Долгоживущая фотопроводимость и свойства DX-центров в AlGaAs тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

На правах рукописи

ИЦКЕВИЧ Игорь Ефимович

УДК 537.311

ДОЛГОЖИВУЩАЯ ФОТОПРОВОДИМОСТЬ И СВОЙСТВА бх -ЦЕНТРОВ В А1СаАз

Специальность 01.04.07 -физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

. Черноголовка 1992

Работа выполнена в Институте физики твердого тела РАН.

Научный руководитель: доктор физико-математических наук В.Д.Кулаковский

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук Е.Б.Якимов кандидат физико-математических наук Д.В.Шовкун

Ведущая организация: Институт радиотехники и электроники РАН

со

Защита состоится "" С^Ю1992 г. в -/О час. на заседании специализированного совета Д 003.12.01 при Институте физики твердого тела РАН по адресу: 142432, Московская обл., Ногинский р-н, п. Черноголовка, ИФТТ РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики твердого тела РАН.

Автореферат разослан 1992 Г.

доктор физико-математическ

/ Ученый секретарь специализированного совета

|ук Уу/ В.Д.Кулаковский

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКАЧ^АБОТЫ

Актуальность темы.

Явление долгоживущей фотопроводимости заключается в следующем. Пусть полупроводник охлажден в темноте до низкой температуры. При последующем освещении его проводимость, как правило, возрастает. Если она остается неизменной длительное время после того, как освещение выключено, то такое явление называется долгоживущей фотопроводимостью (persistent photoconductivity). ОНО НЭ-блюдается в iii-v полупроводниках n-типа (GaAs под давлением,

AlGaAs, AlGaSb), СЛОИСТЫХ СИСТеМЭХ ТШ13 PbSnTe, ЭМОрфНОМ Si И Др.

По величине изменения проводимости могут доходить до нескольких порядков.

В GaAs И AlGaAs ЩЯМШЮЙ ДОЛГОЖИВУЩеЙ ФОТОПРОВОДИМОСТИ (ДФ)

являются особые ловушечные состояния донорной примеси, которые получили название Dx-центров. Освещение ионизует DX-центры и приводит к метастабильному заполнению состояний зоны проводимости, т.е. к ДФ.

Dx-центры принципиально отличаются от ряда других глубоких ловушек тем, что они не включают в себя каких-либо структурных дефектов, кроме самого донора замещения. Под Dx-центрами в настоящее время понимают не какой-либо структурный комплекс, а именно донорное состояние, обладающее особыми свойствами. Его образуют доноры как IV, так и vi группы. Само название Dx-центр имеет историческое происхождение.

В принципе в состоянии Dx-центра могут находиться все доноры в (Ai)GaAs. Поэтому многие свойства легированных полупроводников сильно зависят от поведения Dx-центров. Именно они определяют такие параметры AlGaAs n-типа, как концентрация свободных электронов и проводимость. Dx-центры могут существенно влиять на свой-

ства двумерного электронного газа в селективно легированных А1саАг/саАг гетероструктурах.

В последние года в понимании физики Бх-центров достигнут значительный прогресс. Однако общая картина представлений об их природе и свойствах еще далека от завершения. Происхождение ДФ по-разному трактуется различными тео лгаескими моделями. Неясно, какими конкретно структурными изменениями сопровождается образование ох-центров различными донорами. До сих пор отсутствует однозначный ответ на важнейший вопрос о зарядовом состоянии ох-центра. Поэтому вплоть до настоящего времени ох-центры остаются предметом многочисленных интенсивных исследований.

Цель и основные задачи работы.

Целью работы являлось изучение метастабильного заполнения зонных состояний при долгоживущей фотопроводимости и релаксации ДФ. Ставились такие задачи, как выяснение роли х- и ь-долин и связанных с ними донорных уровней в ДФ, экспериментальное нахождение типа кинетического уравнения, описывающего релаксацию ДФ, и его параметров. Последняя задача включала в себя также попытку определения зарядового состояния их-центра.

Научная новизна работы и положения, выносимые на защиту.

В работе впервые экспериментально показано, что в условиях ДФ метастабильные электроны заполняют состояния, относящиеся к различным долинам зоны проводимости, распределяясь между ними термодинамически равновесно. Обнаружен новый вид ДФ, связанный с метастабильным заполнением локализованных донорных состояний. Детально исследована релаксация ДФ, показано, что она носит термо-активационный характер, а ее неэкспоненциальность связана с изменением энергии Ферми электронного газа в процессе релаксации. По-

казано, что уширение термоактивационного барьера в случае вырожденного электронного газа влияет на релаксацию значительно сильнее, чем в случае невырожденных электронов. Получены свидетельства об отрицательном зарядовом состоянии эх-центра.

Научная и практическая значимость.

Результаты работы позволяют сделать выбор теоретической модели, описывающей ДФ. Показаны конкретные механизмы, определяющие кинетику захвата электронов на пх-центр. Сделаны выводы о заряде ох-центра.

Результаты работы могут быть использованы в микроэлектронике при создании селективно-легированных АЮаАз/саАз гетероструктур, на свойства которых их-центры оказывают значительное влияние.

Апробация работы.

Результаты работы были представлены на хгх Международной конференции по физике полупроводников (Варшава, 1988), на Международном симпозиуме "ох-центры и другие метастабильные дефекты в полупроводниках" (Маутерндорф, 1991), на Первой национальной конференции "Дефекты в полупроводниках" (Санкт-Петербург, 1992).

Структура диссертации.

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы. Работа содержит ^'страниц текста, ¿Урисунков и У таблицы. Список литературы включает /^^наименования.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении дана общая характеристика работы, обоснована ак-

туальность темы, сформулирована постановка научной задачи.

Первая глава представляет собой обзор литературы. В ней изложены теоретические модели, описывающие эх-центры и долгоживущую фотопроводимость, представлены основные экспериментальные результаты, полученные к настоящему времени.

На сегодняшний день установлено, что ДФ является свойством п-АХва^Ав с концентрацией а1 ха1=0.20-0.45, легированного донорами как iv, так и vi группы. Если образец охлажден в темноте, то его освещение (порог ионизации 0.6-0.8 эВ) приводит к появлению ДФ. После выключения освещения при гелиевой; температуре она сохраняется практически бесконечно долго. При повышении температуры до 60-100 К ДФ релаксирует; термоактивационный барьер релаксации составляет несколько сотен мэВ.

Большинство исследователей считает, что ох-центр представляет собой такое состояние донорной примеси, в котором атом донора и его ближайшие соседи смещены (обратимо) из симметричного положения в узле решетки. В наиболее употребительной модели "сильной решеточной релаксации" [1,2,3] предполагается, что состояния свободных электронов (г-долина) и локализованных на ох-центре отделены друг от друга энергетическим барьером. Поскольку барьер отвечает перемещению атомов в реальном пространстве, то туннелиро-вание через него оказывается достаточно слабым. Преодолеть барьер можно, например, посредством фотоионизации или термоактивационным путем.

В альтернативной модели "слабой рещеточной релаксации" [4] смещение атома примеси из узла решетки предполагается очень малым. ДФ объясняется тем, что захват электрона из г-долины на ох-центр запрещается правилами отбора. Барьер релаксации отвечает такому смещению атома примеси, при котором этот запрет перестает действовать.

В последнее время большой интерес вызывает вопрос о зарядовом состоянии эх-центра [3]. Как правило, он ставится в рамках модели сильной решеточной релаксации. Развита теория, предполагающая, что ох-центр захватывает на себя не один, а два электрона, т.е. что он заряжен отрицательно. В пользу таких представлений говорит большое число экспериментальных данных, однако однозначных доказательств на сегодняшний день еще не получено.

Необходимо также упомянуть о существовании другого вида ДФ, не имеющего отношения к эх-центрам и связанного с пространственным разделением фотовозбужденных носителей разных знаков (в связи с чем резко замедлена их рекомбинация). Как правило, речь здесь идет об эффектах, присущих образцам с большим количеством поверхностей раздела, например, гетероструктурам. Эти эффекты могут проявляться параллельно ДФ, связанной с ох-центрами. Отсюда, в частности, следует, что для изучения свойств эх-центров желательны образцы достаточно большой толщины.

Во второй главе диссертации описываются образцы и экспериментальные методы, использованные в работе. Образцы представляли собой эпитаксиальные слои, выращенные различными способами. С помощью фотолитографической техники на них вытравливался холловский мостик. Магнитотранспортные измерения проводились на переменном токе небольшой частоты (20-200 Гц). Сила тока не превышала I мкА во избежание разогрева образца. Сигнал регистрировался селективным нановольтметром.

Для воздействия на зонную структуру образца применялось всестороннее квазигидростатическое сжатие (до 12 кбар). Использовалась автономная низкотемпературная камера фиксированного давления, заполненная масляно-керосиновой смесью. Давление определялось по температуре сверхпроводящего перехода Бп-манометра. саАэ-светодиод, засвечивавший образец, помещался внутри камеры

непосредственно у поверхности образца.

Большинство транспортных и магнитотранспортных измерений проводилось в широком диапазоне температур - от 4.2 до 100 К. Камера при этом помещалась в вакуумном стакане внутри сверхпроводящего соленоида в гелиевом криостате. Нагрев производился с помощью манганиновой проволоки, обмотанной вокруг камеры, а калиброванное термосопротивление, служившее термометром, помещалось внутри камеры рядом с образцом. Это обеспечивало равенство температур образца и термометра.

Третья глава диссертации посвящена исследованию метастабиль-ного заполнения электронных состояний, относящихся к различным долинам зоны проводимости.

Нас интересовало, во-первых, как изменение зонной структуры АЛ^ва^Ав влияет на свойства ДФ, и, во-вторых, с чем это влияние связано. Для воздействия на зонную структуру использовалось всестороннее квазигидростатическое сжатие.

Первые 'исследования были выполнены на п-А1хса1 ^Аэ/саАз гетеропереходе. На переменном токе (20 Гц, 300 нА) при 4.2 К измерялось магнитосопротивление образца сначала до освещения, а затем после длительной подсветки, когда величина ДФ выходила на насыщение. Из магнитосопротивления определялась концентрация носителей в образце. Эксперимент показал, что с ростом давления до 10 кбар как темновая концентрация электронов, так и концентрация метаста-бильных свободных электронов после освещения сильно уменьшались.

Эти эффекты связаны с изменением зонной структуры образца. Как известно, под давлением г-долина зоны проводимости относительно быстро сдвигается вверх по энергии, в то время как боковые долины и уровень ох-центра движутся гораздо медленнее. Уменьшение темновой концентрации электронов вызвано тем, что их энергия Ферми отслеживает положение уровня ох-центра. Понижение же концен-

трации метастабильных носителей коррелирует с пересечением г- и х-долин: квазиуровень Ферми метастабильных г-электронов пиннингу-ется (донорными) состояниями, относящимися к х-долине.

Возникает следующий вопрос: что происходит далее с электронами, захваченными х-состояниями? Разные теоретические модели, предлагавшиеся для описания ДФ, давали на него разный ответ. Согласно модели слабой решеточной релаксации, электроны из х-состояний должны быстро переходить на ох-уровень. Модель сильной решеточной релаксации предсказывает метастабильное заполнение х-состояний, точно так же, как и г-долины. Следовательно, экспериментальный ответ на этот вопрос дает возможность сделать выбор между различными моделями.

С этой целью были проведены измерения при различных температурах. Они ВЫПОЛНЯЛИСЬ на монослое А1 гСа 71Аз:31 толщиной 5200 А, выращенном методом молекулярно-пучковой эпитаксии на изолирующей саАз-подложке. Концентрация легирующей примеси - донора -составляла 8-Ю17 см"3. На переменном токе (20 Гц, I мкА) измерялось холловское сопротивление образца в магнитном поле до 4 Т, что давало холловскую концентрацию свободных электронов.

В диапазоне давлений до 9 кбар освещение приводит к появлению ДФ. Максимальная концентрация метастабильных свободных электронов при 4.2 К, под давлением до 5 кбар близка к концентрации доноров. Под давлением от 5 до 9 кбар п быстро уменьшается, причем энергия Ферми электронов отслеживает положение до-норного уровня х", связанного с х-долиной.

