Добавил:

ivanov666 Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.

Вуз:

Башкирский Государственный Аграрный Университет

Предмет:

[НЕСОРТИРОВАННОЕ]

Файл:

Физические процессы в барьерных структурах на основе неупорядоченных полупроводников. Учебное пособие

.pdf

Скачиваний:

Добавлен:

07.09.2026

Размер:

2 Мб

Скачать

☆

<<< < Предыдущая 1 23 / 83 4 5 6 7 8 > Следующая >>>

1.3.4. Заряженные дефектные состояния в неупорядоченных полупроводниках

Многие из наблюдаемых оптических свойств неупорядоченных полупро-

водников можно объяснить изменениями зарядового состояния дефектов, создающих энергетические уровни в щели подвижности. Вследствие электронфононного взаимодействия оказывается энергетически выгодным электронное спаривание на дефектах, которые в нейтральном состоянии (D0) имеют орбитали, содержащие один электрон. Реакция 2D0 → D+ + D- является экзотермической. Здесь D+ - пустой дефект, a D- - дефект, содержащий два электрона. На примере халькогенидных стекол химическую природу этих состояний можно объяснить следующим образом. Халькоген с двойной координацией содержит четыре р-электрона, два из которых находятся на связывающих орбиталях, два других образуют отдельную пару. Следовательно, дефект D- образуется, когда одна связь разрушается и внешний электрон завершает образование второй отдельной пары. Возможно также, что образуется дефект D+, если два электрона удаляются из D-, оставляя пустую орбиталь отдельной пары. Изменение характера связи между D+ и D- происходит с выделением энергии. Это обусловлено электрон-фононным взаимодействием, которое преодолевает энергию электронного отталкивания в D- и делает энергетически выгодным спаривание электронов. Конфигурации связей этих двух состояний показаны на рис. 6 (дефекты в халькогенидных стеклообразных полупроводниках принято обозначать символом С (от chalcogen)). Число взятых вместе связывающих электронов и электронов отдельных пар такое же, как и в идеальной структуре, потому энергия образования пары D+ и D- мала по сравнению с энергией разрушения связи.

Рис. 6. Конфигурации связей в дефектах С- и С+ в халькогенидном стекле с координационным

Электронные состояния, связанные с дефектами, показаны на рис.7. По-

скольку D+ образует связи с тремя другими атомами, внешний электрон в D+

числом 2

слабо связан с атомом. Следовательно, такой центр действует как донор с кулоновской энергией связи Е+. Но если образуется D0, то электрон-фононное взаимодействие снижает энергию донора еще на величину W+, так что донорный уровень имеет глубину Е+ + W+. Таким же образом можно показать, что Dбудет акцептором, связывающим дырку с энергией Е- + W-. Относительные величины W+ и W- зависят от того, насколько велика энергия связи, выделяющаяся при присоединении первого электрона по сравнению со случаем, когда добавляется второй электрон. На рис. 7 показаны детали этих оптических (и термических) переходов. Сплошными линиями отмечены энергии глубоких доноров и акцепторов, а штриховыми - энергии, соответствующие максимальной вероятности перехода. Заряженные дефекты оказывают влияние на процессы переходов между нелокализованными состояниями вблизи краев подвижности, поскольку создают флуктуации потенциала.

Для тетраэдрически координированных полупроводников (например, a- Si:H) нет общего согласия по вопросу о природе дефектных состояний вблизи середины щели подвижности. Это несогласие происходит из-за большого различия между результатами, полученными из измерений темновой проводимости, энергии активации и фотопроводимости пленок “приборного качества”. В основном в этих пленках данные о состояниях в середине щели подвижности получены только по внутризонному (sub-band-gap) поглощению (зависимость

(h )), измеренному методом постоянного фототока (CPM) [25]. Интегрирование спектра (h ) затем используется для оценки плотности нейтральных оборванных связей кремния – D0, которые идентифицированы и измерены методом электронного спинового резонанса (ЭПР) [21]. Любые различия в дефектных состояниях вблизи середины щели подвижности, которые могут присутствовать в этих пленках, просто выражаются в терминах изменения плотностей этих D0 состояний. Это приближение основано на действительном распределении состояний, в котором присутствуют только нейтральные D0 и отрицательно заряженные D- оборванные связи кремния ниже и выше середины запрещенной зоны соответственно.

Зона проводимости

D- (акцептор)

D+(донор)

Рис. 7. Энергетические уровни в модели заряженных дефектов [11]. Сплошными линиями по-

казаны донорный (D+) и акцепторный (D-) уровни. Штриховыми линиями показаны энергии макси-

мальной силы осциллятора оптических переходов на эти дефекты и оптических переходов с этих

дефектов

В случае собственных материалов, где уровень Ферми зафиксирован

вблизи середины зоны, возможно применение модели распределения состояний, представленных на рис. 8. Состояния, которые заряжены отрицательно, если находятся ниже середины зоны, и нейтральные, если лежат выше, можно рассматривать как акцепторы. Аналогично, состояния, которые заряжены положительно, если они находятся выше середины зоны, и нейтральные, если они лежат ниже середины зоны, можно рассматривать как доноры. Состояния А (рис. 8) расположены у середины зоны и идентифицируются как нейтральные дефекты D0. Состояния В относятся к положительно заряженным дефектам D+, а С - к отрицательно заряженным дефектам D-. В случае собственного полупроводника уровень Ферми (EF) располагается между состояниями D+ и

D0, и закон сохранения электронейтральности полупроводника в отсутствие освещения обеспечивается плотностями D- и D+ состояний.

1.6

1.4

1.2

0.8

0.6

0.4

0.2

1.8

10151016101710181019102010211022g(E),см-3эВ

-1

E-EV, эВ

B – D

A – D

C – D

Рис. 8. Распределение по энергии плотности состояний, обусловленных заряженными и

Детальную информацию о природе, плотностях и распределении состоя-

ний в середине щели подвижности дает самосогласованный анализ соответствующих зависимостей внутризонного поглощения (h ) и фотопроводимости σph(h ). Это позволяет получить информацию об изменении занятости электронами нейтральных и заряженных состояний, и связать эти данные с плотностью D0 состояний, измеренных ЭПР методом. Распределение по энергии плотности состояний D+, D- и D0 подчиняется закону Гаусса (рис. 8).

1.4. Поверхностные состояния в неупорядоченных полупроводниках

Поверхностные состояния – это дополнительные разрешенные энергети-

ческие состояния для электронов, имеющиеся у поверхности полупроводника, но отсутствующие в его объеме. Даже на абсолютно чистой поверхности, содержащей только атомы решетки основного вещества, имеются дополнительные состояния, т.к. электроны в поверхностной области связаны только со стороны, направленной к объему кристалла. Поверхностные состояния этого типа называют состояниями Тамма или Шокли, так как они впервые были изучены

нейтральными дефектами, в щели подвижности

Вакуум

ими. Плотность поверхностных состояний по порядку величины равна поверхностной концентрации атомов (для кремния 1015 см-2).

Источниками других типов поверхностных состояний являются атомы примесей, расположенные на поверхности, или дефекты кристаллической решетки, например атомы кислорода, комплексы металлов, ионы гидроксила и т.п.

Поверхностные состояния, как и состояния на атомах примеси в объеме, бывают донорные и акцепторные. Это зависит от знака заряда, который они несут при термодинамическом равновесии. Поверхностные состояния бывают также быстрыми и медленными в зависимости от скорости их перезарядки при внешних измерениях потенциала. Различие между временами релаксации быстрых и медленных состояний составляет приблизительно три порядка величины.

Рис. 9. Зонная диаграмма полупроводника с тонким поверхностным слоем толщиной , со-

держащим состояния акцепторного типа. Наличие поверхностных состояний обусловливает изгиб зон

и наличие ОПЗ у границы раздела поверхность – полупроводник

Без учета поверхностных состояний высота барьера Шоттки описывается формулой (15). Однако при наличии поверхностных состояний высота барьера qВ мало зависит от работы выхода металла qM . Это происходит потому, что смещение уровня Ферми на границе раздела “металл-полупроводник” относительно потолка валентной зоны ЕC приводит к удалению заряда с некоторой части поверхностных состояний, т.к. они поднимаются над ЕF (рис. 9). Чем больше плотность состояний, тем больше заряд, удаляемый при каждом приращении ЕC относительно ЕF , что приводит к переносу достаточно большого заряда для того, чтобы выровнять уровень Ферми. При этих условиях уровень

)(

igB

qEq

Ферми, как говорят, "привязан" вследствие высокой плотности поверхностных состояний. Высота барьера qВ становится равной

, (12)

где Еg – ширина запрещенной зоны; qi = ЕF – ЕV – энергия или потенциал свободной поверхности. Для кремния (а также для германия, арсенида и фосфида галлия) экспериментально установлено, что значение qi довольно близко к 1/3 ширины запрещенной зоны. Этот факт указывает на то, что большинство поверхностей полупроводников с ковалентным типом химических связей имеет большой пик плотности поверхностных состояний выше EV на 1/3 ширины запрещенной зоны 26 .

1.5. Метастабильные состояния в неупорядоченных полупроводниках

Многие физические свойства неупорядоченных полупроводников определяются термодинамической особенностью этого класса материалов, а именно отсутствием термодинамического равновесия, характерного для кристаллов. Изучение процессов метастабильного равновесия начинается с работы Стэблера и Вронского (1977) [27], где впервые была исследована обратимая деградация электрофизических свойств a-Si:H под действием освещения.

При изучении транзисторных структур, изготовленных на основе a-Si:H, было обнаружено влияние электрических полей, приложенных в прямом и обратном направлении, на свойства материала. В частности, смещение порогового напряжения тонкопленочных полевых транзисторов на a-Si:H под действием поля было связано с образованием дополнительного числа дефектов, метастабильных по своей природе. Исследования в этой области непосредственно связаны с проблемами практического использования неупорядоченных полупроводников, а именно с временной и температурной деградацией характеристик приборных структур на основе a-Si:H.

В 1977 г. Стэблер и Вронский обнаружили, что после длительного освещения пленок a-Si:H белым светом проводимость уменьшается почти на четыре порядка. Наличие светоиндуцированных дефектов проявлялось также в уменьшении фотопроводимости и увеличении сигнала ЭПР. Все эти изменения являются обратимыми, и после отжига все свойства материала могут быть полностью восстановлены.

Совокупность проведенных на материале исследований свидетельствует о возникновении под действием освещения нового метастабильного состояния, обусловленного дефектами. Измерения концентрации образующихся при об-

)(~

LDL

])(exp[)()(

tNNNtN

лучении дефектов NDL в зависимости от времени освещения tL выявили зависимость следующего типа:

. (13)

Позднее было показано, что такая зависимость отражает ограниченную область более общей закономерности, характеризующей поведение метастабильных дефектов различного происхождения и имеющей вид растянутой экспоненты:

, (14)

где N(t) – плотность метастабильных дефектов; NS – равновесная плотность этих дефектов; N0 – первоначальная плотность дефектов; – эффективная постоянная времени; - дисперсионный параметр. Следует отметить, что такой же кинетике подчиняется процесс отжига дефектов, так что выражение (14) носит универсальный характер.

Относительно природы возникающих под действием света дефектов не существует единого мнения. Долгое время считалось, что такими дефектами являются центры типа оборванных связей D0, дающих сигнал ЭПР. Эти дефекты аналогичны собственным в a-Si:H, которые возникают в процессе его получения. Однако, если время освещения достаточно длительное, то наблюдаются различия в кинетике процессов отжига дефектов. Так пленки, подвергнутые кратковременному облучению, отжигаются аналогично собственным D0 дефектам. Пленки, подвергнутые длительному освещению, эффективно отжигаются только при повышенных температурах. Энергетические положения уровней обоих типов дефектов лежат в диапазоне 0.85 эВ ниже края зоны проводимости EC, а основное различие между ними заключается в величине сечения захвата и частот попыток высвобождения носителей заряда из них ph.

Различия в природе дефектов, образованных облучением, и собственных дефектов обнаруживаются также при изменении температуры, при которой происходит деградация электрофизических параметров материала. Дефекты, генерированные светом при низких температурах, отжигаются быстрее, чем высокотемпературные, образованные при комнатной температуре и выше. Изменения наблюдаются также и в энергетическом положении уровней дефектов.

Следует отметить общую тенденцию, на которую указывается в целом ряде работ. Она заключается в том, что увеличение времени деградации электрофизических параметров материала или температуры, при которой она происходит, приводит к образованию дефектов, более стойких к отжигу, чем собственные дефекты a-Si:H.

Примером таких метастабильных состояний могут быть мелкие ловушки хвоста валентной зоны, обусловленные слабыми связями Si – Si. В этом случае образование дефекта при освещении вызвано либо захватом дырки на эти со-

стояния и последующей стабилизации структуры вокруг нее, либо внедрением водорода в эти связи. При низких температурах эти процессы эффективны на связях Si – Si, их энергетические состояния расположены вблизи края валентной зоны (мелкие ловушки). Высокоэнергетические состояния, по-видимому, обусловлены этими же процессами, но на состояниях связей Si – Si, расположенных в глубине хвоста валентной зоны ближе к середине щели подвижности. Поскольку энергетическое положение этих связей выше, чем мелких ловушек (более слабые связи Si – Si), а концентрация их меньше, то их эффективное участие в образовании метастабильных дефектов при освещении может быть обеспечено при достаточно высоких температурах. Роль водорода в этом процессе заключается в том, что вероятность взаимодействия водорода с пространственно разделенными наиболее слабыми связями Si – Si будет тем выше, чем выше температура процесса и соответственно диффузионная способность атомов водорода.

Метастабильные дефекты при освещении могут возникать не только в результате превращений "слабые связи Si – Si дефект", но и благодаря переходу между дефектами различной природы [1]. При этом исходные дефекты обусловлены технологией получения материала либо возникают в процессе деградации материала под действием света и впоследствии являются источниками для образования более высокоэнергетических метастабильных дефектов.

ГЛАВА 2. ОСОБЕННОСТИ ФОРМИРОВАНИЯ ПОТЕНЦИАЛЬНЫХ

БАРЬЕРОВ В НЕУПОРЯДОЧЕННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ

2.1. Типы потенциальных барьеров в кристаллических и

неупорядоченных полупроводниках

Микрочастицы в твердых телах обладают потенциальной энергией вследствие их межмолекулярного и кулоновского взаимодействий. Ход потенциальной энергии частицы в зависимости от координаты представляет собой потенциальный рельеф для этой частицы в заданном объеме. В частности, свободные электроны электрически взаимодействуют с узлами кристаллической решетки твердого тела.

В идеальных кристаллах, для которых характерно периодическое расположение атомов или ионов, наблюдается периодический потенциальный рельеф для электронов. В некристаллических материалах эта периодичность нарушается, но основные свойства сохраняются такие же, как у их кристаллических аналогов. Потенциальные барьеры и ямы возникают для электронов при контакте различных материалов, а также на поверхности твердого тела. В частности, тонкий диэлектрический слой, контактирующий с полупроводником, можно представить в виде прямоугольного потенциального барьера, имеющего такую же толщину, как и диэлектрик. Кстати, такой барьер является наиболее простым для математического описания.

В зависимости от вида контактирующих материалов зонные диаграммы и электрофизические характеристики таких барьеров будут отличаться (рис. 10). Наиболее интересными с точки зрения практического использования являются барьеры на контакте металл - полупроводник (рис. 10, а), контакт полупроводников с различным типом проводимости (рис. 10, б), p-i-n структуры (рис. 10, в), а также гетеропереходы (рис. 10 ,г) [11].

а б

Рис. 10. Энергетические зонные диаграммы контактов твердых тел: а – контакт металл – по-

лупроводник; б – p-n переход; в – p-i-n структура; г – гетеропереход

2.2. Потенциальные барьеры в кристаллических полупроводниках

2.2.1. Модель формирования потенциального барьера на контакте ме- талл - кристаллический полупроводник

Рассмотрим контактные явления для металла и полупроводника, разделенных тонким вакуумным зазором. Предполагается, что эти материалы нейтральны, и поверхностные состояния отсутствуют. На рис. 11, а изображена энергетическая зонная диаграмма для металла и полупроводника n-типа, на рис. 11, б схематически показаны изменение состояния электронов и возникновение контактной разности потенциалов. На рис. 12 схематично изображены системы разрешенных энергетических состояний для металла и полупроводника [24].

Положение энергетических уровней зависит от координаты. Для удобства энергию будем соотносить с энергией свободного электрона (или электрона в вакууме) E0. Разность E0 – EF называется работой выхода, она выражается в единицах энергии и обозначается q . Напомним, что термодинамическая работа выхода электронов из твердого тела определяется как работа, которую нужно затратить, чтобы перевести электрон с уровня Ферми в вакуум. На рис.

<<< < Предыдущая 1 23 / 83 4 5 6 7 8 > Следующая >>>

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]