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

в других работах прямым расчетом по наклону кривых температурной зависимости коэффициента Холла. В самых

уровней значительно меньше их невозмущенной энергии активации. Более вероятной причиной слияния зон яв­ ляется, по-виднмому, экранировка ионов примеси элект­ ронами, уменьшающая энергию активации примесных уровней. Благодаря малой эффективной массе электронов экранировка в арсениде галлия велика, так что энергия активации экранированного водородоподобного центра, рассчитанная по формулам работы [61], становится рав­ ной нулю уже при тг=(3—4) • 101 6 см~3 (теоретическая кривая на рис. 4.15). То, что изменение энергии актива­ ции и слияние зон определяются в основном концентра­ цией электронов, а не ионов, подтверждается и другим

и величина максимума коэффициента Холла: при равных

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 181

и степень перекрытия орбит примесных центров являются также существенными факторами в формировании свойств

[75]. Эти числа очень близки к теоретически ожидаемым

Хотя нарисованная выше картина объясняет сущест­ венные стороны экспериментально наблюдаемых явлений, проблема проводимости по примесям во многом остается еще не решенной. Особенно возрастают трудности в кри­ сталлах р-тппа. Валентная зона здесь двукратно вырож­ дена, несферпчиа и обладает рядом других особенностей (см. гл. 2). Структура мелких акцепторных состояний, а вместе с ней структура и свойства примесной зоны соответствующим образом усложняются. Эксперименталь­ но это находит выражение в том, что значения коэф­ фициента Холла при температурах ниже максимума резко отличаются от их значений при высоких температурах; вычисления в рамках простой двузонной модели не при­ водят к самосогласующнмся результатам.

В целом проводимость в примесной зоне, определя­ ющая свойства умеренно легированных кристаллов как п-, так и р-типа, еще ждет детального изучения.

4.2.5. Отрицательное магнетосопротивление. Во всех

63]. С точки зрения классической теории проводимости он совершенно непонятен. Магнитное поле, воздейст­ вуя на электрон, не изменяет его энергии, а только искрнвляет траекторию. Путь электрона удлиняется,

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

сопротивление кристалла растет. Не вносят принципиаль­ ных изменений в эту картину и неоднородности; только некоторые особые формы их создают кажущееся умень­ шение сопротивления отдельных участков, но в целом сопротивление любого неоднородного кристалла в маг­ нитном ноле обязательно возрастает [64, 65].

Были попытки объяснить отрицательное магпетосопротивление в рамках квантовых явлений [66]; однако магнитные поля, в которых эффект наблюдается экспери­ ментально, существенно слабее квантующих.

Аномальное уменьшение сопротивления в магнитном поле наблюдалось также в аитимоипде индия, германии, в некоторых других кристаллах и стало последние годы предметом активного экспериментального н теоретическо­ го изучения.

Для арсенида галлпя наиболее полные исследования выполнены в работах [31, 67—73]. В них показано, что эффект не связан с такими случайными факторами, как свойства контактов, с псодпородиостямп п геометрией образца, с влиянием поверхностпой обработки, дислока­ циями, какими-либо случайными примесями и т. п., а является фундаментальным свойством кристалла и опре­ деляется концентрацией носителей тока в нем, темпера­ турой, напряженностью магнитного поля, а в некоторых случаях (главным образом в образцах с высоким содер­

с проводимостью в примесной зоне: эффект наблюдается всегда при тех температурах, при которых начинает пре­ обладать проводимость в примесной зоне (рис. 4.16). На­ ибольшей величины отрицательное магнетосопротпвление достигает в кристаллах с концентрацией электронов (1—2)-101 6 см—3. С ростом легирования, по мере слияния примесной зоны с зоной проводимости, эффект быстро уменьшается; в чистых кристаллах, где проводимость по примесям принимает прыжковый характер, эффект также быстро исчезает (рис. 4.17).

Экспериментальные закономерности отрицательного магнетосопротивления существенно отличаются от за­ кономерностей обычного положительного эффекта. Зави­ симость величины | — Ар/р] отмагнитиого поля квадратична

лишь в очень слабых полях, до 1.—5 кэ. Затем эффект стремится к насыщению (рис. 4.18). Величина отрица­ тельного магнетосопротивленпя практически не зависит ни от ориентации кристалла, пи от ориентации тока отно­ сительно магнитного поля. В частности, продольный эффект лишь на 3—5% меньше поперечного, в то время как положительный эффект в продольном поле близок

•

•12

Рис, 4.18. Зависимость магпетосопротивлепия от напряженности магнитного поляДЗЦ.

О б р а з ц ы те же, что на рпс. 4.11.

к нулю. Поразительной особенностью отрицательного эф­ фекта является почти полная независимость его величины от подвижности носителей тока при изменении последней на несколько порядков (рис. 4.19).

Эффект не евязан с изменением концентрации носи­ телей тока или перераспределением их между состояии-

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 185

,ями с различной подвижностью: коэффициент Холла как функция магнитного поля в кристаллах с отрица­ тельным магнетосопротпвлением постоянен. Анализ боль­ шого числа результатов и исключение обычной положи­ тельной компоненты, которая в ряде случаев накладыва­ ется на эффект, позволили установить, что отрицательное

Рис. 4.19. Зависимость магнетосопротивления от подвижности носи­ телей тока в образцах с концентрацией электронов л=101 0 см—3[31].

для явлений с участием магнитных центров, упорядочи­

вить как результат уменьшения рассеяния электронов на магнитных центрах при включении ноля. Изо всех гипотез, выдвинутых для объяснения отрицательного магнетосопротивления, лучше всего объясняет наблю­ даемые закономерности гипотеза Тояцавы [74]. Тояцава

центров. В магнитном поле спины упорядочиваются, рассеяние электронов уменьшается. Повышение темпе­ ратуры разупорядочивает спины. Для существования эффекта проводимость должна осуществляться по приме­ сям, создающим как обобществленные, так и частично

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

полном обобществлении или полной локализации примес­

центрации, где п предсказывает теория, а именно, при явно выраженной проводи­ мости в примесной зоне.

Отрицательное магнето­ сопротивление, прп полном раскрытии его природы, мо­ жет стать полезным орудием в изучении проводимости по примесным состояниям в по­ лупроводниках. Некоторые дальнейшие результаты ис­ следования этого эффекта рассматриваются в последую­ щем изложении.

1 8 8 Я В Л Е Н И Я П Е Р Е Н О С А [ГЛ. 4

с примесью меди посвящено весьма большое число работ по исследованию эффекта Холла и электропровод­ ности [85—89], речь в этих работах идет чаще всего об оп­ ределении энергип активации уровней, их концентрации и связи результатов с технологией изготовления образ­ цов. Каких-либо особенностей собственно в переносе но­ сителей в них ие наблюдается. Поэтому свойства этих кристаллов отдельно в данной главе ие рассматриваются.

4.3.Сильно легированные кристаллы

4.3.0.Введение. Понятие «сильно легированный кри­ сталл» имеет хотя и очевидный, но не вполне строго очер­ ченный смысл. С одной стороны, так принято называть

кристаллы с достаточно высокой концентрацией примесей и созданных И М И носителей тока. При этом подразумевают обычно концентрации более 101 7 —101 8 с м - 3 . С другой стороны, подчеркивая особенности физических свойств,

ксильно легированным относят полупроводниковые

кристаллы с металлическим типом проводимости, т. е. с не зависящей от температуры концентрацией носителей и слабо меняющейся электропроводностью. Это кристаллы, в которых примесные состояния слились с уровнями основных зон. Концентрации, при которых происходит

в начале 60-х годов, когда из них были созданы принци­ пиально новые полупроводниковые приборы — туннель­ ные диоды и лазеры [90—92]. Если до этого высокое содержание примесей в кристалле казалось только недо­ статком, то теперь стало очевидным, что сильно легиро­ ванный кристалл — это новый уникальный объект полу­ проводниковой физики и техники, объединяющий в себе свойства полупроводника и металла. С одной стороны, это материал с высокой проводимостью, сильно вырож­ денным электронным газом и рядом других металлических свойств. С другой стороны, будучи по существу полупро­ водником, он допускает обычное легирование, обнару­ живает выпрямление и инжекцию; из него можно изго-

4.3] С И Л Ь Н О Л Е Г И Р О В А Н Н Ы Е К Р И С Т А Л Л Ы 189

тавливать кристаллы электронного и дырочного типа проводимости, р—гс-переходы и т. д. Сильно легирован­ ный материал дает возможность изучать проводящие зоны* полупроводниковых кристаллов далеко в их глу­ бине, систематически исследовать изменения свойств элек­ тронного газа в зависимости от ? степени вырождения, изучать ряд других малодоступных прежде явлений.

Исследования сильно легированного материала не об­ ходятся без своих трудностей. Основная из них состоит в том, что из-за высокой концентрации и сильного вырож­ дения электронов многие эффекты переноса здесь почти так же малы, как в металлах. Малость эффектов не только затрудняет измерения, но и делает особо заметным вли­ яние на них иеоднородностей материала.

акцепторы, растворяются в арсениде галлия, как правило, слабее и обычно не позволяют осуществить глубокое леги­ рование*).

Основная особенность сильно легированных кристал­ лов, определяющая особенности эффектов переноса в них,— это вырождение газа носителей тока.

4.3.1. Вырождение электронного газа в арсениде гал­ лия. При больших концентрациях электронов и не слиш­ ком высоких температурах все состояния зоны проводи­ мости от ее диа е = 0 до граничной энергии Ферми е=ц. целиком или почти целиком заняты; электронный газ при этом называется вырожденным. Вырождение сохра­ няется, пока тепловая энергия электронов кТ меньше р,. Отношение \i/kT=\i называется приведенным уровнем Ферми и характеризует степень вырождения. Условие (л^>1 соответствует сильному вырождению, ц.<^—1 — от­ сутствию вырождения; между этими границами лежит область промежуточного (слабого) вырождения. Значе­ ние и.=0 принимают приближенно за границу между вырожденным и невырожденным состояниями.

*) При некоторых условиях в арсенид галлпя можно ввести весьма высокие — до 1019—1020 см~3 количества атомов меди и не­ которых других элементов. Однако с точки зрения проблем, харак­ терных для сильно легированного материала, этп кристаллы пока не изучались.