CC BY
48
УДК 541.124; 541.17; 544.22.022; 644.3.03
ФОТОПРОВОДИМОСТЬ НИТЕВИДНЫХ КРИСТАЛЛОВ P-PBN6
Ф. И. Иванов, Е. В. Исакова, Т. Ф. Карючина
PHOTOCONDUCTIVITY WHISKERS 0-PBN6 F. I. Ivanov, E. V. Isakova, T. F. Karyuchina
В работе методом зондовой подсветки изучена спектральная фотопроводимость (СФП) нитевидных кристаллов р-азид свинца (НК p-PbN6) в области длин волн 330^600 нм и при температурах от 90 ^300 К. Обнаружен ряд закономерностей в СФП, возникающих в НК p-PbN6 при фотохимическом разложении, действии деформации и температуры. Исследована люкс-амперная зависимость СФП. Наблюдаемые закономерности СФП объясняются с использованием зонных представлений о переходе электронов на уровни центров захвата и рекомбинации, образующихся при фотохимическом разложении, а также при низких температурах выделена во-дородоподобная серия экситонов Ванье-Мотта, отвечающих за наблюдаемые закономерности.
The spectral photoconductivity (SPC) of p-lead azide whiskers (WC p-PbN6) in the wavelength range of 330 ^ 600 nm and at temperatures ranging from 90 K to 300 K is studied in the paper by the method of probe illumination. A number of regularities in SPC arising in p-PbN6 WC at photochemical decomposition, deformation and temperature are found out. The observed patterns are explained by band concepts of transition of electrons on the trapping and recombination centers formed at the photochemical decomposition. Also hydrogen-like series of Wannier-Mott excitons that explain the observed behaviour are discovered at low temperatures. The lux-ampere dependence of SPC is investigated.
Ключевые слова: нитевидные кристаллы, электропроводность, р-азид свинца (НК p-PbN6), спектральная фотопроводимость.
Keywords: whiskers crystals, conductivity, P-azide of lead (WC p-PbN6), spectral photoconductivity.
Введение. Методики измерения
Измерительная схема включает источник питания П-4105, обеспечивающий точность стабилизации 0,01 %, цифровой вольтметр-электрометр В7-30, совмещенный с двухкоординатным регистрирующим потенциометром Endim 620.02. и монохроматор VSU, позволяющий изменять длину световой волны от 200 до 1200 нм. Измерения проводились в вакуумируемом криостате в области температур от жидкого азота до 600 К аналогично [3].
1. Спектральная фотопроводимость при комнатной температуре
Исследование спектрального распределения фотопроводимости (СФП) позволяет не только определить энергетику центров захвата и рекомбинации в запрещенной зоне, но и определиться с их донорной или акцепторной природой. На рис. 1 приведены кривые спектрального распределения фотопроводимости свежесинтезированных НК р-РЬ^, снятые при нормальных условиях. Кривая 1 снималась при освещении светом из области прозрачности в область собственного поглощения, кривая 2 - из области собственного поглощения в область прозрачности, освещался весь кристалл, включая галлиевые электроды. Остальные кривые спектральной фотопроводимости относятся к освещению светом из области прозрачности в область собственного поглощения при экранировании соответственно: катода (кривая 3), анода (кривая 4), катода и анода (кривая 5).
На кривых 1 и 2 четко прослеживается сдвиг максимума СФП при 395 нм НК р-РЬМ6, находившихся в процессе измерения под действием света из полосы собственного поглощения, в длинноволновую область на 5^7 нм. Природа наблюдаемого эффекта была понята при исследовании СФП НК р-РЬМ6, подвергну-
того изгибной деформации и ФХР. Кривая 1 (рис. 2) соответствует СФП свежесинтезированного недефор-мированного и предварительно незасвеченного НК Р-РЬМ6, кривая 2 характеризует СФП НК р-РЬМ6 после изгибной деформации, кривая 3 отражает изменения в СФП НК, облученного монохроматическим светом длиной волны 365 нм и интенсивностью 1,6-1019 квант/(м2-с) в течение 18 мин при комнатной температуре.
1
Д2
э/
V \ \
С^ 5
330 370 410 450 490
Длина волны, hn
Рис. 1. Спектральное распределение фотопроводимости НК ß-азида свинца: 1 - СФП от 800 до 330 нм, освещен весь НК; 2 - СФП от 330 до 800 нм,
освещен весь НК; 3 - СФП от 800 до 330 нм, закрыт катод; 4 - СФП от 800 до 330 нм, закрыт анод; 5 - СФП от 800 до 330 нм, освещена середина НК
На кривых СФП четко просматривается смещение максимума фотопроводимости от 395 нм для свеже-синтезированных НК p-PbN6 в длинноволновую область при деформации и ФХР. Общая фотопроводи-
мость при этом уменьшается. Наряду с изменением положения максимума СФП и его уменьшением в НК Р-РЬ^ при ФХР в длинноволновой области появляется слабовыраженная полоса при длинах волн 520^780 нм с максимумом 650 нм. ФХР сказывается и на спектральном распределении фотоэлектрической чувствительности, красная граница которой сдвигается с 900 - 950 нм для свежевыращенных НК до 1200 нм. СФП монокристаллов Р-РЬМ6, состаренных в течение 14 лет в условиях фотографической темноты, содержит два выраженных максимума фотопроводимости при 401 и 510 нм (рис. 3). Максимум фотопроводимости при 510 нм нами объясняется наличием экспериментально наблюдаемых продуктов разложения (ядер металлического свинца), возбуждаемых светом. Максимум при 401 нм обусловлен напряженно-деформированным состоянием, возникающим вокруг продуктов разложения и изменяющим форму запрещенной зоны.
I-
О
■е X
51
400 600 800
ДЛИНА ВОЛНЫ. HN
Рис. 2. Спектральное распределение фотопроводимости НК Р-азида свинца после изгибной деформации и ФХР: 1 - недеформированные свежие НК; 2 - деформированные изгибом; 3 - облученные УФ светом (365 нм), интенсивностью
квант/(м2 с), 18 мин при температуре 293 К. Температура измерений 293 К, интенсивность света 1,2
•1017 квант/(м2 с)
<
1 1-75
ьг-
I 1-50
© 1.25
1.00 0.75 0.50 0.25
300 500 700 900
Длина волны, Н1"
Рис. 3. Спектральное распределение фотопроводимости монокристалла Р-азида свинца при температуре 293 К, хранившегося 14 лет в условиях фотографической темноты
Таким образом, за спектральное местоположение максимума фотоэлектрической чувствительности при ФХР, так же как за положение длинноволнового края собственного поглощения, ответственно изменение ширины запрещенной зоны вследствие напряженно-деформированного состояния (дисторсии решетки), возникающего при взаимодействии электронов и дырок с собственными дефектами решетки. Уменьшение максимума ФП при деформации и ФХР также легко объясняется появлением дополнительных центров захвата и рекомбинации.
На кривых 1, 2 СФП (рис. 1) наблюдаются два выраженных плеча при длинах волн 365^370 и 425 нм. Причем если про экстраполировать эти плечи, предполагая нормальное распределение центров (на рис. 1 это показано штрих-пунктиром), то обнаруживается устойчивое положение условного максимума при длине волны 425 нм, практически не меняющееся при ФХР, в то время как максимум при 365 нм ведет себя синбатно с пиком при 395 нм. Полученные экспериментальные кривые СФП позволяют сделать предварительные заключения о том, что переходы при 365 и 395 нм являются зонными, а переход при 425 нм отвечает либо примесной, либо фотоинжекционной проводимости, при которой энергетика перехода слабо зависит от ширины запрещенной зоны полупроводника.
В пользу фотоинжекции электронов с катода свидетельствует факт отсутствия в СФП при освещении одного из электродов (анода) плеча в области длин волн 425 нм (кривая 3, рис. 1). Построение фотоинжекти-рующего контакта с использованием соотношения работ выхода азида свинца (а- РЬМ6=3,5^4,8 эВ) [6] и галлия (А ~ 4 эВ) [8] не противоречит данной точке зрения.
При освещении катода и экранировании анода СФП резко уменьшается (кривая 4, рис. 1) практически так же, как при освещении только середины НК Р-РЬ^ (кривая 5), т. е. напрашивается вывод о том, что электроны, инжектируемые с катода, захватываются на ловушках, образуя объемный заряд, препятствующий дальнейшей инжекции с контакта. В прикатодной области возникает барьер, на котором и происходит падение потенциала, то есть формируется область (домен) сильного поля.
г
100 Время, сек
Рис. 4. Зависимость фототока от времени освещения НК Р-азида свинца: 1 - освещается анод с прилегающей областью; 2 - освещается катод с прилегающей областью
Данную точку зрения подтверждает зависимость фототока от времени при освещении прианодного и прикатодного участков НК Р- РЬНз (рис. 4). Установившееся значение фототока при освещении анода примерно в 9 раз превышает фототок при освещении катода.
2. Спектральная фотопроводимость одноосно нагруженных нитевидных кристаллов Р-РЬ^
Характеристические кривые изменения темновой проводимости в азидах серебра и свинца, а также СФП НК Р-РЬНз при одновременной одноосной деформации вдоль направления [010] приведены на рисунках 5 и 6. Темновые проводимости необлученных НК Р-РЬНз и AgNз, измеренные в области ползучести в зависимости от деформации (рис. 5, кривые 1 и 2), при скоростях деформации 3-10-6 Н/с для НК Р-РЬ^ и 3-10-4 Н/с для AgN3 имеют общую тенденцию к уменьшению с появлением токовых осцилляций, отвечающим характеру деформационных кривых в координатах напряжение-деформация [4]. Существует и альтернативное объяснение, связанное с сегнетоэлек-трической природой соединения, т. е. с процессами скачкообразной переполяризация, типа эффектов Баркгаузена [5].
время деформации, мин.
Рис. 5. Изменение темновой проводимости НК Р-азида свинца и азида серебра при деформации:
1 - НК РР-азида свинца, скорость деформации 3 Ю-6 Н/с; 2 - НК азида серебра, скорость деформации 3 Ю-4 Н/с
Попеременный сдвиг на 2^3 нм максимума спектральной фотопроводимости в НК Р-РЬ^ в область длинных или коротких волн (рис. 6) при монотонном возрастании одноосной нагрузки не противоречит концепции изменения ширины запрещенной зоны при создании напряженно-деформированного состояния и снятии его при пластической деформации.
Таким образом, на фотопроводимость деформированных НК АТМ оказывают влияние не только создаваемые точечные и линейные дефекты, как центры рекомбинация и захвата, но и напряженное состояние или локальные поля упругих напряжений, существующие у образующихся дефектов и изменяющие параметры решетки и, соответственно, приводящие к нарушению симметрии зоны Бриллюэна [4], что, по-
видимому, приводит к дополнительному вырождению экситонных уровней, чувствительных к изменению зонной структуры.
390 395 400 405
ДЛИНА ВОЛНЫ, НМ
Рис. 6. Спектральная зависимость фототока в НК Р-азида свинца при монотонном нагружении в направлении [010]: 1 - НК без нагрузки; 2-5 - по мере возрастания нагрузки. Температура 293 К
3. Низкотемпературная спектральная проводимость нитевидных кристаллов Р-РЬ^6
При низкотемпературных исследованиях СФП НК Р-РЬ^ обнаружен ряд особенностей в энергетике полос, ответственных за максимум фотопроводимости, соответствующий краю собственного поглощения, а также наблюдается фотопроводимость при 420 нм в свежесинтезированных кристаллах, косвенно выявляемый при комнатной температуре (рис. 1).
На рис. 7 приведен СФП при 90 К НК Р-РЬ^. Для повышения чувствительности методики измерения проводились на десяти специально выбранных и ориентированных НК. Отмечено общее уменьшение фототока при 90 К и наличие максимума низкотемпературной фотопроводимости при 366 нм. Максимум СФП при 395 нм при этом исчезает и вновь наблюдается при прогреве НК Р-РЬ^ до 285 К. За максимум фотопроводимости при 420 нм, как это уже обсуждалось, ответственны процессы переноса заряда (электронов) с галлиевого катода в азид свинца. Эти заряды локализуются на ловушках (междоузельных ионах свинца РЬ2+ или анионных вакансиях V+), число кото-
г
рых конечно, и формируют область отрицательного объемного заряда, ограничивающего в дальнейшем фотоинжекционные процессы. При экранировании катода полоса СФП при 420 нм исчезает. Исчезновение полосы СФП при 420 нм в состаренных или фотохимически разложенных НК Р-РЬ^ также находит объяснение. Образуется коллоидный свинец, являющийся центром рекомбинации для фотоинжектируе-мых электронов и собственных дырок, поставляемых к катоду, аналогично механизму, предлагаемому для азида серебра Г. М. Диамантом [1]. Наличие двух типов экситонов, ответственных за фотопроводимость при комнатной температуре в тонких пленках а-№N<5, было впервые предложено Х. Д. Фаером и А. С. Фор-тишем [10] для объяснения максимумов при длинах
волн 354,5 и 382 нм. Авторы установили пропорциональные зависимости фототока от интенсивности в области 382 нм, что связано с локализацией одного из типов носителей на глубоких ловушках. К сожалению, в работе [10] не удалось определиться с типом фотопроводимости в силу слабой проводимости при 354,5 нм. В более поздних работах [2] Ю. А. Захаров и др. объяснили максимум фотопроводимости при 354,5 нм, как электронный переход зона-зона при волновом векторе к = 0, определив тем самым ширину запрещенной зоны в 3,5 эВ.
X <
I—I
0
1
о
8
44
400 600 800
длина волны 1, нм
Рис. 7. Спектральное распределение фотопроводимости при температуре 90 К для десяти НК /}-азида свинца: 1 - необлученные НК; 2 - НК, облученные УФ светом (365 нм), интенсивностью 21018 квант/(м2 с), в течение 8 мин
Если ширина запрещенной зоны в НК р-РЬМ6 значительно не отличается от определенной Ю. А. Захаровым для а-формы РЬ^ [2], а энергия активации фотопроводимости 0,1-0,15 эВ является энергией диссоциации экситона, то мы получим энергию экси-тона, отвечающую длине волны 366 нм, в 3,4 эВ. Таким образом, принятое значение ширины запрещенной зоны в 3,5 эВ можно считать оправданным.
Такие экситоны обладают рядом свойств. Распад экситона сопровождается появлением свободного электрона в запрещенной зоне и локализованной дырки возможно на катионной вакансии (К-центр).
В р-РЬ^ можно выделить водородоподобную серию экситона с энергиями:
ТТЛ ТТЛ АЖ
Жп = (1)
где А Ж - энергия связи экситона с п = 1, Ж - ширина запрещенной зоны; п - уровень возбуждения.
Если принять А Ж =0,65 эВ для п = 1, то расчетные значения энергий и длин волн довольно хорошо совпадают с наблюдаемыми из экспериментов по СП и СФП.
Экспериментальные полосы в СП и СФП, а также расчетные значения водородоподобной серии для АЖ = 0,65 эВ и ЖКК = 3,55 эВ сведены в таблицу 1.
Из анализа расчетных и экспериментально наблюдаемых полос в таблице 1 следует, что фотопроводимость при 360-366 нм; 420-425 нм может быть объяснена тепловой диссоциацией экситонов Ванье-Мотта с различающимися квантовыми числами (п = 1 и п = 2). Расчет водородоподобных серий для п = 3, п = 4 и п = 5 довольно хорошо совпадает с полосами в СП.
Таблица 1
Полосы оптического поглощения и фотопроводимости, водородоподобная серия экситонов в НК Р-РЪ№6
Температура Полосы в СП Полосы в СФП Водородоподобная серия (расчет) Примечание
К нм эВ нм эВ п нм эВ
293 362±- 364п 3,41-3,39 360-366 3,43-3,37 2 364 3,39
293 372 п 3.32 - - - - -
293 378п 3.26 - - - - -
293 380-390 3,24-3,16 395 3,12 - - -
293 430 2.87 425 2.9 1 425 2,9 Поляризация Щ010]
80 3491 - 350п 3,54-3,53 - - 4-5 350 3,53
80 3621 - 359п 3,41-3,44 - - 3 355 3,48 1 [010]
80 367п - 3681 3,35-3,34 366 3,37 2 364 3,39
80 378п1 3.26 - - - - -
80 380п - 3851 3,24-3,20 - - - - -
80 420-400 2.94 425 2,9 1 425 2,9
Наблюдаемые различия между расчетом и экспериментом связаны, по-видимому, с дисперсией показателя преломления, которая не учитывалась. За фотопроводимость с максимумом при 395 нм ответственны непрямые экситонные переходы, поскольку водородо-подобную серию, согласующуюся с экспериментом, для всех разумных значений ширины зоны, энергии первого Ридберга (п = 1), даже с учетом анизотропии показателя преломления, получить не удалось.
4. Люкс- и вольт-амперные характеристики проводимости нитевидных кристаллов ¡Р-РЪ^6
Влияние интенсивности света на фотопроводимость НК р-РЪ^, так же как AgN3 и ТШ3 [1; 9], имеет сложный характер, зависящий от спектрального состава используемого света. Наиболее подробно теория неравновесной фотопроводимости в классических полупроводниках рассмотрена С. М. Рывкиным [7]. Показано, что в обычных фотопроводниках фотопроводимость подчиняется либо линейной зависимости от интенсивности света, когда наблюдается захват одного из типов носителей на глубоких ловушках или когда равновесная концентрация одного из носителей велика, либо фототок пропорционален интенсивности света в степени 1/2. Последнее имеет место, когда концентрация равновесных носителей равна нулю или при ионизации решетки возникают неравновесные электроны и дырки в одинаковых концентрациях в зоне проводимости и валентной зоне.
На рис. 8 приведены зависимости фотопроводимости от интенсивности освещения НК р-РЬНз, сня-
тые при температурах 90 К и 293 К и длинах волн, соответствующих спектральным максимумам. Из представленных результатов следует, что квадратичная рекомбинация при используемых интенсивностях и при комнатной температуре явно выражена только для света с длиной волны 395 нм. На основе сложившихся представлений это означает, что экситон диссоциирует на свободные электрон и дырку, участвующие в рекомбинации. Для длин волн 366, 425 и 650 нм как при комнатной температуре, так и в области низких температур фотопроводимость линейно зависит от интенсивности, т. е. в ней участвует только один тип носителей заряда, а энергетика центров захвата и рекомбинации определяется максимумами в спектрах фотопроводимости. При интенсивностях освещения более 1,5-1017 квант/(м2-с) характер зависимости фотопроводимости от интенсивности при температуре 90 К и в максимуме 366 нм изменяется от линейного к квадратичному, что свидетельствует о необратимом заполнении центров захвата при низкотемпературной диссоциации экситонов. С. М. Рывкиным [7] показано, что такой характер зависимости фототока от интенсивности соответствует случаю превышения концентрации свободных носителей над концентрацией центров захвата, которую можно оценить исходя из наблюдаемых закономерностей и вольт-амперных характеристик фототока в НК р-РЬНз в предположении отсутствия объемных зарядов, создающих встречное электрическое поле. Это оправдано при омических контактах и низком напряжении на них.
Г
о
е 4
1С
с к
л
л <5*
VI оо -го
60 й
40°
а
20
3
га
<8 ё
о е
1 ш»
1.
[до р
"Н
2
0.3 0.9 1.5 ИНТЕНСИВНОСТЬ КВАНТ* 10"/М1 С
80
60
40
20
0.3 0.9 1.5 ИНТЕНСИВНОСТЬ ТСВЛНТ* Ю'УМ" С а й
Рис. 8. Зависимость фототока от интенсивности освещения НК Р-азида свинца: а) 1 - 395 нм, 2 - 690 нм; температура 293 К; б) 1 - 366 нм, 2 - 425 нм, температура 90 К
Для линейной рекомбинации фотопроводимости справедливо выражение [7]
Апст = гстцК3, (2)
где Апст - стационарная концентрация носителей тока; гст - стационарное время жизни; ^ - квантовый выход фотопроводимости; К - коэффициент поглощения; 3 - интенсивность света.
Полагая, что концентрация центров захвата в НК Р-РЬНз одного порядка со стационарной концентрацией носителей тока при переходе от линейной рекомбинации к квадратичной для интенсивности света
1,5-1017 квант/(м2-с), можно оценить, задаваясь коэффициентом поглощения К = 105 м-1 и квантовым выходом фотопроводимости ^ = 0,3, стационарное время жизни носителей заряда.
Квантовый выход был найден из анализа вольт-амперных кривых фотопроводимости НК р-РЪНз в предположении отсутствия объемных зарядов, аналогично работе [7].
Зависимость плотности фототока от напряжения электрического поля в предлагаемой модели можно описать уравнением:
cE ( ( l - х } = JneЧ-T II- ехр1- —
(3)
где Лп - поглощаемая интенсивность, квант/(м -с); e - заряд электрона; п - квантовый выход, с - смещение электрона (дырки) в единичном электрическом поле м2/В; Е - напряженность электрического поля, В/м; I - межэлектродное расстояние, м; х - расстояние от освещаемой части образца до электрода.
Проведем анализ экспериментальной зависимости плотности фототока от напряженности электрического поля E для длины волны 395 нм, представленной на рисунке 9, используя данное уравнение. Для света с длиной волны 366 нм при температуре 90 К и интенсивности 21018 квант/(м2 - с) характер зависимости аналогичный, а фотопроводимость примерно на порядок меньше.
] = Лпеп
I - х
(5)
где Л - интенсивность падающего света, квант/(м - с); Я - коэффициент отражения; К - коэффициент поглощения; к - толщина кристалла. Приведем формулу (5) к виду:
] =
Лоеп(1 - Я)(1 - е-Кк)
\1 - х
(7)
I
1 2 3 напряженность поля Е х 105В/м
Рис. 9. Вольт-амперные характеристики фототока при освещении НК ¡¡-азида свинца светом длиной волны 395 нм по методу светового зонда: 1 - без освещения; 2 - при освещении; 3 - разность между 1 и 2
При малых полях, когда сЕ << I - х, а фототок линейно зависит от напряженности электрического поля, экспоненциальным членом в скобках можно пренебречь, тогда уравнение (3) примет вид:
СЕ
] = Леп СЕ, (4)
т. е. ток во внешней цепи перестает зависеть от положения светового зонда. При больших полях, когда сЕ >> I - х, все освобождаемые светом электроны достигают анода. Разложив экспоненциальный член в уравнении (3) в ряд и ограничившись вторым членом ряда, получим:
и вычислим квантовый выход фотопроводимости. Величины, входящие в формулу (3), легко определяются из опыта. Зная квантовый выход, по формуле (5) определим величину смещения с электрона в единичном поле.
Оценка квантового выхода, проведенная при комнатной температуре и освещении светом длиной волны 395 нм, дала значение п = 0,3 + 0,05, а смещение носителей заряда (фотодырок) в единичном поле составило с = (3-5) -10-11 м2/В. Для длины волны 366 нм при температуре 90 К квантовый выход фотопроводимости оказался равным п = 0,1+0,05, а смещение фотоносителей - значению с = 10-10-10-11 м2/В. Зная квантовый выход, легко определить по формуле (4) для случая линейной рекомбинации стационарное время жизни фотоносителей, которое составляет 10-6с, и концентрацию центров захвата и рекомбинации 1017-1018 м-3.
Для случая бимолекулярной рекомбинации время жизни носителей заряда и их концентрация являются переменными величинами, зависящими от интенсивности света и времени освещения [2].
Стационарное время жизни носителей заряда, определяющих максимумы СФП при длинах волн 425 и 650 нм, рассчитанное из линейных зависимостей фототока от интенсивности, соответственно равны 3-10-4с и 5-10-4с, а концентрация центров захвата и рекомбинации заключена в пределах 1017-1019 м-3.
Рассчитанная для температуры 90 К концентрация центров захвата и линейной рекомбинации, отвечающих фотопроводимости при 366 нм, по порядку величины совпадает с концентрацией центров, определенных методом терморазряда конденсатора с максимумом при Т = 237 К (см. предыдущую статью в Вестнике КемГУ), а различие во временах релаксации может быть связано с температурами измерений. Принимая, что время и константа скорости рекомбинации связаны между собой соотношением:
г = 1 (8)
к
рассчитаем энергию активации релаксации из уравнения Аррениуса, записанного в форме:
Я 1п((^ г2)
Ж =
1Т -1Т2
(9)
т. е. фототок перестает зависеть от напряженности электрического поля, а абсолютная величина его при насыщении пропорциональна расстоянию между световым зондом и анодом.
Учитывая, что число поглощенных квантов определяется выражением:
Лп = Л0 (1 - Я) - е-Кк ) (6)
здесь г и Т - время рекомбинации и температура измерения соответственно, Я - постоянная Менделеева-Клайперона.
Принимая г1 = 10-6 с для Т1 = 90 К и г2 = 10-8 с для Т2 = 273 К, получим значение энергии активации, равное 0,1 эВ, что соответствует экспериментально наблюдаемой энергии диссоциации локализованного экситона в максимуме полосы фотопроводимости 366 нм и делает данное допущение разумным.
Следовательно, исходя из вышеприведённого, фотопроводимость при Т = 90 К с максимумом при
366 нм является электронной, а дырки (N3), образующиеся при диссоциации экситона, захватываются с образованием Ук - центров, формирующих уровни
акцепторов у потолка валентной зоны: *
N3 + И\ = N3 +?2" V;) + е. (10) Слабый и широкий пик фотопроводимости при 650 нм, выявляемый в НК р-РЬНз, подвергнутых ФХР, и описываемый линейной рекомбинацией, наиболее непротиворечиво соотносится с предзародыша-
ми металлического свинца РЬП фотоэлектрическая работа выхода которых совпадает с работой выхода массивного металла [8] 4=3,92^4,1 эВ
А = Щ + Ж2, (11)
где щ = 1,9 эВ - энергия возбуждения электрона с
РЬ 0п в зону проводимости при освещении светом длиной волны 650 нм; Щ2 = 2,2 эВ - ширина зоны проводимости в а-РЬ^ [6].
