WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 6 |

«И. А. Случинская Основы материаловедения и технологии полупроводников Москва — 2002   И. А. Случинская, 2002 Введение Прогресс современной науки и техники неразрывно связан с успехами как в ...»

-- [ Страница 2 ] --

2.6.4. Металлическая составляющая связи, ионная составляющая связи и ширина запрещенной зоны в полупроводниках Деление веществ по преимущественному характеру межатомной связи (ионная, ковалентная, металлическая) соответствует их качественному делению на диэлектрики, полупроводники и металлы, поскольку характер химической связи определяет физические свойства материалов. Естественно, поэтому предпринимались и предпринимаются многочисленные попытки установить корреляцию между важнейшими параметрами полупроводниковых материалов (шириной запрещенной зоны Eg, подвижностью носителей заряда µ, теплопроводностью ) и их кристаллохимичеТаблица 2.5. Значения эффективных зарядов и ионности решетки в соединениях AN B8N [21–24]. Соединение q /e Соединение q /e Соединение q /e AlSb 0.48 0.37 ZnO 1.06 0.77 HgSe 0.71 0.68 GaSb 0.33 0.33 ZnS 0.81 0.70 HgTe 0.52 0.63 InSb 0.42 0.36 ZnSe 0.7 0.68 CuCl 0.59 0.9 GaAs 0.46 0.40 CdS 0.73 0.68 CuBr 0.38 0.85 InAs 0.56 0.39 CdSe 0.55 0.64 CuI 0.18 0.79 GaP 0.58 0.40 CdTe 0.71 0.68 AgI 0.23 0.81 InP 0.68 0.42 HgS 0.77 0. Глава 2. Основы теории химической связи Рис. 2.21. Зависимость ширины запрещенной зоны Eg от длины связи d в полупроводниках IVA–VIA подгрупп (см. табл. 2.3).

скими характеристиками (длиной связи d, эффективными зарядами q, разностью электроотрицательностей X и т. д.). Для полупроводниковых элементов различных подгрупп из таблицы Д. И. Менделеева была построена зависимость ширины запрещенной зоны Eg этих элементов от длины связи d (рис. 2.21). Оказалось, что для элементов разных подгрупп ширина запрещенной зоны пропорциональна обратному квадрату длины связи. Такая зависимость обусловлена, как уже обсуждалось ранее, уменьшением ковалентной составляющей связи и увеличением металлической составляющей связи (эффект экранирования ядра: связь ядро — валентные электроны ослабевает из-за увеличения числа заполненных оболочек и уменьшается прочность ковалентной связи). О влиянии ионной составляющей связи на ширину запрещенной зоны в полупроводниковых соединениях можно достаточно однозначно судить по изменениям Eg в изоэлектронных рядах этих соединений. Такой ряд образуют элементы и соединения, компонентами которых являются элементы из одного периода периодической таблицы, сумма атомных номеров которых постоянна и среднее число электронов на атом одинаково. Из табл. 2.6 следует, что в каждом изоэлектронном ряду -Sn, Ge и Si длины связей d с высокой точностью совпадают, в то время как ширина запрещенной зоны Eg монотонно возрастает при переходе от элемента-родоначальника ряда к соединениям с все более увеличивающейся степенью ионности (рост связан с увеличением разности электроотрицательностей атомов компонентов соединения;

см. табл. 2.4 и табл. 2.5).

2.6. Полупроводниковые соединения Таблица 2.6. Значения d,, Eg, µn и µp в изоэлектронных рядах Sn, Ge, Si приведены для 300 K [24]. Ряд -Sn InSb CdTe AgI Ge GaAs ZnSe CuBr Si AlP d, A 2.82 2.82 2.81 2.81 2.44 2.44 2.45 2.46 2.33 2.33 0 0.36 0.68 0.81 0 0.4 0.68 0.85 0 0.40 Eg, эВ 0.09 0.18 1.5 2.80 0.664 1.43 2.80 2.90 1.11 2.45 µn, см2 /В · с 2500 78000 1200 50 3800 8500 260 30 3000 50 µp, см2 /В · с 2400 750 80 — 1820 420 23 — 500 Изоэлектронные ряды Si и C представлены в таблице в укороченном виде или отсутствуют, соответственно, потому, что последующие за приведенными представители этих рядов не обладают алмазоподобной структурой и не являются полупроводниками.

Постоянство d в рядах дает основание полагать, что ковалентная составляющая связи в них не изменяется, а увеличение Eg с одновременным ростом степени ионности соединения с алмазоподобной структурой обусловлено ростом ионной составляющей связи. Кроме того, из табл. 2.6 видно, что, во-первых, происходит замедление роста Eg при переходе от одного ряда к другому, и, во-вторых, происходит замедление нарастания Eg при переходе к ионным соединениям в каждом ряду. Замедление роста Eg при переходе от одного ряда к другому свидетельствует о том, что ширина запрещенной зоны является сложной функцией. Замедление же нарастания Eg в каждом ряду обусловлено эффектом деполяризации ковалентно-ионной связи. Действительно, с ростом степени ионности соединения возрастает степень компенсации между «антиионным» и «ионным» зарядами компонентов соединения. В результате в определенном интервале достаточно больших ионная составляющая связи стабилизируется. Подобный эффект является спецификой ковалентно-ионной связи, имеющей подвижный заряд. В полупроводниковых соединениях, не принадлежащих к изоэлектронным рядам, зависимости Eg () определяется взаимным положением элементов A и B в периодической таблице. Так, например, в ряду соединений AlSb, GaSb и InSb уменьшение Eg (Eg = 1.63 эВ;

0.7 эВ;

0.18 эВ соответственно) происходит в основном за счет уменьшения ковалентной составляющей связи практически без изменения ионной (см. табл. 2.5).

Глава 2. Основы теории химической связи Прочность ковалентной составляющей связи в этом ряду падает, а доля металлической составляющей связи увеличивается с возрастанием атомного номера A компонента соединения из-за роста эффекта экранирования. В ряду AlSb, AlAs, AlP рост Eg (Eg = 1.63 эВ;

2.14 эВ;

2.45 эВ соответственно) обусловлен как небольшим ростом степени ионности соединения ( = 0.37;

0.39;

0.68 соответственно), так и увеличением ковалентной составляющей связи, связанной с уменьшением эффекта экранирования.

2.6.5. Ионная составляющая связи и подвижность носителей заряда Установление взаимосвязи между степенью ионности полупроводниковых соединений и подвижностями носителей заряда µ в них затруднительно, прежде всего, из-за сильной чувствительности µ к дефектам кристаллов. В то время как измерения Eg в образцах с широким диапазоном значений концентрации примесей и дефектов дают одно и то же значение, для измерения «решеточной» подвижности µL (см. ниже) необходимо иметь чистые и достаточно совершенные кристаллы. Поэтому далеко не во всех полупроводниках по измеренной при некоторой температуре подвижности можно говорить о надежном определении µ L. С другой стороны, сама теория химических связей не дает возможности рассчитывать численные величины подвижности носителей заряда из значений кристаллохимических параметров, характеризующих тип химической связи, можно говорить лишь о тенденциях, знание которых полезно для прогнозирования свойств получаемых полупроводниковых материалов. Прежде чем рассматривать влияние ионной составляющей связи на подвижность носителей заряда µ, обсудим некоторые вопросы, связанные с самим понятием µ. Подвижность носителей заряда определяется их рассеянием в кристалле. В идеальной кристаллической решетке рассеяние отсутствует. В реальных же кристаллах рассеяние носителей происходит на нарушениях периодичности кристаллической структуры, то есть любых отклонениях силового поля решетки от идеально периодического. Эти нарушения могут быть вызваны разными причинами: 1) тепловыми колебаниями атомов или ионов, составляющих кристаллическую решетку;

2) примесями, которые могут находиться в кристалле либо в ионизованном, либо в нейтральном состоянии;

3) всевозможными дефектами решетки (вакансиями, дислокациями, границами кристаллических зерен, трещинами и т. д;

см. гл. 3). Кроме того, носители могут 2.6. Полупроводниковые соединения рассеиваться друг на друге. Ограничимся рассмотрением рассеяния носителей заряда на тепловых колебаниях решетки, то есть рассмотрением «решеточной» подвижности (при этом необходимо пользоваться данными для чистых и структурно совершенных кристаллов). При достаточно высоких температурах атомы решетки совершают малые тепловые колебания около своих равновесных положений. Среди возможных типов колебаний выделяют акустические колебания14 и оптические колебания.15 Акустические колебания отвечают смещениям элементарной ячейки как целого, а оптические — внутренним деформациям в ней при почти неподвижном центре тяжести ячейки. Эти малые колебания распространяются по всему кристаллу в виде волн. Введя специальные, так называемые нормальные, координаты, полную энергию колеблющегося кристалла можно представить как сумму энергий невзаимодействующих квазичастиц с энергией (q) и квазиимпульсом q, где (q) — частота колебаний атомов кристалла, а q — волновой вектор волны. Эти квазичастицы носят название фононов. Согласно существующим представлениям, рассеяние носителей заряда на тепловых колебаниях решетки можно рассматривать как их взаимодействие с фононами или, что тоже самое, с колеблющейся решеткой. Это взаимодействие сводится к поглощению или испусканию фонона, при этом увеличивается или уменьшается, соответственно, энергия электрона. Различают неполярное и полярное рассеяние. Неполярное рассеяние на акустических фононах возникает вследствие того, что при распространении волн в кристалле на периодический потенциал идеальной кристаллической решетки накладывается дополнительный периодический потенциал, вызванный смещением атомов из положений равновесия (деформацией решетки). Это приводит к изменению потенциальной энергии носителя заряда, выражение для которой оказывается того же типа, что и аналогичное выражение при однородной статической деформации, возникающей при сжатии или растяжении кристалла. Поэтому метод описания рассеяния (изменения энергии) носителей заряда на акустических фононах назвали методом потенциала деформации [6]. Аналогичные рассуждения могут быть проведены и для неполярного рассеяния на оптических фононах. Однако конкретное выражение для потенциала деформации при рассеянии на акустических и оптических фононах получается разное [6].

14 При длинноволновых акустических колебаниях все атомы элементарной ячейки смещаются практически синфазно. 15 При оптических колебаниях атомы движутся в противофазе, а центр тяжести элементарной ячейки остается на месте.

Глава 2. Основы теории химической связи Практически неполярное рассеяние наиболее ярко проявляется в гомеополярных (атомных) полупроводниках с преимущественно ковалентными связями (Si, Ge и др.). Механизм полярного рассеяния связан с существованием эффективных зарядов у атомов решетки. Оптические колебания решетки вызывают изменение дипольного момента элементарной ячейки, то есть колебания вектора поляризации среды.16 Это приводит к изменению энергии электрона, не связанному с потенциалом деформации. Следует заметить, что в гетерополярных кристаллах одновременно и независимо с полярным рассеянием может происходить и неполярное рассеяние, однако оно менее эффективно. Это связано с тем, что силы, отвечающие за возникновение полярного рассеяния, — дальнодействующие, в результате чего на электрон одновременно оказывают влияние изменения дипольного момента во многих элементарных ячейках. Поэтому обычно полярное рассеяние оказывается преобладающим в гетерополярных полупроводниках с ковалентно-ионными связями и не слишком малыми эффективными зарядами (InAs, GaAs и др.). Как правило, подвижность носителей при достаточно высоких температурах (когда преобладает рассеяние на колебаниях решетки)17 в кристаллах с большой долей ионной составляющей связи значительно ниже, чем в кристаллах с меньшей долей. В кристаллах, не имеющих центра инверсии и состоящих из разноименно заряженных ионов, механическая деформация сопровождается их электрической поляризацией и возникновением электрического поля. Этот пьезоэлектрический эффект обусловлен тем, что при механической деформации такого кристалла отдельные подрешетки, каждая из которых состоит из ионов одного и того же знака, могут смещаться относительно друг друга и при этом возникает электрический момент. При колебаниях решетки в таких кристаллах на носители заряда действуют силы со стороны электрического поля, что приводит к дополнительному механизму рассеяния. Это так называемое пьезоэлектрическое рассеяние на акустических фононах. Оно наблюдается в кристаллах соединений AIII BV (GaAs, InSb), AII BVI (CdS, CdSe) и других. Экспериментально установлено, что в чистых элементарных полупроводниках (с преобладающей долей ковалентной связи) при комнатной температуре основную роль играет неполярное рассеяние носителей заря16 По этой причине колебания рассматриваемого типа иногда называют поляризационны 17 При низких температурах, когда колебания решетки не интенсивны, то есть число фононов мало, преобладает рассеяние носителей на нейтральных атомах, точечных дефектах или ионах примеси.

ми.

2.6. Полупроводниковые соединения да на акустических фононах. К нему добавляется неполярное рассеяние на оптических фононах. При переходе к соединениям (чистые образцы), имеющим ионную составляющую связи, начинает преобладать рассеяние носителей заряда на поляризационных фононах. Поэтому можно ожидать уменьшения µL при переходе от элементарных полупроводников к соединениям изоэлектронного ряда. Однако в наиболее обширных изоэлектронных рядах -Sn и Ge подвижность электронов µn сначала растет, а лишь затем начинает резко падать (табл. 2.6). Для того чтобы объяснить этот факт, необходимо иметь в виду, и это очень существенно, что при сравнении подвижностей носителей в разных кристаллах следует учитывать, что на их величину, кроме степени ионности соединения, также влияет и масса носителей заряда, и сама зонная структура кристалла [6]. Какой из факторов окажется преобладающим, часто трудно предсказать. В соединениях AIII BV максимум подвижности µ 78000 см2 /В · с II VI 2 наблюдается у InSb, в A B максимум µ 2300 см /В · с наблюдает50 см2 /В · с наблюдается у AgI. Во ся у HgTe, в AI BVII максимум µ всех этих трех соединениях q оказывается минимальным или близким к минимальному значению эффективных зарядов, характерных для соответствующей группы соединений, поэтому полярное рассеяние в них минимально. Таким образом, в каждой из групп соединений AN B8N максимум подвижности наблюдается вблизи минимального значения q, а при переходе от AIII BV к AII BVI и далее к AI BVII величина максимальной подвижности падает с увеличением равновесной ионности соединения, так что и относительная полярность связи q, и равновесная ионность определяют величины подвижности электронов в полупроводниковых соединениях с ковалентно-ионной межатомной связью. Подвижности дырок во всех соединениях AN B8N, как правило, не превышают их величин в полупроводниках IVA подгруппы. В изоэлектронных рядах, приведенных в табл. 2.6, подвижность дырок резко уменьшается при переходе от элементарных полупроводников к соединениям и далее продолжает уменьшаться с ростом степени ионности соединения.

2.6.6. Химические связи в полупроводниках, производных от AN B8N Для развития прикладной полупроводниковой электроники требуется получение полупроводниковых материалов с заданными свойствами. В рамках обычного эмпирического подхода с этой целью синтезируют большое число кристаллов разного состава, изучают их свойства и находят тот Глава 2. Основы теории химической связи материал, который обладал бы заданными параметрами. В такой ситуации, естественно, весьма желательно сформулировать некоторые критерии, которые давали бы возможность, не затрачивая больших средств и времени на изготовление огромного числа разных кристаллов, заранее исключить из рассмотрения те материалы, которые не являются полупроводниками или не обладают требуемыми свойствами. Проще всего решения этой проблемы можно достичь используя теорию химической связи. Несмотря на то, что значения кристаллохимических параметров этой теории, как правило, не являются строго определенными, знание основных закономерностей изменения физико-химических свойств известных полупроводников с изменением этих параметров позволяет в ряде случаев синтезировать аналоги известных материалов с заранее прогнозируемыми свойствами. Анализируя химическую связь в полупроводниках, Музер и Пирсон [25] ввели понятие о некоторой специфической «полупроводниковой связи»,18 основной составной частью которой является ковалентная связь, обеспечивающая полупроводниковые свойства кристаллов. Они пришли к выводу, что для образования этой связи в элементарных полупроводниках необходимо наличие полностью заполненных s- и p-орбиталей в валентных оболочках всех атомов. В полупроводниковых бинарных соединениях достаточно, чтобы хотя бы один из двух связанных атомов обладал заполненными s- и p-валентными орбиталями. Присутствие пустых «металлических» орбиталей у другого атома, входящего в состав соединения, не уничтожает полупроводниковых свойств, если эти атомы не связаны друг с другом. Связи в полупроводниках должны образовывать одно-, двух- или трехмерную решетку, простирающуюся на весь кристалл. Принимая во внимание выводы Музера и Пирсона и учитывая накопленный при исследовании полупроводников опыт, установили, что большинство бинарных полупроводников подчиняются следующим эмпирическим закономерностям. 1. Полупроводник должен содержать в своем составе атом элемента, принадлежащего к IVA–VIIA подгруппам периодической системы. Поясним это правило. Это правило эквивалентно требованию присутствия в полупроводниковом соединении атомов B, у которых валентная оболочка будет заполняться полностью и которые, как правило, имеют большую электроотрицательность, чем электроотрицательность атомов A. При этом предполагается, что у атомов A возможно наличие свободных «металлических» 18 На самом деле химические связи в полупроводниках, конечно же, смешанные.

2.6. Полупроводниковые соединения орбиталей. Принцип полного заполнения валентной зоны соединения не нарушается, если атомы A непосредственно не связаны друг с другом. Однако наличие свободных «металлических» орбиталей может вызвать образование резонансной связи (см. ниже). В этом случае число ближайших соседей, с которыми образуется химическая связь, у атомов B будет превышать их валентность. 2. В полупроводнике для валентных электронов выполняется соотношение, называемое правилом Музера-Пирсона: ne /NB + NBB = 8, (2.10) где ne — суммарное число валентных электронов на атом или молекулу (число валентных электронов, участвующих в образовании связи), N B — число атомов B (анионов из IVA–VIIA группы) в молекуле, N BB — число связей, образуемых B атомами между собой. Определение N BB требует знания кристаллической структуры соединения. 3. Разность электроотрицательностей, входящих в состав полупроводниковых соединений элементов, должна быть менее 0.8–1. Это требование связано с тем, что степень ионности связи пропорциональна разности электроотрицательностей. Увеличение степени ионности связи приводит, как мы выяснили ранее, к увеличению Eg и к уменьшению µn,p, то есть переходу к диэлектрикам. 4. Большинство полупроводников подчиняются еще и правилу нормальной валентности: для бинарных соединений AK BL ab Ka = (8 L)b, (2.11) где K и L — валентности элементов A и B, соответственно, в соединении Aa Bb, а a и b — числа, определяющие стехиометрический состав соединения. Легко проверить, что эти правила выполняются во всех рассмотренных выше полупроводниковых соединениях AN B8N. Например, GaAs (AIII BV ): ne = 8;

NB = 1;

NBB = 0;

ne /NB + NBB = 8 CdTe (AII BVI ): ne = 8;

NB = 1;

NBB = 0;

ne /NB + NBB = 8 CuBr (AI BVII ): ne = 8;

NB = 1;

NBB = 0;

ne /NB + NBB = 8 Приведенные простые эмпирические закономерности оказались полезными с точки зрения прогнозирования полупроводниковых производных от известных полупроводниковых соединений, в частности большой группы полупроводников сложного состава (твердые растворы, бинарные, тройные и др. соединения), производной от AN B8N.

Глава 2. Основы теории химической связи Поскольку далее мы будем рассматривать не только соединения, производные от AN B8N, но и твердые растворы, то необходимо дать определения понятиям «соединение» и «твердый раствор». Все однофазные (см. гл. 4) твердые кристаллические тела представляют собой либо соединения, либо твердые растворы. 1. Соединения. Соединение определяется стехиометрической формулой, с помощью которой задается строгое соотношение между числами атомов элементов, входящих в состав соединения. Также отличительным признаком соединения является наличие у него определенной кристаллической решетки, отличной от решеток элементов, из которых оно образовано. Например, соединение InSb имеет кубическую решетку, а элементы, из которых оно образовано имеют: In — тетрагональную решетку, а Sb — ромбоэдрическую. Для соединения характерно строгое расположение атомов, из которых оно состоит, в элементарной ячейке. Например, кристаллическая решетка InSb (структурный тип сфалерит) состоит из двух г.ц.к.-подрешеток, сдвинутых относительно друг друга на 1/4 объемной диагонали, каждая из которых заполняется своим сортом атомов: одна — In, другая — Sb. 2. Твердые растворы. Понятие «твердый раствор» было введено по аналогии с жидкими растворами, так как в твердых растворах для атомов растворяемого вещества характерно случайное расположение атомов в решетке растворителя, как в жидкостях, а не строго определенное, как в соединениях. Взаимодействующие вещества (растворитель и растворяемое вещество) могут иметь как неограниченную, так и ограниченную растворимость друг в друге с разной степенью этого ограничения и разной температурной зависимостью предела растворимости (см. гл. 4 и гл. 8). Таким образом, твердые растворы существуют не при определенном численном соотношении своих компонентов, а в интервале концентраций, величина которого определяется пределом растворимости. Кроме того, при образовании твердого раствора тип кристаллической решетки растворителя сохраняется, хотя постоянная решетки изменяется. Таким образом, твердые растворы — это твердотельные двух- или многокомпонентные однородные системы переменного состава (например, типа Ax B1x ), в которых атомы компонентов, смешиваясь в различных соотношениях (0 x 1), образуют общую кристаллическую решетку, характерную для одного из компонентов. На основе растворителя — химического элемента — возможны два типа твердых растворов:

2.6. Полупроводниковые соединения Рис. 2.22. Типы твердых растворов: а — растворитель;

б — раствор замещения;

в — раствор внедрения;

г — растворитель;

д — раствор замещения;

е — раствор вычитания. а, б, в — растворитель–химический элемент, г, д, е — растворитель–соединение AB. — атомы A, • — атомы B, — атомы C, — незанятые узлы.

а) Растворы замещения: атомы растворяемого элемента занимают позиции атомов растворителя в узлах решетки, то есть замещают их (рис. 2.22,б). Примером может служить твердый раствор Ge–Si. б) Растворы внедрения: атомы растворяемого элемента занимают междоузельные позиции в решетке растворителя, внедряясь между атомами последнего (рис. 2.22,в). Примеры: Ge(Li), Si(Li). Если твердые растворы образуются на основе соединений, то кроме растворов замещения (рис. 2.22,д) и внедрения образуются еще и в) Растворы вычитания: один из элементов, образующих соединение, присутствует в количестве, превышающем формульное, но при этом занимает в решетке соединения присущие ему позиции, а соответствующая часть позиций другого элемента остается вакантной (рис. 2.22,е). Например, Ni49 Sb51, In2 Te3. Обратимся вновь к вопросу о полупроводниковых производных от AN B8N с алмазоподобной структурой. Заметим, что помимо четырех общих закономерностей для бинарных полупроводников, для алмазоподобных выполняется следующее правило: в них на каждый атом в среднем приходится четыре валентных электрона и химические связи строятся на sp3 -гибридных орбиталях. Поскольку правило Музера-Пирсона определяется суммарным числом валентных электронов и кристаллической структурой вещества, то это дает возможность получать новые вещества, обладающие полупроводниковыми свойствами, из полупроводниковых соединений AB, замещая часть атомов A или (и) B элементами Глава 2. Основы теории химической связи из той же подгруппы с учетом остальных правил для сохранения полупроводниковых свойств. Практически это замещение осуществляется следующим образом. Возьмем два полупроводниковых соединения, например, с разными металлическими компонентами AC и BC, в которых элементы A и B находятся в одной и той же подгруппе периодической системы. «Смешивание» этих двух соединений приведет к образованию твердого раствора A1x Bx C в области его существования. Область существования — это часть фазовой диаграммы (см. гл. 4), в которой образуется непрерывный ряд твердых растворов и которая имеет тем большую протяженность, чем меньше различия между периодами решеток смешиваемых соединений и чем меньше различия между степенями ионности химических связей, то есть чем меньше различие между разностями электроотрицательностей в смешиваемых соединениях. Примерами твердых растворов с замещением компонента A могут быть: AlAs + GaAs Alx Ga1x As для соединений AIII BV, CdTe + HgTe Cdx Hg1x Te для соединений AII BVI. Выполнение закономерностей, характерных для полупроводников, в том числе и правила Музера-Пирсона, и сохранение алмазоподобной структуры для результирующих твердых растворов очевидно, так как в них, как и в исходных соединениях, реализуются смешанные ковалентно-ионные sp3 -гибридные связи. Как показывает опыт, при «смешении» полупроводниковых соединений с одинаковыми атомами A и разными атомами B, расположенными в одной и той же подгруппе периодической системы, также образуются полупроводниковые твердые растворы. Например, GaSb 1y Asy (GaSb+GaAs) и CdSe1y Tey (CdSe+CdTe). При таком замещении также очевидно выполнение всех закономерностей, приведенных выше, и сохранение алмазоподобной структуры. Возможно одновременное замещение сразу двух компонент соединения атомами из соответствующих групп периодической системы с образованием четверного твердого раствора. Например, (GaAs) 1x (InP)x (GaAs+InP). Практическая важность получения подобных материалов для полупроводниковой электроники заключается в возможности, как правило, монотонного изменения за счет изменения состава ширины запрещенной зоны Eg от максимальной до минимальной величин, определяемых шириной запрещенных зон смешиваемых соединений (рис. 2.23). Таким образом, можно получить ряд кристаллов с непрерывно меняющейся Eg 2.6. Полупроводниковые соединения Рис. 2.23. Зависимость ширины запрещенной зоны Eg и параметра решетки от состава твердого раствора In1x Gax Sb.

и даже кристаллы, в которых Eg меняется от точки к точке. Период кристаллической решетки обычно линейно зависит от состава (концентрации растворенного компонента). Такая зависимость называется правилом Вегарда. Концентрационная зависимости подвижности носителей, времени их жизни, интенсивности излучательной рекомбинации и оптического поглощения в твердых растворах прямозонных полупроводниковых материалов описываются плавными кривыми между значениями, характерными для составляющих их компонентов. В твердых растворах, образованных прямозонным и непрямозонным полупроводниковыми материалами, в области составов, где происходит изменение зонной структуры, наблюдаются резкие изменения свойств. Далее следует обратить внимание на то, что в правиле Музера-Пирсона оговаривается только число B атомов элемента, входящего в состав полупроводника, а роль A атомов сводится к добавлению электронов в суммарное число валентных электронов ne. Это позволяет предполагать, что можно посредством замены компонента A в исходном соединении получать не только полупроводниковые твердые растворы, производные от соединений AN B8N, но и другие бинарные, тройные и более сложные полупроводниковые соединения, но уже, возможно, со структурой, производной от алмазоподобной. В этом случае замещающие элементы выбираются из групп периодической таблицы, отличных от той, в которой расположен замещаемый атом A, однако при этом должны удовлетворяться общие закономерности образования полупроводников (см. выше). Ниже приведены ряды соединений, получающихся из AN B8N при горизонтальном замещении, с примерами полупроводниковых соединений Глава 2. Основы теории химической связи Рис. 2.24. Структура Mg2 Sn (антифлюорита).

соответствующих типов. 1. 2. 3. 4. AIV BIV AII BIV 2 AIII BV AI BV 3 AII BVI AI BVI 2 3AII BVI AIII BVI 2 3 Mg2 (Si,Ge,Sn,Pb);

(Li,Rb,Cs)3 (Sb,Bi);

(Cu,Ag)2 (O,S,Se,Te);

(Al,Ga,In)2 (O,S,Se,Te) Рассмотрим, как в приведенных примерах реализуется ковалентная связь и какое влияние на кристаллическую структуру оказывает горизонтальное замещение компонента A в соединениях AN B8N. Соединения с резонансной связью В соединениях первого типа наиболее электроотрицательный элемент IVA подгруппы играет роль компонента B. Рассмотрим этот тип замещения на примере соединения Mg2 Sn. Mg2 Sn кристаллизуется в структуре антифлюорита, которая показана на рис. 2.24. Видно, что эта структура отличается от структуры алмаза, а в молекуле два атома A и число валентных электронов в расчете на один атом меньше 4 (8/3 < 4). Тем не менее, Mg2 Sn является полупроводником, а правила нормальных валентностей (K = 2;

a = 2;

L = 4;

b = 1), Музера-Пирсона (ne = 8;

NB = 1;

NBB = 0) и остальные общие полупроводниковые закономерности выполняются. В структуре антифлюорита каждый атом олова окружен восемью атомами магния, а каждый атом Mg — четырьмя атомами Sn, расположенными в вершинах тетраэдра. Атомы олова образуют плотноупакованную (гранецентрированную кубическую) решетку, все тетраэдрические пустоты которой (вместо половины в алмазоподобных структурах) заняты атомами магния. Формально можно рассматривать связи у Sn как sp3 -гибридные с удвоенным числом атомов Mg.

2.6. Полупроводниковые соединения Рис. 2.25. а — Схема образования резонансных (кратность связи 1/3) ковалентных связей в Mg2 Sn;

б — локальное окружение атомов Sn в структуре антифлюорита и схемы виртуальных тетраэдрических связей.

Для описания таких структур было введено понятие о резонансной или кратной ковалентной связи. Используя все свои валентные электроны, каждый атом Sn образует четыре ковалентные sp3 -гибридные связи, которые испытывают поворотный резонанс между восемью положениями. Таким образом, каждый атом Sn образует 8 «полусвязей» с соседними атомами Mg, заполняя тем самым его и свои s- и p-оболочки, причем свою до конца (до 8 электронов), а оболочки атомов Mg — только наполовину (рис. 2.25,а). Поскольку каждый атом Mg использует свои два электрона для насыщения «полусвязей» с четырьмя соседними атомами Sn, то для образования связи Mg–Mg уже не остается электронов и, в результате, выполняются условия образования «полупроводниковой связи». Таким образом, реальное кубическое окружение атома Sn можно представить как результат наложения двух виртуальных тетраэдрических, и при этом считается, что 4 электрона олова попеременно взаимодействуют с двумя группами атомов Mg (в каждой по четыре, см. рис. 2.25,б). Кратность связи показывает, что общее число валентных электронов на атом в молекуле меньше четырех, то есть число полных sp3 -гибридных связей атома B меньше числа соседей A. Численно кратность связей определяется отношением числа полных ковалентных связей к числу ближайших соседей, то есть в случае Mg2 Sn равна 1/2 (4/8). Аналогичные выводы о появлении резонансных связей можно сделать относительно соединений третьего типа, в которых число валентных электронов на атом также меньше четырех.19 Такой же подход к образованию химических связей применим и для 19 В соединениях AI BVI схема образования резонансных связей однотипна и аналогич2 на схеме, характерной для соединений AII BIV, однако кристаллизуются они не только в 2 структуре антифлюорита, что связано с индивидуальными особенностями образующих соединение элементов.

Глава 2. Основы теории химической связи Рис. 2.26. Схема образования резонансных (кратность связи 1/2) ковалентных связей в Li3 Bi.

соединений второго типа, но с небольшими усложнениями. Типичный представитель соединений второго типа — Li3 Bi. В структуре этого соединения атомы висмута образуют кубическую плотную упаковку, а атомы Li размещаются в двух различных положениях в пустотах этой решетки. Две трети атомов лития (положение LiII ) занимают все тетраэдрические пустоты, образуя вместе с атомами Bi структуру типа антифлюорита, а оставшаяся треть атомов Li (LiI ) занимает октаэдрические пустоты в подрешетке Bi. Схема образование ковалентных связей в соединении Li3 Bi показана на рис. 2.26. Вследствие перехода по одному электрону от атомов Bi и LiI к атомам LiII, каждый из последних имеет по два электрона и в антифлюоритной решетке (LiII )2 Bi может наблюдаться резонанс того же типа, что и в Mg2 Sn. Этот пример показывает, как некоторые атомы, не принимая активного участия в образовании полупроводниковой связи, поставляют необходимые для ее реализации электроны. Таким образом, в Li3 Bi наблюдаются одновременно как электронные переходы, так и поворотный резонанс. Соединения с дефектной структурой Кроме полупроводников, структура которых является производной от структуры алмаза и которые образуются путем заполнения дополнительных мест в этой решетке, существуют полупроводники с дефектными структурами на основе структур сфалерита и вюртцита. Это соединения четвертого типа. Они образуются при замене атомов A из II подгруппы на атомы из III подгруппы и изменении их числа с трех на два для сохранения общего числа электронов в молекуле. С точки зрения правила нормальной валентности и правила Музера-Пирсона такое изменение роли не играет — в обоих случаях ne = 24, NB = 3, NBB = 0. Однако число валентных электронов на атом становится больше 4 (24/5 = 4.8). Такая ситуация приводит к образованию дефектной тетраэдрической структу 2.6. Полупроводниковые соединения Рис. 2.27. Схема образования ковалентных связей в In2 Te3.

ры, в которой 1/3 узлов компонента A оказывается вакантной. Например, в In2 Te3 (дефектная структура сфалерита) 1/3 узлов в подрешетке In свободна;

на каждый атом Te приходится 2.66 окружающих его атомов In (4 · 2/3 = 2.66), тогда как каждый атом In окружен 4 атомами Te. Формальная схема образования sp3 -гибридных связей в этом соединении приведена на рис. 2.27. Предполагается, что вакансия участвует в образовании ковалентной связи: между вакансией и атомами аниона (Te) образуются sp3 -гибриды. Очевидно, что связи Te–In не идентичны связям Te–вакансия, что подтверждается экспериментальными данными. Если вакансии рассматривать как компонент соединения, то соединения этого типа будут подчиняться правилу 4 электрона на атом (24/(5 + 1) = 4). Из-за высокой концентрации собственных дефектов (5 · 10 21 см3 ) соединения этого типа имеют устойчивый тип проводимости, не меняющийся при введении в кристалл атомов компонентов в концентрациях выше стехиометрических;

физические свойства этого типа соединений слабо зависят от примесей, а подвижности носителей заряда низки.

2.6.7. Полупроводниковые соединения других групп Соединения AIV BVI Из рассмотренных выше примеров может создаться неверное впечатление, что полупроводниковыми свойствами обладают только соединения с тетраэдрической или производной от нее координацией атомов. Соединения AIV BVI, к которым относятся халькогениды свинца, олова и германия, также обладают полупроводниковыми свойствами, хотя их структу Глава 2. Основы теории химической связи Рис. 2.28. Схема образования кратных (кратность связи 1/3) связей в PbS.

ра аналогична структуре каменной соли (NaCl) с обычным для нее координационным числом 6. Свойства этих соединений позволяют считать межатомные связи в них преимущественно ковалентными, но с заметной долей ионной составляющей связи. Соединения этого типа образуются элементами, симметрично расположенными относительно элементов V подгруппы, в них среднее число валентных электронов на атом равно 5. У обоих атомов s-электроны практически не принимают участия в образовании связей. Согласно представлениям Музера-Пирсона в этих соединениях реализуются две резонансные с кратностью 1/3 (2/6) чистые p-связи, а не sp 3 -гибридные связи. Об этом свидетельствует и кристаллическая структура рассматриваемых соединений. Схема образования p-связей приведена на рис. 2.28. Пустая орбиталь каждого атома Pb допускает поворотный резонанс двух p-связей между шестью положениями, так что образуется шесть 1/3-связей. Для заполнения s- и p-орбиталей валентной оболочки у каждого атома S достаточно двух p-электронов свинца, и условия для образования «полупроводниковой связи» выполняются. Таким образом, первая и третья из эмпирических закономерностей, характерных для полупроводников, для соединений этого типа выполняются. Кроме того, к соединениям AIV BVI формально можно применить правило Музера-Пирсона, если считать, что оба атома соединения являются компонентами B, тогда ne = 4, NB = 2, NBB = 6. Однако правило нормальных валентностей для этого типа соединений не выполняется. Иное описание ковалентного характера связей в PbS было дано Шоттки и Кребсом. Соединения AV BVI 23 К этой группе полупроводниковых соединений относятся халькогениды мышьяка, сурьмы и висмута, кристаллизующиеся в структуры с моноклинной, ромбической и ромбоэдрической решеткой (типа тетрадимита Bi2 Te3 ), соответственно. Рассмотрим вопрос об образовании химических связей в этой группе соединений на примере соединения Bi2 Te3 с решеткой типа тетра 2.6. Полупроводниковые соединения Рис. 2.29. Структура соединения Bi2 Te3.

димита (такие полупроводники находят широкое применение в качестве термоэлементов). Структура Bi2 Te3 образуется путем последовательного чередования пятислойных пакетов, расположенных перпендикулярно оси c [0001]. Каждый слой пакета уложен атомами одного сорта (рис. 2.29). Слои в структуре Bi2 Te3 чередуются следующим образом: –TeI –Bi–TeII –Bi–TeI –TeI –Bi–TeII –Bi–TeI –. Слои смещены относительно друг друга так, что каждый атом внутри пакета имеет несколько искаженное октаэдрическое окружение. Очевидно, что связи с ближайшим окружением слоев TeI и TeII различаются. Координационное число для атомов, расположенных внутри пакета (Bi и TeII ), равно 6;

атомы, расположенные в периферийных слоях пакета (TeI ), также имеют октаэдрическое окружение: три атома висмута из своего пакета и на несколько больших расстояниях три атома TeI соседнего пакета. Одна из схем образования связей предполагает, что внутри пятислойного пакета существуют pd-гибридные связи, которые являются резонансными. Они испытывают поворотный резонанс между шестью положениями в случае –TeII –Bi– (кратность связи равна 1/3) и между тремя положениями в случае –TeI –Bi– (кратность связи равна 2/3);

для этого используются 6d-орбитали атомов висмута (рис. 2.30). Далее было обнаружено, что расстояние между атомами TeI соседних пакетов (–TeI –TeI –) оказывается меньше, чем это вытекает из предположения о связи только с помощью ван-дер-ваальсовых сил. Схема, приведенная на рис. 2.30 показывает возможность возникновения ковалентной связи между пакетами: происходит гибридизация 5p- и 5d-орбиталей атомов TeI, один из p-электронов переходит на d-орбиталь и связь между пакетами осуществляется за счет резонирующих гибридных pd-связей;

кратность связи 2/3. Таким образом, химические связи в Bi2 Te3 образуются в результате суммирования двух предложенных схем образования ковалентных связей. Рассмотренные схемы предполагают, что связь между атомами одного Глава 2. Основы теории химической связи Рис. 2.30. Схемы образования химических связей в соединении Bi2 Te3.

