Туннельная ионизация глубоких примесей субмиллиметровым излучением тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А. Ф. ИОФФЕ

У I V I -

1 з •.;/,:! г--'

На правах рукописи

ГАНИЧЕВ Сергей Дмитриевич

ТУННЕЛЬНАЯ ИОНИЗАЦИЯ ГЛУБОКИХ ПРИМЕСЕЙ СУБМИЛЛИМЕТРОВЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ

(специальность 01.04.07 -физика твердого тела)

АВТОРЕФЕРАТ диссер га.ции на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 1997

Работа выполнена в Физико-техническом институте им.А.Ф. Иоффе Российской Академии .наук.

Официальные оппоненты:

чл.-корр. РАН, В.И. Перель,

доктор физико-математических наук профессор JI.E. Воробьев,

доктор физико-математических наук A.A. Андронов.

Ведущая организация:

Институт радиотехники и электроники РАН,

Москва.

Защита диссертации состоится ^ ИЮНЯ 1997 г. часов на засе-

дании диссертационного совета Л 003.23.03 при Физико-техническом институте им.А.Ф. Иоффе РАН по адресу: 194021 С.-Петербург, Политехническая ул., д. 26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФТИ им. А.Ф. Иоффе.

Автореферат разослан /)П РВАЯ 1997 г.

/ / ^

Ученый секретарь диссертационного совета /

кандидат физико-математических наук \ ■ С '

- ' л \ \ IV

A.A. Петров

• ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы: Интерес к спектроскопии полупроводников и полупроводниковых структур в дальнем инфракрасном (ДИК) и субмиллиметровом (СБММ) диапазонах стимулирован в первую очередь тем фактом, что энергии квантов излучения (от 35 мэВ до 1 мэВ) в этом случае соответствуют характеристическим энергиям большого числа элементарных возбуждений в полупроводниках. К этим энергиям относятся: .энергия плазменных колебаний, энергии ионизации типичных мелких доноров и акцепторов,' энергии циклотронного и спинового взаимодействия, характерные энергии размерного квантования электронной подсистемы, энергии оптических фовонов и другие. СБ ММ и ЛИК спектроскопия с применением решеточных монохроматоров, интерферометров Фабри-Перо, Фурьег спектрометров, ламп обратной волны (ЛОВ) и дискретных линий излучения относительно малой интенсивности непрерывных лазеров с электрической и оптической накачкой стала эффективным инструментом в изучении свойств материалов и разнообразных эффектов в различных областях исследований.

Появление мощных импульсных ЛИК и ОБММ лазеров (сначала молекулярных с оптической накачкой TEA СО* лазером, а впоследствии, лазеров на свободных электронах и полупроводниковых лазеров на p-Ge, генерирующих наносекундаые импульсы большой интенсивности, вплоть до нескольких мегаватт) открыло совершенно новые возможности исследования полупроводников в дальнем инфракрасном диапазоне и привело к появлению метода дальней инфракрасной спектроскопии полупроводников при высоком уровне возбуждения, впервые примененному в ФТИ им. А.Ф. Иоффе [1А].

В рассматриваемом частотном диапазоне в результате воздействия излучения высокой интенсивности возникают многочисленные нелинейные явления в полупроводниках и полупроводниковых структурах, такие, как многофотонное поглощение, насыщение поглощения (просветление), нелинейный циклотронный рёзонапс, световая ударная ионизация, нелинейная фотоакустическая спектроскопия, генерация высоких гармоник, высокочастотный эффект Штарка. Характеристики этих эффектов существенно отличаются от характеристик аналогичных эффектов, наблюдаемых .ак в видимом и инфрйг красном диапазонах, так и в диапазоне от СВЧ излучения до пгсто-

янных электрических полей. Причина этого в -том, что ДИК-СБММ диапазон является областью, в которой происходит переход во взаимодействии электрон- фотонной системы от квантового к классическому пределу, то есть возникает уникальная возможность изучать одно и то же физическое явление ч таких условиях, когда пр1. изменении частоты или интенсивности излучения основную оль играют то дискретные свойства света, то его волновые характеристики.

Важным преимуществом субмиллиметровой и дальней инфракрасной спектроскопии высокого уровня возбуждения является также увеличение чувствительности методик благодаря использованию большой интенсивности излучения, которой соответствует большое число квантов. Так как энергия кванта существенно меньше ширины запрещенной зопы и, следовательно, прямая однофотонная генерация свободных носителей отсутствует, на первый план выходят относительно слабые эффекты перерасщ. ¿деления носителей по импульсу и энергии. Высокая интенсивность излучения позволяет детально изучать такие фотоэлектрич1 кие явления,как, например, линейный ч нелинейный разогрев электронного газа, фотоэлектрические явления при осцилляция* Блоха, эффект увлечения электронов фотонами, фотогальванический эффект, фоторезистивные эффекты, возникающие в полупроводниковых структурах при плазменном отражении, многофотонное резонансное туннелирование в структурах с квантовыми ямами, а также использовать их в разработке приемников излучения.

Цель работы: Настоящая работа посвящена новому нелинейному эффекту ионизации глубоких примесных центров ЛИК излуче-к зм с энергией квантов в несколько десятков раз меньше энергии связи примеси, обнаруженному в [2А]. Проведения исследований в дал. :ей инфракрасной области при высоких иктеноивностях излучения потребовало построения мощных источников излучения и их адаптации к исследованию полупроводников к полупроводниковых структур, а необходимость регистрации излучения - создания маг лоинерционных приемников с большим динамическим диапазоном. Решение этих задач представляет самостоятельный научный и технический интерес и рассматривается в данной работе отдельно.

Объекты и методы исследования. Глубокие примесные центры существенно влияет па электронные свойства полупроводниковых

материалов и поэтому являются предметом обширного изучения. Именно глубокие центры обычно определяют время жизни неравновесных носителей, действуя как центры безызлучательной рекоь. л1-нацки и термической ионизации. Одним из традиционных методов исследования глубоких примесей является изучение влияния электрического поля на процессы термической ионизации и захвата носителей. В частности, изучение ионизации и захвата в сильном электрическом поле оказывается фактически единственным методом, позволяющим найти параметры многофононых переходов, определяющих скорость безызлучательной рекомбинации. Одним из наиболее часто используемых методов является емкостная спектроскопия глубоких центров (ВЬТБ). Большинство параметров глубоких центров (энергия ионизации, сечение безызлучательного и излучатель-ного захвата) получены на основе различных модификаций БСТЗ. Непосредственное приложение сильных статических электрических полей обычно затрудненно возникновением неоднородности поля в образце и часто сопровождается эффектом лавинного пробоя. Использование электрического поля мощных коротких лазерных импульсов далекого инфракрасного излучения с частотами терагерцо-вого диапазона свободно от таких проблем к дозволяет однородно и бесконтактно прикладывать большие электрические поля. При этом, несмотря на высокие интенсивности излучения, разогрев электронного газа и. и кристалической решетки отсутствует либо пренебрежимо мал. Это обусловлено чрезвычайно слабым поглощением ДИК излучения ввиду малой концентрации свободных носителей (носители заряда выморожены на примесь), а также использованием коротких наносекундных импульсов излучения, не приводящих к существенному возмущению фононной системы.

Таким образом, наблюдение многофононаой туннельной ионизации, бесконтактное приложение однородных сильных электрических полей и использование коротких импульсов излучения с временами меньше времен жизни неравновесных носителей позволило разработать новый метод исследования глубоких примесных центров в полупроводниках, дающий возможность определять мпогофононные параметры глубоких примесей, структуру их адиабатических потенциалов и кинетику захвата неравновесных росител- 1.

Для изучения процесса ионизации применяется___традиционный

для оптических исследований метод фотопроводимости, позволяющий регистрировать малейшие ( < 0.01 % ) изменения концентрации носителей, что обеспечивает высокую чувствительность измерений. При отсутствии свободных носителей в полупроводнике ионизация глубоких примесей обусловлена процессами туннелирования под влиянием сильного электрического поля излучение При этом в большинстве случаев ДИК-СБММ излучение действует как сильное постоянное электрическое поле, и вероятность ионизации не зависит от частоты излучения. Увеличение частоты и понижение температуры приводят к появлению частотной зависимости вероятности ионизации, обусловленной переходом к случаю, когда величина энергии кванта излучения играет определяющую роль.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней обнаружен и исследован широкий класс новых неравновесных явлений, обусловленных взаимодействием мощного лазерного излучения дальнего ИК и субмиллиметрового диапазона, развито новое направление -ДИК-СБММ спектроскопия высокого уровня возбуждения, рассмотрены процессы ионизации различного типа глубоких примесей в полупроводниках и определены их параметры, изучены процессы линейного и нелинейного разогрева электронного газа под действием мощного ДИК-СБММ излучения, выполнен ряд теоретических расчетов, разработано три типа быстродействующих фотоприемников мощного ДИК-СБММ излучения.

Научная и практическая ценность работы обуславливается значением твердотельной электроники в современных технологиях. Разработанный метод т-'ннельной ионизации глубоких примесных цензов в электрическом поле субми.члиметрового излучения позволяет определить структуру адиабатических потенциалов глубоких прииесой и их многофонониые параметры. Исследование широкого класса явлений в полупроводниках и полупроводниковых системах в сочетании с теоретическими исследованиями позволяет оптимальным образом выбрать основные принципы и выработать необходимые рекомендации при разработке твердотельной электроники на основе полупроводниковых материалов, содержащих глубокие примеси. В результате работы создано три типа быстродействующих н е _ х л ажд а ем ы х полупроводниковых фотоприемников ДИК-СБММ излучения. Кром& прикладного значения исследования, выполнен-

ные в диссертации, представляют фундаментальный интерес. Полученные результаты могут быть использованы при разработке новых структур твердотельной электроники, а также при фундаментальных исследованиях в различных организациях Российской Академии "паук (ФТИ им А.Ф. Иоффе ^.-Петербург, ФИАН им. Лебеде-ва,Москва, ИФТТ, Черноголовка, Институте физики микроструктур, Нижний Новгород, ИПП, Новосибирск, Институте общей физики, Москва, ИРЭ, Москва), в ГОИ им. С.И. Вавилова,, Санкт - Петербургском Тегтическом '¡университете, Университете г. Харькова и др..

Аппробация работы. Результаты исследований, вошедших в диссертацию, докладывались на Всесоюзных и Всероссийских конференциях; по физике полупроводников (Баку 1982, Минск 1985, Кишинев 1988, Нижний Новгород 1993, С.-Петербург 1996), пр плазме и токовым неустойчивостям в полупроводниках (Вильнюс 1983, 1986), по нерезонансному взаимодействию излучения с веществом (Ленинград 1981. Паланга 1984, Ленинград 1988), по фотометрии и ее метрологическому обеспечению (Москва 1984, 1988), по оптике лазеров (Ленинград 1982), по когерентной и нелинейной оптике (Москва 1985), по фотоэлектрическим явлениям в полупроводниках (Ташкент 1989), на Всесоюзной школе по взаимодействию электромагнитных волн с веществом (Саратов 1988), на 3-м Советско-западногерманском семинаре по спектроскопии твердого тела (Ленинград 1989), на 3-м семинаре по электронным процессам в двумерных системах (Новосибирск 1989), на конференции Европейского физического общества (Регенсбург 1993), на Международных конференциях: по физике полупроводников (Варшава 1989, Ванкувер 1994, Берлин 1996), по глубоким примесям в полупроводниках (Сендай 1995, АвеДро 1997), по физике и технологии GaAs и других А3В5 (Татранска Ломница 1988),-по инфракрасным волнам и технике дальнего ИК диапазона (Пекин 1989), по инфракрасным и миллиметровым волнам (Цюрих 1991, Кол-честер 1993, Орландо 1995, Берлин 1996), по миллиметровым волнам и их применению (Сан-Диего 1995) по физическим концепциям материалов современных оптоэлектронных приборов (Аахен 1990, Триест 1993), по горячим носителям в полупроводниках (Оксфорд 1993), на заседаниях Общества по материаловедению США-MRS (Бостон 1994, 1996), европейского Общества по материаловедению-

MRS (Страссбург 1995). немецкого научного Общества. (Мюнстер 1951,1997, Регенсбург 1993, 1996, Берлин 1995), на симпозиумах: по физике низкоразмерных структур (Дубна 1995), по исследованию полупроводниковых приборов (Шарлотесвиль 1995) и на других совещаниях и конференциях. Результаты работы докладывались также на семинарах лабораторий и учреждений: ФТИ им Д. Ф. Иоффе, Института Общей Физики РАН, ИРЭ РАН, ФИАН РАН, ГОИ им. Вавилова, Санкт - Петербургского технического университета, Университетов городов Харькова, Регенсбурга, Мюнхена, Браун-швейга, Марбурга, Штутгарта. Института Макса. Планха г. Штутгарта, Лаборатории высоких магнитных полей г. Гренобля, Лаборатории РКА (RCA) Цюриха, Лаборатории ПНРС (CNRS) г. Лозанны, Центра лазеров на свободных электронах в г. Санта - Барбара, Корнельского университета, Института Пауля Друде в Берлине и других научных институтов.

Публикация результатов диссертации. Основное содержание диссертации отражено в 46 опубликованных работах, перечень которых приведен в конце автореферата, и в 50 тезисах докладов .представленных на Всесоюзных, Всероссийских и Международных конференциях. Материал, не включенный в диссертацию, опубликован в 30 статьях и 23 тезисах докладов. .

Структура и объем диссертации: Диссертация состоит из введения, шести глав, приложения и списка литературы. Она содержит 240 страниц машинот ного текста, 95 рисунков, 3 таблицы и 148 ссылок на литературные источники.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы, сформулирована цель работы, выявлены научная ысвизнг и практически ценность полученных результатов, изложены основные выносимые Еа защиту результаты.

В главе 2 приводится конструкция лазерной системы, разработанной для проведения исследований, ее характеристики, описываются работы по разработке приемников излучения, а также методы и объекты исследование.

Ионизация глубоких примесей мощным субмиллиметровым излучением была обнаружена и изучалась в большом числе полупро-

водников, содержащих глубокие примеси. Исследовался фотоотклик образцов на импульсное излучение субмнллиметрокого лазера, возникающее в результате изменения конценгрлцяи свободных носителей за спет ионизации принеси. Для проведен:* я. ис ¿едова-вий в дальней инфракрасной области при высоких интенсиваостях излучения было необходимо построение мощных источников излучения', их адаптация к исследованию ъолулроаодникоь и пояулроаод-нтовых структур, развитие методик эксперимента. Необходимость опредзления времепкой динамики излучения я абсолютной величины интенсивности мощных коротких импульсов излучения почребо-вала создания малоинерционных приемников с большим динамическим диапазоном.

В параграфе 2.1 рассматривается конструкция и характеристики источника мощного излучения, перестраиваемого в широком спектральном диапазоне от ИК до субмиллимзтрового, наличием которого з первую очередь обусловлена возможность проведения исследований по изучению нелинейных эффектов. Подобные источники до'недавнего времени отсутствовали. В 1970 году Чангом и Вридже-сом [1} была впервые продемонстрирована возможность создания перестраиваемого непрерывного молекулярного лазера с оптической накачкой от С02 лазера, генерирующего излучение субмиллиметрового диапазона. В 1974 году Де Темпл на основе этой работы получил генерацию в импульсном режиме [2]. Для исследования полупроводников мошные импульсные ДИК-СБММ лазеры были впервые применены в 1980 году в ФТИ им. А.Ф. Иоффе [1 А].

: Для проведения исследований по изучению неравновесных и нелинейных явлений в полупроводниках были построены мощные перестраиваемые молекулярные ДИК-СБММ NK3, D20 и CH3F лазеры с оптической накачкой TEA С02 лазером, позволяющие получать дискретные линии в диапазоне от 30 мк.., до 500 мкм с плотностями мощности,достигающими 5 МВт/см2. Энергии фотона, соответствующие этим длинам волн, лежат в диапазоне от 35 мэВ до 2 ыэВ и во всех случаях существенно меньше, чем энергии связи исследованных глубоких примесей. Длительность импульса излучения была различна для разных линий и составляла от 10 не до 1С0 не. В '¡2.1 рассматривается конструкция этой лазерной системы, приводятся ее параметры, сообщается об обнаружении 5 новых линий генера-

цик. Более детальные параметры системы можно найти, например, в [1А, 4А].

Развитие импульсных газовых лазеров с оптической накачкой, генерирующих. мощные V. короткие имиульсь/ в широком снектраль-1ЮЧ5 диапазоне от ЙК дс СЗММ, потребовало создания соответствующих приемников излучения, обладающих большим динамическим диапазоном, малой инерционностью, высокой степенью надежности и неприхотливостью в аксплуатации.

В параграфе 2.2 приводятся результаты работ по исследованию эффектов увлечения носителей тока фотонами, внутризояной фото? проводимости и аффекта стимуляции туннельного тока за счет давления излучения, возникающего при плазменном отражении, рассматриваются конструкции и характеристики фотоприемккков, разработанных на их основе.

В параграфе 2.2.1 приводятся результаты исследований эффекта увлечения в субмяллимегровой области спектра., сообщается об обнаружении ряда новых явлений. В частности, впервые наблюдался ток увлечения легких дырок в германии [1А, 4А], приводящий к сложной зкаксперемзяной спектральной зависимости эффекта в ДИК диапазоне, и нелинейный многсквантовый внутризонный эффект увлечения, проявляющийся в изменении направления тока увлечения на противоположное при высоких иктенсивяостях из луг чешш [ЗА, 22А, 24А, ЗЗА].

Все эти явления имеют место в полупроводниках р-типа со сложней структурой валентной зоны, обычно используемых в приемниках ИК диапазона [3]. Таким образом, применение таких полупроводников для детектирования излучения ДИК-СБ ММ является невыгодным ввиду нелинейности эффекта, его низкой чувствительности и даже его отсутствия в широкой спектральной области. В то же время в ДИКСБММ спектральных диапазонах большие величины фотоот-клшеа можно по пучить в колуцроводеиках п- типа, где наблюдалось равномерное спектральное изменение величины Э ДС увлечения [1 А, 4А]. Проведенные исследования показали, что для создания фотоприемников, работающих в широком спектральном диапазоне (от среднего КК до субмиллиметрового диапазона), наиболее целесообразным является иегюльзовани-з продольного эффекта увлечения при иолрямы-х внутризонных переходах, в электронном германия.

С целью определения оптимальных парамегроа были проведены эксперименты по изучению зависимостей эффекта увлечения п пСе от концентрации примесей, интенсивности излучения, температуры и геометрии образца, определены сечепчя поглощения п-Се при Т = 300 К на ряде длин волн, результаты которых приведены ¡1 А, 4А, 9А, 22А, 24А, ЗЗА].

На основе полученных результатов был разработан неохлалдае-мык малоинерционный фотоприемиик [6А]. Разработанный фстопрк-емник не требует охлаждения, имеет разномерную спектральную характеристику и чувствительность, достаточную для регистрации ЛИК-СБММ излучения импульсных лазеров с мощностями от сотен ватт до десятков мегаватт. Показано, что приемник обладает малой инерционностью (10~10 с) и линеек вплоть до интенсианостей ~ 5 МВт/смг. Дополнительные сведения по приемникам увлечения для ДИК и СБММ диапазона могут быть найдены в [СА].

Приемники на эффекте увлечения позволяют надежно регистрировать импульсы лазерного излучения в широком диапазоне интен-сивностей. В то же время, в ряде случаев, например, при изучении пропускания через сильнопоглощающую среду или детектировании слабых линий излучения, их чувствительность оказывается недостаточной.

■ В параграфе 2.2.1 рассмотрены результаты исследований вну-тризонной фотопроводимости в ДИК-СБММ диапазонах, конструкция и характеристики фотоприемника, разработанного на основе этих исследований. Показано, что такие фотоприемники сохраняют все достоинства, присущие приемникам на эффекте увлечения, но обладают на два порядка более высокой чувствительностью.

Использование внутризонной /1-фотопроводимости для регистрации излучения с длиной волны порядка 10 мкм было предложено в [4]. В ДИК-СБММ диапазонах энергии кванта меньше величины энергии оптического фонона и поэтому испускание оптических фононов фотовозбужденными носителями невозможно. Вследствие увеличения эффективности разогрева носителей заряда, а также в результате увеличения сечения поглощения света па свободных носителях в п-Се с ростом длины волны, воздействие на полупроводник длинноволновым излучением приводит к существенно более иысоким разогревам носителей [21 А, 11 А, 12А], чем это имело моего п ЙК дна-

пазане [4].

Таким образом, ислельзйъаниз разогреваой ^-фотопроводимости для детектирования ДИК~СР«ММ излз'чения существенно более эффективно, чем е области 10 мкм. С целью выбора материала и геометрик приемника, а также определения их характеристик, были проведены исследования по изучению эффекта разогрева в Се п-, я р-типа при Т — 300 К в широком диапазоне концентраций носителе!} заряда, длив волн и иятенсквносгйй света.

Ка основе полеченных результатов был разработай неохлаждае-мыВ малоияерционный фотоприемник. 'Чувствительность детектора на разогрезной фотопроводимости на два порядка превышает анаг логичную величину для детекторов на эффекте увлечения или быстродействующи* пироэлектрических приемников [5], что является важным преимуществом при детектировании относительно слабых линий излучения. Разработанный фотоприемник не требует охлаждения и имеет рачпомерную спектральную характеристику и чув-сгвигелыгость.достаточпуш для регистрации ДИК-СБММ излучения пмауяьеных лазеров с мощностями от сотен ватт до мегаватт. Показано, что приемник обладает малой инерционностью (10~1Р с) и линеен вплоть до интенсианосгей ~ 3.5 МВт/см2.

Описанный выше малоинергщонпый неохлаждаемый приемник на эффекте разогревной /(-фотопроводимости для спектрального диапазона Г,0-500 мкм, обладающий высокой чувствительностью и быстро; действием, является хорошим дополнением к уже известным приемникам аначогичного назначения. Дополнительные сведения по этим приемникам могут быть найдены в [7А].

При изучении нелинейных эффектов, возникающих под действием мощного ДИК-ОВММ излучения, принципиально важно определение абсолютной величины интенсивности света, являющейся одним из основных параметров. Наряду с измерением абсолютной величины мощности излучения, которому посвящены § 2.2.1 и 2.2.2, необходимо также знание структуры лазерного пучка, размеры которого, ка« правило, порядка нескольких миллиметров. Это требует наличия матричных или одиночных малозлпертурных быстродействующих фотоприемнкьов субмиллиметроаого излучения. Применение для изучения пространственного распределен:!« интенсивности импульсного излучат:] вузта пазерлых пучках быстродсйстЕу-

югцих фотоириемников на увлечении электронов фотонами (§ 2.2.1.) и внутривенной фотопроводимости (§ 2.2.2.) затруднительно ввиду их достаточно большого размера. Разработанные недавно фирмой Эршсоп пироэлектрические матрицы приемников дороги и, вслед-ствии этого, труднодоступны.

В параграфе 2.2.3 рассматривается новый физический аффект сти-мучирования процесса туннелирования с переходах металл / пэлу-прозодник с барьером Шоттки при плазменном отражении излучения от свободных носителей в полупроводнике, обнаруженный недавно [10А], описывается конструкция и характеристики разрабоюн--ного на его основе точечного быстродействующего фотоприемника субмиллиметрового лазерного излучения.

Обнаруженный эффект обусловлен деформацией самосогласованного барьера Шоттки под действием пондемоторных сип, возникающих при передаче импульса излучения плазме свободных носителей в процессе плазменного отражения. В результате давления света увеличивается туннельная прозрачность барьера и, соответственно, проводимость туннельного перехода. В работе подробно рассмотрен механизм и характеристики этого эффекта, впервые обнаруженного в переходах п-СаАз/Аи при воздействии излучения из области плазменного отражения СаАя. При этом длина волны излучения А больше длины волны, соответствующей плазменному минимуму в спектре отражения п-СаАв [10А].

Малое время отклика и размеры чувствительного элемента позволили использовать эффект деформации барьера Шоттки давлением излучения для детектирования субмиллиметрового лазерного излучения с высоким временным и пространственным разрешением. Приемной площадкой изготовленного детектора является золотой электрод диаметром 1 или 0.25 мм, его чувствительность сос.тазляет 3-10~4 В- см/кВт, что сопоставимо с чувствительностью приемников на основе эффекта увлечения носителей фотонами. Измерения на длинах волн от 30 мкм до 500 мкм показали отсутствие заметного изменения чувствительности фотоприемника при изменении длины волны. Исследование зависимости сигнала от интенсивное™ спета I в диапазоне 10 кВт/см2 -1 МВт/си2 показали его линейность пттлеть до интенсивности 0.5 МВт/см2. При дальнейшем повышении I сигнал сверчлинсшю растет, что обусловлено усилением действия тплучо-

ния за счет эффектов ближнего ноле при дифракции излучения на неоднородностях пленки и краях электрода [35А, 38 А].

Малые размеры приемной площадки, линейность в широком диапазоне интексивносгей и отсутствие спектральной зависимости чувствительности позволили исцоль-->вать фотоприемник для определения пространственного распределения лучка путем дву . координатного сканирования приемного элемента по сечению пучка [38А].

В параграфе 2.3 описаны исследованные образцы, приведены их

характеристики, рассмотрены методы измерений.

Исследование процессов туннельной ионизации было выполнено на двух различных тисах глубоких примесных центров: 1) со слабой электрон - фононной связью и 2) с сильной электрон - фононной связью, когда имеет место автолокализация.

К первой группе изученных примесей относятся различные примеси замещения в германии (Аа, Н^, Си, 2в), кремнии (Аи), фосфиде галия (Те). Все примеси в исследованных образцах соответствовали однозарядным притягивающим центра, для дырок в случае германия и кремния и для электронов н случае теллура в фосфиде, галия и золота в кремнии. Заметим, что теллур в фосфиде галия является по сути сильно заглубленным мелким кулоновским центром. Энергии термической ионизации изученных примесей ст составляли от 30 мэВ до 300 мэВ.

Ко второй группе относятся автолокализозанные Г X" центры на примере теллура в А1х а^БЬ и А1хСаг_хАб. В исследованных образцах А1кОа:._,8Ь с составами х = 0.28 и 0.5 и А^Са^Ав с х — 0.35 легирование теллуром приводило к электронной проводимости, и на-

б юдалиеь все основные особенности,характерные для БХ центров, в частности,аффект замороженной фотопроводимости.

Е', образцах германия, легированного мелкими гоимесными центрами (энергия связи порядка 10 мэВ) - сурьмой или галием, и ан-тимонида индия изучались процессы разогрева электронного газа. Эти эксперименты, результаты которых приведены в приложении, проводились с целью выяснения роли разогрева, как возможного механизма фотоответа, альтернативного туннельной ионизации.

Импульсный сигнал, пропорциональный изменению сопротивление образца под действием лазерного излучения, измерялся в стандартной схеме из»..арения фотопроводимости. Из эксперименталь-

но определенного относительного изменения проводимости Aa/ad = (а - т)/<Гс (<т, и <7j соответствуют проводимости образца при освещении и в темноте) определялась величина относительного измене ия концентрации свободных носителей, пропорциональная изменению вероятности ионизации примесей.

Измерения были выполнены в температурном диапазоне от 30 К до 150 К, где в тепловом равновесии фактически все носители выморожены на примесь (исключал случай мелких примесей, рассмотренный б прил' кекки). Образцы помещались в температурно регулируемый оптический криостат. 1ля исключения проникновения в криостат света среднего ИК диапазона использовались фильтры из кристаллического кварца, а для света видимого диапазона фильтр из черного полиэтилена толщиной 1 мм.

В третьей главе обсуждаются эксперименты по наблюдению ионизации и рассматриваются возможные ее альтернативные механизмы.

Полупрозодаики, легированные глубокими и мелкими примесными центрами, давно и успешно используются в качестве низкотемпературных приемников излучения ИК и ДИК диапазонов. Длинноволновая граница их применимости ограничена энергией связи примеси. В случае глубоких примесных центров, таких,как, например, Ge:Au я Ge:Hg, s дальней инфракрасной и тем более в субмиллиметровой областях сигнал отсутстзует. Однако такая картина наблюдается лишь при относительно небольших интенсивностях света.

При возбуждении полупроводникового материала, легированного глубокими примесями, интенсивным излучением импульсного ДИК-СБММ лазера был обнаружен сигнал фотопроводимости, вызванный ионизацией глубоких примесных центров. Иони лция наблюдалась, несмотря на тот факт, что энергия фотона возбуждающего излучения была в десятки раз меньше энергии их термоионизации примеси ет [2А]. Сигнал, сверхлинейно возрастающий при увеличении интенсивности падающего излучения, был обнаружен во всех изученных образцах Ge, Si. GaP, ALlGal xAs и ALGa.^Sb в широком" диапазоне температур и во всем используемом диапазоне длин волн (39А, 46А]. Знак сигнала фотопроводимости соответствует уменьшению сопротивления образца, а его характерное apt :я спада различно для различных типов примесей и различных температур. Дни

глубоких примесей замещения длительность импульса фотоответа несколько больше, чем лазерный импульс и изменяется в зависимости от температуры в диапазоне от 100 не до 10 мке, что соответствует временам жизни фотовозбужденных носителей. В случае автоло-кализоваияых Г)Х~ центров в А1*Са1_х5Ь наблюдается сигнал,который сохраняется в течение нескольких сотен секунд, что характерно для времен спада замороженной фотопроводимости, наблюдаемой в исследуемых образцах с ИХ- центрами. Наблюдение субмиллиметровой положительной замороженной фотопроводимости показывает, что этот сигнал вызван отрывом электронов от ВХ центра.

Изменение проводимости образца дод действием СБММ излучения ьожет быть обусловлено либо процессами, связанными с поглощением излучения свободными носителями (разогрев электронного газа, ¿/.-фотопроводимость), либо с появлением дополнительных свободных носителей за счет процессов ионизации.

Прежде всего остановимся на возможном влиянии разогрева решетки или электронного газа, как наиболее естественного механизма фотопроводимости при поглощении мощного излучения. Разогрев носителей был детально изучен в субмиллиметровой области спектра на образцах с мелкими примесями и ери не слишком низких температурах, когда примеси ионизованы и условия для разогрева наиболее благоприятны. Из результата этих исследований, приведенных в приложении, следует, что разогрев электронного газа может быть на основании знака и кинетики регистрируемых сигналов исключен как причина наблюдаемой ионизации примесей в случае возбуждения образцов с глубокими примесями. Это обусловлено подавлением процессов разогрева в образцах, легированных, преимущественно, глубокими центрами и находящихся при достаточно низких температурах, за счет вымораживания носителей на примесь, и следовательно, практически отсутствием поглощения излучения. Таким образом, фотоответ действительно вызван фотоионизацией: глубоких примесей светом с энергией кванта /Ш^шого меньше энергии термической ионизации примесей г^.

Фотоиоппзанпя глубоких примесей светом с /<П <гги сильная нелинейная зависимость от интенсивности этого процесса могут быть связаны с несколькими механизмами создания неравновесных носи-течей такими,как многофотонная ионизация [6], туннельная пони-

зация, сопровождаемая поглощением фотона [7]. световая ударная ионизация [5А, 8А, 26А] и многофононное или прямое туннелирова-[21 А, 46А] в электрическом поле излучения. Все эти процес сы имеют различные зависимости от частоты излучения. Рост частоты излучения увеличивает темя генерации неравновесных электронов в результате многофононного поглощения и туннельной ионизации, сопровождаемой поглощением фотона, и уменьшает вероятность световой ударной ионизации [8А]. Напротив, туннельная ионизация в поле оптической волны не зависит от частоты.

Измерения показали, что величина фотопроводимости, как функция интенсивности излучения, эо всем диапазоне имеющихся интен-сивностей не зависит от длины волны излучения в диапазоне длин волн выше 90 мкм и при Т порядка 70 К. Сигнал также независим от поляризации излучения. Наблюдаемая независимость сигнала от частоты излучения позволила сделать вывод, что генерация свободных носителей в этом случае вызвана процессами туннелирования [2А, 39А], а ДИК-СБММ излучение действует кал постоянное поле." В этом случае вероятность ионизации определяется напряженностью электрического поля излучения, а не величиной и числом квантов света. Именно такая ситуация имеда место в большинстве выполненных экспериментов, результаты которых подробно обсуждаются и сопоставляются с теорией для постоянного поля в главе 5, Возрастание частоты или понижение температуры приводит к появлению частотной зависимости вероятности ионизации, соответствующей увеличению вероятности туннелирования. Соответствующие экспериментальные результаты и механизмы, приводящие к появлению зависимости от частоты, обсуждаются в главах 4 и 5.

В главе 4 с целью последующего анализа экспериме! альных данных рассмотрена теория процессов ионизации глубоких примесей в отсутствии и при наличии постоянного электрического поля, а также особенности, возникающие при переходе к высокочастотным полям ДИК-СБММ излучения.

В параграфах 4.1, 4.2 рассматривается туннельная многофонон-ная ионизация глубоких примесных уровней в отсутствие электрического поля. Энергия связи глубоких центров много больше величины средней энергии фононов, и поэтов тепле ая эмиссия возможна только благодаря многофононным процессам. Так как злек-

тронные переходы происходят намного быстрее, чем переходы в фо-чонкой системе, для описания электрон-фононного взаимодействия используется адиабатическое приближение [8,9]. Положение локального уровня определяется потенциалом, наводимым примесью, и существенно зависит от расстояни' примеси до соседних атомов. Таким образом, колебания примеси и решетки модулирую т положение локального электронного уровня. В случае сильных тепловых колебаний уровень может в конечном счете выйти в непрерывный спектр, что приводит к ионизации примеси [10].. Для количественного рассмотрения обычно используют одномодовую модель, описывающую колебания примеси изменением одной конфигурационной координаты х. В рамках адиабатического приближения электронные переходы рассматриваются как происходящие при фиксированном значении конфигурационной координаты х, а колебания самой примеси определяются потенциалом, создаваемым окружающими атомами с учетом усредненного поляризационного поля, наводимого локализованным электроном. На рис. 1 показаны две основные принципиаль-

но возможные конфигурационные диаграммы: а) для случая слабой электрон- фононной связи (рис. 1а) и б) сильной электрон-фононной свяли, когда имеет место авголокализация, как, например, в случае

ВХ к ЕЬ2 центров в III-V полупроводниках (рис. 16). Потенциальная кривая и^х) соответствует конфигурации, в которой электрон связан на примеси, а - ионизированной примеси и свободного электрона с нулевой кинетической энергией. Положения равновесия основного состояния (электрон связан на примеси) и ионизированного состояния сдвинуты относительно друг друга благодаря электрон-фонояному взаимодействию. Соответственно, эяер 1я оптической ионизации в соответствии с принципом Франка- Кондопа равна £ор! = где х0 - равновесное значение конфигурацион-

ной координаты основного состой ля. Как видно из рис. 1, энергия оптической ионизации больше,чем энергия термической ионизации £-с. Релаксационная энергия Де - с^. — характеризует силу электрон - фононного взаимодействия, так как чем сильнее связь, тем больше величина. Де. Лля характеристики электрсп-фрнонкой связи удобно ввести безразмерный параметр в = Де/ет-

Конфигурация рис. 1а соответствует слабой электрои-фонопной связи (/? < 1), и различие между и £Т, как правило, мало. Кон-фигураг^нная диаграмма, показанная на рис. 16, соответствует случаю /3 > 1, когда имеет место большое различие между оптической и термической энергиями ионизации. Она попользуется для описания, например,БХ центров, где такое различие наблюдалось в эксперименте. Для таких автолокализованных состояний имеется большой цотенц.'альный барьер, препятствующий свободным электронам возвратиться в локализованное состояние, что вызывает эффект замороженной фотопроводимости. Детали адиабатических конфигурационных потенциалов играют большую роль в процессах безыз-лучательного захвата свободных носителей [9].

В классическом приближении вероятность термоэм1.осии носителей с глубокого центра в отсутствие электрического поля определяется выражением е ос ехр--[(ег + ¿ОАбЗЧ, где ег =.- 0\(хс), а тс - координата пересечения потециалов СД (х) и при которой энергия связи электрона равна нулю еь{хс) - 0 (см. рис. 1). Обычно, однако, наблюдаемая энергия активации много меньше ст так как эмиссия электрона происходит на уровне колебательной энергии £ < с2 благодаря туняелированию дефекта из конфигурации, соответствующей основному состоянию, в конфигураци ->, соот1 лствующую ионизированной примеси (см. рис. 1). С повышением колебательно?'

анергии £ туннельный барьер, разделяющий потенциалы их и £/г при х < уменьшается и, следовательно, вероятность туннелирования растет. С другой стороны,заселенностъ уровня с энергией £ уменьшается с ростом £ пропорционально ехр{-£/квТ). Таким образом, для каждой температуры существует оптимальная энергия £ = £0, ¡зри которой вероятность туннелирования максимальна [11,9].

Процесс туннелирования дефекта в этом случае'рассматривается в полуклассическом приближении. В этом подходе частица имеет хорошо определенную траекторию даже под потенциальным барьером, когда кинетическая энергия отрицательна. Вероятность термоэмиссии Р(£) дефекта с колебательной энергией £ при температуре Т определяется соотношением:

Я(г)осехр(-ЩД) + 2|5(5)|), (1)

где 3{£) - дейетвие;умноженяое на [12]. Первый член в (1) отражает термозаселеннссть уровня £, а второй член определяет тунне-лирование дефекта из основного в ионизированное состояние. Благодаря экспоненциальной зависимости Р{£) от энергии £, туннели-рование имеет место в узком диапазон, энергий £, близких к энергии оптимального туннелирования £в, которую мы будем отсчитывать от минимума потенциала 1/2 (см. рис. 1). Значение оптимальной энергии туннелирования определяется той колебательной -энергией, при которой Ф(£) имеет миклмум ¿ф/^^^ =0.

Производная й|Э\/<1£, умноженная на Н, определяет время туннелирования через барьер г [13]. Таким образом, в случае многофонон-нпй туннельной ионизации получаем, что время туннелирования на оптимальной траектории определяется температурой и равно Тг/кБТ.

Следуя [12,11],5(£) моийт быть разбито на две части; ¿>(£) = -^(^Н где

= (¡х-^/иМ-е, ¿=1,2, (2)

а,

а М - масса примеси. 3{Е){ соответствуют двум траекториям туннелирования: 1- под потенциалом от точки поворота И) до точки тс, где адиабатические потенциалы пересекаются, и 2- под потенциалом иг иг 02 до хс. Реальное направление пути туннелирования вдоль координаты х отражено знаком перед Я, в выражении (1). На рис. 1

траектории туннелировавля для обеих конфигураций адиабатических потенциалов обозначены стрелками. Существенное различие между туннелироваиием в двух схемах конфигурационных потенциалов, изображенных на рис. 1а к рис. 16, состоит в том, что £>i(£) и 55(£) имеют одинаковые знаки в случае слабой электрон-фононной связи при /} < 1 ( рис. 1а ) и противоположные для случая автолокализации ß > 1 ( рис. 16 ). Таким образом, принимая во внимание, го ¡Sjj > мы имеем |s| - |S'2| - ¡Si| для конфигурации, показанной на рис. 1а, и' |S| = | + ¡S2j для случая автолокализации.

Величина времени туннелиров^лия т при этом равна:

где знак минус соответствует конфигурации рис. 1а, а плюс - конфигурации рис. 16. Так как £0 обычно много меньше, чем £гт, то время т\ практически не зависит от температуры и может быть вычислено при £0 = 0.

.В случае слабого электрон - фояонного взаимодействия (етг >> £Т) в рамках одели Хуанга и Рис следу ет простое соотношение для оптимальной энергии туннелирования дефекта £- = sT/[exp(hu>/k$T) - 1], из которого видно, что для i гзких температур, кБТ < hui, действительно

£о«ет.

В параграфе 4.3 рассматривается эмиссия носителей з статических электрических полях. Аналитические выражения для вероятности ионизации как функции напряженности постоянного электрического поля были получены в [11].

В однородном электрическом поле потенциал постоянного наклона по направлению вектора поля добавлен к потенциальной яме,связывающей электрон на примеси. Электрон может теперь туннели-ровать через образовавшийся треугольный потенциальный барьер при отрицательном значении кинетической энергии -г, которому соответствует адиабатический потенциал, смещенный вниз по энергии, '. U иг-с (пунктирная линия ка рис. 1). Траектория для туннелирования дефекта в конфигурационном пространстве при этом сокращается и уменьшается высота барьера. В случае слабых электрических полей, когда е много меньше,чем £0, оптимальная энергия туннелирования дефекта £0 остается неизменной, и Ее}- .»ятность многофононной туннельной ионизации как функции электрического поля определи-

ется выражением:

е(£) = е,;ехр(^) = еоехр(^^-)> (4)'

где е0 - вероятность многофононкой ионизации в тепловом равновесии. Величина эмиссии в электрическом поле увеличивается на множитель ехр(£2/Е?), где = (Зт*й)/(г|е2)-характеристическое поле, определяемое временем туннелирования г2 и, следовательно, зависящее от температуры. Как видно из (4) и (3),вероятность ионизации растет экспоненциально с квадратом напряженности электрического поля и понижением температуры. Увеличение отношения е(Е)/ео вероятностей эмиссии в электрическом поле Е при уменьшении температуры вызвано тем фактом, что при низких температурах оптимальная энергия для термостимулированного туннелирования ¿"о стремится к нулю и время туннелирования г2 возрастает до бесконечности. Следовательно, малое снижение адиабатического потенциала и2 ионизированной примеси ведет к большому увеличению вероятно- "и эмиссии.

Вероятность эмиссии как функция эчектрического поля в (4) была получена в [11] с учетом того, что электронное туннелирование дает малые поправки к многофононной эмиссии, т.е. энергия электронного туннелирования ет много меньше энергии туннелирования дефекта £0 и энергии термоионизации ст. Это условие определяет верхний предел электрического поля, когда применимо рассмотрение, изложенное в § 4.3.:

£а/2иГ1=» (6) с2ит2

В параграфе 4.4 рассматривается прямое, без участия фононов, туннелирэванке носителей с основного состояния в континум, определяющее вероятность ионизации в пределе Е » Е0/2ытг. Прямое электронное туннелирование имеет место на колебательном уровне в точке пересечения потенциалов £/г и {/,, когда электронный переход не сопровождается изменением конфигурационной координаты. В пределе низких температур, когда термическое возбуждение маловероятно, прямому туннелированию соответствует пересечение и, с минимумом потен: 1ала (/¡, что имеет место при е = еСТ1. Вероятность иокизации при этом определяется гуннелированием электрона через

треугольный потенциальный барьер высотой е^ [11] и равна:

г.Е , 4 е^^/Ът?

С повышением температуры следует принимать во внимание возможность термического возбуждения примеси. В случае, когда ис пересекает параболу и1 близко к ее минимуму, многофононные переходы приводят к дополнительному множителю в выражении под экспонентой ъ (6), зависящему от температуры, но незначительному б области сильных электрических аолей [11]. Формула (8) показывает, что вероятность эмиссии для прямого туннелирования зависит от напряженности электрического поля в случае прямого туннелирования более слабо, чем б случае многофононного туннелирования (4).

В заключение параграфа 4.3 приводится общая ф9рмуяа, полученная в [11], которая определяет характер экспоненциальной зависимости в широком интерзале электрических полей и температур и переходит в предельные случаи, соответствующие выражениям (4)

и '(6);

В параграфе 4.5 рассмотрено влияние кулоковского заряда на процессы ионизации в электрическом поле. Большинство глубоких центров имеет кулоновский заряд, который необходимо принимать во внимание при рассмотрении процессов ионизации. Хорошо известен эффект Пул-Френкеля, состоящий в понижении термической энергии ионизации кулоповских притягивающих центров в присутствии внешнего электрического поля, понижающего барьер, создаваемый кулоновским. потенциалом. Эффект Пул-Френкеля является доминирующим механизмом увеличения вероятности ионизации притягивающих кулоновских центров электрическим полем при не слишком больших значениях напряженности поля, когда выброс, определяется надбарьерной эмиссией и туянелирование носителей не играет роли [8]. Этот эффект наблюдался в вольт-амперных характеристиках при подаче постоянного поля в большом количестве изоляторов и полупроводников.

В электрическом поле Е барьер ионизации уменьшается на величину ¿рр = {Ъ - заряд центра, а к - диэлектрическая постоянная), и вероятность тепловой эмиссии под действие электрического поля увеличивается как е(Е) ос ехр(г/>гДБ:Г).

В полупроводниках этот эффект наблюдался для притягивающих кулоновских центров при высоких температурах и папряженностях электрического поля Е, меньших, чем поле, определяемое из уравнения ерАЕ) = Z2Ry*, где Ry' = е4т*/2/с2Л2- эффективная энергия электрона в кулоновском потенциале аряженной примеси (энергы* Рид-берга). В более сильных электрических полях определ "ощими становятся эффекты туннелирования, при этом роль заряда сводится к увеличению прозрачности барьера за счет понижения его высоты. В этом пределе в [14] получено выражение для поправки к вероятности туннельной ионизации, приводящее к дополнительному множителю в выражении для вероятности эмиссии е(Е), даваемой уравнением (4). Эта поправка стремится к 1 при росте электрического поля и становится незначительной в сильных полях.

Таким образом, принимая во внимание эффект Пул-Френкеля и многофояонную туннельную ионизацию, полу чаем, что с ростом напряженности поля логарифм вероятности ионизации растет сначала как \/Ё, а затем, при больших полях, как Е3.

В парг.-рафе 4.6 рассматриваются особенности процесса ионизации, возникающие под действием высокочастотного поля ДИК-СБММ излучения.

Приложение квангово-механического или классического рассмотрения электромагнитного поля зависит от соотношения между периодом поля излучения ft-1 и характерными временами процессов в рассматриваемой систре. Так, например, JI.B. Келдыш [б] показал, что многофотонная ионизация под действием высокочастотного излучении и туннельная ионизация в постоянном электрическом поле -дна предельных случая одного и того же нелинейного процесса. При этом было показано, что пои заданной интенсивности падающего из-луч' лия вероятность ионизации растет с ростом частоты, и характерным параметром, определяющим этот рост, является ftrt, где г, -время туннелирования электрона под барьером, определяемым энергией связи основного состояния в электрическом поле волны. Эти результаты непосредственно применимы для рассмотрения процессов прямой электронной туннельной ионизации. При этом высота барьера для электронного туннелирования определяется электронной энергией связи при равновесном положении примеси, т.е. f^,.

В случае многофонояной туннельной ионизации электрическое

поле на движение самого дефекта не влияет, но, в то же время, процессы туннелирования электрона должны несомненно изменяться в переменном электрическом поле. В [45А, 46А] для результирующей вероятности многофононной туннзльной ионизации дефекта под действием излучения полечено выражеяие,аналогичное выражению (4), в котором время туннелирования ъ заменяется на эффективное время туннелированиг. т2". Показано, что возрастание частоты приводит к росту вероятности туннел ьной ионизации, что обусловлено ростом по абсолютной величине электронной энергии перехода.

Зависимость- вероятности многофоианной эмиссии от амплитуды электрического поля как в случае постоянных полей (4), так и в случае высокочастотного поля была получена при условии, что электронное туннелирование дает малые поправки к многофононной эмиссии, т.е. энергия электронного туннелирования ет много меньше энергии туннелирования "дефекта £0 и энергии термоионизации сТ. Это условие определяет верхний предел электрического поля, когда применимо рассмотрение, изложенное в § 4.3 и в данном параграфе. Проведен расчет зависимости амплитуды электрического поля, соответствующего условию £0/ет = 1, от температуры и частоты излучения.

В главе 5 рассмотрены результаты экспериментов, прозедено их сопоставление с теорией и рассмотрено применение, разработанного метода на примере исследования динамики захвата неравновесных носителей.

В параграфе 5.1 рассмотрен процесс туннельной многофононной ионизации в поле ДИК-СБММ излучения.

Туннельная многофононная ионизация характеризуется э^спорчн-циальЕой зависимостью от квадрата амплитуды электрического поля излучения: сЕ = ео«ф(Е2/Е*). ,'акое возрастание сигнала фотопроводимости наблюдалось для всех образцов в широком диапазоне полей и температур. Экспериментально определенные зависимости ¡эт(ст;/<т<|) от квадрата амплитуды электрического поля волны показывают, что для каждой температуры существует диапазон полей, в котором вероятность фотовозбуждения зависит от амплитуды электрического поля как ехр{Е2/Е1). Сопоставления результаюв эье пери-ментов по ионизации ДИК излучением примеси А и в 31 при 'Г — 300 К с результатами ранее выполненых исследований по зависимости ве-

роятности термической ионизации еЕ от постоянного электрического иоля методом емкостной зарядовой спектроскопии [15] показали, что в обоих случаях имеет место зависимость еЕ ос ехр(ЕР/Щ), а величины Ес отличаются в 1 5 -г 2 раза. Это является хорошим согласием для столь различных методов, учитывая наличие неоднородности поля в образце при емкостной спектроскопии.

Экспериментально определенное характеристическое поле дает возможность определить время туннелирования т2. Время тун-нелирования было определено для везх образцов и в широком диапазоне температур. Показано, что время туннелирования зависит от температуры как г2 = Н/'2кБТ ± п. Таким образом, эксперименты демонстрируют, что для любой температуры т2 больше ,чем Ь/2кБТ для примесей замещения, но меньше Л/2кцТ для автолокализоваяных ВХ~ центров [ЗА]. Это наблюдение находится в прекрасном согласии с (3). Таким образом, определение времени туннелирования из данных по многофононной туннельной ионизации в высокочастотном электрическом поле позволяет однозначно различить тип адиабатических потенциалов глубокой примеси [ЗА, 37А, 39А, 41А, 42А, 46А]. В дополнение й работе получены значения независящих от температуры времен туннелирования п = тг~Ь/2квТ для различных примесей.

В параграфе 5.2 показано, что в сильных электрических полях наблюдается переход к прямому туннёлировадию без помощи фононов [25А, 39А, 46А]. В этом случае сигналы фотопроводимости в сильных полях меньше величин, соответствуювук ожидаемым от многофононной туннельной ионизации. Для величия полей £,болыпих,чем Е = Е0, вероятность ионизации растет медленнее с повышением поля Е, чем в области, где наблюдается многофононное туннелирование..

Как было показано в главе 4, многофононное туннелирование в электрическом поле дает лишь поправку к многофононной термоэмиссии. Вероятность эмиссии, пропорциональная ехр(Е2/Е1), была получена с учетом того, что электронная энергия туннелирования ет меньше энергии туннелирования дефекта £0. С увеличением напряженности электрического поля электронная энергия туннелирования также увеличивается, что приводит к уменьшению £с. Рассмотрение процесса ионизации в модели многофононного туннелирования становится неприменимым, если £0 становится равной ет. При напряженноехях полей Е » £"0, когда £0 > ет> вероятность ио-

низации характеризуется более слабыми полевыми зависимостями (см. (6)). Наблюдение в эксперименте изменения характера полевой зависимости при напряженностях полей, соответствующих по порядку величины расчетным значениям £0, позволило сделать вывод, что при Е > Е0 определяющим становится механизм прямой туннельной ионизации [25А].

Общее выражгоие, описывающее в пределах кал многофсконное туннелирование, так и пр.- юе туннелирование, было получено в [11]. В параграфе 5.2,согласно [11], проведен расчет полевой зависимости вероятности эмиссии. В расчете использовались три феноменологических параметра, а именно,энергия термоионизации ет, частота локальных колебаний и безразмерная константа электрон-фононной связи (3 = Де/ег- Значение энергии термической ионизации ет бралось из литературы. По найденным экспериментально значениям времени туннелирования т2 определялось время туннелирования гь связывающее параметр 0 и частоту локальных колебаний ш. Таким образом, задача сводится к единственному подгоночному параметру, в качестве которого была взята частота локальных колебаний. Показано, что вероятность эмиссии ощутимо зависит от ш в диапазоне полей Е > Е^ и, таким образом, ш действительно может быть использовано как подгопочный параметр.

Из сравнения результатов расчета и эксперимента следует, что наблюдаемое при Е> Е0 отклонение от закона ев ос ехр(Е2/Е1) удовлетворительно описывается теорией. При этом характеристическое электрическое поле Е0, как функция температуры и энергии терми-. ческой ионизации, находится в хорошем согласии с теорией для всех изученных примесей, соответствующих слабому электрон - конечному взаимодействию.

В параграфе 5.3 рассмотрены эффекты влияния кудсновского заряда и сообщается об обнаружении эффекта Пул-Френкеля в высокочастотном поле излучения [31А].

Показано, что в случае притягивающих центров в области относительно слабых электрических полей также наблюдается отклонение от закона ехр(Е2/Е*). Доминирующим в процессе ионизации здесь становится эффект Пул- Френкеля, что выражается з появлении экспоненциальной зависимости сигнала фотопроводимости от квадратного корня электрического поля (е(Е) ос ехр у/Е/Ер?) при относитель-

ио малых напряженности* электрического поля. Корневая зависимость /п^/стл) от В и ее температурное поведение находятся в хорошем соглал ш с фор- улами, описывающими эффект Пул-Френкеля. Эти экспериментальные и теоретические результаты дополнительно подтверждают вывод, что наблюдаемый сигнал фотопроводимости под действием излучения с энергией фотонов,мною меньше энергии термоионизации примеси,вызван электрическим полем высокочастотного излучения.

Эффект кулоновского заряда проявляется также в многофононной туннельной ионизации, приводя к дополнительному множителю в вероятности ионизации, что хорошо согласуется с результатами [14],

В параграфе 5.4 рассмотрены эффекты, об''словленные высокой частотой ЛИК излучения. Как было показано в предыдущих параграфах, ионизация глубоких примесных центров излучением ДИК-СБММ диапазона обусловлена туннельными процессами в электрическом роле золны. При этом вероятность ионизации не зависит от частоты излучения, а действие высокочастотного поля эквивалентно приложению к образцу сильного постоянного поля. Однако, увеличение частоты излучения или понижение температуры образца, т.е. переход к условию Пг2 = + п) > 1, приводят к появлению ча-

стотной зависимости вероятности ионизации. Измерения частотной зависимости вероятность ионизации прово,.. :лись на образцах Се:Щ (ет = 90 мэВ) и Се-.Си (ег = 40 мэВ) при температуре от 4.2 К до 80 К. В отличие, от данных, полученных при более высоких температурах, в которых частотная зависимость вероятности ионизации отсутствовала, сигнал фотопроводимости существенно возрастает при повышении частоты излучения. В случае, например, Т = 40 К такая ■ частотная зависимость появляется при А > 280 мкм, а при Т = 4.2 К она существует вплоть до А = 556 мкм. ,

При температурах свыше 30 К вероятность ионизации, зависит от величины напряженности электрического поля как ехр(Е1/Е'2). При более низких температурах характер зависимости сигнала фотопроводимости от электрического поля изменяется и в настоящее время не понят.

При температурах свыше 30 К измерения в области многофонон-ного туннелирования § 4.3 позволяют определить величину эффективного времени туннелирования п*. Отношение времен т| и тг, по-

лученное из результатов измерения полевой зависимости вероятности ионизации в диапазоне температур 35-80 К и длин волн 35 мкм-280 МгМ построено в зависимости от параметра 1Тг2, характеризующего переход от классического г. квантово-механическому действию электрического поля излучения. Бремя туннелирования т2, контролирующее процессы ионизации в пределе постоянного поля, может быть в этом случ а,е определено из измерений на наиболее г -инных используемых в эксперименте длинах волн, при которых частотная зависимость не наблюдается. Показано, что равно т2 вплоть до От =г 1, что подтверждает действие в ^гой области поля излучения, как постоянного поля. Увеличение Пг2, соответствующее повышению частоты либо понижению температуры, приводит к. существенному увеличению эффективного времени туннелирования по отношению к времени туннелирования т2. Результаты расчета, выполненого пни выполнении условия £0/ет ='1, определяющего границы применимости теории, хорошо согласуются с результатами эксперимента.

Как уже отмеча ось ранее, выражения для вероятности много-фононной эмиссии, характеризующиеся экспоненциальной зависимостью от квадрата амплитуды электрического поля как в случае постоянного поля (4), так и в случае высокочастотного поля, были получены при условии, что электронное туннелирование дает м„лые поправки к многофононной эмиссии, т.е. энергия электронного туннелирования ет много меньше энергии туннелирования дефекта £0 и энергии термоионизации еТ. При низких температурах (4.2 К) ввиду малости величины энергии оптимального туннелирования дефекта это условие нарушается, а следовательно, существующая теория неприменима уже при очень малых напряженкостях электрических полей. Это может быть причиной отличия полевой зависимости вероятности ионизации от ехр(Е2/ЕСг, наблюдаемого при низких температурах.

В параграфе 5.5 рассмотрено применение метода туннельной ионизации глубоко залегающих примесей мощным импульсным излучением ЛИК-СБММ диапазона для изучения деталей кинетики захвата на примесь. Рассмотрение проведено на примере обнаруженного долгоживущего кулоновского возбужденного состояния мелкого заглубленного примесного центра [44А].

В рассматриваемом случае использование коротких импульсов

для ионизации примеси также позволяет использовать туннельную ионизацию в поле ЛИК-СБММ излучения для изучения процессов захвата носителей ж примесь. Как уже отмечалось в главе 3, кинетика наблюдаемых сигналов соответствует известным для рассмотренных материалов сечениям захвата на примесь, полученным дру-х'имк методами. Наряду с этим, при исследовании кинетики примесной фотопроводимости, возникающей при многофонокной туннельной ионизации мелкого донорного центра (теллура) в ваР в электрическом поле импульсного лазерного излучения далекого инфракрасного диапазона, обнаружены особенности кинетики захвата и «сопление носителей на орбитально-долинно-отщепленном 1 з(Е) состоянии мелкого донорного уровня [40А, ,43А 44А]. При этом сигнал фогоответа имеет быструю составляющую, соответствующую лазерному импульсу и спадающую до ноля, й Медленную составляющую, сигнал которой Еарастает посгэ окончания действия лазерного излучение и впоследствии спадает по экспоненте с постоянной времени, сильно зависящей от температуры и изменяющейся от микросекунд до нескольких" миллисекунд. Увеличение сигнала после прекращения действия излучения может быть-хорошо описано фунК'-цией а ■ (1 - ехр((г - <о)/гг)) с характеристическим временем ту порядра 10~7 с. Характеристическое время последующего медленного экспоненциального спада г, не зависит от интенсивности и частоты излучения. Его сильная температурная зависимость может быть описана, в первом приближении функцией 1/п = 1/го-(ехр(-Дг/£Т) с Де = 28 мэВ, Измерения сигнала фотопроводимости, как функции длины волны, интенсивности излучения и температуры доказывают, что вероятность ионизации независима от длины волны и нелинейно увеличивается с электрическим полем Е излучения как ехр(£?/£?)> а характеристическое поле уменьшается с понижением тел. ературы как Г3, т.е. ионизация происходит за счет многофононного туннелирования в электрическом поле когерентного излучения [44А].

Показано, что носители накапливаются в орбитально-долинно-отщепленном 15(£) состоянии мелкого донорного уровня. Дополнительно обнаружено, что возбуждение ваР:Те мощным ДИК излучением с длинами воли 76-496 мкм приводит к люминесценции более коротковолнового инфракрасного излучения, обнаруженного в температурном диапазоне от ¿0 К до 100 К и обусловленного излучателышми

переходами на последнем этапе каскадного захвата носителей. Наблюдение этого преобразования показало, что на завершающей стадии рекомбинация идет по излучательному каналу.

Быстрая составляющая сигнала связана с ионизацией и быстрым захватом на возбужденные кулоноьские состояния теллура. Большое сечение захвата кулоновскими центрами вызвано быстрым каскадным захватом вободных носителей заряда з высоко возбужденные состояния и впоследствии в основное состояние. Последний шаг требует по-существу более длинного времени из-за большого энергетического разделения между возбужденными состояниями и , основным состоянием. Несмотря на то, что теллур является мелким дснорным уровнем, зго энёргия основного состояния весьма велика (90 мэВ). В случае глубоких центров этот последний шаг осуществляется благодаря многофононвым процессами или оптическими переходами.В рамках этой модели время жизни фотовозбужденных носителей определяется быстрым захватом в возбужденные состояния. Динамически время- в этом случае состоит из двух составляющих - быстрой и медленной. Медленное врехя спада, однако, является или не зависимым от температуры,или увеличивается с повышением температуры [9], что не согласуется с результатами эксперимента. Таким образом, каскадная модель захвата без ее модификации не может объяснить наблюдаемую температурную зависимость медленного спада сигнала, а также увеличения сигнала после окончания действия излучения.

Показано, что введение дополнительного долгоживущего состоя, пия. характеризующегося чрезвычайно малой вероятностью рекомбинации в основное состояние, позволяет полностью описать кинетику наблюдаемого сигнала. Носители быстро, в пределах 100 не, захваченные высоко возбужденны:,ля кулоновскими состояниями, накапливаются на уровне характеризующимся большим временем (порядка 10 мс) прямого перехода в основное состояние. Рекомбинация носителя из этого состояния идет через тепловое возбуждение в несколько выше расположенные 5- и р-состояния. В этом случае неравновесное распределение заселенности сдвинуто вверх по энергии, увеличивая концентрацию носителей в зоне проводимости. Дальнейшая рекомбинация идет через оптические и, возможно, акустические многофононные переходы. Оптические переходы были

обнаружены по наблюдению инфракрасной люминесценции.

Основное состояние примесного уровня (Те) в ваР в результате долино-с^битальн-.'о расщепления имеет дза уровня (1з(£) и 1 отстоящие на 40.7 мэВ. Согласно [9], каскадный захват в основном идет по «-состояниям, сопровождаясь эмиссией акустических фононов. Так как энергетический зазор между состоянием ЩВ) и основным состоянием намного больше максимальной энергии акустического фонона (31.5 мэВ [16]), но меньше энергии оптического фонона (51.мэВ [16]), электроны, попавшие на уровень 1 э(Е), не могут рекомбинировать в основное состояние, что приводит к их на-I плению на этом уровне. Наиболее вероятным каналом рекомбинации этих электронов является однофононног возбуждение на следующее, лежащее выше, «-состояние 2г(Л), отстоящее от состояния на 28 мэВ. Заметим, что экспоненциальная зависимость времени медленного спада г от температуры характеризуется энергией 28 мэВ. Таким образом, можно предположить, что электроны накапливаются в состоянии в результате термовозбуждения переходят в состояние 2з(А), далее за счет поглощения и эмиссии акустических фононов переходят на близко расположенные р-состояния и через оптические переходы возвращаются в основное состояние. Последнее объясняет набчюдаемую в эксперименте инфракрасную люминесценцию.

Построена кинетическая модель, основана ал на этих предположениях. В согласии с условиями эксперимента полагается, что при низких температурах и высоком уровне возбуждения добавочная заселенность возбужденных состояний незначительна по сравнению с их тепловой заселенностью. Соответствующие кинетические уравнения решены для времен < > ¿о, где <0 « 100 не - время окончания действия излучения.

Показано, что концентрация носителей в зоне проводимости в этом случае пропорциональна концентрации носителей на уровне 2з(А), которая определяется выражением:

МО « -ехрС-^)], (7)

где еь-2 = 7^гехр(-Д'- */квТ) - вероятность теплового перехода с уровня • 1я(*5) на уровень 1э(А), а тН1 игв - динамические времена релаксации.

Рост и последующий экспоненциальный спад, зависящий от температуры, следуют из уравнения (7) при < та.Рассчитанная зависимость концентрации носителей в зоне проводимости от временя, определяющая кинетику сигнала фотопроводимости, хороню описывает результаты эксперимента. В качестве подгоночных параметров использовались времена тц и Так как эти времена отличаются по крайней мере на два порядка, то фактически использовался лишь один регулируемый параметр в каждом зременном интервале. Определенные таким образом динамические постоянные времепи равны: 1 /та= 107 С"1 и 1 /таг = 1.6 • 10е ■ ещ,(Ле2Е/кТ) + ".:44 • 102 С (Ас7Е = 28 мэВ). Из результатов эксперимента получены все три кинетических по. стоянпых времени из измеренных динамических времен и температурной зависимости т&. Мы находим тгЕ—\0-т с, т2а — 5 • 10~7 с и тЕА = 0.7 • Ю-2 с.

Таким образом, наблюдалось накопление электронов па возбужденном состоянии мелкого донорного уровня с временами вплсЕо дс несколько миллисекунд. Этот уровень идентифицирован как до-линио - орбитально-отщепленное 1г(£) состояние мелкого донорного уровня.

В приложении к диссертации рассмотрены эффекты линейного к нелинейного разогрева электронного газа дальним инфракрасным излучением с целью демонстрации отсутствия влияния этого основного возможного альтернативного механизма в экспериментах, рассматриваемых в настоящей работе. Отметим, что н ре- ' зультате проведенных экспериментов был обнаружен ряд новый эффектов, представляющих самостоятельный интерес.

Основные эксперименты по ионизации га % ооких примесей были выполнены на образцах германия. С целью выяснения роли процессов разогрева в обнаруженной в образцах с глубокими примесями субмиллиметрозой фотопроводимости были проведены исследования эффекта разогреза электронного газа в Се, легированном мелкими примесями (ва, БЬ), при температурах,близких к температуре жидкого азота, когда примеси ионизованы, т.е. в условиях,наиболее благоприятных для разогрева.

В параграфе приложения 7.1 рассмотрены эффепы разогрева под действием излучения в : - ОсгБЪ при Т ~ 300,78 К. Была обнаружена нелинейная зависимость величины сыпала фоюпроводи-

мости, вплоть до изменения его знака, от интенсивности света в образцах пои Т = 78 К с концентрацией а > 2-1015 см-3 [21А]. При меньших концентр а!*иях или при Т -— 200 К подобная зависимость отсутствует. Показано, что в случае малых Лд вяутризонная фотопроводимость отрицательна во всем диапазоне рнтенсивностей света, а для больших N0 вначале положительна, затем обращается в нуль и, наконец, меняет знак, становясь отрицательной при больших I. При этом величина 1о, при которой ситная фотопроводимости обращается з нуль, существенно зависит от ЛГд.

Анализ.показал, что обнаруженная динамическая инверсия знака ьаутризокной фотопроводимости связала с существенным разогревом электронного газа светом и происходящим за счет этого изменением процесса релаксации по импульсу носителей заряда, и, в конечном счете, изменением их подвижности [21А]. Проведен расчет поведения подвижности ц от Те. Наряду с зкспериментами при Т = 78 К проводились также и эксперименты при Т = 300 К, где подвижность определяется рассеянием на акустических фононах. Динамическая инверсия знак» в этом случае отсутствует, что позволяет использовать эффект разогрева для изготовления приемников излучения#см. 5 2.2.2.

В параграфе 7.2 рассмотрены процессы разогрева в дырочном германии, легированном мелким примесным центром-галием. В этом случае наличие сложной структуры валентной зоны усложняет картину образования фотопроводимости. Как и в электронном германии, увеличение интенсивности света приводит к нелинейному знакопеременному фотоответу, природа которого,однако,более сложна [12А].•

В случае низкого уровня возбуждения светом с 1<1 кВт/см2, когда нелинейные эффекты несущественны, обнаружено сильное, более чем на порядок, смещепие в область меньших концентраций точки концентрационной инверсии знака фотопроводимости по сравнению с данными, полученными из экспериментов по изучению разогрева дырочного газа. Показано, что смещение точки инверсии обусловле -но вкладом в фотопроводимость непосредственно фотовозбужденных носителей, участвующих в прямом оптическом переходе из тяжелой подзоны в легкую. Рассмотрены механизмы образования фотопроводимости.

При высоком уровне возбуждения 1> 1 кВт/см2, как и в образцах

электронного германия, наблюдается смена знака фотопроводимости пси повышении интенсивности излучения. Показано, что в диапазоне концентраций от 5-1014 см-3 до 5-1015 см-3, когда в линейном случае (7 <1 кВт/см3) фотопроводимость определяется фотовозбу-ясдеяными легкими дырками и ее знак противоположен разогревной фотопроводимости, увеличение интенсивности, света приводит к изменению знака фотопроводимости. В случаях: р >5-1015 см-1, когда знаки фотопроводности , я первого и второго механизмов совпадают, и р < 5 • 1014см-3, когда преобладает разогревная фотопроводимость, инверсии знака отсутствуют. Наблюдаемая инверсия знака фотопроводимости объяснена уменьшением коэффициента поглощения на прямых переходах при увеличении интенсивности излучения и, соответственно, уменьшением вклада в фотопроводимость фото-зозбужденных легких дырок по сравнению с разогревом основной массы носителей. Эффект" просветления в р-Се при Т = 78 К и Л = 90.5 мкм был обнаружен в [НА] и заключается в падении величины коэффициент® поглощения при прямых переходах о„р. Причина просветления заключается в изменении заполнения начального состояния прямого перехода с энергией е„ в результате разогрева дырочного газа.

Таким образом, из результатов § 7,1 и 7.2 следует, что наблюдение в образцах с глубокими примесями при Т~77 Кис концентрациями примесей менее 5-1014 см"3 сигналов положительной фотопроводимости с временами (большими длительности импульса под действием мощного ДИК излучения в образцах с глубокими примесями, исключают разогрев электронного газа'и соответствующую ему фотопроводимость, как возможную причину возншеяовения фотооткгика. Это обусловлено подавлением процессов разогрева в образцах, легированных преимущественно I. .убокими центрами и находящихся при достаточно низких температурах, вследствие вымороживавия носителей на примесь и, следовательно, практически отсутствием поглощения излучения.

Параграф 7.3 посвящен рассмотрению процесса световой ударной

ионизации обнаруженного впервые в 1пБЬ при Т 77 К [5А] и возникающего в условиях большой интенсивности излучения при сильном нелинейном разогреве носителей излучением.

Экспериментально была обнаружена генерация электронно - дм-

рочньтх пар свето1.1 в полупроводнике, подтвержденная наблюдением люминесценции InSb в собственной области [5А, 8А], и ионизация уровня структурного дефекта в условиях, когда энергия кванта возбуждающего излучения значительно (з десятки раз ) меньше ширины запрещенной зоны полупроводника и глубины залегания уровня [8А]. Экспериментально исследованы зависимости фотопроводимости, вызванной появлением неравновесных избыточных носителей, от частоты и интенсивности падающего излучения.

Б этом случае в сигнале фотопроводимости, наряду с короткой составляющей, которая в точности повторяет форму и сходного лазерного импульса и связана с изменением подвижности свободных носителей (д-фотопроводимость), наблюдается дополнительная положительная составляющая фотопроводимости, имеющая характер затухающего процесса со значительно более длинновременной кинетикой. Времена затухания сигнала, зависящие от концентрации темновых носителей, соответствуют времени жизни неравновесных носителей в u-InSb при Т=78К. Величина относительной фотопроводимости нелинейно зависит от интенсивности света, при этом увеличение длины волны излучения сильно снижает порог генерации избыточных носителей. На основании этой частотной зависимости вероятности ионизации показано, что генерация э.д. пар обусловлена в данном случае ударной ионизацией за счет разогрева свободных электронов з поле световой волны.

Из экспериментальных зависимостей концентрации избыточных электронов от обратного квадрата амплитуды электрического поля световой волны £, полученных для трех длин волн, следует, что изменение концентрации носителей под действием излучения хорошо описывается формулой ¡5A, 8А]:

Аи/n <х ехр{-Е?/Е2), (8)

где £; - характеристическая напряженность, пропорциональная частоте возбуждающего излучения. При этом эксперименты показывают наличие двух участков с различным значением параметра E¡. Абсолютные величины E¡¡ и Е^, различаются примерно вдвое и линейно зависят от частоты падающего излучения. Показано, что наличие этих двух участков связано с межзонной ударной ионизацией, соответствующей наклону E¡¡, с пороговой энергией í ~ Еяа,, и с удар-

пой ионизацией примесного уровня структурного дефекта, лежащего в 1а8Ь примерно посередине запрещенной зоны (участок Аналогичные результаты были полу-юны п в материале р-ткпа.

Генерация дополнительных неравновесных носителей приводит, заряду с фотопроводимостью, к нелинейному росту поглощения излучения, вызвавшего световую ударную ионизацию [26А]. Проведенные в рамка.х указанного механизма расчеты зависимости коэффициента иоглощения от интенсивности излучения хорошо согласуются с экспериментальными данными, получеными на образцах п-1пЯЬ при Т = 77 К.

Таким образом, отсутствие в сигнале положительной фотопроводимости, наблюдаемой в образцах с глубокими примесями под действием штатного ЛИК излучения, быстрой отрицательной компоненты ¿/-фотопроводимости,и наблюдение отсутствия зависимости вероятности ионизации от длйгны волны или ее црнижения при росте длины волны позволяютоднозначно исключить световую ударную ионизацию как процесс, ответственный за ионизацию глубоких примесных центров, обсуждаемый в раррте.

В главе 6 содержатся основные выводы.

Фотоионшация глубоких примесных центров в полупроводниках под действием мощного .субмиллиметрового лазерного излучения с энергиями кванта много меньше, чем анергия ионизации примеси, была обнаружена и исследована в широком диапазоне интенсивно-стей, длин волн и температур и для бр.;>шогс набора примесей. Детальное сравнение: экспер^шрцтальщлх результатов с теорией много-фононной и прямой ионизации глубоких примесей в электрическом поле показало, что в исследуекых условиях герагерцовое цоле дейг« ствует подобно постоянному полю. Ионизация примесей имеет место в пределах одного периода поля до тех пор, пока притягивающий потенциал примеси адиабатически следует за колебанием поля волны.

В широком диапазоне электрических полей вероятность эмиссии носителей может быть описана многофопокным туняелированием. Термостимулированнап эмиссия носителей из основного состояния примеси в континуум обычно сопровождается температурным возбуждением системы в основном состоянии и после,чующим туннели-розанкем дефекта из основной конфигурации связанною состоянии в конфигурацию, соответствующую ионизованной примеси. Элекгри-

ческо-э поле усиливает туннедирование дефекта благодаря электрон-кому туннелированию через барьер, сформированный электронным потенциалом и электрическим полем. Это увеличение эмиссия носителей было обнаружено по сигналу фотопроводимости. Полевая зависимость наблюдаемого сигнала позволила определить времена туннелирования дефекта. Показано, что благодаря различным траекториям туннелирования в случаях примесей замещения и автоло-кализованкых центров конфигурация адиабатических потенциалов может быть однозначно определена по величине и температурной зависимости времени туннелирования.

При относительно малых и очень больших полях наблюдаемая вероятность ионизации отличается от многофононного туннелирования. При малых полях ионизация примесей вызвана эффектом Пул-Френкеля, обусловленного зарядом дефектов. В сильных полях ионизация происходит благодаря эффекту прямого туннелирования без термоактивации. Влияние электрического поля на термоэмиссию и захват носителей важно для рассмотрения процессов кинетики и динамики в полупроводниках. Приложение сильного статического электрического поля часто в результате неод-нородностей приводит к лавинному пробою, обычно связаному с увеличением шумов и шнурованием тока. Это существенно изменяет свойства материала и маскирует элементарные свойства тун-нелиро"ания. Представленный метод ионизации примесей короткими ЛИК-субмиллиметровыми лазерными импульсами помогает избежать этих проблем, позволяя бесконтактно прикладывать очень сильные электрические поля к образцу. Постоянные смещения, необходимые для регистрации фотопроводимости, могут быть значительно ниже порога неустойчивости, где возмущение электронной системы мало, что позволяет избежать инжекции из контактов. Высокая чувствительность фотопроводимости дает возможность проводить измерения в широком диапазоне полей, начиная от очень малых полей и до десятков киловольт на сантиметр.

Рассмотрено применение метода туннельной ионизации глубоко залегающих примесей мощным импульсным излучением ДИК-СБ ММ диапазона для изучения деталей кинетики захвата на примесь. Обнаружено накопление электронов на возбужденном состоянии мелкого донорного уровня с временами вплоть до несколько мил-

лисекунд. Этот уровень идентифицирован как долинно-орбитально отщепленное 1е(Е) состояние мелкого донорного уровня.

В работе также:

- создана экслериментальная методика, позволяющая исследовать оптические и фотоэлектрические явления в полупроводниках, возникающие при воздействии мощного излучения широкого спектрального диапазона от И К до субмиллиметрового.

- экспериментально изучен эффект увлечения в германии в ДИК-ОБММ диапазонах. Обнаружены спектральные инверсии знака эффекта увлечения в р-ве. Выделен вклад точа увлечения легких дырок. Обнаружена инверсия знака тока увлечения от интенсивности света в условиях мкогоквантового поглощения в р-Се. Наблюдаемые, инверсии объяснены в рамках модели образования мяогоквг„ятовых токов увлечения. Изучен эффект увлечения в п-С-е, и на его оснозе созданы приемники излучения в широком спектральном диапазоне от ИК до субмиллиметрового.

•■ изучен эффект разогрева носителей тока светом в Се в субмиллиметровой области спектра, на его основе созданы малоинерционные веохкзждаемые приемники излучения этого диапазона. Обнаружены и объяснены: эффект динамической инверсии знака внутризон-ной /1-фотопроводимости, фотопроводимость, обусловленкая непосредственно фотовозбужденными носителями, эффект просветления з субмиллиметровой области, обусловленный разогревом дырочного газа.

- изучен эффект стимулиройакия процесса туннелирования в переходах металл / полупроводник с барьером Шоттки при плазменном отражении излучения от свободных носител _ д в полупроводнике и на его основе разработаг точечный быстродействующий фотоприемник субмиллиметрового лазерного излучения.

- изучен эффект световой ударной ионизации, вызванный сильным разогревом электронного газа излучением ДИК-СБММ диапазона. Обнаружен нелинейный рост поглощения излучения, вызнавшего световую ударную ионизацию.

Основшле результаты диссертации опубликованы в работах:

1А. Ганичев С.Д., Емельянов С.А., Ярошецкий И.Д. Спектральная инверсия знака эффекта увлечения носителей тока фотонами в субмилли метровом диапазоне длин волн , Письма в ЖЭТФ, 1982, 35, 7, 297-299.

2А. Ganichev S.D., Prettl W., and Huggard P.G., Phonon assisted tunnel ionization of deep impurities in the electric field of far-infrared radiation, Phys. Rev. Lett., 1993, 71, 23, 3882-3885.

ЗА. Ganichev S.D... Diener J., Yassievich I.N., Prettl W., Meyer B.K. and Benz K.W. Tunnelling ionization of autolocalized DX- centers in terahertz fields, Pbys. Rev. Lett., 1995, 75, 8, 1590 - 1593.

4A. Ганичев С.Д., Емельянов С.А., Ярошецкий И.Д. Явление увлечения посителей тока фотопами г полупроводниках в дальней ИК и субмиллиметровой области спектра, ФТП, 1983, 17, 4, 698-703.

5А. Ганичев С.Д., Дмитриев' А.П., Емельянов С.А., Терентьев Я.В., Ярошецкий И.Д., Яссиевич И.Н. Ударная ионизация в полупроводниках в поле световой волны, Письма в ЖЭТФ, 1984, 40, 5, 187-190.

6А. Ганичев С. Д. .Терентьев Я. В., Ярошецкий И .Д. Фотоприемники на основе эффекта увлечения носителей тока фотонами для дальней ИК и субмиллиглетровой'области спектра, Письма ЖТФ, 1985, 11, 1,46-48.

7А. Ганичев С.Д., Емельянов С.А., Пахомов А.Г., Терентьев Я.В., Ярошецкий И.Д. Малоинерционный неохлаждаемый приемник лазерного излучения дальнего ИК и субмиллиметрового диапазона, Письма в ЖТФ, 1985, 11, 15, 913-916.

8А. Ганичев С.Д., Дмитриев А.П., Емельянов С.А., Терентьев Я.В., Ярошецкий И.Д., Яссиевич И.Н. Ударная ионизация в полупроводниках в электрическом поле световой волны, ЖЭТФ, 1986, 90, 2, 445-457.

9А. Ганичев С.Д., Емельянов С.А., Ивченко Е.Л., Перлин Е.Ю., Терентьев Я.В., Федоров А.В., Ярошецкий И.Д. Многофотонное поглощение в полупроводниках в субмиллиметровом диапазоне, ЖЭТФ, 1986, 91, 10, 1233-1248.

10А. Ганичев С.Д., Котельников И.Н., Мордовец Н.А., Шульман А.Я., Ярошецкий И.Д. Фоторезистивный эффект в тунельных пере-

ходах n-GaAs/Au при плазменном отражении лазерного излучения, Письма в ЖЭТФ, 1980, 44, 5, 234-236.

11/ Берегулин Е.В.. Ганичев С.Л., Глух К.Ю., Ярошецкий И.Л. Нелинейное поглощение субмиллиметрового излучения в германии, обусловленное разогр зом носителей заряда светом, ФТП, 1987, 21, 6,1005-1010.

12А. Ганичев С Д., Емельянов С.А., Ярошецкий И.Д. Внутризон-ная фотопроводимость, обусловленная легкими дырками и разогревом носителей в p-Ge при субмиллиметровом лазерном возбуждении, ФТП, 1987, 21, 6, 1011-1015.

13А. Beregulin E.V., Ganichev S.D., Yaroshetskii I.D., Lang P.T., Schatz W., Reak K.F. Devices for génération and detection of subnanosecond IR and FIR radiation pulses SPIE's International Conference on Physical Concepts of Materials for Novel Optoelectronic Device Applications, Devlje Physics and Applications II, Abstracts, 1990, 54.

14A. Ганичев С.Д., Емельянов C.A., Терентьев Я.В., Ярошецкий И.Д., Об области применения малоинерционных охлаждаемых до Т=77К детекторов субмиллиметрового излучения на основе InSb, ЖТФ, 1989, 5, 111-113.

15А. Ганичев С.Д., Глух К.Ю., Котельников И.Н., Мордовец Н.А., Шульман А.Я., Ярошецкий И.Д. Точечный быстродействующий фотоприемник лазерного субмиллиметрового излучения, Письма в ЖТФ, 1989, 15, 8, 8-10.

16А. Ganichev S.D.. Dmitriev А.Р., Emel'yanov S.A., Terent'ev Ya.V., Yaroshetskii I.D., I. N. Y&ssievich'Light impact ionization in semiconductors, 19th International Conference on the Physics of Semiconductors, Proceedings, ed by W. Zawadskii, Warsaw 1989, 1, 1373- 1376.

17A. Ganichev S.D., Gloukli K.Yu, Kotel'nikov I.N., Mordovets N.A., Shul'man A.Ya., Yaroshetskii I.D. Tunneling in Schottky-barrier metal-semiconductor junctions during plasma reflection of laser light, 19th International Conference on the Physics of Semiconductors, Proceedings, ed. by W. Zawadskii, Warsaw 1989, 1, 699- 702.

18A. Ganichev S.D., Gloukh K.Yu, Kotel'nikov I.N., Mordovets N.A., Shul'man A.Ya., Yaroshetskii I.D. Fast detector for far-IR laser beams on the Schottky-barrier tuimel diodes, International Conference on Millimeter Wave and Far Infrared Technology, Proceedings, ed. by A. S. McMillan and G. M. Tucker, Pergamon Press, Oxford 1989, 155-159.

19А. Beregulin E.V., Ganichev S.D., Yaroshetskii I.D., Lang P.T., Schatz W., Renk K.F. Devices for generation and detection of subnanosecond IR and FIR radiation pul s, Device Physics and Applications II, Proceedings SPIE, ed. by M. Razeghi, 1990, 1362-2, 853-862.

20A. Ганичев С.Д., Глух К.Ю., Котельников И.Н., Мордовец H.A., Шульман А .Я, Ярошецкий И. Д. Туннельные в переходах металл -полупроводник с самосогласованным барьером Щоттки при плазменном отражении излучения, ЖЭТФ, 1992, 75, 3, 495-505.

21А. Ганичев С.Д., Емельянов С.А., Ярошецкий И.Д. Динамическая инверсия знака фотоответа a-Ge под действием мощного излучения субмиллиметрового диапазона, Письма в ЖЭТФ, 1983, 38, 8, 370-373.

22А. Ганичев С.Д., Ивченко Е.Л., Расулов Р.Я., Ярошецкий И.Д., Авербух Б.Я. Линейно-циркулярный дихроизм эффекта увлечения при нелинейном межподзонном поглощении света в р- Ge, ФТТ, 1993, 35, 1, 104-108.

23А. Ganichev S.D., Gloukh K.Yu, Kotel'nikov I.N., Mordovets N.A., Shul'man A.Ya., Yaroshetskii I.D. New fast point detector of FIR radiation, Physical Concepts and Materials for Novel Optoelectronic Device Applications II, Proceedings SPIE, ed. Ъу F. Bertran and E. Gornik, 1993, 1985, 526-529.

24A. Ganichev S.D., Ivcnenko E.L., Rasulov R.Ya., Yaroshetskii I.D., and Averbukh B.Ya. FIR multiphoton absorbtion and photon drag effect in semiconductors with degenerate valence band, 18th International Conference of Infrared and Millimeter Waves, Proceedings SPIE, ed. by J. R. Birch and T. J. Parker, 1993, 2104, 220-221,

25A. Ganichev S.D., Diener J., and Prettl W., Direct tunnel ionizatioa of deep impurities in the electric field of far-infrared radiation, Solid State Comm., 1994, 92, 11, 883-887.

26A. Ganichev S.D., Diener J., and Prettl W., Nonlinear far-inhared absorbtion in InSb at light impact ionization, Appl. Phys. Lett., 1994, 64, 15, 1977-1979.

27A. Ganichev S.D. and Prettl W. lUnnel ionization of deep impurities in the electric field of far-infrared radiation, 22th International Conference on Physics of Semiconductors, Proceedings, ed. by D. J. Lockwood, World Scientific, Singapoure 1994, 3, 2189-2192.

28A. Ganichcv S.D. and Prettl W. Nonlinear far-infrared absorbtion in

InSb due to the light impact ionization, 19th International Conference of Infrared and Millimeter Waves, Conference Digest, ed. by K. Sakai and T. Yoneya:«.a,1994, 129-130.

29A. Ganichev S.D. and Prettl W. Terahertz tunnel ionization in semiconductors, 19th International Conference of Infrared and Millimeter Waves, Conference Digest, ed. by K. Sakai and T. Yoneyama, 1994, 133-134.

30A. Ganichev S D., Prettl W., and Huggard P., The FIR tunnel ionization of deep impurities in semiconductors, International Conference on Millimeter and Submillimeter Waves and Applications, Proceedings SPIE, ed. by M. N. Afsar, 1994, 2250, 458-459.

31A. Ganichev S.D., Diener J., Yassievich I.N., and Prettl W., Poole-Frenkel Effect in Terahertz Electromagnetic Fields, Europhysics Lett., 1995, 29, 4, 315-320.

32A. Ganichev S.D., Gloukh K.Yu., Kotel'nikov I.N., Mordovets N.A., ShuI'man A.Ya., Yaroshetskii I.D., Fast point detector of submillimeter radiation, in the book Best of Soviet Semiconductor Physics and Technology (1989-1990), Ed. by ¡V' Levinstein and M. Shur, World Scientific, Singapore, 1995, 567-568.

ЗЗА. Гакичев С.Д., Емельянов C.A., Терентьев Я.В., Ярошецкий И .Д. Увлечение носителей тока фотонами в условиях многофотонного поглощения субмиллиметрового излучения в дырочном гермации, ФТП, 1984, 18, 2» 266-269.

34А. Ganichev S.D., Prettl W. Adiabatic Potentials Distinguished by Tunneling in FIR Radiation Fields, 20th International Conference of Infrared and Millimeter Waves, Conference Digest, ed. by R. J. Temkin, 1995, 315. 316. •

35A. Kotel'nikov I.N., ShuI'man A.Ya., Ganichev S.D., Varranin N.A., Mayerhofer В., and Prettl W. Non-thermal effect.of FIR radiation on tunnel conductance of Schottky-barrier junt ions with three- and two- dimensional electron gas, 20th International Conference of Infrared and Millimeter Waves, Conference Digest, ed. by R. J. Temkin, 1995, 391- 392.

36A. Ganichev S.D., Mayerhofer В., Diener J., Yassievich I.N., and Prettl W. Poole-Frenkel Ionization of Ge:Hg in Terahertz Electromagnetic Fields, Material Science Forum 196-201, 1995, 1543-1546.

37A. Ganichev S.D., Diener J., Yassievich I.N., Prettl W., Meyer B.K. and Benz K.W. Direct experimental evidence of autolocalization nature of DX- centers, Material Science Forum 196-201,1995, 1079-1084.

38А. Ganichev S.D., Shul'man A.Ya., Kotel'nikov I.N., Mordovets N.A., and Prettl W. Responce of tunnel Schottky-barrier junction to radiation pressure of x IR radiation, Int. J. of Infrared and Millimeter Waves, 1996, 17, 8. 1353-1364.

39A. Ganichev S.D., Yassievich I.N., and Prettl W. TVnnel ionization of deep impurities by far-infrared radiation, Seaiicond. Sci. and Techn., 1996, 11 , 5, 679-691.

40A. Ganichev S.D., Yassievich I.N., Raab W., Zepezauer E., and Prettl W., Long living shallow donor excited states and FIR-IR up-conversion in GaP:Te, MRS Proc., 1996.

41A. Ganichev S.D., Yassievich I.N., and Prettl W., Adiabatic potentials configuration of deep impurities distinguished by phonon assisted tunneling in FIR radiation fields, 23th International Conference on Physics of Semiconductors, Proceedings, 1996.

42A. Ganichev S.D., Yassievich I.N., and Prettl W., Tunnel ionization of deep impurities in semiconductors by intense FIR radiation (invited), 21th International Conference of Infrared and Millimeter Waves, Proceedings, ed. by M.v. OrtenWg and H.-U. Mueller, 1996.

43A. Ganichev S.D., Yassievich I.N., Raab W., Zepezauer E., and Prettl W., Recombination kinetic in GaP:Te investigated by phonon assisted tunneling in FIR fields, 21th International Conference of Infrared and Millimeter Waves, Proceedings, ed. by M.v. Ottenberg and H.-U. Mueller, 1996.

44A. Ganichev S.D., Zepezauer E., Raab W., Yassievich I.N., and Prettl W. Storage of electrons in shallow donor excited states of GaP:Te, Phys. Rev. B, 1997, 55, 4.

45A. Ganichev S.D., Ziemann E., Gleim Th., Yassievich I.N., Wielke I., Haller E. and Prettl W., Frequency Dependence of Tunnel Ionization of Deep Impurities in Terahertz Fields, направлено в Solid State Comm., 1997.

46. Ганичев С.Д., Яссиевич И.Н., Претгл В., Ионизация глубоких примесных центров дальним инфракрасным излучением (обзор), направлен в ФТТ, 1997.

Цитируемая лктерг-ура

1. С »ang T.Y. and Bridges T.J., Opt. Commun. 1, 423 (1970).

2. de Temple Th.. - in Infrared and millimeter waves, ed. K.J.Button. N.-Y., 1, 129 (1979).

3. Агафонов В.Г., Валов П.М., Рывкин B.C., Ярошецкий И.Д., ФТП 7, 2316 (197Г.

4. Берегулин Е.В., Baj в П.М., Рывкин С.М., Тархин Д.В., Ярошецкий И.Д., Кв. электроника, 5,6, 1386 (1978).

5. Keyes R.J., Topics in applied physic., Optical and infrared detectors Springer Verlag (1980). _

6. Келдыш Л.В., ЖЭТФ, i747, 5, с. 1945-1957,1964. • ~

7. Guirnaraes P.S.S., Кеау В.J., Kaminiski J.P., Allen S.J., Jr., and others, Physical Review Letters, 70, 3792 (1993).

8.Huang K., Rhys A., Proc. R. Soc. A 204, 406 (1950).

9. V. N. Abakumov, V. I. Perel, and I. N. Yassievich, Nonradiative Recombination in Semic \ductors, edited by V. M. Agranovich and A. A. Mara-dudin, Modem Problems in Condensed Matter Sciences Vol. 33 (North Holland, Amsterdam, 1991).

10. Henry C.H., Lang D.V., Phys. Rev. В 15, 989 (1977).

11. В. Карпус, В.И. Перель, ЖЭТФ, 91 , 2319 (1986).

12. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М., Квантовая Механика (1977).

13. Landaui* R. and Martin Th., Rev. of Mod. Phys. 66, 217 (1994).

14. В. H. Абакумов, Карпус В., В. И. Перель, И.Н. Яссиевич, ФТП,22, 262 (1988). '

15. Tasch A.F., Jr., and Sah C.T., Phys. Rev. В 1, 800 (1970).

16. Scott W., J. Appl. Phys. 50, 472 (1979).

Отпечатано в типографии ПИЯФ

Зал. 132, тир.100, уч.-иэд.л.2; 27/Ш-1997 г. Бесплатно