CC BY
52
УДК 621.315.592
ВЛИЯНИЕ НЕОДНОРОДНЫХ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПОЛЕЙ НА СПЕКТРЫ DLTS ПОЛУПРОВОДНИКОВ, ОБЛУЧЕННЫХ НЕЙТРОНАМИ
В.В. Пешев
Юргинский технологический институт Томского политехнического университета E-mail: [email protected]
Получено аналитическое выражение для описания спектров DLTS дефектов в полупроводниках, содержащих встроенные электрические поля областей разупорядочения. Из сопоставления расчетных и экспериментальных спектров для GaAs n-типа, облученного быстрыми нейтронами, сделана попытка связать происхождение U-полосы с известными радиационными дефектами P2 и P3. Учитывалось, что форма и местоположение пиков дефектов в спектрах DLTS изменены вследствие влияния внутренних электрических полей на скорость эмиссии электронов с уровней этих дефектов.
Введение
Известно, что при облучении GaAs n-типа альфа-частицами, протонами (£>10 МэВ) и нейтронами в спектрах DLTS (Deep Level Transient Spectroscopy) появляется широкая полоса, называемая ^-полосой. Природа этой полосы не установлена однозначно, хотя в литературе имеются некоторые предположения об ее происхождении [1].
В данной работе сделана попытка получить аналитическое выражение для спектра DLTS, учитывающее наличие встроенных электрических полей, и с его помощью связать возникновение ^-полосы с известными радиационными дефектами P2 и P3 [2]. При этом полагалось, что эти дефекты локализованы в электрических полях областей разупоря-дочения (ОР) и электрическое поле ОР изменяет форму P2, Р3-пиков и их положение в спектре DLTS. В пользу того, что ^-полоса может быть обусловлена P2 и Р3-дефектами, свидетельствуют следующие литературные данные. В [3] показано, что при отжиге образцов до 7=770 K ¿/-полоса разрешается на два пика. Из [4] следует, что высота ^-полосы слабо изменяется при отжиге до 7=500 K. Поэтому дефекты, ответственные за формирование ^-полосы, должны иметь высокую термическую стабильность. Дефекты E1—E5 отжигаются при T«500 K [2]. Ловушки P2 и P3, которые наблюдались в е- и 7-облученных образцах, имеют значительно большую термическую стабильность, но низкую скорость введения [2]. Они наблюдаются после отжига маскирующих их центров E4 и E5 или после облучения электронами при высокой температуре [5]. Однако есть основания считать, что доля ловушек P2 и P3 в общем количестве радиационных дефектов резко возрастает с увеличением энергии атомов отдачи [6]. Увеличение энергии атомов отдачи приводит к образованию ОР. Наличие электрического поля в окрестности ОР приводит к увеличению скорости эмиссии электронов с глубоких уровней. Поэтому суперпозиция пиков P2 и P3 в спектрах DLTS искажается и сдвигается в сторону низких температур. При этом, чем больше энергия атомов отдачи, тем больше степень компенсации в нарушенных областях и тем больше контактная разность потенциалов между этими областями и матрицей кристалла (существует пре-
дельное значение разности потенциалов, связанное с предельным положением уровня Ферми [7]). Возможно поэтому в [8] наблюдается тенденция к увеличению температурного сдвига и полуширины пиков по мере увеличения массы бомбардирующей частицы с высокой энергией.
Исходя из вышесказанного, целью данной работы являлся расчет сигнала DLTS для глубоких центров Р2 и Р3, локализованных в электрических полях ОР, и его сопоставление с формой ^-полосы в GaAs и-типа, облученного нейтронами на импульсном реакторе. Доза облучения составляла Д,=6,3Т013 нейтрон/см2. В качестве образцов использовали диоды с барьером Шоттки. Барьер Шоттки создавали на слое GaAs, выращенном методом газофазовой эпитаксии на сильнолегированной подложке. Концентрация свободных электронов в слое составляла 5,5-1015 см-3.
Модельные представления и математическое
описание спектров DLTS
В работе использовались следующие модельные представления. ОР состоит из центральной части радиуса г1 с высокой плотностью дефектов Ж1=1019_1020 см-3 [9], в которой уровень Ферми закреплен в предельном положении, и сферического слоя, в котором концентрация дефектов Ыт(г) убывает с удалением от центра ОР по закону Гаусса:
Ит = Ит 0 ехр(-г2 / 2а2), (1)
где а2 - дисперсия распределения. Сферический слой дефектов находится в матрице полупроводника, в которой концентрация свободных носителей равна И2. Между матрицей и центральной частью ОР существует контактная разность потенциалов фс и дефекты, расположенные в сферическом слое, находятся в электрическом поле (рис. 1). Ловушки, находящиеся на расстоянии г1<г<г0 от центра ОР, опустошены даже без приложения внешнего электрического поля и не участвуют в формировании спектра DLTS. Здесь г0 - радиус сферической поверхности, на которой уровень Ферми Ег пересекает уровень Ет глубокой ловушки. Чем меньше глубина залегания Ет уровня, тем меньшее количество ловушек данного сорта участвует в формировании соответствующего пика DLTS. Внутреннее элек-
трическое поле увеличивает относительную скорость эмиссии а электронов с уровней за счет эффекта Пула-Френкеля и туннелирования с участием фононов. Так как напряженность Е электрического поля является функцией расстояния г от центра ОР, то скорость эмиссии тоже зависит от г. Поэтому, чем больше Ет, тем шире интервал значений а для участвующих в перезарядке ловушек и тем больше влияние внутреннего поля на полуширину соответствующего пика DLTS.
Е
Е,
обоснованным: а) заменить реальное распределение дефектов в виде множества их скоплений на равномерное с макроскопической концентрацией Ыт; б) резкую координатную зависимость скорости эмиссии в пределах каждой области разупорядоче-ния формально заменить наличием зоны скоростей эмиссии с границами а(г0) и а(3ст).
Зона скоросте_й характеризуется плотностью состояний в зоне дЫТ/да. При этом плотность состояний является известной, если одновременно известны и микроскопическое распределение ловушек ЛТ(г), и зависимость Е(г) относительно центра ОР:
дМТ дМТ дг
(3)
X
Рис. 1. Зонная диаграмма области разупорядочения
Выражение для сигнала DLTS имеет вид [10]: С
Я(Т) = ш2 м | хЫт [ехр(-а tl) - ехр(-а /2)] йх, (2)
Ж1 " 2 Ж0
где ^ и ¡2 - времена стробирования релаксации емкости; Т - температура; W0 - длина области пространственного заряда (ОПЗ) барьера Шоттки во время действия заполняющего импульса; С - длина ОПЗ и емкость барьера Шоттки при отсутствии заполняющего импульса. Величины W0, С связаны известными соотношениями с И2, напряжением и, приложенным к диоду, и контактной разностью потенциалов %к барьера Шоттки [11].
Вычисление интеграла в выражении (2) представляет определенные трудности, так как расстояние х отсчитывается от поверхности полупроводника, а распределения глубоких центров и электрических полей Е(г) - от центров областей разупорядочения. Расчет спектра и определение концентрации дефектов из спектра с помощью точной теории DLTS невозможны, и не только по причине сложности, но и потому, что необходимо знать заранее неизвестную концентрацию областей разупорядочения. Однако выражение (2) можно упростить, имея в виду следующее. В окрестности точек х, в которых находятся ОР, изменение скорости эмиссии за счет поля происходит на коротких отрезках [г0; 3ст], отсчитываемых от центров ОР. Резкое изменение напряженности Е электрического поля в пределах области разупорядочения приводит к резкому изменению скорости эмиссии а электронов с глубоких уровней на этом интервале. Другими словами, единственное при заданной температуре значение скорости эмиссии электронов с глубокого уровня "размывается" встроенными полями в зону скоростей эмиссии на коротких отрезках в пределах каждой области разупорядочения. Так как сигнал DLTS формируется средней концентрацией дефектов в измеряемом объеме, то представляется физически
да дг да'
Учитывая вышесказанное, а также (1) и (3), вы ражение (2) можно записать как:
С Ж "V дЫТ , ч
Я(Т) = ^ Ттг2 ] хйх ] [ехр(-а^)-
N Ж12
а(го)
да
-ехр(а t2)] да = -
ЫтС(Ж,2 -Ж2) ч 2Ы2 Ж,2 ст2
^сг
< | г ехр
2ст
[ехр(-аt2) -ехр(-аt1)] йг. (4)
В данной работе принимался во внимание только эффект Пула-Френкеля. В этом случае выражение для скорости эмиссии в присутствии электрического поля имеет вид [12]:
а (г, Т) =ао У (Ер (г), Т), (5)
где а о = ЬопаТ2 ехр(-Еиа / кТ), (6)
У (Ер(г), Т) = (кТ / Ер )2 х
х{1 + [(Ер / кТ) -1]ехр(Ер / кТ)} + 0,5, (7)
Ер, (г) = в#сТ). (8)
Здесь а0 - относительная скорость эмиссии в отсутствие электрического поля; Ь - константа, характеризующая полупроводник [11]; ош - кажущееся сечение захвата электронов на уровень ловушки; Еш=(Еа+ЕТ) - энергия активации ионизации ловушки в отсутствие электрического поля; Ест - барьер для захвата электронов на ловушку; У - функция, учитывающая влияние электрического поля на скорость эмиссии; в - коэффициент, который в случае захвата электрона на однократно положительно заряженный центр равен р=р0=2е^ё/ё, е - заряд электрона, е - абсолютная диэлектрическая проницаемость полупроводника.
Проведем краткий анализ выражения (4). Из (4) видно, что высота пика DLTS пропорциональна концентрации ловушек (также как и в случае образцов, не содержащих ОР). Однако для одинаковых ловушек при одинаковых их концентрациях высота пика в случае образования ОР всегда меньше, чем в случае однородного распределения дефектов. Это происходит по двум причинам. Первая заключается в том, что из процесса перезарядки исключены ло-
с
т
вушки, расположенные в областях Кг0 во всех ОР. Вторая заключается в уширении пика, обусловленном зависимостью а=Дг). Из (4) также видно, что коэффициент пропорциональности между высотой пика и концентрацией ловушек зависит сложным образом от уровня легирования Ы2, параметров ловушек Ет и аш и дисперсии распределения а2. Поэтому, в отличие от образцов, не содержащих ОР, отношение высот пиков для различных ловушек не равно отношению их концентраций.
Чтобы использовать выражение (4) для расчетов, необходимо знать величину г0 и зависимость Ер(г). Эти величины можно получить, используя потенциал, полученный в приближении Госсика для ОР [13]. Потенциал для области г{<г<г2 равен:
Таблица. Параметры радиационных дефектов
у(г) =
N2 е (3г22 г - г3 - 2г23) бе г
(9)
■ ( ^ N2е 2г23 + г3 - З^г ИМ =Фс = -бе ~
(10)
'1
(г)=^
-^ I -1
г.
(13)
Центр Е2 Е3 Е2 Е3
ЕМ' эВ 0,16 0,38 0,50 0,72
аш, см2 510-13 6,210-15 1,Ф10-15 1,410-13
где г2 - радиус границы ОПЗ, окружающей кластер. В области 0<Кг1 |ф|=ф£. Величина г2 определяется из граничного условия, заключающегося в том, что разность потенциалов между сферическими поверхностями с радиусами г1 и г2 равна ф£. Т.е. г2 является корнем кубического уравнения:
Для определения радиуса г0 необходимо знать глубину залегания Ет уровня ловушки. В [14] определена величина барьера для захвата электрона на уровень ЕЗ-центра, равная Еа=0,08 эВ, что дает Ет=0,3 эВ. Для других центров сведения о Еа отсутствуют, и в работе принималось Ет= Еш.
Расчетные и экспериментальные спектры DLTS
Т.о. все необходимые параметры и зависимости, используемые в (4), известны. Варьируемыми параметрами являются лишь дисперсия распределения и концентрация ловушек. При этом основным подгоночным параметром является дисперсия, так как ее изменение приводит к изменению высоты, формы и температуры максимума пика, а изменение изменяет только высоту.
10
В [7] показано, что в GaAs находится на 0,6 эВ выше потолка валентной зоны (рис. 1). В связи с этим, в (10) можно использовать выражение для
фс е = - (0, б эВ+ Бе ), (11)
где Ее - ширина запрещенной зоны.
Радиус г0 сферы, разделяющей заполненные и незаполненные ловушки, находится из условия равенства величины (Е—Е^/е и разности потенциалов в точках г0 и г2. Т.е. г0 является корнем кубического уравнения:
|ф(г0)| = (Е -ЕЕ)/е = ^(2г23 + г°3 -3г22го). (12)
бе го
Отметим, что г2 и г0 зависят от Т, т.к. ф„ Ее и Ег в ур. (10-12) являются функциями температуры, что учитывалось в расчетах. Напряженность электрического поля в окрестности ОР получается путем дифференцирования выражения (9):
л с
ад
Н ^
О
д 2
— и4
3 '
Г Л
' М
1 М 1 ¡1 «Л ч
/ /' 11 1 [! 1 \\ \
/г\г ч 1 /-"Х/' л и 1
5У А А \
/ /\ / \ А \
/ // У \ 4 \
1 Л УЧ , \\ V
100
200
300 т, к
400
500
Используя (13) в (5), получаем зависимость относительной скорости эмиссии от расстояния до центра ОР. Для того, чтобы найти г2 из (10) необходимо знать размер кластера г1. Нами использовался средний размер кластера ^=130 А, полученный из электрических измерений в работе [9] для GaAs, облученного нейтронами. Характеристики Еш, аш радиационных дефектов в GaAs хорошо известны [2, 8] и приведены в таблице.
Рис. 2. Расчетные Р2 (кривые 1, 3, 5) и Р3-пики (кривые 2, 4, 6) N2=5,5-1015 см-3. /2=4-Ю-5/2-Ю-4 [с/с]. N=10" см-3 для Р2 и Р3. 1, 2) расчет согласно (2), NT(x)=const, F=0; 3, 4) расчет согласно (4), а=250 А, Р&0; 5, 6) расчет согласно (4), а=250 А, в=^0
Рис. 2 демонстрирует влияние электрических полей ОР на примере Р2 и Р3-центров, концентрации которых одинаковы и равны Ыт= Н014см-3и которые созданы в GaAs с уровнем легирования Ж2=1-1015 см-3. Кривые 1 и 2 получены по классической формуле, полученной из (2), когда ЛТ(х)=сош1 и В=0. В этом случае полуширина пиков и их положение в спектре соответствует экспериментально наблюдающимся Р2 и Р3-пикам в электронно-облученном GaAs.
Кривые 3, 4 получены из (4) для гипотетического случая, когда а=250 А, Р~0 (при точном равенстве в=0 выражение (7) неопределенно). В этом случае центры Р2 и Р3 локализованы в областях с электрическим полем, но поле не оказывает влияния на скорость эмиссии, а только изменяет коли-
8
6
4
2
0
чество участвующих в измерении ловушек. Из рис. 2 видно, что полуширина и температурное положение пиков остались прежними, но высота пиков изменилась. При этом изменение высоты больше для более мелкого Р2-центра.
Кривые 5, 6 получены также из (4) для с=250 А и в=в0. В этом случае встроенные поля увеличивают скорость эмиссии электронов с уровней Р2 и Р3-центров как с уровней глубоких доноров. Видно, что форма и температурное положение пиков изменилось. Высота пиков также изменилась вследствие их уширения. Таким образом, формула (4) действительно дает результаты, которые ожидались выше, исходя из физических соображений.
На рис. 3 представлены полученный экспериментально (кривая 1) и расчетный (кривая 2) спектры DLTS для GaAs, облученного быстрыми нейтронами. Экспериментальный спектр был получен при напряжении обратного смещения иь=6 В, амплитуде заполняющего импульса Ц=6 В, окне скоростей ^/£¡=40/200 [мкс/мкс] и длительности заполняющего импульса лр=50 мкс. Диаметр контакта диода составлял ¿=180 мкм, контактная разность потенциалов барьера Шоттки Ti/GaAs составляла фй=0,7 В, концентрация свободных электронов равнялась 5,5-1015 см-3.
5,5-1015 см-3. '
8 -
а
6 6-
СЗ
С
л
00 4
Н ^
О
2 -
100
200
300
400
т, к
Рис. 3. Экспериментальный (кривая 1) и расчетные (кривые 2-6) спектры^ ОИБ. N==5,50 см-3. %/2=405/2-1СТ4 [с/с]. с7=250 А. 1) 0=6,31С13 см-2; 2) суммарный спектр расчетных Е2, Е3, Р2, Р3-пиков; 3) Р3, N==2,4.1014 см-3, р=р0; 4) Р2, N==3,30 см-3, Р=Рс, 5) Е3, -=3,60 см-3, Р*0; 6) Е2, -т=5,7.1014 см-3, в>0
Из рис. 3 (кривая 1) видно, что в спектре наблюдаются пики, связанные с Е2, Е3-центрами, и Ц-полоса. Для получения расчетного спектра по формуле (4) рассчитывались Е2, Е3, Р2 и Р3-пики (кривые 3, 6), а затем суммировались (кривая 2). Полагалось, что Р2 и Р3 являются донорами, т.е. в=в0. При подгонке кривой 2 к экспериментально-
му спектру 1 варьировались два параметра: Ит и с. При этом дисперсия принималась одинаковой для всех центров. Равенство дисперсий между собой не является обязательным или очевидным. Однако наилучшее совпадение кривых 1 и 2 в области Ц-полосы достигается тогда, когда значения с в распределениях центров Р2 и Р3 совпадают и равны с=250 А. Величина эффекта Пула-Френкеля зависит от того, чем является ловушка в материале данного типа проводимости: донором или акцептором. Совпадение кривых 1 и 2 в области Е2 и Е3-пиков достигается лишь при /3^0. Т.е. слабое влияние электрического поля возможно обусловлено акцепторным характером центров Е2 и Е3. При /3^0 вариации с влияют лишь на высоту пиков, что приводит к неопределенности в выборе значения дисперсии. Поэтому для центров Е2 и Е3 значение с=250 А выбрано только по аналогии с центрами Р2 и Р3. Значения концентраций ловушек, формирующих спектр 2, приведены в подписи к рис. 3. Из рис. 3 видно, что экспериментальный спектр удовлетворительно совпадает с расчетным.
Интересно сопоставить суммарную среднюю концентрацию «1015 см-3 (см. подпись к рис. 3) всех обнаруженных глубоких ловушек электронов в образце, облученном дозой 6,31013 нейтрон/см2, с данными [9]. Из [9] следует, что Д=4,2-1017 нейтрон/см2 дает концентрацию областей разупорядоче-ния, равную Д;=5,6-1016 см-3, и каждая ОР содержит примерно 1000 смещенных атомов. Тогда при линейной кинетике накопления ОР средняя концентрация смещенных атомов в наших образцах должна быть «6,3-1015 см-3. Если принять во внимание, что смещенные атомы наряду с глубокими ловушками электронов могут образовывать другие типы дефектов, "невидимые" для DLTS в GaAs и-типа с барьером Шоттки, в частности, ловушки дырок, то согласие наших данных с [9] является удовлетворительным.
В [15] показано, что с увеличением уровня легирования GaAs, облученного нейтронами, увеличивается полуширина Ц-полосы. При этом увеличение полуширины происходит, в основном, за счет низкотемпературного края Ц-полосы. На рис. 4 приведены суперпозиции расчетных Е3, Р2, Р3-пи-ков в GaAs с Ж2=Н015, 5,5-1015, 11017 см-3.
При получении этих спектров использовались значения концентраций ловушек и дисперсии распределения, полученные выше. Из рисунка видно, что характер изменения полуширины расчетного спектра при изменении уровня легирования коррелирует с экспериментальными данными работы [15].
Отметим, что при выводе (4) не принималось во внимание внешнее электрическое поле, создаваемое в процессе измерения методом DLTS. Ниже приведены оценки последствия пренебрежения величиной внешнего поля. Так как значение напряженности поля важно с точки зрения увеличения скорости эмиссии а, то необходимо сравнить значения внутреннего и внешнего полей в тех областях ОПЗ барьера Шоттки, где: а) находятся дефекты;
0
б) эти дефекты могут перезаряжаться в процессе измерения. При отсутствии ОР в измерениях DLTS могут участвовать только те ловушки, которые находятся в ОПЗ барьера Шоттки между точками х= ^0-А и х1=Ж1-Х. Здесь х0 - координата точки пересечения уровня дефекта с уровнем Ферми в диоде без обратного смещения, а х1 - с квазиуровнем Ферми в об-ратносмещенном диоде. В точке х0 напряженность внешнего поля, оказывающего влияние на а во время опустошения ловушек, имеет наибольшее значение. Поэтому вначале следует сравнить напряженность внешнего и встроенного полей в окрестности ОР, центр которой находится в точке х0 (рис. 5, а). Так как выше было показано, что в составе Ц-пика доминирует Р3-пик, то в расчетах использовались характеристики центра Р3. Расчет проводился для Ж2=5,5-1015 см-3, так как количественные значения дисперсии и концентрации дефектов были получены из обработки экспериментально полученных спектров, и для значений х1, р±, иь, а, температуры максимума Р3-пика, использованных или полученных выше при расчетах спектров. Получены значения следующих величин: г2=1,6-10-7, г0=1,5-10-8,
х0=3,8-10-8, х1=9,2-10-7 20
Ж0=4,2-10-7, ^¡=1,3-10-6м.
16 -
а
12 -
(Я
я
Н
а
8 -
4 -
Ч = -
5 4
0
^ 3
о
г41" 2 а
\\
_ \ \
\ \
- Г} \ ^ ч
' 1 \
1 1 1
2 1
0_
х0 5 X; 9
х, 10-8 т
г/ 1 г2 Мт (г) ¿г го
3а го 2 Мт (г) ¿г
ч ч \ ~г0, - 2' ь V гг ,
- \ \ \ \
1 N. N 1' 1 1
(14)
х19.2 9.4 9.6 X х, 10-7 т
Рис. 5. Зависимости напряженности внешнего электрического поля (1, 1') в ОПЗ барьера Шоттки, напря-жен-ностей полей (2, 2') и концентраций ^(х) дефектов двух ОР (3, 3') от расстояния. Центр ОР в точке: а) х0, Ь) х.. N2= 5,5.1015 см-3
Из (14) получаем, что когда хёг=х0 (рис. 5, а), то #=0,315, а при х^=х1 (рис. 5, Ь) д=0,91. Таким образом, д зависит от координаты центра ОР. Запишем для ОПЗ барьера Шоттки отношение 2 количества дефектов, перезаряжающихся в доминирующих полях всех областей разупорядочения, ко всем дефектам, участвующим в перезарядке:
1 ^¿Ж**) ^г 1Ч (.**) ¿хФ д = X-= X-, (15)
1 БЫагёх
300 т, к
Рис. 4. Суммарные спектры расчетных Е3, Р2, Р3-пиков в GaAs с различным уровнем легирования. /=4.10-5/2.10-4 [с/с]. N2:1) 1015; 2) 5,5.1015;3) 107см-3
