книги из ГПНТБ / Арсенид галлия. Получение, свойства и применение

4.2] К Р И С Т А Л Л Ы С М Е Л К И М И П Р И М Е С Н Ы М И У Р О В Н Я М И 171

правило. В подавляющем числе случаев подвижности •I носителей тока оказываются заметно ниже предельно достигнутых и причиной этого служит не только взаим­ ная компенсация доноров и акцепторов, но^и, по-видимому,

Рб,смг/б-сен

Т,°К

Рис. 4.11. Зависимость величины Ло от температуры для кристал­ лов л-тппа.

наличие каких-то иных рассеивающих центров, что осо­ бенно характерно для образцов п-типа [13, 14] и до сих пор часто сдерживает получение высокочистого материала.

На рис. 4.11 приведена температурная зависимость величины Ra для обычных кристаллов арсенида галлия.

и других дефектах. Наклон кривых Ro (Т) при низких

нием на ионах примеси и на решетке, то расчет, как пра­ вило, совпадает с экспериментальными значениями До лишь в небольшой области температур, вблизи 40—70° К (рис. 4.11). Выше и ниже этой температуры эксперимен­ тальные результаты лежат ниже расчетных. Встречаются также образцы, которые, имея невысокие подвижности, обнаруживают еще и очень резкое падение ее с пониже­ нием температуры [44].

Температурная зависимость подвижности дырок ха­ рактеризуется более крутым наклоном как низкотемпе­

качественные кристаллы арсенида галлия изготавлива­ ются эпитаксиальным методом. Если за 1953—1963 гг., благодаря развития классических методов Бриджмена, Чохральского, зонной плавки, максимальную подвиж­ ность электронов в арсениде галлия при температуре жид­ кого азота удалось поднять с 3000—4000 смЧв-сек до 10 000—15 000 см2/в-сек, то уже первые эпитаксиальные слои, изготовленные в 1964 г., дали подвижность при 780 К 40 000 смУв-сек, а в 1968 г. она достигала 105 000 смУв • сек [45]. Общее содержание примесей в эпитаксиальных слоях, как создающих мелкие или глубокие донорные уровни, так и примесей, влияющих только иа подвиж­ ность электронов, значительно меньше, чем в кристаллах, выращиваемых любыми другими методами [46—49]. Без

легирования эти слои, как и обычные кристаллы арсенида

174 Я В Л Е Н И Я П Е Р Е Н О С А [ГЛ. 4

галлпя, обладают проводимостью ?г-типа, обусловленной, по всей вероятности, кремнием. Благодаря малой концент­ рации электрически активных примесей эпитаксиальиые

Рис. 4.13. Зависимость коэффициента Холла (я) и Лег (б) электро­ нов от температуры в эпптаксиальных слоях и-типа [47].

как из анализа кривых R (Т), так и по величине подвиж­ ности носителей тока.

Общий характер зависимости подвижности^ от_темпе­ ратуры в эпптаксиальных слоях сохраняется таким же, как~и~ в~обычных кристаллах, хотя максимум подвиж­ ности, естественно, лежит при более низких температурах (рис. 4.13). Даибольшая подвижность в максимуме со­ ставляет 350 000 с^7<Г:~сек при 50е К [45, 49]. Падение подвижп6стй"электронов в сторону высоких температур, связанное с рассеянием на решетке, по мере очистки

4.2] К Р И С Т А Л Л Ы С М Е Л К И М И П Р И М Е С Н Ы М И У Р О В Н Я М И 175

кристаллов становится круче, но в достаточно чистых кристаллах, с максимальными подвпжностями электронов

наблюдается во всех наиболее чистых кристаллах при температурах 100—3000 К [45—48]. Данных об исследо­ вании этих кристаллов при более^высокпх температурах пока не опубликовано.

Подвижность электронов^' при низких температурах неплохо объясняется»рассеянием на ионах примеси, но

и в других кристаллах с мелкими примесными уровнями. При меньшей концентрации носителей тока изменения коэффициента Холла, в соответствии с общей тенденцией, значительно сильнее; энергия активации доноров в самых чистых слоях достигает 5-10- 3 эв.

