8.2 Фотопровідність напівпровідників

Ефекти поглинання світла в напівпровідниках знаходять практичне застосування для створення модуляторів світлових потоків, фотоприймачів і перетворювачів світлової енергії в електричну.

Для модуляції світлових потоків можна використовувати залежність коефіцієнта поглинання у краю власної смуги від тиску, зовнішнього електричного поля і концентрації вільних носіїв заряду або залежність поглинання світла вільними носіями від їх концентрації.

При власному і домішковому поглинаннях виникають надмірні вільні носії заряду, що приводять до збільшення провідності напівпровідника. Процес внутрішнього звільнення електронів під дією світла називається внутрішнім фотоефектом. Додаткова провідність, що набувається напівпровідником при опромінюванні світлом, називається фотопровідністю. Основна ж провідність, обумовлена тепловим збудженням вільних носіїв заряду, називається темновою провідністю. Прилади, призначені для реєстрації світлового випромінювання за величиною фотопровідності, називаються фоторезисторами.

На рис.8.6 показаний пристрій фоторезистора і схема його вмикання. Чутливий елемент фоторезистора являє собою брусок або плівку монокристалічного або полікристалічного напівпровідника з двома омічними контактами. Він під'єднується до джерела зсуву через опір навантаження . Товщина чутливого елементу повинна бути достатньо великою, щоб в ньому поглиналося практично все світло що пройшло через освітлену поверхню (– потужність падаючого світла;

– коефіцієнт відбиття поверхні). Цю вимогу легко виконати для власних фоторезисторів і часто важко виконати для домішкових. Якщо вона виконана, то число носіїв (або пара носіїв при власному поглинанні), що генеруються світлом за одиницю часу в чутливому елементі при , буде рівне

G = W₀(1-r) / hw, (8.13)

де – квантовий вихід внутрішнього фотоефекту, рівний числу носіїв (пара носіїв), народжуваних в середньому кожним поглиненим фотоном. Він може бути більший 1, якщо при поглинанні одного фотона високої енергії народжується дві і більше електронно-діркових пари, і менший 1, якщо частина фотонів поглинається вільними носіями заряду.

Під дією напруги , прикладеної до фоторезистора, створені світлом носії заряду здійснюють дрейф і створюють в колі струм, який називають фотострумом _ф. Його легко визначити з таких міркувань. Кожний носій заряду за свого життя проходить через резистор раз, де – час прольоту або, точніше, час дрейфу носія через резистор. Він рівний довжині чутливого елементу резистора , діленій на швидкість дрейфу :

(8.14)

де – рухливість носіїв. Сила фотоструму _ф рівна числу носіїв , що щомиті генеруються в напівпровіднику під дією світла, помноженому на і заряд електрона :

(8.15)

де – число надмірних носіїв у фоторезисторі. Якщо світло генерує пару носіїв, то замість слід писати суму рухомостей .

Підставивши в (8.15) з (8.13), одержимо

(8.16)

Відношення

               (8.17)

характеризує чутливість фоторезистора. Вона прямо пропорційна довжині хвилі падаючого світла (аж до ), прикладеній напрузі , часу життя носіїв t і їх рухливості і обернено пропорційна квадрату довжини чутливого елементу фоторезистора. Час життя носіїв t визначає не тільки чутливість, але і інерційність фоторезистора: чим більше t, тим вища чутливість, але тим вища і інерційність приладу. Дійсно, розглянемо, наприклад, характер спаду фотопровідності фоторезистора після вимкнення джерела світла (рис. 8.7). Внаслідок протікання процесу рекомбінації концентрація надмірних носіїв убуває згідно із законом

За таким же законом відбуватиметься і спад фотопровідності напівпровідника (крива ВС):

               ,          (8.18)

де – стаціонарна (стала) фотопровідність в умовах постійної освітленості фоторезистора.

З (8.18) видно, що чим більший час життя надмірних носіїв, тим повільніше відбувається спад фотопровідності, і тим більш інерційним буде фотоприймач випромінювання.

Легко показати, що дотична, проведена до кривої спаду фотопровідності у точці , відсікає на осі часу відрізок, чисельно рівний – часу життя надмірних носіїв. Цим методом часто користуються для експериментального визначення t.

На рис.8.7 показаний також характер наростання фотопровідності напівпровідника після ввімкнення світлового імпульсу (крива ОВ), описуючого таким рівнянням:

.     (8.19)

І в цьому випадку дотична, проведена до кривої на початку координат, відсікає на прямий АВ відрізок, чисельно рівний .

Слід вказати, що в полікристалічних фоторезисторах чутливість визначається часто процесами на межах монокристалічних зерен, а не процесами в об'ємі напівпровідника; в цьому випадку співвідношення (8.17) не застосовне.

Електрографія. Внутрішній фотоефект в напівпровідниках широко використовується в електричній фотографії або електрографії, сутність якої полягає в такому.

На аркуш паперу наноситься тонкий шар високоомного напівпровідника (звичайно ). Перед фотографуванням плівка за допомогою газового розряду заряджається негативно. При проектуванні на такий папір зображення поверхневий заряд з сильно освітлених частин стікає значно швидше, ніж із слабо освітлених, внаслідок чого після експозиції на папері виникає електричне зображення об'єкта. Для проявлення електричного зображення папір обдувають слабким потоком заряджених частинок спеціальної сухої фарби. Осідаючи в тих місцях паперу, де зберігся негативний заряд, ці частинки проявляють зображення. Для фіксації зображення папір нагрівають до температури, при якій частинки фарби розплавляються і міцно закріплюються на папері.

Кристалічні лічильники. Крім світла, внутрішній фотоефект може бути викликаний опромінюванням напівпровідника потоком частинок – електронів, іонів, -частинок і ін. Такі частинки, проникаючи в глибину напівпровідника, генерують на своєму шляху вільні носії заряду і тим самим підвищують його електропровідність, а при незмінній напрузі, прикладеній до напівпровідника, збільшують силу струму в колі. Оскільки число носіїв, що генерується, пропорційне числу таких частинок, падаючих на напівпровідник, то за зміною сили струму в колі можна судити про число частинок, що потрапляють в напівпровідниковий кристал. Це дозволяє конструювати на даному принципі кристалічні лічильники частинок. Звичайно їх градуюють не в одиницях сили струму, а безпосередньо в числах частинок. Для збільшення чутливості лічильника зміна сили струму в кристалі посилюється за допомогою спеціальних радіотехнічних схем.

Екситони. Як вже вказувалося, при збудженні власної фотопровідності електрони з валентної зони перекидаються в зону провідності і стають вільними. Проте можливий і інший перебіг процесу, коли збуджений електрон не розриває зв'язку з діркою, що виникає у валентній зоні, а утворює з нею єдину зв'язану систему. Така система була вперше розглянута Я. И. Френкелем і названа ним екситоном. Екситон схожий з атомом гідрогену: в обох випадках біля одиничного позитивного заряду рухається електрон і енергетичний спектр є дискретним (рис.8.8). Рівні енергії екситона розташовуються біля дна зони провідності. Оскільки екситони є електрично нейтральними системами, то виникнення їх в напівпровіднику не призводить до появи додаткових носіїв заряду, внаслідок чого поглинання світла не супроводжується збільшенням провідності напівпровідника. При зіткненні ж з фононами, домішковими атомами і іншими дефектами граток екситони або рекомбінують, або «розриваються». В першому випадку збуджені атоми переходять в нормальний стан, а енергія збудження передається граткам або випромінюється у вигляді квантів світла; в другому випадку утворюється пара носіїв – електрон і дірка, які обусловлюють зростання електропровідності напівпровідника.