Электрохимия полупроводников. Батенков В.А. - 18 стр.

нейтральная диффузионная область с диффузионной длиной неосновных носителей заря-
да – пазонов – Lp до 0.01-10 мм. В зависимости от интенсивности падающего излучения,
длины его волны и коэффициента поглощения α, глубина проникновения излучения в полу-
проводник хм = 1/α может иметь следующую взаимосвязь с толщиной ОПЗ L ± и диффузи-
онной длиной пазонов Lp: а) xм < L±, б) L± < xм < Lp, в) xм > (L± + Lp). В последнем случае
пазоны, генерированные глубже, чем суммарная толщина (L± + Lp), рекомбинируют раньше,
чем они достигнут ОПЗ и тем более – поверхности полупроводника. Вклад же в фототок дают
только пазоны, достигшие поверхности контакта и вступившие в электродную реакцию или
обеспечившие переход электронов через эту поверхность. Наиболее эффективен случай а.
      Для невырожденных донорных полупроводников типа германия, кремния, арсенида галлия,
фоточувствительность которых наиболее интересна, обычно выполняется условие: xм ≅ L± < Lp.
      Максимальный фототок будет наблюдаться тогда, когда все пазоны, генерированные
светом, достигнут освещаемой поверхности и сразу же или вступят в быструю электрохимиче-
скую реакцию с частицами окислителя раствора или рекомбинируют с электронами контакти-
рующего металла. В этих условиях концентрацию пазонов на поверхности полупроводника и в
обеднённой ОПЗ можно принять равной нулю, т. е. р* ≅ 0 при х = 0. Из слоя Lp они переносят-
ся в обеднённый слой ОПЗ диффузией, обеспечивая диффузионный ток iф,dр, а в ОПЗ к по-
верхности полупроводника – электрическим полем, обеспечивая дрейфовый ток iф,dr.
      Интегрируя уравнение (39) по х от 0 до L±, для плотности дрейфового тока iф,dr, обу-
словленной световой генерацией неосновных носителей в ОПЗ, при Lp » L± получим:
     iф,dr = –e ∫ Gр(x) dx = eΦo(1 – e–αL±).                                (41)
     В диффузионной области изменение концентрации неравновесных дырок d∆р/dt будет
обусловлено как процессами генерации–рекомбинации дырок (см. уравнение (33)), так и их
диффузией Dp dp/dx к освещаемой поверхности, дополнительно дифференцирумой по dx:
     d∆р/dt = Gр(х) – Rр(х) + d (Dp dp/dx) /dx = ηαΦoe–αx – ∆р/τр + Dp dp2/dx2 = 0.    (42)
      Учитывая, что при стационарном освещении d∆р/dt = 0, а р* ≈ 0 при х = L± и р* = р при х = ∞,
то, интегрируя уравнение (42), получим выражение для р(х) и затем для плотности тока дырок:
     iф,dр = eΦo[(αηLp)/(1 + αηLp)] e–αηL± + epDp/Lp,                                  (43)
где iф,dр – диффузионный фототок дырок; Dp – коэффициент их диффузии, Dp = (Lpτр)1/2.
      В общем случае, плотность фототока iф будет равна сумме iф,dr + iф,dр:
     iф = iф,dr + iф,dр = eΦo[1 – (e–αηL±)/(1 + αηLp) ] + epDp/Lp.           (43)
     В полупроводнике n-типа р весьма мало. Пренебрегая вторым слагаемым, получим:
     iф = eΦo[1 – (e–αηL±)/(1 + αηLp)].                                        (44)
     Это основное уравнение для фототока при неоднородном поглощении света полу-
проводником п-типа. Оно показывает взаимосвязь фототока с количеством поглощённых фо-
тонов и со свойствами полупроводника, от которых зависят значения η (квантовый выход, не
путать с перенапряжением), α (линейный коэффициент поглощения), L±, Lp. Однако, оно не
учитывает различные другие виды поглощения фотонов и рекомбинацию генерированных
носителей заряда, в частности, их рекомбинацию через ловушки.

    9. Рекомбинация носителей заряда через ловушки
      Ниже рассмотрена статистика рекомбинации электронов и дырок по Шокли – Риду [1-3].
      Ловушки – это глубокие, обычно нейтральные, дискретные энергетические уровни, рас-
положенные вблизи середины запрещённой зоны в объёме или на поверхности полупровод-
ника. В германии ими могут быть, например, примесные атомы золота, никеля и другие.
Ступенчатая рекомбинация носителей заряда через ловушки энергетически более выгодна,
так как требует меньшей энергии активации. Она преимущественно наблюдается у полупро-
водников с шириной запрещённой зоны более 0.5–1.0 эВ.

                                               18