Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Киселев В.Ф. -> "Основы физики поверхности твердого тела " -> 39

Основы физики поверхности твердого тела - Киселев В.Ф.

Киселев В.Ф., Козлов С.Н., Зотеев А.В. Основы физики поверхности твердого тела — М.: МГУ, 1999. — 284 c.
Скачать (прямая ссылка): osnovifizikipoverhnostitverdogotela1999.djvu
Предыдущая << 1 .. 33 34 35 36 37 38 < 39 > 40 41 42 43 44 45 .. 128 >> Следующая

на рис.3.7,б, где С/ =е0е//яг/ - удельная емкость изолирующей прокладки,
отделяющей металлический электрод от исследуемого кристалла; dj - толщина
этой прокладки, ?/- ее диэлектрическая проницаемость. Полная емкость
структуры металл-изолятор-пол у провод ник в расчете на единицу
поверхности равна С mis = C/(Csc + CS) / (Ci + Csc + Cs).
(3.17)
Сведения о поверхностных свойствах кристалла можно получить только при
выполнении неравенства С/ " Csc + Cs ,при этом С Mis = С sc + Cs Иногда
вместо металлического электрода используют электролитический контакт; в
этом случае роль изолирующей прокладки играет тонкий (толщиной в десятые
доли нанометра) промежуток между поверхностью кристалла и монослоем
адсорбированных ионов - т.н. слой Гельмгольца.
Специфика измерений дифференциальной емкости поверхности полупроводника
состоит в том, что амплитуда измерительного сигнала должна быть настолько
малой, чтобы вариации поверхностного потенциала в процессе измерений были
существенно меньше kT/q. Кроме измерительного сигнала, на структуру
подается напряжение смещения Vg , с помощью которого задается нужный
диапазон изменения поверхностного потенциала кристалла.
Определенные сложности в интерпретации экспериментальных вольт-фарадных
кривых С (Vg) связаны с необходимостью выде-
Рис.3.6. Характер зависимостей от поверхностного потенциала
дифференциальных емкостей: ОПЗ (1), ПЭС (2) и полной дифференциальной
емкости (3) при дискретном (а) и квазине-прерывном (6) энергетическом
спектре ПЭС.
JL
л
с.
о
Рис.3.7. а. Структура для измерения емкости поверхности кристалла: 1 -
металлический электрод, 2 - слой изолятора, 3 - кристалл, 4 - омический
контакт, б. Эквивалентная схема структуры металл-изолятор-кристалл в
условиях равновесия
Поверхностные электронные состояния
87
ления эффектов, обусловленных присутствием ПЭС, на фоне емкости ОПЗ. Тем
не менее, в настоящее время разработаны достаточно надежные методы
определения поверхностного потенциала и энергетического спектра ПЭС из
зависимостей С (Vg), обсуждение которых выходит за рамки данной книги.
3.4. Взаимодействие локальных электронных состояний с разрешенными
энергетическими зонами
3.4.1. Темпы захвата и эмиссии.
Проанализируем с самых общих позиций возможные процессы обмена зарядами
между локальными электронными состояниями и разрешенными энергетическими
зонами полупроводника, не конкретизируя пока, о каких состояниях -
поверхностных или объемных - идет речь. Рассмотрим энергетическую зонную
схему полупроводника с моно-энергетическим локальным уровнем. В принципе
возможны четыре варианта зарядового обмена между локальными состояниями и
разрешенными энергетическими зонами, показанные на рис.3.8.
1. Захват свободного электрона из зоны проводимости на локальный уровень
(переход 1). Этот процесс можно характеризовать темпом захвата Um -
количеством захваченных электронов в единицу времени в расчете на единицу
объема или поверхности (для объемных и поверхностных состояний,
соответственно). Величина U", пропорциональна произведению концентраций
свободных электронов п (в объеме или вблизи поверхности) и свободных
локальных состояний/>, = N,(\ -f)
U", =аппр, =a,,nN,{\-ft). (3.18)
Коэффициент пропорциональности ап в формуле (3.18) называется
коэффициентом захвата электронов.
2. Эмиссия захваченного на локальное состояние электрона обратно в зону
проводимости (переход 2). Темп эмиссии Une - количество электронов,
"выброшенных" в зону проводимости в единицу времени в расчете на единицу
объема или поверхности - тем больше, чем больше захваченных электронов
имеется на локальном уровне. Количество свободных состояний в зоне
проводимости настолько
велико, что не ограничивает темпа эмиссии; в скрытом виде оно
от-
ражено в коэффициенте эмиссии электронов J3"
^*=р"л,=р,ад- (з.19)
1 2
3 -< )- 4
У// V/,
Рис.3.8. Возможные электронно-дырочные переходы между локализованными
состояниями и разрешенными зонами
88
Глава 3
3. Захват свободных дырок из валентной зоны на локальные
состояния (переход 3). Темп этого процесса Upt выражается анало-
гично (3.18), постоянный множитель ар называется коэффициентом захвата
дырок
Upr^o.ppn,=apN,fr. (3.20)
4. Эмиссия захваченных дырок в валентную зону (переход 4). Темп эмиссии
Upi пропорционален числу незаполненных локальных состояний
U ре = bnPts$pN,{)-/,)- (3.21)
Ниже будет показано, что коэффициенты эмиссии связаны с коэффициентами
захвата соотношениями
Ря="пи1. Р/> = аРР\- (3-22)
Физический смысл концентраций п\ и р\ будет обсуждаться в разделе 3.5.2.
3.4.2. Сечения захвата. Нейтральные, притягивающие и отталкивающие
центры. Выясним физический смысл введенных выше
формально коэффициентов захвата а" и ар . Предположим, что центр захвата
представляет собой ловушку для свободного электрона, площадь поперечного
сечения которой равна с" . Если электрон при тепловом движении со средней
скоростью (г)") пересечет площадку с" , то он будет захвачен. Вероятность
Предыдущая << 1 .. 33 34 35 36 37 38 < 39 > 40 41 42 43 44 45 .. 128 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed