книги из ГПНТБ / Трусов Л.И. Островковые металлические пленки

на, никеля. Структурные особенности пленок могут быть до некоторой степени учтены при расчете парамет­ ров эквивалентной схемы.

Прежде чем приступить к описанию теорий пере­ носа заряда ів дискретных пленочных системах на изо­ лирующей подложке, надо отметить некоторые особен­ ности экспериментального исследования проводимости. Активированную проводимость могут иметь не только истинно островковые пленки, т. е. пленки, состоящие из агрегатов, расположенных на диэлектрической подлож­ ке и разделенных промежутками. Пленки, полученные в условиях недостаточно глубокого вакуума, представ­ ляют собой «смесь» атомов металла и адсорбирован­ ного таза или небольших зерен металла, окруженных изолирующей оболочкой загрязнений и окислов. Послед­ нее особенно относится к тугоплавким металлам, обла­ дающим повышенной гегпцрующей способностью. В этом случае зерна сгруппированы компактно и при структурных исследованиях создается впечатление о непрерывности слоя, хотя электрически он -состоит из изолированных зерен. При отжиге таких пленок в ваку­

межутков, которые определяют проводимость. В резуль­ тате свойства этих слоев оказываются невоспроизводи­ мыми.

Выше было отмечено, что если металлические ост­ ровки полностью изолированы друг от друга, то в пер­ вом приближении их собственным сопротивлением

191

приводят к появлению минимума на кривых темпера­ турной зависимости сопротивления.

Наложение металлической проводимости на активи­ рованную может исказить результаты измерения энер­

координатах IgR—1/У могут появиться перегибы и от­

ческая проводимость сказывается сильнее и общее сопротивление убывает.

Поэтому количественные исследования активирован­ ной проводимости островковых пленок должны сопро­ вождаться эффективным структурным контролем «ис­ тинной» островковой природы металлического слоя.

2.Потенциальный барьер между островками

Внастоящее время существует несколько гипотез о механизме проводимости в островковых металлических пленках. Первоначально такая пленка рассматрива­

потенциального барьера между островками. Предпола­ галось, что изменение проводимости обусловлено толь­ ко модификацией потенциального барьера и при этом не учитывалась одна из основных специфических особен­ ностей дискретных пленок —імикроекопический размер отдельных островков. В настоящее время в большин­ стве гипотез в той или иной форме принимается во вни­

низма преодоления электронами потенциального барье­ ра. Первый из них заключается в обычном классическом переходе через барьер электрона, который приобрел энергию, превышающую высоту барьера. Второй обус­ ловливается возможностью проникновения электрона

192

верхіности, определяемая работой против сил изобра­ жения:

где фо— работа выхода массивного образца.

Бели электрон находится между двумя параллельны­ ми и близко расположенными металлическими поверх­ ностями, то электрическое изображение появляется в обоих электродах и в каждой точке между ними потен­ циальный барьер будет ниже по сравнению с потенциа­ лом относительно одного электрода вследствие перекры­ тия сил электрического изображения. Этот эффект пере­ крытия 'сил изображения зависит от расстояния между электродами и диэлектрической іпостоянной среды, за­ полняющей промежуток. Для точного расчета формы потенциального барьера между двумя электродами необ­ ходимо учесть изображение высших порядков [266, 276, 277]:

разностью работы выхода и максимальной высоты барьера фт :

(по данным работы [277]).

194

Потенциальный барьер между двумя равными нейтральными ме­ таллическими сферами, связанный с силами изображения с учетом

эффекта перекрытия сил изображения, подробно рассмотрел Минн [227]. Он установил, что

Следовательно, понижение высоты потенциального барьера меж­ ду островками сферической формы при типичных значениях разме-

О

ров и расстояний между ними ( > 1 0 А) не превышает 1 эв. Однако

для пленочных структур тугоплавких металлов возможны меньшие размеры островков и промежутков.

Если между двумя электродами не вакуум, а ди­ электрик, то потенциальный барьер 'Существенно пони­ жается, поскольку электрон должен выйти в зону про­ водимости диэлектрика', дно которой ниже уровня на величину электронного сродства (рис. 53). Эта вели­ чина порядка единиц электрон-вольт, что составляет существенное понижение барьера.

Джеперт [276], анализируя форму потенциального барьера в системе двух металлических электродов с диэлектриком в зазоре, отмечает возможность измене­ ния его формы за счет пространственного заряда в ди­ электрике. Согласно Мотту и Герни [278], в области контакта металла и изолятора имеет место диффузион­ ный ток электронов из металла в зону проводимости изолятора. Электрическое поле, возникающее при обра­ зовании пространственного заряда, вызывает дрейф электронов в направлении металла. В итоге оба тока

уравновешиваются, а потенциальный барьер модифици­ руется пространственным зарядом. В равновесии диф­ фузионный ток компенсируется дрейфовым:

В средней плоскости диэлектрического слоя потен­ циал имеет максимальное значение фт. В произвольной точке барьера потенциал ф определяется через фт :

196

изменение высоты потенциального барьера за счет

жет быть обусловлено взаимодействием металлических электродов и диэлектрической прослойки (взаимное проникновение некоторой части атомов металла и ди­ электрика через поверхность раздела). Из общих поло­

При движении электрона вдоль поля в точке, располо­

Ъ g

электрона в противоположном направлении барьер по­ вышается на эту же величину. В слабых полях экстре­ мальная точка барьера равно удалена от обоих электро­ дов, т. е. хт~Ь/2 и максимальная высота барьера пони­ жается на величину Aq>'=eFbf2 (см. рис. 61). В сильных полях барьер изменяется более существенно, чем вследствие эффекта перекрытия сил изображения, т. е. Аф'>Аф. Максимум потенциального барьера сдвигает­ ся к левому электроду, а его высота существенно пони­ жается (эффект Шоттки) [266; 268; 239, с. '1634].

J97

3. Туннелирование и термоэлектронная эмиссия в островковых пленках (основные представления)

Исследованию туннелирования электронов между двумя металлическими электродами, разделенными уз­ ким зазором, который может быть заполнен диэлектри­ ком, посвящено большое количество работ [264, 267, 268, 263, с. 1973; 277; 206, с. 2655; 279]'.,

Вероятность DT (Е) проникновения электрона оквозь потенци­ альный барьер произвольной формы в направлении х посредством

туннелироваиия определяется выражением квантовой механики [280]:

электронов, у которых скорость в направлении барьера лежит в ин­ тервале от значений ѵх до vx-\-dvx:

ток, который является разностью потоков электронов в двух направ­ лениях, равен [263, с. 1793]:

198

где

Коэффициент прозрачности зависит от формы потенциального барьера. Однако использование выражения для ф(*), определенного методом изображений, затруднительно, поскольку в этом случае не­ возможно точно вычислить интеграл (228).

Симмонс^предложил ввести среднее значение высоты барьера ф для энергий, превышающих уровень Ферми:

pi — уровень Ферми.

Тогда выражение для туннельного тока примет вид

/тун=/0{ф ехр ( — Л ф ‘л )— [ф +eU) exp [— (ф+е£/)Ѵг] j , (234)

Это соотношение справедливо при температуре аб­ солютного нуля, т. е. оно не учитывает термическое возбуждение. Симмонс [263, с. 1793], Страттон [279], Мэрфи и Гуд [281] учли изменение туннельного тока, связанное с тепловым возбуждением носителей:

Нифонтов [268] при определении туннельного тока ап­ проксимирует барьер ломаной линией, соответствующей

199

наложению прямоутольного и треугольного барьеров. Ток термоэлектронной эмиссии /тэл обусловлен перехо­ дами достаточно энергичных электронов через потенци­

Если оба электрода из одного металла и максимум потенциаль­ ного барьера находятся в области средней плоскости (т. е. поле не слишком велико Дер > Дер'), то:

200