энергии излучения абсолютно черного тела в состоянии термодинамического равновесия даётся формулой Планка:

,                                (6-1)

где размерность . На рис. 6.1 в логарифмическом маcштабе показаны спектры при разных температурах. Видно, что при Т=300К тепловое излучение приходится на ИК диапазон λ≈10÷30 μm.

Спектральную плотность энергии можно также представить в зависимости от частоты, для чего учтем сохранение энергии в каждом спектральном интервале:

         ,                (6-2)

где . Так как , то получим:

                               (6-3)

Таким образом, приходим к частотной зависимости спектральной плотности теплового излучения:

               (6-4)

Как видно из формул (6-1)-(6-4), спектр равновесного теплового излучения зависит только от одной характеристики твердого тела – температуры. В последующих параграфах будет рассмотрено неравновесное излучение, свойства которого определяются особенностями электронного и фононного спектров твердого тела.

§ 6.2. Неравновесное излучение, понятие о люминесценции

       Вещество, выведенное из состояния термодинамического равновесия, путем сообщения ему избыточной энергии посредством оптического, электронного или иного возбуждений способно выделять избыточную энергию (полностью или частично) в результате испускания неравновесного оптического излучения. Самым распространенным видом такого излучения является люминесценция, которая, согласно определению , является  избыточным над тепловым излучением, продолжающимся на временах, много больше периода  оптических колебаний Т~10-14÷10-15 сек. Среди твердых тел свойством люминесцировать обладают полупроводники и диэлектрики. В то же время, в металлах энергия электронного возбуждения быстро переходит в тепло, и люминесценция не возникает.

       Люминесценция может различаться по типу ее возбуждения, а именно, известны :

- фотолюминесценция (при освещении);

- катодолюминесценция (после облучения пучком электронов);

-электролюминесценция (при протекании электрического тока);

- хемолюминесценция (при химических реакциях) и др.

       Люминесценция происходит в процессе рекомбинации неравновесных носителей заряда (электронов и дырок), а также при внутрицентровых переходах. Мы будем в основном рассматривать рекомбинационную люминесценцию.

       Основными характеристиками люминесценции являются: спектр, интенсивность, квантовая эффективность и время жизни. Внутренняя квантовая эффективность люминесценции дается выражением: