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

с hvmD =1,442 as, в то время как при 300° К наблюдается лишь одна полоса С с hvmC- =1,416 эв.

Необходимо отметить, что полосы D и Е также наблю­ даются в спектре излучения эпитакспального слоя /г-типа (кривая 2 на рпс. 6.15), если уменьшить иа 2—3 порядка интенсивность возбуждения (рис. 6.16). Отсюда следует,

Рпс. 6.16. Спектр краевого излучения при 77 0 К эпитакспального слоя /г-типа, легированного германием (iVGe=0,005 вес.% в раство­ ре) прп разном уровне возбуждения.

К — пропускание нейтральных фильтров.

что полосы D н Е обусловлены различными переходами, которые проявляются при достаточно низком уровне воз­ буждения через р а з л 1 г ч н ы е и более глубокие уровни.

Типичные спектры краевого нзлучеиия эпптаксиального арсенида галлпя р-тппа, полученного методом жид­ костной эпитаксии в закрытой системе при сильном леги-

ровании германием (iVGe> 0,5 вес. %), представлены на рис. 6.17. При 77 °К в спектре излучения слаболегирован­ ного арсенида галлия р-типа (кривая 1) наблюдается интен­ сивная полоса С с hvmc ==1,474 эв и полосы В и D, которые проявляются в виде ступенек. В спектре излучения силь­ но легированного кристалла jo-типа наблюдается лишь

Рис. 6.17. Сиектра краевого излучения прн 77 п 300° К эпитаксиальных слоев /j-типа, легированных германием.

Концентрация атомов германия в растворе: i — 0,5; 2 — 3,0; 31— 8,0 вес. %.

одна полоса С, которая сдвигается в сторону меньших энергий.

При комнатной температуре в спектрах краевого излу­ чения эпитаксиальных слоев р-типа наблюдается только одна полоса С, которая при увеличении концентрации

312 И З Л У Ч А Т Е Л Ь Н А Я Р Е К О М Б И Н А Ц И Я [ Г Л . 6

примеси смещается в сторону меньших энергий до 1,392 эв и при дальнейшем увеличении концентрации дырок прак­ тически не изменяется.

Почти такие же спектры краевого излучения эпитаксиальных слоев п- и p-GaAs, полученных методом жидко­ стной эпитаксии в открытой системе и легированных германием, были получены п в работе [79]. Спектры излу­ чения, приведенные иа рпс. 6.15 п в работе 179], отличают­ ся тем, что в работе [79] полоса D с hvmD = 1,442 эв не наб­ людалась вообще в м-GaAs, н интенсивность полосы Е с hvmE =1,410 эв была преобладающей при больших кон­ центрациях германия в растворе.

Полоса В наблюдается и в спектрах краевого излуче­ ния нелегнроваппого арсеиида галлия ?г-типа и слабо ле­ гированных другими мелкими доиорными примесями кри­ сталлов арсеппда галлия. Поэтому наблюдаемую в приве­ денных на рис. 6.14 и 6.16 спектрах излучения полосу В нельзя связывать с переходами с допорпых уровней гер­ мания. Если учесть, что исследованные кристаллы содер­

лентная зона не наблюдались при 77 °К [71, 80] в виде отдельной полосы.

Так как излучение полосы С не связано с переходами в валентную зону н это излучение наблюдается в спектрах излучения п- и p-GaAs с преобладанием в p-GaAs, то оста­ ется сделать вывод, что оно вызвано переходами носите­ лей на акцепторные уровни германия с тех же мелких донорных уровней кремния. Исходя из такой модели излучательиых переходов для полосы С, энергия ионизации ак­ цепторных уровней германия определялась как ел (Ge) =

германия было получено в работе [81,82]. В литературе при­

большое количество атомов германия в доиорном состоя­ нии на местах галлия и в акцепторном состоянии на ме-

6.3] Ф О Т О Л Ю М И Н Е С Ц Е Н Ц И Я Л Е Г И Р О В А Н Н Ы Х К Р И С Т А Л Л О В 313

стах мышьяка. Поэтому разумпо предположить, что пере-^ ходы типа D есть переходы донорные уровни германия — акцепторные уровни германия. Если принять такую энер­ гетическую модель пзлучательиых переходов типа D при 77 °К и считать, что ел (Ge) = 0,034 эв, то энергия иониза­ ции донорных уровней германия SD (Ge) = 0,038 эв.

При незначительном преобладании доноров либо акцеп­ торов могут иметь место однотипные излучательные пере­

как средство энергетической связн полупроводникового элемента с другими частями электрической схемы. Выпрям­ ляющий контакт (барьер Шотткп, или поверхностный барь­ ер) представляет собой основной элемент ряда полупро­ водниковых приборов Ц—6], которые по сравнению с при­ борами с р —«-переходом имеют ряд преимуществ. Так, в мощных выпрямителях легче отводится тепло, так как область, где преимущественно рассеивается энергия (слой объемного заряда), паходптся у самого металлического контакта. В фотоэлементах возбуждаемые светом носите­ ли тока разделяются электрическим полем у самой поверх­

проводника.

В качестве детекторов переменного электрического сиг­ нала, изготовленных из полупроводников с широкой запре­ щенной зопой (таких, как кремний, арсенид галлпя и т. д.), диоды с выпрямляющим контактом металл—полупровод­ ник (диоды Шотткп) имеют большую крутизну характери­ стики ток — напряжение и меньшее напряжение отсечки. Плапарные диоды Шотткп имеют более низкие шумы, чем диоды с р—тг-персходамп и потому используются, напри­ мер, как конверторы электрических сигналов 17].. Триоды с барьером Шотткп в качестве коллектора имеют м е т ш е е

время переключения, так как у них отсутствует накопле­ ние неосновных носителей тока у коллектора [6]. Общим преимуществом барьеров Шотткп но сравнению с р—га-пе­ реходами является то обстоятельство, что для их получе­ ния не требуется нагревать полупроводник до высоких температур (известно, что при нагреве нежелательно изме­ няются свойства полупроводника и оп загрязняется медью). Наконец, выпрямляющий контакт металл—полупровод­ ник используется как средство для ряда интересных иссле­ дований, таких, как определение уровней примесей в по­ лупроводнике [8—12]; определение энергии оптического фонона и колебательной энергии атомов примеси [13]; оп­ ределение положения уровня Ферми в полупроводнике [14—15]; исследование зонной структуры полупроводни­ ка [16]; исследование колебательпых спектров группы ато­ мов в молекулах сложных соединений, которые могут быть введепы между металлом н полупроводником [17]; изме­ рение средней длины свободного пробега в металле [18]. Таким образом, изучение коптакта металл—полупровод­ ник важно как для получения полупроводниковых при­ боров, так н для проведения ряда физических иссле­ дований.

Однако в теории контакта металл—полупроводник мно­ го нерешенных вопросов. Нет окончательной точки зрепня па то, чем определяется положение уровня Ферми на поверхности полупроводника, контактирующей с метал­ лом. Параметры, которые необходимы для описания кон­ такта, полученные разными исследователями, сильно рас­ ходятся. Отсутствует полная теория омических коптактов.

Поскольку основные закономерности одинаковы для всех полупроводников,- мы вначале опишем существующие в настоящее время представления о контакте металл—по­ лупроводник, а затем укажем специфические особенности коптакта с арсенидом галлия. Все соотношения для га- п р-полупроводииков аналогичны, и во избежание ненуж­ ной громоздкости нзложетгая везде в дальнейшем будем иметь в виду контакт с полупроводником га-тппа.

Настоящая глава посвящена только принципиальным закономерностям. Поэтому будем рассматривать одномер­ ный контакт без искусственно созданных промежуточных слоев (например, окислов).

лупроводник исследовап главпым образом для двух край­ них случаев: 1) туннельный контакт с вырожденным по­

для различных исследований. Кроме того, туннельный переход является элементом широко применяемых сплав­ ных омических контактов типа т—h—I (металл—сильно легированный полупроводник—слаболегированиый полу­ проводник). Промежуточный случай, когда ток в контакте переносится частично путем термоэлектронной эмиссии, частично туннсльно, рассмотрен в работах [21—25].

Здесь будет рассмотрен только контакт металла с не­ вырожденным полз'проводником, служащий основой ряда приборов. Основы теории такого контакта созданы Шоттки [26, 27] и Бете 128]. Соотношения между током и на­ пряжением, к которым приводят эти теории, подобны.

Свойства выпрямляющего контакта наиболее полно описаны в монографии [М43] (см. также [29] н [М44]). Об­ зор теоретических работ до 1962 г. дан в [30].

Для полупроводников с большой подвижностью носи­ телей тока таких, как арсенид галлня, применима «диод­ ная» теория Бете [28].

Чтобы контакт металл—полупроводник был выпрям­ ляющим, необходимо, чтобы 1) на границе раздела суще­ ствовал потенциальный барьер, 2) барьер был запорным, т. е. таким, чтобы его электрическое поле удаляло свобод­ ные носители тока из прпкоптактной области, 3) ширина барьера была достаточной, чтобы туннельные токи были пренебрежимы по сравнению с токами над барьером, 4) время жизни неравновесных носителей тока в области барьера было достаточно велико. Если время жизни так мало, что в каждой точке барьера тепловое равновесие не может быть нарушено, контакт будет линейным, несмотря па существование барьера. Барьер, образуемый в контак­ те без каких-либо промежуточных прослоек, такой, что его высота и ширина зависят от приложенного напряже­ ния, называется барьером Шотткн. Выпрямляющие барь-

7.1] О Б Щ И Е З А К О Н О М Е Р Н О С Т И 3 1 7

еры часто называют барьерами Шоттки даже тогда, когда они в общем не описываются его теорией.

7.1.1. Образование потенциального барьера в контакте металл—полупроводник. Согласно принятой в настоящее время точке зрения [31, 32], все полупроводники можно разделить па две группы. В полупроводниках 1-й группы (например, закись меди, сернистый кадмий, сернистый цинк) барьер в контакте с металлом определяется разно­ стью работ выхода. В полупроводниках 2-й группы (гер­ маний, кремний, А Ш В У ) барьер создается поверхностными состояниями и прп достаточно большой плотности поверх­ ностных состояний не зависит от работы выхода контакти­ рующего с полупроводпиком материала [33]. Источника­ ми поверхностных состояний являются: 1) обрыв перио­ дического потенциала кристалла (уровни Тамма, нх плот­

напряжения, 4) отличное от объемного расположение соб­ ственных атомов полупроводника в поверхностном слое, 5) границы между однородно ориентированными доменами на поверхности. Обычио в результате совместного дейст­ вия этих источников плотность поверхпостпых состояний меньше таммовской.

При малой плотности поверхностных состояний волно­ вые функции электронов, находящихся на них, перекры­ ваются слабо, и их энергетические уровни лежат у краев зон. При этом уровень Ферми па поверхности может сво­ бодно перемещаться по всей запрещенной зоне &g . С уве­ личением плотности поверхностных состояний наступает некоторое критическое перекрытое волновых функций, после которого, уровни примесных состояний смещаются к середине запрещенной зопы, где образуют узкую зону. В кристаллах с преимущественно ионной связью в первом приближении валентную зону можно связать с анионами,

уровень Ферми жестко связан с зоной примесных состояний и для большой группы полз'проводнпков (германий, кремний, антпмоиид пндия, арсенид галлия, аитпмонид

318 К О Н Т А К Т А Р С Е Н Н Д Г А Л Л И Я - М Е Т А Л Л [ГЛ. 7

алюминия, фосфид галлия и др.) находится иа расстоянии (3 /3 eg ) от дна зоны проводимости. Однако для других полу­ проводников 2-й группы (арсепнд индня, фосфид индия, антпмопнд галлия, теллурнд кадмия, селеннд кадмия) уровень Ферми на поверхности имеет другое энергетическое поло­ жение. Это отличие связано с возмущением периодиче­ ского потенциала кристалла, которое сильно в диагональ­ но построенных полупроводниках, т. е. таких, у которых один из атомов имеет значительно большую массу [311. Работа [31] свидетельствует о том, что высота барьера в контакте металлов с германием, кремнием и полупровод­

па поверхность кремния, полученную скалыванием в

характеристики реальных контактов в общих чертах сле­ дуют теории Шотткп—Бете, мы вначале будем приводить выводы этих теорий, а затем указывать, какие факторы вызывают отклонения от нее и какие именно откло­ нения.

Форма энергетического барьера для контакта металл— полупроводник га-типа (с промежуточным слоем) показана на рис. 7.1 с обозначением всех необходимых для описания контакта величин.

Теория Шоттки—Бете. Теория Шотткп—Бете исхо­ дит из следующих предположений: 1) в объеме полупро­ водника доноры полностью ионизованы (тем самым исклю­ чаются рекомбннацноиио-генерационные процессы); 2) по­ лупроводник не вырожден; 3) концентрация доноров Np достаточно велика, а барьер достаточно толст, чтобы объ-

емныи электрический заряд можно было считать непре­ рывным; 4) барьер достаточно высок, чтобы можно было