Основы физики поверхности твердого тела - Киселев В.Ф.
Скачать (прямая ссылка):
1. Метод оптического заряжения ловушек диэлектрика (ЛД) путем
фотоинжекции свободных носителей заряда из полупроводника - рис.6.6,о.
Надбарьерные переходы электронов из валентной зоны Si сопровождаются
отрицательным заряжением электронных ловушек диэлектрика (ЛД~), инжекция
дырок приводит к положительному за-
Рис.6.6. а) Зонная схема структуры Si~Si02. Потолок валентной зоны
полупроводника Е" и диэлектрика Evd и, соответственно, дно зоны
проводимости (Есj и Ecd). Пунктиром показаны "хвосты" локализованных
состояний в запрещенной зоне SiC>2. б) Спектры оптического заряжения
поверхности образцов Si-470 (1-3) и Si-570 (4 и 5) при температуре
измерений (Г, К): 370 (1), 290 (2), 210 (3), 400 (4) и 300 (5) [26]
188
Глава 6
ряжению ловушек для дырок (ЛД+), что адекватно переходам электронов из
ЛД+ в полупроводник.
Оказалось, что пороги перехода носителей заряда из полупроводника в
диэлектрик зависят от температуры. Проиллюстрируем это на примере
отрицательного заряжения ЛД" - рис. 6.6,6 (кривые 1-3). С понижением Г
пороги отрицательного заряжения растут. Аналогичное повышение порога
можно было достичь, уменьшая время освещения образца. На основании
детальных измерений оптического заряжения ЛД и кинетики заряжения было
показано, что низкоэнергетические порош соответствуют заряжению через
хвосты состояний - пунктир на рис. 6.6,о. Характер температурной
зависимости объясняется прыжковым механизмом переноса заряда (см. 2.7.3)
а = aflexp(- АЕи/кТ), где АЕц - энергия активации перескока. Теория
показывает, что внешние электрические поля влияют на константу переноса
электронов по прыжковому механизму. При низких температурах, когда Ец "
кТ, транспорт электронов протекает по зоне проводимости оксида кремния.
Порог W\ - 4,5 эВ характеризует границу зоны проводимости оксида.
Аналогично, порог дырочных переходов W\ соответствует потолку валентной
зоны оксида.
Зная порош Wi и И/1, а также величину Eg кремния, легко определить ширину
запрещенной зоны SiC>2. Она оказалась близкой к значению 8,8 эВ. Подобные
оценки для системы Ge-Ge02 привели к величине Eg = 5,7 эВ, что
согласуется с данными для гексагональной модификации Ge02-
Протяженности хвостов AWC = Щ - W{ и AH', = JV2 - W{ являются косвенным
отражением степени разупорядоченности оксидных пленок. Для реальных
(травленых) поверхностей с естественным окислом длина хвоста для Ge02
(AWcGe = 0,5-1 эВ) меньше, чем для Si02 (AH/cSi = 1,5-1,8 эВ).
Протяженность хвостов существенно изменяется в процессах гидратации и
дегидратации оксидных пленок, а также при их легировании путем ионной
имплантации или термодиффузии ионов. Причиной этого, скорее всего,
являются изменения амплитуд локальных электрических полей ЕЛ0К а также их
распределения в пленке.
2. Метод фотоинжекционных токов также широко используется для
построения энергетической диаграммы гетеропереходов. Величина сквозного
тока 1ф фотоинжектированных носителей заряда через МДП структуру при
постоянном потоке квантов света в первом приближении равна
1ф в A(hv - W)P, где W = W0 -а\АП. (6.3)
Здесь А - коэффициент, слабо зависящий от hv, W - высота потенциального
барьера, преодолеваемого носителями заряда при
Природа реальных поверхностей и межфазных границ
189
фотоэмиссии из полупроводника или металла; а И/2 - член, учитывающий
шотткиевское понижение барьера в электрическом поле; V - приложенное к
структуре напряжение, р - параметр, величина которого определяется видом
функции распределения по энергиям фотовозбужденных носителей заряда. При
эмиссии из металла р = 2, из валентной зоны полупроводника - р = 3.
Высота потенциального барьера W в принципе может быть определена двумя
способами - по зависимостям I^hv) при V = const, и по вольт-амперным
характеристикам 1ф( V) при Av = const. Чаще используют спектральный
метод. Для учета шотткиевского понижения барьера спектральные
характеристики снимают при нескольких напряжениях и из зависимости Щ V)
получают величину W0.
При определении порогов фотоинжекции через делокализо-ванные состояния
диэлектрического слоя методы оптического заряжения и фотоинжекционного
тока дают совпадающие результаты. К сожалению, из-за низкой подвижности
носителей заряда при прыжковом механизме переноса методика
фотоинжекционных токов менее пригодна для изучения хвостов плотности
состояний в диэлектриках. К недостаткам метода следует также отнести
сложность (а иногда и невозможность) выделения дырочных токов на фоне
электронных.
6.3. Дефекты и электронные локализованные состояния слоистых систем
6.3.1. Локализованные состояния в оксидных пленках. Обратимся снова к
структурам Si-Si02 (Ge-Ge02). Рассмотрим основные собственные и примесные
дефекты структуры и распределение их концентраций по направлению нормали
к поверхности - рис.6.7. Будем при этом двигаться от свободной
поверхности S1O2 к кремнию. В этом разделе остановимся на дефектах
диэлектрической пленки. Они включают в себя:
