Фотопроводимость (фоторезистивный эффект) - изменение электропроводности среды, обусловленное действием эл--магн. излучения. Ярко выражена в полупроводниках и диэлектриках. Впервые наблюдалась У. Смитом (W. Smith, 1873) в аморфном Si (см. Аморфные и стеклообразные полупроводники). Ф. возникает из-за изменения либо концентрации носителей заряда (концентрационная фотопроводимость), либо их подвижности под действием излучения (см. Подвижность носителей заряда). В зависимости от механизма поглощения излучения различают фотопроводимость собственную, примесную и внутризонную.
Собственная и примесная фотопроводимости. В основе собств. и примесной Ф. лежит внутр. фотоэффект,
т. е. либо оптич. генерация пар электрон - дырка (при собственной Ф.), либо
фотоотрыв носителя заряда от заряж. примесного центра (при примесной Ф.). Генерируемые
при внутр. фотоэффекте свободные носители заряда наз. фотоносителями.
Изменение уд. электропроводности а однородного полупроводника под действием излучения равно
где Dn, Dp - изменения концентраций электронов проводимости
(п)и дырок (p), mn, mp -их
подвижности. Величины Dn, Dp определяются квантовым выходом
Y внутр. фотоэффекта, т. е. числом генерируемых электронно-дырочных пар
(при собств. Ф.) или числом генерируемых носителей (при примесной Ф.) в расчёте
на один поглощённый фотон, а также временем жизни фотоносителей (до их рекомбинации
или захвата примесными центрами). Если Ф. (собственная) определяется подвижными
фотоносителями обоих знаков, её называют биполярной. В тех случаях,
когда хотя и генерируются фотоносители обоих знаков, но фотоносители одного
типа имеют ничтожные подвижность и время жизни, а также при примесной Ф., когда
генерируются фотоносители только одного знака, Ф. наз. монополярной.
Так как импульс фотона,
как правило, пренебрежимо мал по сравнению с импульсом электрона, требование
одноврем. выполнения законов сохранения энергии и импульса приводит к тому,
что переходы электронов с участием только одного фотона оказываются возможными
лишь между состояниями, в к-рых импульс электрона практически один и тот же
("прямые", или "вертикальные", переходы). Однако этот
запрет может нарушаться за счёт взаимодействия электронов или дырок с фононами.
Последнее приводит к "непрямым" переходам с изменением как энергии,
так и импульса электрона и испусканием или поглощением фонона .Исследования
зависимости Ф. от энергии фотонов hw позволяют по их мин. энергии,
ещё вызывающей Ф., определять энергетич. щели между уровнями или зонами (см.
Полупроводники).
Внутризонная фотопроводимость связана с изменением подвижности носителей заряда при их перераспределении
по энергетич. состояниям в результате поглощения излучения. К процессам, вызывающим
внутризонную Ф., относят: оптич. переходы носителей заряда внутри одной зоны,
к-рые возможны благодаря рассеянию носителей на примесях и фононах (см. Рассеяние
носителей заряда в твёрдом теле); прямые оптич. переходы между подзонами
дырочной зоны в полупроводниках р-типа ("лёгкие" и "тяжёлые"
дырки, см. Зонная теория; )переходы между подзонами размерного квантования
в полупроводниковых структурах (см. Квантовые размерные эффекты ).Внутри-зонная
Ф. впервые наблюдалась Моссом и Хокинзом (1960) в p-Ge (переходы между
подзонами дырок) и Ролли-ном (1961) в n-InSb (внутризонное поглощение).
При внутризонной Ф. может
изменяться подвижность как тех носителей, к-рые непосредственно поглотили излучение,
так и всех носителей заряда из-за перераспределения поглощённой энергии, обусловленного
межэлектронным рассеянием. Как правило, определяющую роль играет второй
процесс. Если время перераспределения энергии мало по сравнению с временем релаксации
энергии носителей т, то Ф. можно рассматривать как результат изменения температуры
газа носителей Тн при поглощении излучения. В этом
случае 
Знак dm/dTн и Ds может быть как положительным, так
и отрицательным. Знак Ds определяется также знаком изменения электронной температуры
dTe. Как правило, dTe>0, однако возможно
охлаждение газа при поглощении света. Охлаждение наблюдается, напр., в p-Ge
при оптич. переходе дырок из подзоны "тяжёлых" дырок в подзону "лёгких"
и быстром рассеянии энергии "лёгких" дырок на оптич. фононах. С
изменением энергии фотонов 
знак Ds изменяется и внутризонная Ф. осциллирует, изменяя знак.
"Остывание"
фотоносителей. Если генерируемые светом носители имеют энергии 
,
превышающие ширину запрещённой зоны 
полупроводника, то такие т. н. горячие носители могут терять энергию на создание
дополнит. электронно-дырочных пар; в результате Y>1 (рис. 1). Длина
пробега носителей при этом зависит от 
и меняется от неск. нм при 
до 1 нм при 
и до неск. десятков нм при 
кэВ (время пробега t~10-14 c). При 
осн. механизм потерь энергии - рассеяние на фононах. При
,
превышающих энергию 
оптич.
фонона, носители теряют энергию путём последоват. испускания оптич. фононов.
При этом характерное время их пробега tопт~10-13
c. После того как остаточная энергия носителей 
оказывается меньше 
,
дальнейшее их "остывание" происходит путём испускания акустич. фононов
или за счёт межэлектронных столкновений. Соответствующие времена релаксации
энергии на неск. порядков больше топт (см. Горячие электроны).
Рис. 1. Зависимость
квантового выхода Y в Ge от энергии фотонов.
Остаточная энергия носителей,
быстро испустивших максимально возможное число (nмакс) оптич.
фононов, равна 
Она изменяется от 0 до 
в зависимости от (2p/h)w. В слаболегированных полупроводниках эфф.
подвижность горячих фотоносителей зависит от 
,
поэтому Ds осциллирует как функция 
с частотой W. В сильнолегированных полупроводниках энергия 
передаётся сначала не акустич. фононам, а газу носителей; в зависимости от величины
переданной энергии изменяется ср. подвижность носителей. Это также приводит
к осцилляци-ям Ds с частотой w.
Спектр фотоносителей. Благодаря зависимости квантового выхода Y от энергии фотонов 
(рис. 1) спектр Ф. отличается от спектра оптич. поглощения кристаллов. Отличие
возникает также из-за того, что процесс "остывания" фотоносителей
не является мгновенным: поэтому часть их может иметь энергии, значительно превышающие
равновесную энергию при данной температуре кристалла. Вклад этих "горячих"
фотоносителей в Ф. зависит от отношения между временем релаксации энергии и
временем жизни носителей, а также от первонач. энергии фотоносителей. На кривых
рис. 2 и рис. 3 отчётливо проявляется резкий длинноволновый спад Ф. По его положению
можно определить ширину запрещённой зоны 
Рис. 2. Спектральное
распределение собственной фотопроводимости
в Ge.
Зависимость Ds
от интенсивности излучения. Анизотропия
фотопроводимости. Обычно при малых интенсивностях
I излучения Ф. пропорциональна I, т. е. тензор изменения
электропроводности Dsij является билинейной функцией
компонент электрич. вектора Ek поля излучения (k
= x, у, z): Dsij=gijklEkEl
. Тензор 4-го ранга gijkl наз. тензором Ф. Он определяет не
только величину Ds, но и её анизотропию.
Ф. анизотропна даже в средах
с изотропными статич. электропроводностью и оптич. диэлектрической проницаемостью. Это проявляется в зависимости Ф., возникающей под действием поляризованного
излучения, от ориентации плоскости поляризации света относительно кристаллогра-фич.
осей, а также в появлении поперечного электрич. поля и поперечной фотоэдс между
боковыми контактами образца. Один из возможных механизмов анизотропных фото-электрич.
эффектов состоит в анизотропии распределения по квазиимпульсам фотоэлектронов,
генерируемых поляризованным излучением. Анизотропные фотоэдектрич. эффекты в
изотропных средах описываются определ. компонентами тензора gijkl.
Рис. 3. Спектральное
распределение примесной проводимости
в Ge, связанное с примесью Сu.
