Книги по разным темам Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. 7 Температурная зависимость радиационно-индуцированной проводимости кристаллов СsI при возбуждении пикосекундными пучками электронов й Б.П. Адуев, Э.Д. Алукер, В.М. Фомченко, В.Н. Швайко Кемеровский государственный университет, 650043 Кемерово, Россия E-mail: lira@kemsu.ru (Поступила в Редакцию 17 октября 2000 г.) Исследована температурная зависимость импульсной проводимости кристалла CsI при возбуждении электронным пучком (0.2 MeV, 50 ps, 400 A/cm2) с временным разрешением 150 ps. В интервале температур 100 - 300 K в условиях эксперимента осуществляется прямое измерение времени бимолекулярной рекомбинации электронов и дырок (Vk-центров), что дает возможность рассчитывать зависимость эффективного сечения 2 рекомбинации S(T ) = 7.9 10-8T cm2. Зависимость амплитуды проводимости (T ) интерпретируется в рамках модели разделения генетически связанных электронно-дырочных пар. Определена энергия активации этого процесса EG = 0.07 eV.

Работа выполнена при поддержке гранта МО РФ.

Исследование радиационно-индуцированной проводи- 1. Эксперимент мости неметаллических материалов является прямым методом, дающим информацию о процессах энергетиче- В качестве источника возбуждения использовался ской релаксации зонных носителей заряда и взаимодей- ускоритель электронов с разрядником-обострителем [1].

ствии их со структурными и радиационными дефектами Параметры импульса возбуждения следующие: максидо рекомбинации и глубокого захвата. В щелочно-гало- мальная энергия электронов 0.2 MeV, плотность тока идных кристаллах время жизни зонных носителей заряда пучка 103 A/cm2, длительность импульса 50 ps. Методика мало. Для дырок оно ограничено временем автолокали- измерения импульсов тока проводимости описана в [2].

зации ( 10-12 s), для электронов Ч временем рекомби- Прямое временное разрешение методики 150 ps. Исполь нации или глубокого захвата ( 10-9-10-12 s). В связи зовались номинально чистые кристаллы CsI. Эксперис этим в экспериментах по измерению радиационно- мент проводился в интервале температур 100Ц300 K.

индуцированной проводимости с использованием как Осциллограммы импульсов тока проводимости предстационарных, так и импульсных источников возбу- ставлены на рис. 1. При исследовании образцов номиждения осуществляется, как правило, режим квази- нально чистых кристаллов, взятых из различных парстационарного возбуждения. В этом случае измеряет- тий, выяснилось, что в некоторых образцах наблюдается ся некая эффективная величина d Ч произведение увеличение спада импульса либо плато на вершине дрейфовой подвижности d на время жизни носите- импульса (см., например, осциллограмму 1 на рис. 1 для лей заряда. Обе эти величины могут быть свя- образца CsI (1)). Такая форма импульса свидетельствузаны с многократными захватами на уровни прили- ет о наличии неконтролируемых центров прилипания пания различного сорта. Поэтому извлечь информа- для зонных электронов [3], что ведет к уменьшению цию о механизме релаксации зонных носителей заряда и фундаментальных характеристик, таких, например, как микроскопичесая (холловская) подвижность h или сечение рекомбинации S, из таких экспериментов затруднительно.

В этом отношении перспективным направлением является уменьшение длительности импульса возбуждения p и увеличение временного разрешения регистрирующей аппаратуры. При выполнении условия p < ситуация качественно изменяется. В этом случае осуществляется режим ФмгновенногоФ возбуждения, и появляется возможность прямого экспериментального измерения времени жизни и других микроскопических характеристик носителей заряда.

Рис. 1. Осциллограммы импульсов тока проводимости криВ настоящей работе осуществлена именно такая систалла CsI. 1 ЧCsI (1), 2Ц4 ЧCsI (2). T, K: 1,2 Ч 300, туация. 3 Ч 150, 4 Ч3 1186 Б.П. Адуев, Э.Д. Алукер, В.М. Фомченко, В.Н. Швайко дрейфовой подвижности d относительно холловской h.

На образцах второй группы (CsI (2)) фронт импульса тока проводимости соответствует интегралу импульса возбуждения, после которого следует гиперболический спад. По-видимому, в этих образцах центры прилипания отсутствуют, поэтому эксперименты выполнялись именно на них, и в дальнейших расчетах принималось d = h. Отметим, что при температурах T 100 K длительность спада импульса тока проводимости становится меньше временного разрешения аппаратуры, т. е. режим ФмгновенногоФ возбуждения осуществлялся только при T > 100 K. Поэтому дальнейшая обработка результатов Рис. 3. Зависимость отношения эффективного сечения рекомкинетических измерений проводилась именно в этом бинации S к дрейфовой подвижности d от температуры.

интервале температур.

Вольт-амперные характеристики (ВАХ), измеренные в момент окончания импульса возбуждения, линейны во всем исследованном температурном интервале.

2. Обработка и обсуждение результатов По наклону ВАХ определялось сопротивление образца и рассчитывалась удельная проводимость. Зависимость от температуры представлена на рис. 2.

Ранее в экспериментах при комнатной температуре Рис. 4. Зависимость эффективного сечения рекомбинанами было показано, что в чистых кристаллах СsI гиперции от температуры. Точки Ч расчет по экспериментальболический спад импульсов тока проводимости связан ным данным, кривая Ч аппроксимация формулой (3) при с бимолекулярной рекомбинацией когерентных электро- C = 7.9 10-8 cm2 K-2, = 2.

нов зоны проводимости и автолокализованных дырок (Vk-центров) [4,5].

В связи с этим дальнейшая обработка осциллограмм дрейфовой подвижностью d выражением производилась по гиперболическому спаду, для которого справедливо выражение S eE =, (2) d v jj(t) =, (1) 1 + j0t где e Ч заряд электрона, E Ч напряженность внешнего приложенного поля, v = (3kT /m)1/2 Ч тепловая где j0 Ч плотность тока проводимости в момент оконскорость электронов, m 0.5m0 Ч эффективная масчания импульса возбуждения. В [4,5] показано, что паса электрона. Обработка осциллограмм при различных раметр связан с сечением e-Vk-рекомбинации S и температурах позволила рассчитать параметры и, следовательно, зависимость S/d. Результат для S/d представлен на рис. 3.

Для дальнейшего анализа мы воспользовались литературными данными работы [6] для h и рассчитали экспериментальные значения S, исходя из того, что в данных образцах d = h. К сожалению, в литературе имеются данные для h только в интервале температур 150-350 K, поэтому обработка наших результатов проведена в интервале 150Ц300 K. Соответствующая кривая представлена на рис. 4.

Сечение захвата электронов на кулоновский центр, Рис. 2. Зависимость амплитуды проводимости от температуры для кристалла CsI при плотности возбуждения 400 A/cm2. как правило, аппроксимируется степенным законом [7,8].

Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. Температурная зависимость радиационно-индуцированной проводимости кристаллов СsI... нами использована ранее для интерпретации результатов измерения температурной зависимости проводимости кристаллов с решеткой типа NaCl [10]. Cуть ее состоит в следующем. При большой длине свободного пробега генетически связанные электрон и дырка разлетаются на большие расстояния, что приводит к ФперепутываниюФ частиц, образованных в результате различных актов ионизации. В этом случае генетическая связь между партнерами теряется и процесс рекомбинации описывается бимолекулярной схемой. Такие ФперепутанныеФ частицы будем называть статистическими. При малой длине свободного пробега компоненты электронноРис. 5. Зависимость холловской подвижности h от температудырочной пары в процессе релаксации разлетаются на ры. 1 Ч данные работы [3], 2 Ч расчет по экспериментальным малые расстояния, что значительно уменьшает вероятданным рис. 3.

ность ФперепутыванияФ частиц, созданных в разных актах ионизации. В этом случае вероятность рекомбинации генетически связанных электронов и дырки (генетической пары) довольно велика, что может обусловить значительный вклад мономолекулярной составляющей в рекомбинационный процесс. Применительно к нашему случаю можно сделать вывод, что в проводимости могут участвовать только статистические пары. Однако существует некоторая вероятность ухода электрона от своего генетического партнера (дырки) в результате тепловых флуктуаций. Обозначим энергия активации процесса разделения генетических пар EG.

В этом случае для концентрации электронов в зоне проводимости на момент окончания импульса возбуждеРис. 6. Зависимость концентрации электронов зоны прония можно записать водимости от температуры на момент окончания импульса возбуждения. Точки Ч расчет по формуле (4) с использова- n = nS + nGe-EG/kT, (5) нием экспериментальных данных для (рис. 2) и значением где nS и nG Ч концентрация электронно-дырочных пар, h (рис. 5), кривая Ч аппроксимация формулой (5) при создающихся в решетке статистически и генетически соnGnS = 180, EG = 0.07 eV.

ответственно. Сплошная кривая на рис. 6 построена при следующих значениях параметров: nS = 0.36 1014 cm-3, nG/nS = 180, EG = 0.07 eV. Следовательно, в рамках Поэтому для S приняли выражение рассматриваемой модели подавляющая часть носителей заряда термализуется в генетических парах. Из рас S = CT, (3) считанного значения EG можно оценить эффективное расстояние, на котором происходит термализация генегде C и Ч постоянные. Сплошная кривая на тически связанных электрона и дырки, рис. 4 построена по формуле (3) при значениях C = 7.9 10-8 cm2 K-2, = 2. Далее, используя r =. (6) полученные значения C и, по экспериментальным 40EG результатам рис. 3 мы рассчитали значения h в температурном интервале 100Ц150 K (рис. 5) и с помощью Расчет дает величину R 17.

значений h по данным рис. 2 получили зависимость В температурном интервале T < 100 K, где режим концентрации электронов зоны проводимости от темпе- измерения переходит из ФмгновенногоФ в квазистациоратуры по формуле нарный, наблюдается независимость амплитуды проводимости от температуры (рис. 2). Этот результат можно интерпретировать на качественном уровне следующим n =. (4) eh образом. В квазистационарном приближении выражение для проводимости можно записать в виде [11] Результат расчета представлен на рис. 6; как видно, n монотонно спадает с уменьшением температуры, = G e, (7) стремясь к постоянному значению. Этот результат мы интерпретируем в рамках модели рекомбинации в кор- где G Ч скорость генерации электронно-дырочных пар, релированных (генетических) парах [9], которая была Ч время жизни носителей заряда.

3 Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. 1188 Б.П. Адуев, Э.Д. Алукер, В.М. Фомченко, В.Н. Швайко Согласно работе [12], при захвате электронов на кулоновский центр время жизни определяется выражением =, (8) Ne где N Ч концентрация центров захвата (рекомбинации).

В этом случае, согласно (7), при постоянном значении G проводимость не зависит от температуры, что и наблюдается в эксперименте.

Список литературы [1] Б.П. Адуев, В.Г. Шпак. ПТЭ 2, 49 (1990).

[2] Б.П. Адуев, Э.Д. Алукер, Г.М. Белокуров, В.М. Фомченко, В.Н. Швайко. Тр. I Всерос. симп. ФТвердотельные детекторы ионизирующих излучений ТТД-97Ф. Екатеринбург (1998). С. 126.

[3] K. Weaver, J.K. Shltis, R.E. Faw. J. Appl. Phys. 48, (1977).

[4] Б.П. Адуев, А.В. Иголинский, В.Н. Швайко. ФТТ 38, 3, (1996).

[5] B.P. Aduev, E.D. Aluker, G.M. Belokurov, V.N. Shvayko. Phys.

Stat. Sol. (b) 208, 137 (1998).

[6] C.H. Scager, D. Emin. Phys. Rev. B2, 3421 (1970).

[7] П.В. Мейкляр. Физические процессы при образовании скрытого фотографического изображения. Наука, М.

(1972). 399 с.

[8] V.L. Bonch-Bruevich, E.G. Landsberg. Phys. Stat. Sol. (b) 29, 9 (1968).

[9] Э.Д. Алукер, Д.Ю. Люсис, С.А. Чернов. Электронные возбуждения и радиолюминесценция щелочно-галоидных кристаллов. Зинатне, Рига (1979). 182 с.

[10] Б.П. Адуев, В.М. Фомченко, В.Н. Швайко. ФТТ 41, 3, (1999).

[11] С.М. Рывкин. Фотографические явления в полупроводниках. Физматиздат, М. (1963). 357 с.

[12] С.И. Пекар. Исследования по электронной теории кристаллов. Гостехиздат, М. (1951). 353 с.

Физика твердого тела, 2001, том 43, вып.    Книги по разным темам