При нагреве образца от 4.2 К до 35-40 К наблюдаются обратимые изменения холловской концентрации метастабильных электронов, п. Изменения п оказываются тем больше, чем ближе расположены до-норный уровень х' и квазиуровень Ферми. При атмосферном давлении, когда квазиуровень Ферми находится существенно ниже по энергии,

чем уровень х*, величина п изменяется (уменьшается) очень слабо.-С ростом давления, р, уменьшение п выражено сильнее. При р=7.3 кбар оно достигает 15% от полностью сохраняя обратимый характер. При р=8.8 кбар, когда п^ составляет всего 4% от концентрации доноров в образце, при нагреве до 35-40 К наблюдается, напротив, повышение п, также полностью обратимое.

Напомним, что (необратимая) релаксация ДФ обычно наблюдается при температурах 50-60 К и выше. Обратимый характер изменений п в нашем случае говорит о том, что при заполнении электронами донор-ного уровня х не происходит существенного ускорения процесса релаксации.

Изменения концентрации метастабильных электронов хорошо объясняются их перераспределением между г-долиной и резонансным до-норным уровнем х*. Б большинстве случаев плотность состояний в г-долине значительно меньше, чем плотность незаполненных донорных состояний, и при нагреве электроны перетекают из долины на донор-ный уровень (п уменьшается). Под давлением же 8.8 кбар в нашем образце почти все донорные состояния заняты. Нагрев переводит электроны в незаполненные состояния г-долины, и п увеличивается. Электроны распределяются между долиной и донорным уровнем термодинамически равновесно.

Под давлением более 9 кбар наблюдается качественно новый эффект - "активационная" ДФ. При охлаждении образца темновая проводимость исчезает уже при т-250 К. Засвечивание образца при 4.2 К не приводит к появлению проводимости (обычно это рассматривалось как отсутствие ДФ). Однако если после этого нагреть образец в темноте до 15-20 К, то в нем появляется заметная проводимость. До 40-50 К проводимость и холловская концентрация свободных электронов возрастают, причем их изменение носит обратимый характер. При нагреве же выше 50-60 К проводимость быстро и необратимо исчеза-

ет, и для ее возобновления в области 15-40 К снова необходимо засвечивание образца.

В области обратимых изменений концентрация электронов экспоненциально зависит от обратной температуры. Найденные энергии термоактивации, отсчитанные от дна г-долины, хорошо отслеживают положение донорного уровня х".

Наблюдаемый эффект непосредственно объясняется равновесным распределением метастабильных электронов между зоной проводимости и донорным уровнем. Освещение ионизует ох-центры. При 4.2 К электроны захватываются на нижайшее из "равновесных" состояний - уровень х*. При слабом нагреве происходит обратимый заброс небольшой части электронов в г-долину, поэтому наблюдается термоактивацион-ная проводимость. При сильном же нагреве электроны необратимо захватываются на ох-центры, и для наблюдения ДФ снова необходима их ионизация.

Полученные результаты позволяют заключить, что в условиях долгоживущей фотопроводимости происходит метастабильное заполнение как свободных состояний зоны проводимости, так и локализованных донорных уровней, которые могут относиться к разным долинам. Электроны распределяются между ними термодинамически равновесно. Это означает, что состояние эх-центра отделено энергетическим барьером от них всех, а не только от г-долины.

Такое разделение всех электронных состояний на "равновесные" и ох-центр, отделенный от них барьером, не может быть произведено в рамках модели слабой решеточной релаксации. Оно с необходимостью приводит нас к выбору модели сильной решеточной релаксации ох-центров.

Четвертая глава диссертации посвящена изучению кинетики релаксации ДФ, т.е. захвата метастабильных электронов на ох-центры.

Релаксация ДФ происходит в диапазоне температур 60-100 К.

Хорошо известно, что она сильно неэкспоненциальна [5]. Поэтому к ее исследованию мало применимы стандартные методы, обычно используемые для определения высоты термоактивационных барьеров, связанных с глубокими дефектами. В лучшем случае такие методы могут дать лишь оценку по порядку величины. В равной степени оказывается неприменимым и понятие времени релаксации.

К началу наших исследований какая-либо детальная информация о кинетике захвата электронов на ох-центры отсутствовала. Для описания процесса предлагались различные кинетические уравнения, что подразумевало разные механизмы релаксации ДФ, а также разную трактовку неэкспоненциальности и ее причин. В наших исследованиях мы хотели подойти к кинетическому уравнению, исходя из экспериментальных данных.

Работа проводилась на монослое А129са 71Аэ:те, выращенном методом жидкостной эпитаксии на изолирующей саАз-подложе, с концентрацией легирующей примеси 2»Ю18 см"3. Монослой имел большую толщину - 12 мкм, для того чтобы уменьшить влияние разного рода поверхностных эффектов, искажающих картину релаксации.

Пределы изменения концентрации метастабильных свободных электронов при ДФ определяются зонной структурой образца. Максимальное значение энергии Ферми электронов связано с положением донорного уровня х*, относящегося к х-долине, а минимальное значение - с энергетическим положением эх-уровня. Всестороннее квазигидростатическое сжатие, изменяющее зонную структуру образца, позволяет варьировать и пределы ДФ. В исследуемом образце при атмосферном давлении ох-уровень находится в резонансе с г-долиной, а при р>5 кбар опускается ниже ее дна. Это дало нам возможность изучать релаксацию ДФ в случае как вырожденного, так и невырожденного электронного газа.

В эксперименте мы использовали следующий алгоритм. Образец

засвечивался до максимальной величины ДФ, достижимой при имевшейся мощности и геометрии подсветки при данной температуре. После выключения подсветки измерялось сопротивление образца (на токе I мкА, 180 Гц) в зависимости от реального времени, , при постоянной температуре т. Каждая запись при данной температуре длилась от 20 до 50 минут, шаг по температуре составлял 1-2 К. Образец был проградуирован (с помощью холловских измерений в поле до 5 Т), поэтому каждую релаксационную кривую можно было пересчитать в зависимость концентрации от времени,. п(ь). Дифференцирование давало скорость релаксации, ап/аъ, которая затем могла быть представлена как функция параметров процесса. Это вплотную подводило нас к кинетическому уравнению релаксации.

Эксперимент проводился при давлениях I бар, 4 кбар и 8 кбар. Первые два случая отвечали релаксации вырожденного, а последний -невырожденного электронного газа.

При обработке экспериментальных релаксационных кривых в первую очередь мы их представляли как логарифм скорости релаксации в зависимости от энергии Ферми электронного газа (1од(с1п/с11:) - Ер). Оказалось, что именно в таких координатах значительные участки зависимостей подчиняются линейному закону, т.е. - ехр«зЕг).

Данная зависимость соответствует представлениям, что релаксация ДФ происходит термоактивационным путем через некоторое промежуточное состояние. В таком случае кинетическое уравнение должно иметь вид [5]:

ап/^=к^хехр(-(Ев-<хЕг)/кТ) , (I)

где к - коэффициент, и*х - число ионизованных ох-центров, ев -высота термоактивационного барьера, отсчитанного от дна зоны проводимости. Что касается коэффициента а, то в случае идеального кристалла (при фиксированном термоактивационном барьере) он дол-

жен быть равен числу электронов, которые могут быть захвачены на каждый эх-центр, т.е. а=1 в случае нейтральных ох-центров и а=2 в случае отрицательно заряженных.

В реальном кристалле барьер релаксации может быть уширен (например, вследствие неоднородности образца). Это приводит к зависимости измеренной высоты барьера ев от концентрации и, следовательно, от энергии Ферми свободных электронов. В диапазоне реальных изменений энергии Ферми в процессе релаксации эту зависимость можно считать линейной. В таком случае экспериментально найденный коэффициент а должен быть несколько больше. Например, в случае отрицательно заряженных ох-центров а=2+д, здесь 2 отражает зарядовое состояние, ад- уширение барьера.

Согласно уравнению (I), наклон линейных частей экспериментальных зависимостей 1од(<1п/т) от Ер равен а/кт. Отсюда могут быть определены значения коэффициента а.

Указанные значения оказались различными для вырожденных и невырожденных электронов. В первом случае величина а составляет 2.9±0.2 в достаточно широком диапазоне температур под давлением как I бар, так и 4 кбар. Это отвечает представлениям об отрицательно заряженных ох-центрах при уширенном барьере релаксации.

В случае невыровденного электронного газа (8 кбар, тот же образец) а оказалось с хорошей точностью равным 2. Это связано с тем, что при малой концентрации электронов высота барьера ев в процессе релаксации почти не меняется. Действительно, величина ев отслеживает абсолютное изменение концентрации электронов п, которое в данном случае мало (относительное же изменение п в- процессе релаксации может быть достаточно большим). Иными словами, уширение термоактивационного барьера влияет на релаксацию невырожденных электронов очень слабо, а значение а=2 соответствует отрицательному зарядовому состоянию ох-центра.

Уравнение (I) отражает сильную неэкспоненциальность процесса релаксации. Фактически она происходит через эффективный барьер е*, зависящий от энергии Ферми электронов, е^=ев-оег, а сама энергия Ферми все время изменяется. Термоактивационный характер процесса, естественно, сохраняется, однако определение высоты барьера связано с некоторыми сложностями.

Для экспоненциального процесса высота термоактивационного барьера определяется из зависимости времени релаксации от обратной температуры (графиков Аррениуса). В нашем случае понятие времени релаксации не имеет смысла, и чтобы найти высоту барьера, мы использовали следующий подход. Были построены графики Аррениуса для скорости релаксации, dn/dt, взятой каждый раз при одном и том же значении какого-либо из параметров электронного газа.

Исходя из уравнения (I), естественным представляется брать ап/с!1 при одном и том же значешш ег=сопб1:. Тогда наклон графиков Аррениуса отвечает физической величине е* - высоте термоактивационного барьера релаксации при данной энергии Ферми.

Полученные таким образом графики Аррениуса оказались с хорошей точностью линейны. Они были построены для набора значений Ер во всем диапазоне, достижимом при данном давлении. В результате мы получили зависимость е* от ег.

С уменьшением ег величина е^ быстро увеличивается. Ее характерный диапазон составляет 200-300 мэВ. Скорость изменения <1е*/ег составляет -2.5-3. Это значение согласуется с кинетическим уравнением релаксации (I) и определенными ранее значениями коэффициента а.

Альтернативный способ построения графиков Аррениуса заключается в том, что они строятся для <Зп/с1Ь при Е^укт=сопз£. в таком случае наклон графиков дает высоту барьера е , отсчитанную от дна зоны проводимости, е , естественно, не должна зависеть от Ег/кт.

Поэтому постоянство определенной экспериментально ев при разных Ег/кт может служить критерием правильности всего нашего подхода.

Мы нашли, что при каждом из давлений полученная экспериментально величина ев с точностью до 3-4% является константой во всем рабочем диапазоне Е^кт. Для сравнения укажем, что изменение эффективной высоты барьера е* в рабочем диапазоне ер достигает 40-50%. Это означает отсутствие каких-либо неучтенных членов в показателе экспоненты в уравнении релаксации.

С ростом давления высота барьера ев понижается со скоростью (1ев/<зр - 20 мэВ/кбар. Это примерно вдвое превосходит скорость движения г-долины под давлением, что следовало ожидать в рамках представлений об отрицательно заряженных эх-центрах.

Таким образом, наши результаты доказывают термоактивационный характер процесса захвата электронов на ох-центры (релаксации ДФ). Неэкспоненциальность процесса связана с изменением во время релаксации эффективной высоты термоактивационного барьера, т.к. последняя отсчитывается от квазиуровня Ферми метастабильных электронов. В случае вырожденного электронного газа существенное влияние на релаксацию оказывает также уширение барьера. Связь высоты барьера с энергией Ферми и давлением позволяет нам отдать предпочтение модели отрицательно заряженных ох-центров.

Тот же подход мы попытались применить к релаксации долгожи-вущей фотопроводимости "активационного" типа, когда нижайшим из состояний зоны проводимости является донорный уровень х', связанный с х-долиной, и освещение при 4.2 К приводит к метастабильному заполнению именно этого уровня. Измерения проводились на том же монослое А1 29са 71Аэ:Те под давлением II кбар.

Эксперимент показал, что уравнение релаксации типа (I) в данном случае неприменимо. Нами были построены графики Аррениуса для йп/аг при Ег/кт=сопэ1;, т.е. в условиях, когда их наклон дол-

жен дать одну и ту же величину ев. Однако найденные значения ев оказались сильно зависящими от Е^кт: они изменялись в пределах от 100 до 250 мэВ.

Мы попытались найти, в каком случае наклон графиков Аррениу-са дает одну и ту же высоту барьера ев> Оказалось, что постоянство ев обеспечивается, если при построении графиков Аррениуса соблюдается условие пт1/2=сог^ (для невырожденных электронов условие Егукт=сопэ1 эквивалентно п/т3/2=со:^). Это означает, что в кинетическом уравнении релаксации в показателе экспоненты должна появиться какая-либо функция аргумента пт1/2 (вместо аЕ^кт в уравнении (I)). Полученное таким способом значение ев качественно согласуется с зависимостью высоты барьера от давления при меньших р. Для точного его определения необходима более подробная информация о виде кинетического уравнения, включая предэкспоненциаль-ный множитель.

Таким образом, в случае релаксации "активационной" долгожи-вущей фотопроводимости уравнение релаксации типа (I) становится неприменимым. Причины этого пока неясны.

В заключении диссертации формулируются основные результаты и выводы работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ РАБОТЫ

1. Экспериментально показано, что в условиях долгоживущей фотопроводимости метастабильные электроны заполняют состояния, относящиеся к различным долинам зоны проводимости, распределяясь между ними термодинамически равновесно, вх-центр отделен от этих состояний энергетическим барьером, что является критерием для выбора теоретической модели, описывающей ДФ - модели сильной решеточной релаксации.

2. Обнаружен качественно новый вид ДФ, связанный с метаста-бильным заполнением локализованных донорных состояний, расположенных по энергии ниже дна г-долины (в условиях всестороннего квазигидростатического сжатия) - "активационная" ДФ.

3. Детально исследована (неэкспоненциальная) релаксация ДФ. Экспериментально показано, что она носит термоактивационный характер. Причина ее неэкспоненциальности заключается в зависимости высоты эффективного энергетического барьера релаксации от энергии Ферми электронного газа. Данная зависимость отражает зарядовое состояние ох-центра и уширение барьера.

4. Найдено, что барьер релаксации, отсчитанный от дна зоны проводимости, сильно зависит от давления. Скорость его уменьшения примерно вдвое превышает сдвиг под давлением г-долины.

5. Результаты работы свидетельствуют об отрицательном зарядовом состоянии ох-центра.

Основные результаты работы отражены в следующих публикациях.

I. А.Н.Вороновский, И.Е.Ицкевич, Л.М.Каширская, В.Д.Кулаков-ский, Б.К.Медведев, В.Г.Мокеров. Долгоживущая фотопроводимость в селективно легированных структурах п-м^а^Аз/саАБ в условиях

гидростатического сжатия. Письма в ЖЭТФ, 1985, Т.42, В.10, С.405-408.

2. I.E.Itskevich, V.D.Kulakovskii. Electron distribution between free and localized metastable states under persistent photoconductivity in AlGaAs. Proc. 19th Intern. Conf. on Physics of Semiconductors, Warsaw, Ed. W. Zawadzki (Inst, of Physics Polish Acad. Sci.), 1988, P. 1035-1038.

3. И.Е.Ицкевич, В.Д.Кулаковский. Долгоживущая фотопроводимость в AlGaAs; распределение электронов по свободным и связанным метастабильным состояниям. ЖЭТФ, 1988, Т.94, В.6, С.219-226.

4. I.E.Itskevich, V.D.Kulakovskii. Direct study of kinetics of free-electron capture on DX centres. Semicond. Sci. Technol., 1991, V.6, NO.lOB, PP.B62-B65.

Список цитируемой литературы

1. Lang D.V., Logan R.A., Jaros M. Trapping characteristics and a donor-complex (DX) model for the persistent- photoconductivity trapping center in Te-doped Al](Gai ^As. Phys.Rev.B, 1979, V.19, N. 2, P.1015-1024.

2. Morgan T.N. Theory of the DX center in Al^Gaj ^As and GaAs crystals. Phys.Rev.B, 1986, V.34, N.4, P.2664-2669.

3. Chadi D.J., Chang K.J. Energetics of DX-center formation in GaAs and A1 Ga As. Phys.Rev.B, 1989, V.39, N.14, P.10063-

X 1-х 1 I I I I

10074.

4. Henning J.C.M., Ansems J.P.M. A new model of deep donor es in A1 Ga As. Sem.Sci.Tech., 1987, V.2, N.l, P.1-13.

X l-x

5. Mooney P.M., Caswell N.S., Wright S.L. The capture bar-of the DX-center in

V. 62, N.12, P.4786-4797.

rier of the DX-center in Si-doped Al>(Gai ^As. J.Appl .Phys., 1987,