Инерционность фотопроводимости определяется наиб. временем релаксации кинетич. процессов, к-рые определяют
Ф. Обычно это время жизни фотоносителей, а в случае внутризонной Ф.- время рассеяния
энергии или время межподзонной релаксации. Время жизни фотоносителей уменьшается
по мере увеличения концентрации рекомбина-ционных центров (или захватывающих
примесных центров), но оно не может быть меньше времени релаксации энергии в
том же материале.
Ф. следует отличать от
болометрич. эффекта - изменения проводимости при нагреве полупроводника излучением,
когда одинаково повышаются Т как электронной подсистемы, так и подсистемы
фононов; в отличие от Ф., инерционность болометрич. эффекта определяется теплопроводностью-
скоростью передачи тепла термостату (см. Болометр).
В нек-рых веществах при
низких темп-pax время релаксации Ф. столь велико, что вызванное облучением изменение
проводимости Ds не падает заметно со временем (замороженная фотопроводимость).
Существуют два осн. механизма возникновения замороженной Ф. Первый связан с
разделением неравновесных носителей внутр. электрич. полями неоднородностей.
При этом для рекомбинации требуется преодоление высокого потенц. барьера, что
приводит к экспоненциальному возрастанию времени жизни неравновесных носителей.
Замороженная Ф. такого типа чаще всего встречается в соединениях AIIBVI.
Второй механизм связан с наличием центров, сильно взаимодействующих с кристаллич.
решёткой. Захват носителей на них требует перестройки решётки и потому осуществляется
аномально медленно. Примером таких центров являются т. н. DX-центры в
твёрдых растворах AlxGa1-xAs, приводящие
к замороженной Ф. в гетероструктурах GaAs-AlxGa1-xAs.
Явление замороженной Ф. может использоваться в системах оптич. памяти, но играет
и от-рицат. роль, приводя к временной нестабильности характеристик полупроводниковых
приборов.
Аномальная фотопроводимость. В ряде случаев величина Ф. не зависит от интенсивности излучения (при стационарном
освещении) и зависит лишь от его спектрального состава. Такая аномальная Ф.
впервые обнаружена в плёнках аморфного Si (после выдержки в парах Hg) в 1961.
Максимум Ф. соответствует 
С ростом температуры l увеличивается, а при T>180 K аномальная Ф. исчезает,
что, вероятно, объясняется наличием удерживающих
центров или неоднородностью проводимости. На основе аномальной Ф. возможно создание
детекторов цвета и элементов памяти.
На явлении Ф. основана работа чувствительных полупроводниковых приёмников излучения (см. Фоторезистор).
Рывкин С. М., Фотоэлектрические явления в полупроводниках, М., 1963;
Moss Т. S., Hawkins Т. D. Н., Interband photoconductivity in germanium, "Proc. Phys. Soc.", 1960, v. 76, p. 565;
Rollin B. V., Detection of millimetre and sub-millimetre wave radiation by free carrier absorption in a semiconductor, "Proc. Phys. Soc.", 1961, v. 77, p. 1102;
Фотопроводимость. Сб. ст., пер. с англ., М., 1967;
Шейнкман М. К., Шик А. Я., Долговременные релаксации и остаточная проводимость в полупроводниках, "ФТП", 1976, т. 10, с. 209;
Корсунский М. И., Аномальная фотопроводимость и спектральная память в полупроводниковых системах, М., 1978.
Е. В. Берегулин, С. Д. Ганичев, Ш. М. Коган, А. Я. Шик, И. С. Шлимак.
Понятие же "физического вакуума" в релятивистской квантовой теории поля подразумевает, что во-первых, он не имеет физической природы, в нем лишь виртуальные частицы у которых нет физической системы отсчета, это "фантомы", во-вторых, "физический вакуум" - это наинизшее состояние поля, "нуль-точка", что противоречит реальным фактам, так как, на самом деле, вся энергия материи содержится в эфире и нет иной энергии и иного носителя полей и вещества кроме самого эфира.
В отличие от лукавого понятия "физический вакуум", как бы совместимого с релятивизмом, понятие "эфир" подразумевает наличие базового уровня всей физической материи, имеющего как собственную систему отсчета (обнаруживаемую экспериментально, например, через фоновое космичекое излучение, - тепловое излучение самого эфира), так и являющимся носителем 100% энергии вселенной, а не "нуль-точкой" или "остаточными", "нулевыми колебаниями пространства". Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.
|
|
 |
