Аморфные полупроводники и приборы на их основе - Хамакава Й.
Скачать (прямая ссылка):
Подобные расчеты проводились и для сплавов Б!—С, 51- Се и Се—С
[28]. В сплавах 81 Се значение g существенно не меняется при окружении атомами 81 или Се атома Се или 51 со свободной связью. В системах 81-С и Се-С, однако, значения g для свободных связей 51 или Се уменьшается при наличии атомов С, окружающих атомы 51 или Се
со свободной связью.
3.2. ОПТИЧЕСКИ ДЕТЕКТИРУЕМЫЙ МАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС (ОДМР) В ГИДРОГЕНИЗИРОВАННОМ АМОРФНОМ КРЕМНИИ
К.МОРИГАКИ, Е.САНО, И.ХИРАБАЯШИ (Kazuo Morigaki. Yosliio Sano, Izumi Hirabayaslu. Institute tor Solid State Physics. University of Tokyo)
Описан метод ОДМР, а также его применение при исследовании гидрогенизи-рованного аморфного кремния. С помощью этого метода можно выявить реком-бинационные центры и процессы, участвующие в люминесценции a-Si:H.
3.2.1. Структура статьи
Метод ОДМР является эффективным средством при определении рекомбина-ционных процессов и природы рскомбинационных центров в полупроводниках I 29]. К аморфному кремнию (a-Si:H) этот метод применили независимо друг от друга Моригаки и др. | 30- 33 ], Бигельсен и др. | 34 ] и Лампель и др. | 35 ].
В настоящей статье описываются механизм, лежащий в основе ОДМР в a-Si:H (раздел 3.2.2), методика экспериментального измерения ОДМР (раздел 3.2.3), приводится сводка известных авторам экспериментальных результатов (раздел 3.2.4) | 36-41]., а также их интерпретация. Кроме того, в разделе 3.2.5 обсуждается общая природа рекомбинационных центров и процессов в a-Si:И, причем модель авторов сравнивается с другими моделями для интерпретации результатов, полученных на основе ОДМР.
3.2.2. Модель захваченной электронно-дырочной пары
Модель связанной электронно-дырочной пары, которая объясняет результаты ОДМР-измерений, рассматривалась в нескольких работах | 37, 42-47]. В данном разделе приведены результаты по относительному изменению интенсивности лю-
93
92
минесценции при резонансе, которое можно вывести из кинетического уравнения, описывающего уровни Зеемана электронно-дырочных пар в присутствии магнитного поля (-37].
Вначале будут рассматриваться электронно-дырочные пары (ЭДП), уровни Зеемана которых показаны на рис. 3.2.1. Считается, что ЭДП, соответствующие всем четырем зеемановским уровням, генерируются с одинаковой скоростью,
^-п, I
R*
. п2 ¦
Рис. 3.2.1. Уровни Зеемана электронно-дырочной пары в присутствии магнитного поля. Обозначения расшифрованы в тексте [37]
а именно СІЛ'- (я, + я2 + я3 + я4) ], где С и Л' - скорость генерации и общее число пар электронных и дырочных ловушек соответственно; я,, я2, я3, я4 - средняя заселенность каждого уровня. На рис. 3.2.1 показаны R и R* — скорости рекомбинации состояний н синглетной (и2, я3) и триплетной (я,, я4) конфигурациями соответственно; R - сумма скоростей излучательной и безызлучательной рекомбинаций, R* — в некотором приближении скорость безызлучательной рекомбинации. В стационарном состоянии можно решить кинетические уравнения для четырех зеемановских уровней. Так как интенсивность люминесценции пропорциональна (я2 + я3), ее относительное изменение при резонансе можно получить нз решения кинетических уравнений в виде |9]:
<A/,fbnr-(***4G) {^^} + (^'('-хРе -*я>/(1 +*е><' + *я>)}
(R + «*+8G){7<* + (2/7",)](X(?+x„)/ (і + Xf)(l +х„)]}
2T*W 1 +27"* W
(3.2.1)
RR*
= 2-
+ 2G(R +R* + (2/Г,) + (1/7",')[1/(1 +Xe)(l +Хп)]
Т* R +R* + 86"
I** (1 +хех„) + К(хе+х„)1 R +R* +80
Хе = ехр ( SeiLftHlkT), Х„ = ехр ( gnnBH/kT),
(3.2.2.)
где Т*, ge, ?Л> //, т - соответственно эффективное время спин-решеточной релаксации, значения /г захваченных электронов и дырок, а также напряженность магнитного поля и температуры; принимает значение либо У либо М1П в зависимости от того, возникает резонанс на захваченных электронах или на дырках.
Величину (Д///) ЭДП в двух предельных случаях (термализованном и нетерма-лизованном) можно аппроксимировать следующим образом:
а) нетерматизованный случай \R. R* > (1/7",)]: когда (! мало,
/? Я* 27"*^
(Д///)Эпри - • -. (3.2.3)
R + R*¦ 1 + 2Т*У/
1/Г* <* 2[Я*+ (1/7",)-+26'] (3.2.4)
(1 + Хе)(1 + х„)
когда О велико,
Я - Я* 27"* И/
(Д///)ЭПР«-. -, (3.2.5)
2R* 1 + 2Т,*и>
ЦТ?~К12, (3.2.6)
(Д//0
б) термализованный случай \R, R* < (1/7",)]: R*+ 40 (1 - хе) (1 - х„) 2T*W
ЭПР~Л+Л*+80" х„ +хи ' 2T*W '
(3.2.7)
В работах (45, 46) отмечено, что когда R > R* в нетермализованном случае, согласно уравнениям (3.2.3) и (3.2.5) при резонансе наблюдается резкое возрастание интенсивности люминесценции. Этот результат проще всего объяснить следующим образом. Когда R > R* и каждый зеемановский уровень нетермализован, заселенности я2 и я3 становятся меньше, чем н, и я4. Если происходят ЭПР-пе-реходы между я, и пг, а также между я3 и я4 при электронном резонансе,заселенности я2 и я3 становятся большими и в конце концов интенсивность люминесценции возрастает, начиная от значения, наблюдаемого без ЭПР-переходов. Подобная ситуация возникает и при дырочном резонансе.
Далее рассмотрим безызлучательную рекомбинацию, происходящую между излучательными центрами захваченных электронов и центрами свободных связей. В этом случае такие пары будут трактоваться как ЭДП, показанные на рис. 3.2.2. Таким образом, к этим парам можно применить кинетические уравнения для из-лучательных ЭДП. В настоящем случае рост заселенности состояний синглетной конфигурации при резонансе приводит к усилению безызлучательной рекомбинации,, так что резонансы как на связанных электронах (излучательные электронные центры), так и на дырках (центрысвободных связей), приводят к уменьшению