Оказалось, что при х=х0+г0, начиная с которого дефекты данной ОР могут перезаряжаться, внутреннее поле в «4,6 раза больше внешнего и равно 4,6107 В/м. Поле ОР (кривая 2) спадает быстрее внешнего (кривая 1) и при х/=6,9410-8 м поля становятся одинаковыми. Из рис. 5 видно, что координата х=хЛг центра ОР связана соотношением: х—хё=т, из которого можно найти г, равное расстоянию от точки пересечения полей до центра ОР. При х>х, доминирует внешнее поле, но при этом концентрация дефектов (кривая 3), участвующих в формировании сигнала DLTS, уменьшается. Запишем для конкретной ОР отношение д количества дефектов, перезаряжающихся в той части ОР, где доминирует поле ОР, к полному количеству дефектов этой ОР, участвующих в перезарядке:
где £ - площадь контакта металл-полупроводник. Численными методами были получены зависимости 9=Ах&) на отрезках [х^ х1] для различных значений N Используя эти зависимости в (15), были получены следующие значения 2: 0,85; 0,55; 0,45; 0,16 для значений И2, равных 11015, 5,5-1015, 11016 и 11017 см-3 соответственно. Таким образом, формула (4) с точки зрения пренебрежения внешним полем хорошо количественно описывает спектр при Ж2=1015 см-3, удовлетворительно при Ж2=(5,5.. ,10)-1015 см-3 и лишь качественно, но с включением особенностей, возникающих при неоднородном распределении дефектов, при Ж2=1017 см-3. Отметим, что величина 2 не является непосредственно погрешностью, хотя и связана с ней. Например, 2=55 % означает, что для 100-2=45 % дефектов нельзя пренебрегать влиянием внешнего измерительного поля.
Выводы
Таким образом, в работе предложено приближенное аналитическое выражение для описания спектров DLTS полупроводников, облученных частицами с большой массой и энергией. Показано, что Ц-поло-су в спектре GaAs и-типа, облученного нейтронами, можно удовлетворительно описать, полагая, что ее формируют Р2 и Р3-центры, локализованные в электрических полях областей разупорядочения.
1
0
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Martin G.M., Esteve E., Langlade P., Makram-Ebeid S. Kinetics of formation of the midgap donor EL2 in neutron irradiated GaAs materials // J. Appl. Phys. - 1984. - V. 56. - № 10. - P. 2655-2557.
2. Pons D., Bourgoin J.C. Irradiation-induced defects in GaAs // J. Phys. C: Solid State Phys. 1985. - V. 18. - № 20. - P. 3839-3871.
3. Magno R., Spencer M., Giessner J.G., Weber E.R. Transient capacitance measurements on neutron irradiated gallium arsenide // On Defects In Semicon.: 13th Intern. Conf. - Coronado, California, 1984. - P. 981-987.
4. Брудный В.Н., Колин Н.Г., Потапов А.И. Глубокие ловушки в n-GaAs, облученном быстрыми нейтронами // Физика и техника полупроводников. - 1993. - T. 27. - № 2. - C. 260-263.
5. Brudnyi V.N., Peshev V.V. Electron traps in n-GsAs irradiated with high electron beam fluxes at high temperature // Phys. Stat. Sol. (a). - 1988. - V. 105. - № 1. - K. 57-60.
6. Иванюкович В.А., Карась В.И., Ломако В.М. Структура пиков Е4 и Е5 в n-GaAs // Физика и техника полупроводников. -1990. - Т. 24. - № 8. - С. 1427-1430.
7. Brudnyi V.N., Grinyaev S.N., Stepanov V.E. Local neutrality conception: Fermi level pinning in defective semiconductors // Physica B: Condensed Matter. - 1995. - V. 212. - P. 429-435.
8. Ланг Д. Радиационные дефекты в соединениях А3В5 // В кн.: Точечные дефекты в твердых телах: Пер. с англ. под ред. Б.И. Бол-такса, Т.В. Машовец, А.Н. Орлова. - М.: Мир, 1979. - C. 187-217.
9. Coates R., Mitchell E.W.J. The optical and electrical effects of defects in irradiated crystalline gallium arsenide // Adv. Physics. -1975. - V. 24. - № 5. - P. 593-644.
10. Бургуэн Ж., Ланно М. Точечные дефекты в полупроводниках. Экспериментальные аспекты. Пер. с англ. под ред. Ю.М. Гальперина, В.И. Козуба, Э.Б. Сонина, В.Л. Гуревича. - М.: Мир, 1985. - 304 с.
11. Берман Л.С. Емкостные методы исследования полупроводников. - Л.: Наука, 1972. - 104 с.
12. Hartke J.L. The three-dimensional Poole-Frenkel effect // J. Appl. Phys. - 1968. - V. 39. - № 10. - P. 4871-4873.
13. Gossick B.R. Disordered region in semiconductors bombarded by fast neutrons // J. Appl. Phys. - 1959. - V. 30. - № 8. -P. 1214-1218.
14. Stievenard D., Bourgoin J.C., Lannoo M. An easy method to determine carrier-capture cross section: application to GaAs // J. Appl. Phys. - 1984. - V. 55. - № 6. - P. 1447-1481.
15. Barnes C.E., Zipperian T.E., Dawson L.R. Neutron-induced trapping levels in aluminum gallium arsenide // J. Electronic Materials. - 1985. - V. 14. - № 2. - P. 95-118.
УДК 537.533.2
КОНТАКТНАЯ РАЗНОСТЬ ПОТЕНЦИАЛОВ ДЛЯ АЗИДОВ СВИНЦА, СЕРЕБРА И ТАЛЛИЯ
Э.П. Суровой, И.В. Титов, Л.Н. Бугерко
Кемеровский государственный университет E-mail: [email protected]
Измерена контактная разность потенциалов между металлами, полупроводниками, азидами свинца, серебра и таллия (разных методов синтеза) и относительным платиновым электродом в широком интервале давлений (1,3.1С5.ЫСг5 Па) и температур (290...400 К). Определены значения поверхностных потенциалов. Установлено, что наблюдаемые с понижением давления и повышением температуры предварительной тепловой обработки изменения контактной разности потенциалов связаны с десорбцией с поверхности азида свинца донорных, а с поверхности азидов серебра и таллия акцепторных молекул газов и, как следствие, с уменьшением поверхностного потенциала до минимума. Показано, что твердофазными продуктами фотолиза и термолиза азидов являются металлы.
Введение
Определение работ выхода различных материалов является одной из актуальных задач при проведении комплексных физико-химических исследований. Широкое распространение получили три экспериментальных метода определения работы выхода: метод термоэмиссии, метод фотоэмиссии и метод измерения контактной разности потенциалов (КРП) с вибрирующим электродом. Неразру-шающим методом измерения работ выхода различных материалов является метод измерения КРП. Значительную информацию об энергетическом строении систем азид-металл и азид-полупроводник, которые представляют собой "необычные" ге-теросистемы и переходы металл-полупр оводник (один из контактирующих партнеров которых -азид - под действием света претерпевает необратимые изменения [1-4]) дают измерения КРП. Наряду с возможностью определения термоэлектронных
работ выхода из азидов свинца, серебра, таллия и контактирующих с ними металлов и полупроводников по результатам измерения КРП можно сделать некоторые заключения о состоянии поверхности контактирующих партнеров (в частности, установить величину поверхностного потенциала [5-7]).
Проведенные ранее [8-10] измерения термоэлектронных работ выхода и конденсаторной фо-тоЭДС позволили установить наличие поверхностных электронных состояний у азида свинца, серебра и таллия. Установлено [8], что азид свинца имеет антизапорный, а азиды серебра и таллия запорный потенциалы поверхности. Однако подробных исследований влияния различных внешних факторов (в частности, давления и температуры), а также способа их приготовления на величину термоэлектронной работы выхода из азидов не выполнено. Кроме того, представленные в справочной литературе [11] значения термоэлектронных работ выхода
