Файл: Мотт, Н. Электронные процессы в некристаллических веществах.pdf

Мы предположили, что проводимость в аморфном германии, оса­ жденном при комнатной температуре, за исключением области низких температур, носит характер перескоков по локализованным состояниям вблизи края зоны. Можно ожидать, что отжиг сокра­ тит эту область локализованных состояний и сделает более веро­ ятной проводимость за счет носителей, возбужденных выше энер­ гии, соответствующей скачку подвижности (см. 7.4.2). Если такая

модель справедлива, то увеличение энергии активации должно сопровождаться увеличением значения С, т. е. отрезка, отсекае­ мого на оси ординат при экстраполяции зависимости lncr от ИТ. Свидетельством того, что это имеет место, являются данные, полу­ ченные Читтиком и показанные на фиг. 8.8. Здесь представлены зависимости величин р 0 ( = НС) и Е [р = р0 exp (ElkT)] от тем-

Свойства аморфных полупроводников с тетраэдрической структурой 301

пературы осаждения. Для пленок, полученных осаждением прн комнатной температуре, величина С порядка 10 О м - 1 - с м - 1 , что близко к ожидаемому значению для случая перескоковой прово­ димости вблизи края зоны (см. гл. 7). С ростом температуры осаждедения величина С возрастает до значения порядка 103 О м - 1 - с м - 1 , как ожидается для проводимости по нелокализованным состояни­ ям. Возрастание величины С сопровождается увеличением Е

температуре (б), показывающая влияние отжига (уменьшение плотности

не принимались.

примерно на 0,17 эВ. Заметим, что при температуре осаждения 750 К уже образуются поликристаллические пленки и значение Е резко падает. Читтик исследовал на своих образцах край опти­ ческого поглощения, но не дошел до достаточно низких значений

в 8.1.5. Забегая вперед, отметим, что край оптического поглоще­ ния для пленок, осажденных при комнатной температуре, нахо­ дится примерно при 0,6 эВ, а для пленок, осажденных при тем­ пературе вблизи перехода из аморфной фазы в кристаллическую,— приблизительно при 0,75 эВ (т. е. близко к значению для кристал-

302 Глава 8

лического Ge). Поэтому предложенная нами модель, описываю­ щая эффект отжига, выглядит так, как это показано на фиг. 8.9 (в предположении, что имеет место проводимость д-типа).

В оставшейся части этого параграфа, где рассматриваются другие исследования электрических свойств аморфного германия, мы будем полагать, что эффекты, связанные с отжигом, учтены самими авторами и что пленки «стабилизированы» по крайней мере вплоть до наиболее высоких температур, при которых производи­ лись описываемые измерения.

Было бы, конечно, чрезвычайно полезно знать, в какой сте­ пени изменение удельного сопротивления пленок, показанное на фиг. 8.4, 8.6 и 8.7, обусловлено температурными изменениями подвижности носителей заряда (если они вообще связаны с изме­ нением температуры). К сожалению, как и для других аморфных полупроводников, измерения эффекта Холла затруднительны вследствие малой величины э.д.с. Холла и, более того, они не­ легко интерпретируются. Так, Кларк [99] наблюдал отрицатель­ ный эффект Холла (когда знак противоположен знаку термо-э.д.с, обычно определяемому в аморфном германии при комнатной тем­ пературе), который мог быть измерен только с точностью порядка 100% x >. Его температурную зависимость проследить было не­ возможно. Интерпретируя данные Кларка с использованием обыч­ ного одноэлектронного соотношения R = 1/епс, мы получаем концентрацию носителей заряда (электронов) порядка 101 8 с м - 3 , которая при сопоставлении с данными по электропроводности приводит к холловской подвижности при комнатной температуре порядка 10~2 с м 2 - В - 1 - с - 1 . Вследствие неопределенности интерпре­ тации эти цифры являются малоубедительными. Правда, величина холловской подвижности не так уж плохо согласуется с цедавна развитым Фридманом [180] теоретическим подходом к эффекту Холла для случая проводимости по нелокализованным состояниям вблизи скачка подвижности. Этот подход изложен в разд. 2.12.

На основании измерений зависимости напряжения от емкости р — n-перехода, созданного между аморфным германием и моно­

полученные между аморфным германием и кристаллами р-тппаг были лишь слабо выпрямляющими. Сама процедура, использовав­ шаяся для определения величины' и. указанным методом, подверг­

Свойства аморфных полупроводников с тетраэдрической структурой 303

электрического поля (см. гл. 2, б и 7). Уолли и Джоишер не получили такого падеиия при комнатной температуре вплоть до 20 кГц. Чопра и Бол [95] приводят результаты, показанные на фиг. 8.10. При комнатной температуре уменьшение сопротивле­ ния с ростом частоты имеет место при частоте выше 50 кГц. Часто­ та, начиная с которой происходит это уменьшение, становится

5 - 10 3 до 105 Гц наблюдается изменение сопротивления с частотой по степенному закону с показателем, близким к 2. В соответствии с теорией, изложенной в гл. 2 и обсуждавшейся в гл. 7, переско­ ковая проводимость начиная с определенной частоты должна сле­ довать степенной зависимости с показателем, меньшим единицы. При температурах выше 300 К такая более слабая температурная зависимость, показанная на фиг. 8Л0, свидетельствует о пере­ скоковой характере проводимости вблизи уровня Ферми. При

Столь большая величина не является неразумной с точки зре­ ния результатов Бродского и Тайтла [71] по ЭПР. Сравнивая величину g-фактора (2,021 + 0,001) и ширину линии (39 Гс)

•сигнала ЭПР, полученного на аморфном германии и па разрушен­ ных механическим путем поверхностях кристаллического герма­ ния, Бродский и Тайтл предполагают, что в аморфной фазе при­ сутствуют оборванные валентные связи и их полная концентрация составляет около 3 - Ю 2 0 с м - 3 (см. 7.7.2).

Напряжение смещения, В

Ф и г . 8.11. Дифференциальная туннельная проводимость туннельных пере­ ходов типа А1 — А 1 2 0 3 — аморфный Ge [393].

показаны на фиг. 8.11. Туннельный ток почти симметричен отно­ сительно точки, соответствующей нулевому смещению и, более того, указанная симметрия остается неизменной при понижении темпе­ ратуры до 78 К. Эти экспериментальные результаты, отличающие­ ся от более ранних измерений Нвачуку и Куна [391], весьма ясно