Під час дії оптичного випромінювання на тверде тіло виникає механізм обміну енергією між твердим тілом І світлом



Скачати 168.31 Kb.
Дата конвертації12.06.2019
Розмір168.31 Kb.
Назва файлуЧастотомер.doc
ТипЗакон

Лабораторна робота № 4
Дослідження характеристик частотного оптичного перетворювача
Мета роботи: дослідити і зняти сімейство залежностей частоти генерації від потужності випромінювання.

Теоретичні відомості
Взаємодія оптичного випромінювання з напівпровідником
Під час дії оптичного випромінювання на тверде тіло виникає механізм обміну енергією між твердим тілом і світлом. Якщо через позначити інтенсивність світла, тобто кількість світлової енергії, яка проходить за одиницю часу через нормальний одиничний переріз, то коефіцієнт відбиття визначає частку енергії, яка відбивається на границі тіла

, (1)
де - інтенсивність світла, - інтенсивність падаючого світла.

Залежність коефіцієнта відбиття від частоти , або довжини хвилі , отримали назву спектра відбиття. Світло, яке падає на тверде тіло, поглинається ним у відповідності із законом Бугера-Ламперта


, (2)
де - відстань від границі тіла до даної точки уздовж променя, - коефіцієнт поглинання.

Величина, яка є зворотною до коефіцієнта поглинання , дорівнює товщині прошарку, після проходження якого інтенсивність світла зменшується в раз. Залежність коефіцієнта поглинання від частоти або довжини хвилі отримала назву спектра поглинання тіла. Іноді замість коефіцієнта поглинання розглядають показник поглинання , який зв’язаний з коефіцієнтом поглинання співвідношенням


. (3)
Відповідно до електромагнітної теорії світла коефіцієнт відбиття при нормальному падінні визначається через показники переломлення і поглинання
. (4)
Із закону (4) видно, що з ростом поглинання зростає і відбиття, так при , тобто існує повне відбиття падаючого світла. Цим пояснюється значне відбиття світла металами. З другого боку, із (4) випливає, що процес відбиття існує і за відсутності поглинання, так при , отже
(5)
при нормальному падінні світла.

Закон Бугера-Ламперта дозволяє визначити коефіцієнт поглинання через концентрацію поглинаючих центрів і ефективний переріз поглинання одного фотона за одиницю часу


. (6)
Якщо взяти величину , то її можна визначити як середню довжину вільного пробігу фотона в середовищі поглинання
. (7)
Коефіцієнт поглинання є імовірність поглинання фотона на відстані в одиницю довжини. Ефективний переріз залежить від енергії фотона і природи поглинаючих центрів. Якщо в напівпровіднику існують поглинаючі центри , різної природи, які характеризуються своїм ефективним перерізом , то

. (8)
Повний коефіцієнт поглинання є сумою коефіцієнтів поглинання різної природи, тому що імовірність незалежних процесів підсумовується
. (9)
Таким чином, повний спектр поглинання складається із спектрів поглинання будь-яких поглинаючих центрів.

Для обчислення необхідно врахувати закони збереження енергії і імпульсу. Проте, не виконуючи цих складних обчислень можна зробити оцінку . При поглинанні фотона атомом основної речовини і дефектами гратки величину ефективного перерізу поглинання можна вважати такою, яка дорівнює площі геометричного перерізу атома або дефекту для тих частот, які забезпечують виконання закону збереження енергії, тому вважаємо


см2.

Якщо світло поглинають атоми основної речовини, то см-3 і см-1. При цьому значенні довжини вільного пробігу фотонів, які здатні відірвати електрон від атома, що відповідає умові , отримаємо величину см. Ця груба оцінка дає правильний порядок коефіцієнта поглинання атомами основної речовини. Такий вид поглинання отримав назву власного або фундаментального.

При поглинанні світла дефектами (домішковими атомами, вакансією тощо) їх доля поглинання пропорційна відношенню концентрації дефектів до концентрації атомів основної речовини.

Згідно класифікації, існують такі види поглинання світла у напівпровідниках:



  1. власне або фундаментальне поглинання світла, яке приводить до переходу електрона із зв’язаного стану у вільний, тобто із валентної зони у зону провідності. Власне поглинання можливе за умови . Воно існує у видимій і близький інфрачервоній областях в залежності від ширини забороненої зони;

  2. домішкове поглинання викликане іонізацією домішкових атомів, що відповідає переходу електронів від домішкових атомів у зону провідності або із валентної на енергетичні рівнів домішок;

  3. під дією електричного поля світлової хвилі відбувається її поглинання вільними носіями заряду, при цьому на прискорення вільних носіїв заряду хвиля віддає частку своєї енергії, що приводить до її послаблення;

  4. взаємодія світлової хвилі з коливаннями гратки отримало назву Гнаткового поглинання або поглинання світла за рахунок коливань гратки;

  5. процес утворення зв’язаної пари електрон-дірка при поглинанні світла отримав назву екситонного поглинання;

  6. поглинання світла сукупністю вільних електронів і дірок називається плазмовим поглинанням.

Отже, можна сказати, що всі зовнішні впливи, які змінюють стан атомів основної речовини, такі як температура, ступінь легування, тиск, магнітні і електричні поля, радіація впливають на спектр поглинання.
Фоторезистивний ефект у напівпровідниках.
Зміна електричного струму напівпровідника під дією випромінювання отримала назву фоторезистивного або внутрішнього фотоелектричного ефекту. Фізична природа цього явища полягає в збільшенні концентрації носіїв заряду у напівпровіднику при дії світла. Фоторезистивний ефект можна описати величиною світлової провідності
, (10)
де , - надлишкові концентрації електронів і дірок, які створені світлом. Якщо , то резистивний ефект є позитивним, якщо - від’ємним. Провідність , яка викликана рівноважними носіями заряду, отримала назву темнової. Повна провідність складається з темнової і світлової провідностей
. (11)
Власне поглинання світла приводить до генерації електронів і дірок у рівних кількостях, тобто . Екситон не поглинання світла приводить до створення зв’язаної пари електрон - дірка, яка є нейтральним утворенням, тому екситон не поглинання не збільшує концентрації носіїв заряду. Якщо екситон у кристалічній гратці дисоціює, то це приводить до появи двох вільних носіїв заряду електрона і дірки.

При поглинанні світла домішковими атомами або - центрами зростає концентрація носіїв заряду одного типу. Якщо концентрація неврівноважених носіїв заряду перевищує концентрацію темнових основних носіїв, то змінюється тип провідності напівпровідника.

Коливання гратки при поглинанні світла приводить до зростання концентрації носіїв заряду за рахунок вторинного ефекту, який полягає в зростанні концентрації фотонів, які віддають свою енергію на збудження носіїв заряду.

Вільні носії заряду, якщо вони поглинають світло, порушують рівноважний розподіл по квантова них станах, хоча їх концентрація не змінюється, при цьому їх енергія зростає, що змінює рухливість, а це в свою чергу, змінює провідність.

При дії світла на напівпровідник зростає його провідність, проте в деяких випадках може зростати і його опір. Це пояснюється тим, що порушується стан рівноваги між темновою генерацією і рекомбінацією поблизу поверхні напівпровідника за рахунок дії світла, що в свою чергу приводить до зростання швидкості рекомбінації в об’ємі. Таким чином, зменшується концентрація основних носіїв заряду, а отже зростає опір напівпровідника.

Для опису фоторезистивного ефекту необхідно визначити розподіл носіїв заряду за рахунок дії світла на концентрацію носіїв заряду. Світлова концентрація носіїв заряду визначається на основі розв’язку одномірного рівняння неперервності


, (12)
, (13)

де , - складові, які визначають швидкість генерації електронів і дірок,, - рівноважна концентрація електронів і дірок,, - концентрація електронів і дірок, які генеровані світлом, , - час життя, якщо в напівпровіднику відсутній струм, тобто , то рівняння (12) і (13) набувають вигляду


, (14)
. (15)

В стаціонарному стані , тому при відомих значеннях швидкостях генерації і, рівняння (14) і (15) мають розв’язок


, (16)

. (17)
Вирази (16) і (17) отримали назву першого характеристичного співвідношення для фоторезистивного ефекту. Вони визначають залежність світлової провідності від інтенсивності світла в діапазоні спектра
, (18)

де - відношення рухливості електронів до рухливості дірок. Аналіз (18) показує, що світлова провідність залежить від довжини падаючого світла і його інтенсивності. Швидкість генерації визначається інтенсивністю світла і коефіцієнтом поглинання .



Якщо в одиниці об’єму поглинається енергія
, (19)
то інтенсивність світла можна виразити через потік фотонів , при цьому число фотонів, які поглинаються в одиниці об’єму за одиницю часу, буде дорівнювати
. (20)
Отже, число фотонів , які поглинаються за одиницю часу в одиниці об’єму дорівнює добутку коефіцієнта і потоку фотонів . Якщо кожний фотон, який поглинається з імовірністю , породжує вільного носія заряду (або пару електрон – дірка), то величина визначається як швидкість генерації носіїв заряду
, (21)

. (22)
Величина і отримали назву квантового виходу фотоіонізації. Якщо світлова провідність виникає за рахунок поглинання домішковими станами, то одна із складових або дорівнює нулю. З фізичних уявлень видно, що величина може приймати значення одиниці або нуля. Експериментальні вимірювання показують, що має різні значення як більше, так і менше одиниці. Проте це не означає, що один фотон безпосередньо може генерувати декілька вільних носіїв заряду. Це означає, що в напівпровіднику мають місце вторинні ефекти, при яких на кожний квант, який поглинається, припадає ефективне число вільних носіїв і , що перевищують одиницю. Враховуючи рівняння (21) і (22), вираз для густини струму, який викликаний світловою провідністю, має вигляд
. (23)
Якщо через позначити розміри напівпровідника в напрямку поля і через - напругу на ньому, то , , . Час дрейфу для електронів визначається як , а для дірок - . Напруженість електронного поля можна виразити через час, за який носії заряду проходять через напівпровідник, отже
. (24)
При підстановці (24) у (23) отримаємо таке рівняння
. (25)
Якщо зразок напівпровідника досить тонкий, а поглинання світла достатньо слабе, то величина у всіх точках поверхні буде однаковою. Позначивши через повне число фотонів, яку поглинув напівпровідник у своєму об’ємі, величину фотоструму

можна записати у вигляді


, (26)

де

. (27)

Повна генерація носіїв заряду за одиницю часу при описується виразом

.(28)

Величина , яка визначається (27), отримала назву коефіцієнта підсилення. З врахуванням (28) формула для фотоструму записується у вигляді


. (29)
Вираз (29) отримав назву другого характеристичного співвідношення для фоторезистивного ефекту.

Якщо напруженість електричного поля у напівпровіднику досить велика, то час прольоту може стати менше часу життя заряду. Рівняння (29) є справедливим для випадку, коли контакти мають омічний характер, тобто виконується умова рівності носіїв заряду, які увійшли через один омічний контакт і які вийшли з іншого омічного контакту.



Рисунок 1. – Спектральна залежність квантового виходу в германії (а) і вплив температури на спектральну залежність квантового виходу кремнію (б)


Квантовий вихід визначається на основі рівняння (25) при експериментальному визначенні фотоструму . На рис. 1, а подана спектральна характеристика квантового виходу для Ge, з якої видно, що для 2,7 еВ квантовий вихід дорівнює одиниці. При подальшому зростанні енергії фотонів квантовий вихід перевищує одиницю. Це пояснюється тим, що при поглинанні фотона у результаті прямого переходу квазіімпульси електрона і дірки дорівнюють один одному, а їх кінетичні енергії обернено пропорційні ефективним масам. Коли кінетична енергія однієї з часток досягає величини, яка дорівнює ширині забороненої зони, то “гарячий” носій може віддати свою енергію на створення додаткової пари вільних електрона і дірки. Якщо , то границя росту квантового виходу лежить в області , а при - в області . При підвищенні температури ширина забороненої зони зменшується, що приводить до зміщення границі росту у бік менших енергій. Це підтверджують експериментальні криві для Si, які подані на рис.1 б. Отже, можна зробити висновки, що значення квантового виходу більше одиниці зв’язано із вторинним ефектом, який викликаний ударною іонізацією, а не безпосереднім утворенням двох пар носіїв заряду одним фотоном.

Величина світлової провідності залежить від інтенсивності світла, яка, в свою чергу, визначається процесами рекомбінації. Якщо рекомбінація лінійна, то надлишкова концентрація пропорційна інтенсивності світла, тобто


, . (30)
Якщо рекомбінація має квадратичний характер, то
,. (31)
В загальному випадку можна вважати, що
. (32)
При фоторезистивний ефект отримав назву лінійного, при - нелінійного і при - над лінійний.

Спектральна залежність фотопровідності визначається спектральною залежністю швидкості генерації. Для домішкового внутрішнього фотоефекту криві достатньо добре співпадають з кривими поглинання .

Спектральна залежність фоторезистивного ефекту, що відповідає власному поглинанню, відрізняється від спектрів власного поглинання. Положення границі власного фоторезистивного ефекту відповідає границі власного поглинання , проте з ростом енергії фотонів спектральна крива внутрішнього фотоефекту проходить через максимум і швидко зменшується, незважаючи на те, що поглинання світла в цій області досить велике (рис.2).

Характеристикою речовини є фото чутливість , яка визначається відношенням світлової провідності до інтенсивності світла


. (33)
Спектральна характеристика фоторезистивного ефекту визначається як залежність фото чутливості від частоти або довжини хвилі світла. Фоторезистивний ефект використовується для створення фото резисторів, які в подальшому будуть використані для створення частотних фото чутливих перетворювачів.

Рисунок 2. – Спектри фоторезистивного ефекту в області власного поглинання

Фотогальванічний ефект у напівпровідниках


Розглянемо однорідний напівпровідник, на який падає світло. Інтенсивність світла зменшується з проникненням його вглиб напівпровідника відповідно до закону Бугера – Ламперта. Поглинання світла приводить до генерації носіїв заряду, швидкість якої падає згідно експоненти. Нерівномірна генерація носіїв заряду приводить до того, що вони дифундують вглиб напівпровідника. Проте коефіцієнт дифузії електронів і дірок мають різні значення, тому існує просторовий розподіл рухомих носіїв заряду. Електрони, які мають більшу рухливість, переміщуються вглиб напівпровідника на більшу відстань ніж дірки. Освітлена поверхня заряджається позитивно, а неосвітлена – негативно. Це приводить до виникнення електричного поля, яке направлено уздовж проміння світла.

Виникнення електричного поля в однорідному напівпровіднику при його освітленні отримало назву ефекту Дембера. Цей ефект існує в напівпровіднику при відсутності струму, тому вважаємо . На основі цього міркування визначається напруженість електричного поля.



, (34)
де - дифузійна густина струму електронів, - дифузійна густина струму дірок, , ,

- нерівноважна питома провідність.

Аналіз (34) показує, що при неоднорідному освітлені напівпровідника виникають дифузійні потоки електронів і дірок, які прямують вглиб його об’єму, при чому дифузійні струми , направлені у протилежні боки. Розподіл зарядів утворює електричне поле, яке викликає дрейфовий струм, який компенсує дифузійний струм. Електричне поле визначається різницею дифузійних потоків електронів і дірок.

Електричне поле, яке виникає при ефекті Дембера, має такий напрямок, при якому воно гальмує дифузію більш рухливих носіїв заряду, і прискорює дифузію менш рухливих носіїв заряду. Це явище отримало назву біполярної дифузії. Воно описується за допомогою рівняння неперервності. Для стаціонарного стану рівняння неперервності має вигляд

, (35)

де
коефіцієнт біполярної дифузії , (36)


дифузійна дрейфова рухливість , (37)
швидкість “біполярної” генерації . (38)
Зробимо такі позначення:

, (39)
, (40)
тоді рівняння (35) можна переписати у вигляді
. (41)
Загальний розв’язок однорідного рівняння (41) описується виразом
, (42)
де коефіцієнти і визначаються з граничних умов для концентрації струмів з врахуванням поверхневої рекомбінації. Частковий розв’язок неоднорідного рівняння можна знайти, якщо відома залежність . При генеруванні носіїв заряду світлом
. (43)
В цьому випадку частковий розв’язок має вигляд
. (44)
Аналіз (44) показує, що при малих напруженостях електричного полів розподіл нерівноваженої концентрації визначається дифузійною довжиною . В області великих електричних полів довжина затягування дорівнює довжині дрейфу для домішкового напівпровідника. Проте, чим ближче напівпровідник до дифузійної довжини. У власному напівпровіднику електричне поле, незалежно від його величини , не впливає на розподіл надлишкової концентрації.

Отже, ефект Дембера полягає у виникненні електричного поля у напрямку променя світла, яке поглинається напівпровідником. Напруженість поля або електрорушійна сила пропорційні різниці коефіцієнтів дифузії електронів і дірок, оскільки поле Дембера компенсує різницю дифузійних струмів електронів і дірок. Якщо коефіцієнти дифузії рівні між собою, то струми чисельно рівні і протилежно направлені, що відповідає нульовому значенню поля Дембера.

Розподіл нерівноважних електронів і дірок об’ємними електричними полями, які існують в неоднорідних напівпровідниках, приводять до виникнення нерівноважних об’ємних полів, які утворюють стум у зовнішньому колі. Фотогальванічний ефект полягає в тому, що при генерації нерівноважних носіїв заряду виникає електрорушійна сила в області p-n переходу або випрямляючого контакту металу і напівпровідника.
Фотоемісія електронів з металу у напівпровідник при дії світла на бар’єр Шоткі
При дії світлового потоку на структуру метал – напівпровідник можна припустити, що енергія фотона перевищує ширину забороненої зони і висоту потенціального бар’єру контакту, то поряд з існуванням внутрішнього фотоефекту повинна відбуватися фотоемісія електронів з металу у напівпровідник. На рис. 3 показаний контакт металу з напівпровідником n-типу.

Рисунок 3. – Схематичне зображення бар’єру Шоткі


Якщо енергія фотону більша за висоту потенціального бар’єру з боку металу , то електрони металу, поглинаючи фотони, набувають енергію достатньо для подолання висоти потенціального бар’єру. Ці електрони утворюють фотострум. Визначимо залежність густини цього фотоструму від товщини металевої плівки, довжини світлової хвилі та потужності випромінювання.

Фотострум , обумовлений тими електронами, які мають складову швидкості теплового руху у напрямку контакту, достатню для того, щоб після поглинання фотону такий електрон міг подолати потенціальний бар’єр. Проте не кожний з таких електронів може покинути метал, оскільки існує певна імовірність поглинання фотону та імовірність того, що електрон, який поглинув фотон, не віддасть додаткову енергію. кристалічній гратці до того, як досягне переходу. При спрямуванні осі ОХ перпендикулярно площині контакту (рис. 3) густина фотоструму визначається виразом


, (45)
де - заряд електрону, - частка збуджених електронів на межі метал – напівпровідник, або імовірність того, що електрон буде збуджений в точці , - швидкість електрону в напрямі ОХ, яка дозволяє йому при поглинанні фотону подолати потенціальний бар’єр, - концентрація електронів, які мають в напрямі контакту швидкість , - швидкість таких електронів уздовж ОХ після поглинання фотону. Величини та пов’язані між собою такою залежністю
(46)
З врахуванням (46) вираз (45) для струму має вигляд
, (47)
де .

Виконуючі складні математичні перетворення, які враховують імовірність розподілу електронів у об’ємі напівпровідника та металу, а також враховуючи формули (45) – (47) кінцевий вираз для струму можна записати як


, (48)
де - стала Річардсона.

Аналіз отриманих результатів дозволяє зробити такі висновки:



  1. при початковому збільшенні товщини шару металу збільшується кількість фотонів, які поглинаються, що приводить до зростання кількості електронів, які набувають додаткову енергію. Тому з малими значеннями фотоемісійний струм зростає із збільшенням товщини плівки;

  2. подальше збільшення товщини металу приводить до того, що імовірність поглинання фотонів у приконтактних шарах швидко зменшується, а імовірність зіткнення електрона з кристалічною граткою до того, як він досягне переходу, різко зростає. Кількість електронів, які збуджені в точці , знижується, тому при певному значенні товщини плівки металу фотоемісійний струм зменшується;

  3. чим більша потужність випромінювання, тим більше фотонів поглинаються металом. Тому більшим значенням потужності відповідають більші значення фото емісійного струму з одним і тим же значенням товщини металевої плівки;

  4. зростання потужності випромінювання приводить до того, що електромагнітна хвиля згасає у товщих шарах. Тому з підвищенням інтенсивності світла фотоемісійний струм досягає нуля з більшим значенням ;

  5. із зменшенням довжини хвилі (збільшенням енергії фотонів) зростає кількість електронів, які при поглинанні фотона набувають енергію, достатню для подолання бар’єру. При цьому зменшується коефіцієнт відбиття і збільшується ефективна глибина проникнення світла. Це призводить до того, що чим менша довжина хвилі, тим більшого значення набуває фотоемісійний струм з однаковими значеннями товщини плівки металу і потужності випромінювання.


Опис лабораторної установки



Рисунок 4. – Схема оптичного частотного перетворювача


Схема частотного оптичного перетворювача (рис. 4) складається з генератора електричних коливань, зібраного на транзисторах VT1-VT2, перетворювача , який реалізовано на мікроконтролері Atmel AT90S2313 та індикатора МТ10Т7-7. Структура, яка складається з арсенід-гаплієвого польового транзистора з бар’єром Шоткі VT1 та біполярного транзистора VT2 забезпечує вольт-амперну характеристику з від’ємним опором. Ця структура є базовою для побудови перетворювача тому, що вона забезпечує режим роботи в діапазоні надзвичайно високих частот, що дуже важливо для НВЧ оптоелектроніки. Фото чутливий перетворювач живиться від джерела постійної напруги U=5В. Термостабілізація забезпечується фільтром R2C1. Ємність С3 здійснює блокувальну роль, тобто захищає джерело постійного струму від струмів надзвичайно високих частот. Коливальний контур утворений активною індуктивністю, зібраною на елементах VT3,C2 та R5, та внутрішньою ємністю, яка існує на електродах колектор біполярного і стік польового транзисторів. Подільник напруги, який забезпечує зміщення на затворі польового транзистора, утворений фотодіодом VD1 та R1, тим самим визначаючи положення робочої точки на вольт-амперній характеристиці перетворювача. На рис. 5 подана ВАХ частотного оптичного НВЧ перетворювача. Як видно з графіка, ділянка від’ємного опору лежить в області від 2В до 4В, що дає можливість значного регулювання величиною від’ємного опору за рахунок зміни коефіцієнту поділу подільника VD1 - R1 або зміни джерела напруги. При зміні величини світлового потоку змінюється частота генерації, яка зчитується мікроконтролером з виходу генератора та перетворюється, згідно функції перетворення, безпосередньо в потужність світлового випромінювання. В залежності від обраного режиму роботи на індикатор виводиться частота генерації або величина потужності світлового випромінювання.



Рисунок 5. – Вольт-амперна характеристика перетворювача з різними потужностями випромінення.

Поділіться з Вашими друзьями:


База даних захищена авторським правом ©refua.in.ua 2019
звернутися до адміністрації

    Головна сторінка
Контрольна робота
Методичні вказівки
Лабораторна робота
навчальної дисципліни
Методичні рекомендації
Загальна характеристика
курсової роботи
використаної літератури
Список використаної
Курсова робота
охорони праці
курсу групи
Пояснювальна записка
Зміст вступ
Виконав студент
Виконала студентка
самостійної роботи
Історія розвитку
навчальних закладів
форми навчання
Теоретичні основи
Міністерство освіти
Робоча програма
студент групи
Практична робота
вищої освіти
молодших школярів
навчальний заклад
виконання курсової
Конспект лекцій
виробничої практики
Загальні відомості
діяльності підприємства
роботи студентів
Охорона праці
Практичне заняття
охорони здоров
контрольної роботи
використаних джерел
інтелектуальної власності
Самостійна робота
Курсовая работа
студентів спеціальності
Історія виникнення
навчального закладу
студентка курсу
загальна характеристика
загальноосвітніх навчальних
світової війни
студентка групи
фізичного виховання