книги из ГПНТБ / Мотт, Н. Электронные процессы в некристаллических веществах

т. е. связанных цепей тетраэдров, половина из которых имеет «загораживающую», а половина — зигзагообразную конфигура­ цию. Хотя подобную структуру и можно представить себе «иде­ альной» в смысле насыщения всех валентных связей, тем не менее

Таблица S.1

Радиусы, координационные числа и параметры ушпрения с для координационных сфер в структурах типа алмаза, вюрцита и в аморфоннон структуре [212)

весьма вероятно, что радиальные и угловые искажения будут благоприятствовать существованию некоторого количества нена­ сыщенных связей или локальных дефектов.

Для аморфного кремния наилучшее совпадение с эксперимен­ тальной кривой радиального распределения дает структурная мо­ дель, состоящая на 60% из алмазоподобных единиц и на 4 0 % из аморфонов [103].

Альтернативная структурная модель, предложенная для амор­ фных германия и кремния, основывается на представлении о хао­ тической сетке в расположении атомов [552]. Полк [416] построил

которое они связывают с наличием «пустот» или «пор» столь малых размеров, что их не удается обнаружить при помощи электрон­ ного микроскопа с высоким разрешением. Более того, при отжиге пленок малоугловое рассеяние уменьшается, что свидетельствует о некотором уплотнении структуры, происходящем благодаря исчезновению этих пустот.

Мосс и Грачик [359] сравнили КРР пленки аморфного крем­ ния и той же пленки после проведения кристаллизации (путем на­

имеют одни и те же значения для кристаллической и аморфной пленок. Ширина максимума дает величину среднего квадрата

и в первом случае, совпадают по величине для кристалла и аморф­ ной фазы. Однако для этой координационной сферы средний квад­ рат смещения атомов составляет в кристалле 0,020 А 2 , а в аморф­ ной пленке 0,051 А 2 . Следовательно, если исключить фонониые эффекты, то остается средний квадрат статического смещения, равный ~ 0,031 А 2 . Мосс и Грачик приписывают его искажениям валентных углов, которые по оценкам составляют величину около 20° относительно нормального тетраэдрического угла 109°28'.

в) Наиболее ярким отличием структуры аморфной пленки от структуры алмаза является полное исчезновение третьего коорди­ национного максимума кривой радиального распределения, присут­ ствующего на соответствующей кривой для кристалла (это показа­ но также на фиг. 8.1 для Ge).

8.1.3. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА АМОРФНОГО ГЕРМАНИЯ

Если учесть разнообразие структурных изменений, сопровож­ дающих отжиг аморфных пленок германия, то не удивительно, что в литературе встречаются противоречивые сведения относительно его электрических характеристик. Кроме очевидных различий между пленками, полученными разными методами и в различных условиях, большинство авторов сообщает и об изменении свойств со временем после осаждения. Отжиг при температурах выше температуры осаждения может привести к увеличению удельного

294 Глава 8

сопротивления к методу приготовления пленки и степени отжига.

с температурой; они проводили измерения вплоть до нескольких сотен градусов Кельвина, когда имел место предельный наклон, равный 1,45 эВ.

Ф и г . 8.4. У д е л ь н о е с о п р о т и в л е н и е , - т е р м о - э . д . с , п ь е з о с о п р о т н в л е п н е и м а г н е т о с о п р о т и в л е н и е а м о р ф н о г о г е р м а н и я в з а в и с и м о с т и о т т е м п е р а т у р ы

получили такую зависимость сопротивления от температуры, кото­ рую, как они предполагают, можно представить в виде трех приблизительно линейных участков (фиг. 8.4, а, кривая2). Энергии активации, равные 0,55, 0,20 и 0,09 эВ соответственно, эти авторы

няющая такое поведение, может иметь вид, показанный на фиг. 8.5.. При низких температурах уровень Ферми находится в положении В, имеет место перескоковая проводимость по зоне акцепторов, и величина S отрицательна в соответствии с соотношением (7.23). При возрастании температуры ток переносится преимущественно дырками, возбужденными в валентную зону, и величина S стано­ вится положительной. При высоких температурах уровень Ферми перемещается по направлению к А, вклад электронной составля­ ющей в ток становится существенным и благодаря увеличиваю­ щейся и большей по абсолютной величине отрицательной компо­ ненте S падает. Однако ниже для объяснения зависимости S (Т) мы предложим другую модель.

Штуке [482] также исследовал изменение термо-э.д.с. с темпе­ ратурой в аморфном германии. На фиг. 8.4, б представлены его результаты. Кривая 1 является почти зеркальным отображением кривой Григоровичи и др. Игнорируя возможность ошибки в опре­ делении знака, мы должны заключить, что некоторые пленки германия являются пленками n-типа при комнатной температуре и что, возможно, справедлива модель, аналогичная предложенной Григоровичи п др., но с зоной доноров вместо зоны акцепторов. Чопра н Бол [95] получили при температуре ниже комнатной очень маленькую величину термо-э.д.с., возрастающую до поло­ жительных значений с ростом температуры. Таким образом, по крайней мере качественно результаты Чопры и Бола согласуются с данными Григоровичи и др.

На фиг. 8.4 приводятся результаты измерений пьезосопротивления [128, 193, 211, 348] в том же масштабе по оси температур, что и для удельного сопротивления и термо-э.д.с. В отличие от положительного знака эффекта, обнаруженного для поликристаллпческого вещества, во всем исследованном интервале температур пьезосопротивление аморфной фазы имеет отрицательный знак. Интерпретацию пьезосопротивленпя, вероятно, можно дать при рассмотрении той информации, которая содержится в кривых фиг. 8.4, в, относящихся к влиянию одноосного растяжения пли удлинения, на кривые фиг. 8.4, а. Во-первых, растяжение приво­ дит к уменьшению энергии активации, наблюдаемой при темпера­ турах выше 450 К. Это уменьшение в 3—4 раза меньше наблюдае­ мого сужения запрещенной зоны для кристаллического германия (около — 6 . 1 0 - 6 эВ •кг- 1 -см~2 ). В областп низких температур (ниже 250 К) уменьшение сопротивлеппя при растяжении происходит без изменения кривизны кривой. На первый взгляд может показать­ ся, что это противоречит модели перескоковой проводимости для данной области температур, так как можно ожидать, что влия­ ние растяжения состоит в уменьшении перекрытия волновых функций соседних узлов. Однако Девени и др. указывают, что, поскольку продольное растяжение влечет за собой поперечное сжатие, в конце концов деформирующее действие одноосного растяжения на первоначально изотропные волновые функции может сводиться к эффективному увеличению их перекрытия. Эти авторы находят, что поперечный коэффициент равен пример­ но половине продольного. В промежуточной области температур поведение пьезосопротивления свидетельствует об увеличении энергии активации при растяжении. Девени и др. связывают его с увеличением энергетического интервала локализованных состоя­ ний в валентной зоне.

Магиетосопротивление аморфного германия при 25 кГс отри­ цательно во всем интервале температур, показанном на фиг. 8.4, г. Мелл и Штуке [348] при очень низких полях (порядка нескольких

Свойства аморфных полупроводников с тетраэдрической структурой 297'

килогаусс) наблюдали изменение знака иа противоположный при температуре ниже 120 К, но в связи с ограниченным количеством имеющихся данных мы не будем обсуждать этот результат. При 535 К зависимость магнетосопротивления от поля носит при­ близительно линейный характер; с понижением температуры эта

магнетосопротивление может иметь место в случае перескоковой проводимости. Неизвестно, какой знак магнетосопротивления следует ожидать для случая проводимости по нелокализованным состояниям при малой длине свободного пробега. (Для зонной проводимости в кристаллах магнетосопротивление всегда поло­ жительно; для поликристаллического германия также наблюда­ лось положительное магнетосопротивление.) На фиг. 8,4, г пока­ зано быстрое падение величины Ар/р в той области температур, где можно ожидать преобладание проводимости по нелокализован­ ным состояниям. Мелл и Штуке утверждают, что отсутствие поло­ жительного магнетосопротивления при высоких температурах говорит о том, что подвижность носителей при движении по

Тем не менее, основываясь на изложенных выше данных, мы можем делать некоторые предположения относительно механизма проводимости в аморфном германии. Во-первых, представляется очевидным, что при низких температурах (скажем, ниже 200 К) проводимость носит перескоковый характер. Независимо от дан­ ных, показанных на фиг. 8.4 и уже обсуждавшихся, аморфный гер­ маний является хорошим примером вещества, для которого выпол­ няется зависимость 1па от 1/Г1/*, ожидаемая для перескокового механизма и выведенная в гл. 2. На фиг. 8.6 представлена зависи­ мость 1по" от ИТ по данным Кларка.

Результаты измерений удельного сопротивления, выполненных Уолли и Джоншером [530], как и данные Чопры и Бола х ) , дают линейную зависимость 1пст от 1/Т1/* (см. [368]). Следует подчерк­ нуть, что этот линейный характер сохраняется при гораздо более высоких температурах, чем можно было ожидать; при температу­ рах, скажем, выше 200 К ( Г - 1 ^ = 0,27) рассматривать перескоковую проводимость вблизи уровня Ферми как подходящее опи-

298 Глава 8

сание механизма переноса не представляется разумным. Таким образом, здесь согласие теории с экспериментом может быть отча­ сти случайным.

Наиболее правдоподобным объяснением поведения удельного сопротивления при более высоких температурах (выше 300 К) яв­

•Ф п г. 8.6. Температурная зависимость удельного сопротивления аморфного •Ge по результатам Кларка [99], построенная в виде зависимостей log р от

1/Г и log р от 1/Г1 /*.

Пунктирная прямая соответствует собственному кристаллу.

что зависит от приготовления образца), возбужденные в локали­ зованные состояния вблизи края зоны. По-видимому, для аморф­ ного германия, осажденного при комнатной температуре, обычно не удается достигнуть таких температур, при которых ток опре­ деляется носителями, возбужденными в нелокализованные состоя­ ния, поскольку одновременно при нагревании происходят необра­ тимые структурные изменения; в противном случае зависимость 1пр от 1/Г должна быть линейной. Обсуждавшиеся выше резуль­ таты Григоровичи и др. были получены на отожженных образцах, и действительно для таких образцов энергия активации при высо­ ких температурах определена значительно лучше.

Тщательное исследование влияния отжига на пленки аморфното германия, полученные осаждением в тлеющем разряде, проведе-

Свойства аморфных полупроводников с тетраэдрической структурой 299

но Читтиком [89]. На фиг. 8.7 представлены его результаты для двух образцов. Общий характер зависимостей согласуется с дан­ ными других авторов, а именно с выводом, что отжиг повышает сопротивление при температурах ниже примерно 300 К. При высоких температурах, кроме того, увеличивается энергия акти­ вации электропроводности, в то время как при низких влияние

Сплошные линии относятся к образцу толщиной 1,6 мкм, осажденному при комнатной

отжига состоит в параллельном сдвиге кривой. Последнее сви­ детельствует просто об уменьшении числа центров, обусловлен­ ных дефектами (возможно, оборванными связями), по которым осу­ ществляется перескоковая проводимость. Прямое свидетельство уменьшения числа дефектов в случае аморфного кремния было получено при исследовании электронного парамагнитного резо­ нанса (см. 8.1.4).

Увеличение наклона высокотемпературного участка зависимо­ сти 1по от ИТ при отжиге можно трактовать следующим образом.