Оглавление (стр. 107 )

2.11.9. Эффекты реальной структуры. Роль поверхностных состояний

Вклад граничных диполей в высоту барьера Шотки анализиро­вался недавно на основе многоэлектронной модели контакта ме­талл—полу - проводник. Анализ выпрямляющего контакта в термодинамическом равновесии приводит к важному выводу, что почти при всех значениях ширины запрещенной зоны и уровня леги­рования полупроводника короткодействующим потенциалом дипо­ля можно пренебречь. Он изменяет высоту барьера Шотки менее чем на 0,1 эВ. Таким образом, с этой точки зрения предсказания формулы (2.11.1.) справедливы.

В течение ряда лет обсуждалось влияние нескольких других по­граничных эффектов с целью улучшить обычную картину формиро­вания барьера Шотки. Большее практиче­ское значение имеет модель с тонким изолирующим слоем между металлом и полупроводником. Если контакт создается не на по­верхности полупроводника, свежесколотой в сверхвысоком вакууме, то на поверхности имеются слои окисла и других загрязняющих ве­ществ толщиной 10—20 Å. Такие изолирующие пограничные слои обычно понижают барьер Шотки. Однако если барьер, создаваемый для электронов загрязняющим слоем, настолько узок, что электро­ны могут туннелировать сквозь него, то влияние пограничного слоя будет мало. С хорошей точностью им можно пренебречь, если па­дение напряжения на изолирующей пленке мало по сравнению с вы­сотой барьера.

Согласно теории идеального контакта Шотки, высота барьера фв должна существенно зависеть от величины работы выхода металла. Экспериментально найдено в об­щем случае, что высота барьера зависит от фм в меньшей степени чем предсказывает модель Шотки. Линейная связь, устанавливаемая формулой (2.11.1.), не подтверждается, по крайней мере для ковалентных (IV группа) и слабо ионных (АIIIВV) полу­проводников. Только для сильно ионных материалов (некоторые из соединений типа (АIIВVI) формула (2.11.1.) оказывается приближенно справедливой.

2.11.10. Микроскопические представления

Единая модель дефекта

Экспериментальные подтверждения стабилизации уровня Ферми

Методами фотоэмиссионной спектроскопии и электрическими методами определения положения уровня Ферми на поверхности относительно краев объемных зон было найдено, что во всех изученных соединениях типа АIIIВV (GaAs, GaSb, InP, InAs) уровень Ферми стабилизируется, если поверхность (110) покрыта тонким слоем адатомов. Более подробное знакомство с эксперимен­тальными результатами позволяет считать установленными сле­дующие факты.

3.  На чистых сколотых поверхностях (110) полупроводниковых соединений типа АIIIВV (за исключением GaP) нет собственных по­верхностных состояний, расположенных в объемной запрещенной зоне. У таких поверхно­стей не возникает изгиба зон. Изгиб может быть связан лишь с дефектами, возникающими при скалывании.

2. Если свежесколотую поверхность (110) кристалла п- или р-ти­па покрыть слоем адатомов, то стабилизация уровня Ферми возни­кает уже при степени покрытия менее одного монослоя. Типичный пример: А1 на поверхности (110) GaAs. Асимптотическое положение уровня Ферми ЕF практи­чески фиксировано при нанесении 0,3 монослоя А1. Такие толщины типичны для металлов. В случае кислорода достаточно менее 0,1 монослоя. Экспериментальные результаты согласуются с предска­заниями грубой модели. Рассмотрим полупроводник n-типа с дискретными поверхностными состояниями акцепторного типа. Со­гласно (2.11.2.) и (2.11.3.), изгиб зон Vo связан с объемной плотностью электронов N и плотностью поверхностных состояний Ns соотно­шением

Ns = [εNVo/2πe2]1/2. (2.11.8.)

Разумным значениям ε, N и Vo = 1 эВ соответствует Ns ~ 1012 см –2. Поскольку это значение мало по сравнению с плотнос­тью атомов в наружном слое (~ 1015 см-2), ясно, что совсем малые плотности пограничных состояний будут оказывать заметное влия­ние на высоту барьера Шотки и стабилизацию уровня Ферми. Сде­ланные оценки объясняют наблюдавшиеся факты стабилизации уровня Ферми уже при наличии одного поверхностного дефекта на 100 поверхностных атомов.

3. Для большого числа элементов с сильно различающимися атомными орбитами и числами валентных элек­тронов, например, для таких металлов, как Cs, Ga, A1 и In, полу­проводников Si и Ge, неметаллов О и Н, положение стабилизиро­ванного уровня Ферми более или менее независимо от используемо­го элемента. Такое совпадение не зависит от того, где стабилизирован уровень Ферми — вблизи середины запрещенной зо­ны или у края зоны проводимости либо валентной зоны (Еc или Ev). Различия в положении стабилизированного уровня Ферми свя­заны в первую очередь с типом проводимости полупроводника. Для полупроводника n-типа можно указать пограничные уровни до-норного типа с энергиями 0,75 эВ (GaAs), 1,2эВ (InP), 0,5 эВ (InAs) относительно потолка валентной зоны. Соответствующие значения для пограничных состояний акцепторного типа составляют 0,5 эВ (GaAs), 0,1 эВ (GaSb), 0,9 эВ (InP) и 0,5 эВ (InAs) [64, 79]. Имеется некоторое различие между более реак­тивными металлами (Ni, Fe, A1) и менее реактивными (Си, Ag, Au). Благородные металлы, по-видимому, составляют исключение и не следуют общим тенденциям. Напротив, стабилизированный уро­вень Фсрти сдвигается у них от края зоны провидимисти Ес. Исхо­дя из экспериментальных результатов, Мёнх предложил для материалов n-типа два положения стабилизированного уровня Фер­ми, одно для более реактивных металлов, другое для менее реак­тивных. В литературе обсуждались возможные причины такого по­ведения, особенно для золота.

2.11.11. Основные принципы единой модели дефектов

Исходя из большого объема экспериментальных данных фактов, Спайсер с сотрудниками выдвинул некоторые основополагающие идеи с целью объяснить эти факты простейшим и наиболее естественным образом. Эти идеи были сформулированы в виде следующих принципов.

1. Поверхность соединения типа AШBV претерпевает сильное возмущение при помещении на нее менее чем одного монослоя кис­лорода или металла.

2. Возмущение приводит к возникновению дефектов решетки на границе раздела или вблизи нее.

3. Дефекты создают поверхностные состояния, которые стаби­лизируют уровень Ферми и, следовательно, определяют высоту барьера Шотки.

Эти принципы, взятые вместе, обычно называют единой мо­делью дефектов. Наиболее четко она была сформулирована Спайсером и его группой. Видер и Уильямс также пришли к ана­логичному выводу, что стабилизация уровня Ферми связана с де­фектами, возникающими во время или вследствие хемосорбции металла либо других атомов.

2.11.12. Границы раздела полупроводник — полупроводник

Электрические и оптические свойства границ раздела полупро­водник — полупроводник используются в широком классе приборов на гетеропереходах, давно уже применяемых в технике. В по­следние годы появились и реализуются идеи новых приборов, основанных на образовании квантовых ям при помеще­нии тонких полупроводниковых слоев между другими полупровод­никами. Прогресс в развитии этих новых приборов на основе струк­тур со многими квантовыми ямами и композиционных сверхреше­ток связан с улучшением роста эпитаксиальных слоев (особенно полупроводников типа А ШBV) благодаря появлению методов молекулярно-лучевой эпитаксии и химического осаждения из металлоорганической паровой фазы. Сочетая эти методы со сверх­чистыми условиями выращивания и малыми скоростями роста, удается получать атомарно-резкие и плоские границы раздела полу-проводник — полупроводник. Это особенно верно, когда структура решетки граничащих полупроводников одна и та же (например, ти­па цинковой обманки или алмаза), постоянные решетки мало отли­чаются, а коэффициенты теплового расширения имеют близкие зна­чения. Примерами таких гетеропереходов могут служить GaAs— Ga1-хALXAs и Ge—GaAs.

2.11.13. Модель Шокли—Андерсона.

Зонная диаграмма и правило электронного сродства

Наиболее важной характеристикой границы раздела полупровод­ник — полупроводник с микроскопической точки зрения является энергетическая зонная диаграмма вблизи границы. Основные допущения здесь те же, что и в модели Шотки для грани­цы раздела металл—полупроводник. 1) пренебрежи­мо малая плотность пограничных состояний в запрещенной зоне; 2) резкая граница раздела с соответствующим скачком ширины за­прещенной зоны, что приводит к разрывам и сдвигам краев зоны проводимости и валентной зоны; 3) легирование влияет лишь на изгиб, но не не разрывы зон; 4) величина скачков края зон не зави­сит от связей на границе раздела, кристаллографической ориента­ции границы раздела (такие эффекты учитываются, только когда существенны электронные сродства и энергии ионизации свободных поверхностей), деталей расположения атомов внутри этой границы (включая эффекты релаксации и реконструкции) и деформаций, обусловленных несоответствием кристаллических решеток. Величи­на скачков края зон рассматривается как характеристика данной па­ры полупроводников.

До установления контакта двух различных полубесконечных полупроводников 1 и 2. Каждый из полупро­водников 1 и 2 характеризуется тремя энергетическими уровнями: краем зоны проводимости Еc, потолком валентной зоны Еv и уров­нем Ферми EF, показывающим степень легирования материала. Расстояния этих уровней от уровня вакуума определяют соответ­ственно электронное сродство X, энергию ионизации ф и работу вы­хода φ. Поскольку ширина запрещенной зоны с двух сторон контак­та обычно разная, должны иметь место разрывы ∆Ес = Ес2 — Еc1 (∆Ev = Ev1 – Ev2) краев зон Еc (Ev). Эти разрывы или скачки обус­ловлены естественным различием зонных структур полупроводни­ков.

После установления контакта между двумя полупроводниками происходит выравнивание уровней Ферми ЕF путем перемещения электронов из одного материала в другой. Образование слоя про­странственного заряда вблизи границы раздела сопровождается из­гибом зон Vb(z), как в случае гомоперехода. Расчет точной формы этого изгиба зон представляет собой задачу из электростатики и статистики, как это было показано в случае контакта металл — полупроводник. В дополнение к чисто классическим электростатическим силам, связанным со сло­ем пространственного заряда, на границе раздела полупровод­ник — полупроводник носители испытывают также действие квантовомеханических сил, связанных с разрывами краев зон. Там предполагается, что разрывы зон со­гласуются с естественными, т. е. что пограничные диполи, связи, состояния и нерегулярности не влияют на ∆Ec и ∆Ev. При таких допущениях Андерсон в 1962г. предложил правило электронного сродства для ∆EC Оно связывает разрыв краев зон проводи­мости с разностью значении электронного сродства X двух полу­проводников: