Основы физики поверхности твердого тела - Киселев В.Ф.
Скачать (прямая ссылка):
Если "хвосты" плотности состояний у валентной зоны и зоны проводимости
абсолютно одинаковы (а = Ь), то скорость поверхностной рекомбинации
вообще не зависит от изгиба зон, при небольшой асимметрии (а ф Ь)
получается слабая зависимость S(us). Для того, чтобы вероятность
туннельных переходов между состояниями "хвостов" была достаточно большой,
плотность состояний вблизи середины запрещенной зоны должна быть весьма
высокой.
Слабая зависимость темпа рекомбинации от поверхностного потенциала может
наблюдаться также, если центры рекомбинации распределены по ОПЗ - при
изменении изгиба зон потоки неравновесных электронов и дырок
автоматически устремляются на те центры, положение которых относительно
уровня Ферми соответствует максимальной скорости рекомбинации.
Учет того, что не только плотность состояний, но и величины коэффициентов
захвата электронов и дырок зависят от энергии, может существенно повлиять
на характер зависимости S(us), однако количественные расчеты столь
сложной модели пока не проводились. По-видимому, и в этом случае весьма
вероятны колоколообразные зависимости S(us), причем можно ожидать, что
положение Smax по оси потенциалов будет определяться отношением
коэффициентов захвата (ар/а") наиболее эффективных центров рекомбинации.
Из сказанного следует, что колоколообразные зависимости S(us) с
приблизительно равным успехом могут быть согласованы с моделями
рекомбинации на дискретном и непрерывном спектрах ПЭС. Весомым аргументом
в пользу модели рекомбинации на моноуровне можно считать независимость
параметров рекомбинационного центра от температуры, хотя достаточность
такой аргументации и вызывает определенные сомнения. В большинстве
экспериментальных работ интерпретация колоколообразных зависимостей S(us)
проводилась на основе модели рекомбинации на дискретном центре без
дополнительного обоснования. В какой-то мере такой подход оправдан,
поскольку экспериментальные данные удается описать с помощью
108
Глава 3
всего трех параметров - Smax, и\ и г" которые можно рассматривать как
некие эффективные характеристики процесса поверхностной рекомбинации.
3.8. Экспериментальное исследование захвата и рекомбинации носителей
заряда на поверхности полупроводников
3.8.1. Исследование захвата заряда на ПЭС методом эффекта поля.
Наиболее полная информация о захвате носителей заряда на реальных
поверхностях полупроводников накоплена к настоящему времени с помощью
методики эффекта поля. Остановимся вкратце на основных идеях этого
метода.
После приложения напряжения Vg между полупроводниковым кристаллом и
металлическим электродом (см. рис. 2.8) в полупроводнике индуцируется
заряд Qmii = CjVg (С; - удельная емкость полевого конденсатора), который
постепенно распределяется между ОПЗ и ПЭС - см. раздел 2 4.3 :
Qind = &QsC + &Qs ¦ (3.61)
С изменением заряда в ОПЗ (ДQsc) связано изменение поверхностной
проводимости кристалла Су. Как было показано в разделе 2.2, поверхностная
проводимость при определенном изгибе зон достигает минимума, поэтому
зависимость полной проводимости кристалла С от Qind также представляет
собой кривую с минимумом Стт. Это обстоятельство позволяет выделить
составляющую проводимости, целиком связанную с ОПЗ. AGs - G - Gmjn и
затем рассчитать соответствующие величины удельной поверхностной
проводимости Aoj -- (2а/Г) AGs
(предполагается, что поперечное электрическое поле приложено к двум
большим поверхностям кристалла шириной а и длиной I). Сопоставляя
экспериментальную зависимость Acs's (Qind) с теоретической кривой Да5(&с)
= = Gj(Qsc) ~ (см- раздел 2.2), можно каждому значению индуцированного
Рис.3.18. Сопоставление экспе- ^Р^3 поставить в соответствие вели-
риментальной кривой эффекта чину поверхностного потенциала Уу. поля ag's
(Q ) (1)< теоретиче- Одинаковым значениям Дa's и Aas на ской зависимостью
дas(Qsc) (2) правых (дырочных) или левых
(электронных) ветвях экспериментальной и теоретических кривых (см.
рис.3.18) соответствуют одни и те же У* которые для теоретиче-
Поверхностные электронные состояния
109
ской кривой известны. Таким образом, экспериментальная зависимость
Acs's(Qi"d) оказывается проградуированной по поверхностному потенциалу.
Захваченный на ПЭС заряд ДQs при каждом значении определяется, как это
следует из соотношения (3.61), вычитанием абсцисс экспериментальной Дa's
(Qmd) и теоретической Дos(Qsc) кривых при Aa's = Acss - см. рис. 3.18.
Построенная таким образом зависимость ДQs (Ys) называется кривой захвата
заряда на ПЭС, или просто "кривой захвата". Поскольку, как будет ясно из
дальнейшего, информация об энергетическом спектре ПЭС заключена в форме
кривых захвата, часто при их построении условно принимают, что Qs = 0 при
Ys = 0; сведения о величине исходного заряда поверхности Кд) или
исходного потенциала поверхности в этом случае приводятся дополнительно.
Подчеркнем, что корректное определение энергетического спектра ПЭС
возможно только в том случае, когда кривые захвата ДQ^Ys) отражают
