ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Уровни инжекции и квазиуровни Ферми из "Основы физики поверхности твердого тела " Потенциал, соответствующий минимуму дифференциальной емкости ОПЗ, уменьшится при этом на 17 кТ/д (от 2ив = -23 кТ/д до 2ив = -6 кТ/д). Полупроводник станет практически собственным, когда уровень инжекции по основным носителям заряда приблизится к единице. [c.32] Если поле в ОПЗ отсутствует (Ys = 0), пространственного разделения неравновесных носителей заряда не происходит и барьерная фотоэдс не возникает. [c.32] ОПЗ она формируется на расстоянии порядка диффузионной длины от поверхности. [c.33] Обсудим подробнее указанные составляющие фотоэдс. [c.33] В соответствии с приведенными выше качественными соображениями знак фотоэдс ОПЗ противоположен знаку т.е. при освещении зоны разгибаются. При увеличении уровня инжекции фотоэдс ОПЗ стремится к предельному значению, равному начальному изгибу зон. На первый взгляд представляется привлекательной идея использования этого для определения поверхностного потенциала кристалла. Однако из (1.34) следует, что близкое к предельному значение фотоэдс ОПЗ будет достигнуто при уровнях инжекции по основным носителям заряда Ър 10 . Это возможно только при облучении кристалла мощным источником со всеми вытекающими отсюда осложнениями — разогревом, изменением объемных свойств и, возможно, деструкцией поверхности. [c.33] Величина фотоэдс ОПЗ в этом режиме при Ър 1 очень мала и не зависит от начального изгиба зон. Физический смысл этого очень прост — поле в слое сильного обогащения настолько велико, что в нем разделяются все неравновесные электронно-дырочные пары. [c.34] Здесь Оо И 0 — удельные объемные проводимости на освещенной и тыльной поверхностях кристалла, z — координата тыльной поверхности. При электроны несколько опережают дырки при диффузионном движении и потенциал поверхности относительно объема повышается, Vq 0. [c.36] Подчеркнем, что фотоэдс ПЭС невозможно отделить от фотоэдс ОПЗ. Как следует из уравнения (1.42), задача об этих составляющих поверхностной фотоэдс является самосогласованной. В этом состоит кардинальное отличие фотоэдс ОПЗ и ПЭС от демберовского потенциала. [c.37] Если измерение фотоэдс используется для определения поверхностного потенциала полупроводника (например, по насыщению Vs при увеличении уровня инжекции), то стараются по возможности избежать осложнений, связанных с перезарядкой ПЭС. Для этого на кристалл воздействуют световыми импульсами малой длительности (менее 10 -с), чтобы за время импульса не успевал произойти обмен зарядами между ПЭС и разрешенными зонами. В этих условиях уравнение (1.32) и все вытекающие из него выводы сохраняют силу. [c.37] Из вышесказанного следует, что для описания электрических явлений в тонком кристалле или пленке недостаточно двух параметров — К и A, а необходим еще один — описывающий смещение границ зон в среднем сечении по сравнению с объемом аналогичного массивного кристалла. Изгиб зон в приповерхностной области тонкого кристалла характеризуют уже не величины 5, К, а (Ys - Ув) и Y- Yb), соответственно. [c.39] Точное решение задачи о распределении электрического поля в тонком кристалле, как и ранее (см. 1.2), можно найти с помощью уравнения Пуассона (1.1). В невырожденном случае и в условиях полной ионизации примесей оно также сводится к уравнению (1.5), добавляется только дополнительное условие при z = d/2 Y= Yb, dY/dz = 0. [c.39] Величина п может быть как больше по (при обогащении), так и меньше о (при обеднении). При большом по величине поверхностном заряде, знак которого противоположен знаку основных носителей, по всей толщине достаточно тонкого кристалла может произойти инверсия типа проводимости. Необходимые для этого неосновные носители заряда (в тонкой пленке они становятся основными) поставляются путем генерации электронно-дырочных пар с последующим уходом во внешнюю цепь лишних носителей. [c.40] В металлах, для которых эффективная масса электронов т близка к массе свободных электронов Wq, а их кинетическая энергия Е — энергия Ферми — порядка нескольких эВ, Хв 0,1 — 1 нм. Поэтому даже в очень тонких металлических пленках толщиной порядка 10 нм квантовые эффекты, как правило, несущественны. [c.40] Гораздо более благоприятны условия для наблюдения квантовых эффектов в полуметаллах и узкозонных полупроводниках, например, висмуте и антимониде индия — веществах, характеризующихся малыми величинами как эффективной массы свободных носителей заряда т = 0,01 то) так и энергии носителей Е = Ю эВ). Длина волны де Бройля в этих материалах Хд = 100 нм, поэтому квантовые эффекты отчетливо проявляются в кристаллах и пленках толщиной 0.0 d = 100—200 нм. [c.40] Другой характерный квантовый эффект — немонотонная зависимость электрических характеристик тонкой пленки полуметалла или полупроводника от толщины. Для того, чтобы понять причины этого, найдем плотность электронных состояний в двумерном газе свободных носителей заряда. [c.41] Поскольку носители заряда, находящиеся на некотором уровне размерного квантования, участвуют в свободном движении в плоскости пленки, вместо дискретного спектра получаются так называемые подзоны размерного квантования, каждая из которых соответствует определенному значению п в соотношении (1.48). [c.41] Используя характерные для кремния значения т = 0,5то, е = 10, получим, что при комнатной температуре нужно учитывать возможность квантования уже при относительно небольших полях ( 5 2,5-10 Всм ) и поверхностных избытках (Г р 1,5-10 см 2). При понижении температуры квантовые эффекты могут проявляться при еще более низких значениях 5 и Г р. [c.44] Экспериментально квантовые эффекты в ОПЗ удобно исследовать в инверсионных каналах, так как они электрически изолированы от объема кристалла слоем истошения. Для иллюстрации на рис. 1.14 показаны полученные численным методом положения нескольких уровней размерного квантования в инверсионном канале на поверхности кремния в зависимости от температуры. Там же показана тепловая энергия носителей заряда кТ при 100 К. Из рис. 1.14 следует, что при достаточно низких температурах (7 100 К) заселенной окажется только нижняя подзона (такая ситуация называется электрическим квантовым пределом ). [c.45] Распределения заряда в инверсионном слое, полученные из квантовомеханических расчетов и из классической теории ОПЗ, кардинально отличаются друг от друга. Из рис. 1.15 видно, что квантование сушественно увеличивает обшую протяженность ОПЗ и приводит к резкому уменьшению концентрации носителей заряда непосредственно вблизи поверхности кристалла. [c.45] Вернуться к основной статье