Файл: Мотт, Н. Электронные процессы в некристаллических веществах.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 15.10.2024
Просмотров: 189
Скачиваний: 0
|
|
Некристаллические |
полупроводники |
275 |
|
б) В As2 Se3 и аналогичных хапькогеиидных сплавах при пере |
|||||
ходе |
в |
аморфное состояние сохраняются основные |
особенности |
||
колебательного спектра, но исчезает тонкая структура |
(фиг. 7.40) |
||||
(из |
работы [31]). |
|
|
|
|
|
в) В CdGeAs2 , а также в других материалах с преимущест |
||||
венно ковалентиой связью, в аморфной фазе |
отсутствуют колеба |
||||
тельные |
полосы, характерные для |
кристалла |
(см. фиг. 8.41). Это |
||
обусловлено уширением вследствие статистического разброса частот осцилляторов.
Исследование рамановских спектров селена также показывает, что молекулярные колебания сохраняются неизменными при пере ходе в неупорядоченное состояние. У германия и кремния тоже наблюдается значительное сходство рамановских спектров кри сталлической и аморфной фаз 1 ) .
Спектры поглощения аморфного S i 0 2 и аналогичных ему сте кол в далекой инфракрасной области изучались в работах Стоулена [477], Уонга и Волли [546], Белла и др. [49]. Белл и Дин [50] рассчитали колебательные спектры ряда неупорядоченных струк тур н показали, важную роль локальных колебаний (например, для ЭЮг).
7.7.ДРУГИЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЙ
7.7.1.ФОТОЭМИССИЯ ИЗ АМОРФНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
Фотоэмиссия является одной из наиболее ценных эксперимен тальных методик для изучения зонной структуры электронов полупроводника. Электроны эмиттируются в вакуум, совершив предварительно переход из валентной зоны в проводящее состоя ние. Экспериментальное исследование оказывается наиболее пол ным, когда измеряется энергетическое распределение эмиттированных электронов при различных энергиях фотона. К сожалению, такие эксперименты довольно сложны и для их интерпретации тре буется большое мастерство. К моменту написания этой книги с помощью такой методики был тщательно исследован только аморфный германий.
Если падающий пучок света монохроматичен (энергия фотона равна Tia), то энергетическое распределение эмиттировэнных электронов дается выражением
N {Е, ha) dE = |
Т (Е) S (Е, ha) Ne (Е) Nv (Е - |
ha)dE. |
Здесь К (%а) — множитель, характеризующий спектральную чув ствительность аппаратуры, а (Йсо) — коэффициент поглощения, Т (Е) — вероятность выхода электрона с энергией Е, S (Е, Йю) —
х) Smith, Brodsky, Crowder, Nathan, частное сообщение.
18*
276 |
Глава 7 |
доля электронов, сохраняющих энергию Е после различных про цессов рассеяния. Фотоэмиссия пропорциональна присоединен ной плотности состояний валентной зоны и зоны проводимости; при этом предполагается, что не существует ограничений, связан ных с законом сохранения квазиимпульса.
Метод фотоэмиссии имеет два важных преимущества перед другими методами. Первое заключается в том, что энергию элек трона, соответствующую максимуму произведения NcNv, можно связать с энергией, которая соответствует вершине валентной
NC(E) |
Nv(E-nco) |
NCNV |
T(Ej |
NCNV Г |
Ф и г. 7.41. Схематическое изображение функций, описывающих экспери менты по фотоэмиссии.
зоны. В экспериментах по оптическому поглощению измеряются только разности энергий, тогда как в методе фотоэмиссии могут быть измерены абсолютные значения энергии. При этом требует ся знать электронное сродство, которое может быть измерено с помощью методики задерживающего потенциала. На практике, однако, максимальное значение задерживающего потенциала (для данной энергии кванта % со), которое соответствует верхней гра нице энергетического распределения электронов, непосредствен но связано с энергией электрона в вершине валентной зоны. Второе преимущество методики фотоэмиссии можно оценить, рас смотрев схемы плотностей состояний, изображенные на фиг. 7.41. Плотность состояний в валентной зоне (площадь под ней заштри хована) приподнята на энергию Йсо, что позволяет легко изобра
зить произведение NQNV. |
Эта величина умножается на функцию |
Т ( Е ) , что позволяет |
получить энергетический спектр эмиттиро- |
Некристаллические полупроводники |
277 |
ванных электронов, если считать,что S=const . При другом значе нии энергии фотона спектр электронов изменяется. Пики спектра электронов, положения которых не меняются при изменении энергии фотонов, связаны с положениями максимумов в плотности состояний в зоне проводимости. Те же пики, положение которых смещается с изменением энергии фотона, связаны с максимумами
1,0
0,8
V 0,6
О,*
о, г
-4 |
-г |
о |
2 |
4 |
Ф п г. 7.42. Оптическая плотность состояний аморфного гермаипя, определен ная по фотоэмисспи (сплошная кривая взята из работы [135]).
П у н к т и р ом изображена расчетная кривая [239] .
плотности состояний в валентной зоне. Таким образом оказывает ся возможным в принципе определить функции Nc (Е) и Nv (Е) по отдельности. Обычно трудно получить существенную информацию относительно Nc (Е), поскольку состояния зоны проводимости, расположенные ниже вакуумного уровня полупроводника, ие могут наблюдаться с помощью такой методики. При нанесении на поверхность слоя цезия происходит изменение работы выхода, и, таким образом, появляется возможность расширения наблюдае мого участка зоны проводимости.
Оптическая плотность состояний аморфного германия, опреде ленная в работе Доиована и Спайсера [135] методом фотоэмиссии, приведена на фиг. 7.42. Эти результаты будут обсуждаться в гл. 8.
7.7.2. ЭЛЕКТРОННЫЙ ПАРАМАГНИТНЫЙ РЕЗОНАНС
Бродский и Тайтл [70] исследовали ЭПР на пленках аморфных германия, кремния и карбида кремния. Сравнивая значения g-фактора, ширину и форму линии ЭПР, полученные на аморфном
278 Глава 7
веществе и на свежесколотой поверхности монокристалла, эти авторы пришли к заключению, что сигнал ЭПР обусловлен нали чием разорванных связей. Их результаты приведены в табл. 7.6.
Высокая плотность спинов ( ~ 1 0 2 0 см - 3 ) |
является |
истинно объем- |
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
Таблица |
7.6 |
|
|
Сравнение данных по ЭПР, получеипых на пленках аморфных |
|
|||||||
|
полупроводников и на кристаллических материалах |
|
|
||||||
Плотности сппнов даются с точностью до множителя |
порядка |
2. Данные по |
аморфным |
||||||
пленкам взяты из работы [ 7 0 ] , данные для |
кристаллов — из |
р а б о т ы [ 5 3 1 ] |
(см. |
также |
|||||
|
Аморфные пленки (77 К ) |
Кристаллические |
Кристаллы, |
облу |
|||||
|
поверхности |
|
ченные нейтронами |
||||||
|
|
|
|
|
|||||
М а т е |
|
плотность |
|
|
|
|
|
|
|
риал |
|
ширина |
|
ширина |
|
ширина |
|||
|
^-фактор |
сппнов, |
g-фактор |
g-фактор |
|||||
|
линии, Г с |
с м - з |
линии, |
Г с |
линии, Г с |
||||
S i |
2,0055 |
4,7 |
2-102 ° |
2,0055 |
7 - 8 |
2,0055 |
1 6 - 2 0 |
||
± 0 , 0 0 0 5 |
|
|
± 0 , 0 0 2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
1-1020 |
|
|
|
|
|
||
Ge |
2,021 |
39 |
2,023 |
50 |
|
|
|
|
|
± 0 , 0 0 1 |
|
|
± 0 , 0 0 3 |
|
|
|
|
|
|
|
6 |
|
|
|
|
|
|
||
S i C |
2,003 |
|
2,0027 |
5,5 |
|
|
|
|
|
± 0 , 0 0 1 |
|
|
± 0 , 0 0 2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
ной плотностью. При отжиге аморфного кремния (см. 8.1.4) эту плотность можно уменьшить в 10—100 раз, когда температура приближается к температуре перехода в кристаллическое состо яние (~ 450 °С). Наблюдаемая ширина линии сравнительно неве лика; это позволяет предположить существование обменного ме ханизма сужения линии вследствие перемещения неспаренного электрона оборванной связи с одного атома на другой.
Аналогичные исследования халькогенидных |
стекол г ) показа |
ли, что в них имеется значительно меньшая |
плотность таких |
центров. |
|
7.7.3. М А Г Н И Т Н А Я ВОСПРИИМЧИВОСТЬ
В работе Червинка и др. [85] была измерена температурная зависимость магнитной восприимчивости стекол типа CdGex As2 (гл. 8). В отличие от кристаллов CdAs2 и CdGeAs2 , у которых диамагнитная восприимчивость не зависит от температуры, вос приимчивость стекол имеет слагаемое, зависящее от температуры и подчиняющееся закону Кюри. Полную магнитную восприимчи-
) Friizsche, частное сообщение.
IIекристаллические |
полупроводники |
279 |
востъ можно представить в виде |
|
|
Х = Хо + |
4 » |
(7-40) |
где |
|
|
Здесь п — концентрация магнитных моментов и., |
р — плотность |
|
вещества. Используя эту формулу, Червинка и др. получили, что концентрация парамагнитных центров в стекле CdGeAs2 состав ляет 102 0 с м - 3 . Аналогичные измерения Тауца и др. [498] иа стекле As 2 S 3 показали, что в этом материале концентрация свободных спинов равна 6-101 7 см~3 . Диамагнитная составляющая %0 стекол As2Sx была измерена Цимплом и др. [98].
7.8. НЕОМИЧЕСКИЙ РЕЖИМ ПРОВОДИМОСТИ В СИЛЬНЫХ П О Л Я Х
Как показали многие эксперименты, плотность тока в тонких пленках аморфных полупроводников, так же как и в большинстве кристаллических материалов, в сильном электрическом поле воз растает сверхлинейно. Мы не стремимся дать обзор эксперимен тальных работ; для этой цели можно порекомендовать Journal of Non-Crystalline Solids (Vol. 4), где помещены доклады конферен ции по этим вопросам, состоявшейся в Кембридже в 1969 г. Однако отметим возможные механизмы, приводящие к сверхлинейиости, и опишем некоторые эксперименты.
а) Эффект Френкеля — Пула. Если полупроводник —кристал лический или аморфный — содержит доноры, то, как было пока
зано Френкелем [178] |
вслед за более ранними работами |
Пула |
[422 , 423], электрическое поле F уменьшает энергию ионизации |
||
центра на величину |
где |
|
|
Р = ^ - |
(7-42) |
Потенциальная энергия электрона показана на фиг. 7.43. При вы воде формулы (7.42) предполагалось, что возможностью туннелироваиия сквозь барьер можно пренебречь. Модель, приводящая к (7.42), является одномерной. Трехмерные задачи рассматрива лись Джоншером [262] и Хартке [230]. Однако при понижении температуры эффект туннелирования становится существенным; соответствующие формулы были выведены в работе Хилла [242], где они были применены для объяснения экспериментальных результатов, полученных различными авторами на пленках аморф ного SiO. Теория оказалась в хорошем согласии с экспериментом. Предполагалось, что электрон, освободившись из ямы, не захва тывается более никакой другой ловушкой в пленке.