4.2.4. Примесная зона. Выше уже отмечались осо­ бенности кристаллов ?г-типа и р-типа, которые не могут быть объяснены в рамках модели простого примесного полупроводника. Главная из этих особенностей — нали­ чие максимума на кривых температурной зависимости коэффициента Холла. С понижением концентрации но­ сителей тока величина максимума возрастает, а его поло­ жение смещается в сторону более низких температур (см. рис. 4.5, 4.7, 4.13). Аналогичное'поведение коэффи­ циента Холла при низких температурах известно для германия, кремния, аитимонида индия и других полу­ проводников и в настоящее время считается общепризнан­ ным его объяснение в рамках модели «примесной зоны». Согласно этой модели система примесных уровней в кри­ сталле благодаря частичному перекрытию волновых функ­ ций соседних примесных атомов обладает конечной про­ водимостью, сравнимой при низких температурах с про­ водимостью обычных разрешенных зон. При достаточно большой концентрации примесей перекрывшиеся примес­ ные уровни могут образовывать свою систему непрерывных по кристаллу состояний — примесную зону. Хотя теоре­ тически свойства этой зоны из-за не.периодичности рас­ положения примесных атомов должны существенно

менее простейшая модель, предполагающая, что перенос в примесной зоне описывается обычными формулами: а=еип, R=llen и т . п.— дает неплохое согласие с экспериментом. Термин «примесная зона» иногда используют для любых расщепленных примесных состояний, подразумевая под зоной энергетическую полосу расщепления. Следует пом­ нить, однако, что при малых концентрациях примесных атомов проводимость по ним носит не зонный, а туннель­ ный или прыжковый характер [50], а при высоких — примесные состояния сливаются с зоной проводимости и перестают существовать как самостоятельные обра­ зования.

Первое время проводимость по примесям рассматри­ валась как редкое явление, мало интересное для физики и техники. В последние годы отношение к этому вопросу изменилось. Расширение работ при низких температурах показало, что явление носит всеобщий характер, а не яв­ ляется особенностью только германия или кремния, где оно впервые было обнаружено. Оказалось, что прово­ димость по примесям и расщепление примесных состояний существенно сказываются на характеристиках ряда прибо­ ров, на минимальном токе туннельных диодов, спектре полу­ проводниковых источников света и т. д. Физически си­ стема взаимодействующих атомов примеси стала часто рассматриваться как наглядная, удобная для изучения модель твердого тела с хаотической решеткой и изменя­ ющимся, но желанию, основным параметром — расстояни­ ем между атомами решетки.

Мы рассмотрим свойства кристаллов с примесной зо­ ной, следуя в основном работам [31, 32, 51—54]. Если считать, помимо вышесказанного, что вклады основных носителей (индекс 1) и носителей примесной зоны (ин­ декс 2) в полную проводимость кристалла а независимы и аддитивны, то можно, как и для любой двухзонной проводимости, записать

Для простоты в формуле (4.8) опущены параметры рас-

венно зависеть от состояния поверхности. Однако раз­ личие между результатами исследования образцов с трав­ леной и шлифованной поверхностью невелико.

Не влияют иа полученные результаты и другие по­ бочные факторы — геометрия образцов, качество контак­ тов и т. п.

Электропроводность образцов как п-, так и /з-тппа при температурах ниже комнатной падает в сторону низких температур; наклон кривых меняется там, где постоянная Холла проходпт через максимум (см. рис. 4.6, 4.8). Наклон кривых прп высоких температурах соответствует перехо­ дам носителей из примесной зоны в валентную или в зону проводимости, при низких — процессам, происходящим в примесной зоне. Энергия активации для электропиых кристаллов в . последнем случае составляет —- Ю - 4 эв, для дырочных — Ю - 3 эв.

Модель примесной зоны позволяет попять и объяс­ нить и другие результаты исследования явлений переноса при низких температурах. Резкое падение «подвижно­ сти» Ro с понижением температуры в образцах с низкой концентрацией электронов (рис. 4.11, 4.12) (более резкое, чем доляшо было бы быть при рассеянии па ионах примеси) происходит как раз в той области температур, где вели­ чина Ra отражает замену подвижных носителей основной зоны малоподвижными носителями прпмесной зоны. Ин­ тересны результаты исследования магнето сопротивления вблизи этих температур. При появлении носителей тока другого сорта (пусть даже такого же знака, как в рас­ сматриваемом случае) магнетосопротивление должно резко возрастать по величине; это и наблюдалось эксперимен­ тально во всех кристаллах с примесной зоной. Расчет величины магнетосопротивления в рамках простейшей двухзонной модели по формуле

Н * ( ? - 1 ) " } + £ ( ? - 1 ) " | +

+ ^ К - и 2 ) 2 ] # 2 (4.12) дает неплохое совпадение с экспериментом (рис. 4.14),