Исследование влияния послойной полировки поверхности НК р-РЬНз на глубину 1,5^2 мкм показало пропорциональное толщине уменьшение общей фотопроводимости без изменения ее спектрального распределения в максимуме 650 нм, что свидетельствует о практически однородном распределении центров фотоэлектрической чувствительности по объему НК.
Выводы
Использование методик исследования спектральной фотопроводимости (СФП) НК р-РЬ^ позволило выявить влияние напряжённо-деформированного состояния создаваемого продуктами разложения на положения максимума СФП, а также определится с областью формирования локального электрического поля и возможным механизмом. Обсуждена природа пиков СФП наблюдаемых в НК р-РЬНз в области температуры жидкого азота. Оценены квантовые выходы и стационарное время жизни носителей заряда, определяющих максимумы СФП при длинах волн 395, 425 и 650 нм.
Литература
1. Диамант Г. М. Неравновесная проводимость в процессе фотохимической реакции азида серебра: автореф. дис. ... канд. физ.-мат. наук. Кемерово: КемГУ, 1988. 22 с.
2. Захаров Ю. А., Руколеев С. И., Лоскутов В. С. Электроника фотохимического разложения азидов и гало-генидов тяжелых металлов // Мат. совещания по химической кинетике в твердом теле. Новосибирск: НГУ, 1977. С. 45 - 51.
3. Иванов Ф. И., Ю. А. Захаров. Физико-химические свойства. Разложение р-азид свинца: монография. Новокузнецк: НФИ ГОУ ВПО КемГУ. 2010. 232 с.
4. Иванов Ф. И Роль структурно-деформационных дефектов в процессах, протекающих при фото- и электрополевом воздействии в азидах тяжелых металлов // Изв. СО АН СССР. (Серия: Химия). 1985. № 11. Вып. 4. С. 63 - 67.
5. Иванов Ф. И., Захаров Ю. А., Лукин М. А. Эффект Баркгаузена в нитевидных кристаллах азида свинца // Ползуновский вестник. 2004. № 4. С. 80 - 83.
6. Колесников Л. В., Захаров Ю. А., Федоров Г. М. Исследование электронных состояний (зон) в азидах тяжелых металлов методом внешней фотоэмиссии электронов; Томский полит. ин-т. Томск, 1977. 38 с.
7. Рывкин С. М. Фотоэлектрические явления в полупроводниках: монография. М.: ГИФ-МЛ, 1963. 496 с.
8. Фоменко В. С. Эмиссионные свойства материалов: справочник. Киев: Наукова думка, 1970. 148 с.
9. Evans B. L., Yoffe A. D. Absorption Spectrum and Assotiated Photoconductivity of Pure and Decomposed Crystals of Thallow Azide // Nature. 1959. Vol. 183. № 4670. P. 1241 - 1244.
10. Faer H. D., Fortyth А. С. Optical and Electrical Properties of Thin Films of a-PbN6 // J. Phys. Chem .Solids. 1969. Vol. 30. P. 2559 - 2570.
Информация об авторах:
Иванов Федор Иванович - доктор химических наук, профессор, член-корреспондент Российской Академии Естественных наук, зам. директора по научной работе Новокузнецкого института (филиала) КемГУ, ifi@nkfi.ru.
Fedor I. Ivanov - Doctor of Chemistry, Professor, Corresponding Member of the Russian Academy of Natural Science, Deputy Director for Science at Novokuznetsk institute (branch) of Kemerovo State University.
Исакова Елена Васильевна - кандидат философских наук, магистрант Новокузнецкого института (филиала) КемГУ.
Elena V. Isakova - Candidate of Philosophy, Master's Degree student at Novokuznetsk institute (branch) of Kemerovo State University.
Карючина Татьяна Федоровна - преподаватель Новокузнецкого института (филиала) КемГУ. Tatyana F. Karyuchina - Lecturer at Novokuznetsk institute (branch) of Kemerovo State University.
Статья поступила в редколлегию 08.04.2015 г.