слоя отсутствует, однако существуют и другие представления. В частности, считают, что между атомами одного слоя возникают связи, причем в слоях Bi значительна доля металлической составляющей связи. Следует отметить, что для двух рассмотренных выше схем образования ковалентной связи формально выполняется правило Музера-Пирсона, атом аниона эффективно достраивает свою внешнюю оболочку до восьми электронов. Действительно, по первой из рассмотренных схем ne = 12, NB = 3, NBB = 0, но у каждого атома Te имеется по две неподеленные пары электронов, поэтому эффективно на каждый анион приходится восемь электронов. По второй схеме ne = 16;

поведение TeI и TeII при образовании связей различно: у TeI одна неподеленная пара электронов, 4 валентных электрона участвуют в образовании связей и NBB = 2;

у TeII две неподеленные пары валентных электронов и два валентных электрона участвуют в образовании связей (N BB = 0). Следовательно, число валентных электронов, эффективно приходящихся на один атом, также равно 8, как и по первой схеме. В заключении следует отметить, что помимо рассмотренных бинарных полупроводников существуют и другие, для которых могут не выполняться и правило Музера-Пирсона, и правило нормальных валентностей, например, полупроводниковые соединения AIII BVI (GaSe), AII BV (Mg3 Sb2 ).

2.6.8. Тройные полупроводниковые соединения Тройные соединения и твердые растворы на их основе являются поистине неисчерпаемым источником полупроводниковых материалов с широ 2.6. Полупроводниковые соединения ким спектром физико-химических свойств. Химические связи в тройных полупроводниковых фазах, также как и в двойных, носят смешанный характер — ковалентно-ионный-металлический. Специфика связей в этих материалах обусловлена наличием атомов трех сортов. Закономерности образования тройных полупроводниковых соединений Тройные полупроводники могут быть разделены на одноанионные (двухкатионные) и двуханионные (однокатионные). Большинство тройных полупроводниковых одноанионных соединений подчиняется правилу Музера-Пирсона: анион эффективно достраивает валентную оболочку до восьми электронов. Однако для применения этого правила на практике необходимо знать стехиометрическую формулу и кристаллическую структуру анализируемой фазы для точного определения величин n e, NB и NBB. Оценить, является ли химическая связь «полупроводниковой» для двуханионных тройных соединений, более сложно, чем для одноанионных. Эмпирически установлены следующие закономерности образования тройных полупроводников — аналогов известных двойных. Первое правило. В тройной фазе суммарное число валентных электронов должно быть таким же, как и в бинарной полупроводниковой фазе-аналоге. Второе правило. Тип химической связи в тройной фазе должен быть таким же, как и в бинарной полупроводниковой фазе-аналоге.20 Третье правило. Разности электроотрицательностей компонент соединения не должны быть велики. Четвертое правило. Большинство тройных полупроводниковых соединений подчиняется правилу нормальной валентности. Для одноанионных соединений с общей формулой AK BL CM оно записывается так: xyz Kx + Ly = (8 M)z, (2.12) где K, L и M — число валентных электронов, которые отдает компонент A, B, C, соответственно, соединения на образование химических связей в нем. Для двуханионных тройных полупроводников: Kx = (8 L)y + (8 M)z.

20 Первые (2.13) два правила, по-существу, близки к правилу Музера-Пирсона.

Глава 2. Основы теории химической связи Эти правила выполняются для большинства полупроводников и основаны на том, что элементы одной группы периодической системы обладают похожими физико-химическими свойствами, что обусловлено одинаковым числом валентных электронов у них. Тройные полупроводники с алмазоподобной структурой Тройные алмазоподобные полупроводники образуются при возникновении sp3 -гибридных связей и характеризуются тетраэдрическим расположением атомов в пространстве. Для них кроме перечисленных выше закономерностей должно выполняться дополнительное правило: четыре электрона на атом Kx + Ly + Mz = 4. (2.14) x+y+z Пользуясь всеми этими правилами, можно получить следующие тройные соединения-аналоги, например, двойных соединений типа AIII BV (поперечное замещение): 2AIII BV AII AIV BV, или для AII BVI : 2AII BVI 2 AI AIII BVI. 2 В рассматриваемом ниже примере замещение производится в катионной подрешетке. Ga Zn Cu Ga Ge Ge2 As As2 As4 AIII BV AII BIV CV 2 AI BIII CIV DV 2 В следующей таблице приведены формулы возможных тройных алмазоподобных соединений производных от AN B8N. Одноанионные тройные двойные AII BIV CV AIII BV 2 AI BIII CVI AII BVI 2 I IV V A B 2 C3 AIII BV I IV VI A 2 B C3 AII BVI I V VI A3 B C AII BVI Двуханионные тройные двойные AII BV CVII AI BVII 2 AIII BIV CVII AI BVII 3 2 II IV VII A 3 B C2 AI BVII II III VII A 4 B C3 AI BVII III IV VI A2 B C AII BVI Таким образом, возможно существование десяти классов недефектных тройных алмазоподобных соединений (по сравнению с тремя классами недефектных двойных алмазоподобных соединений), причем число соединений в одном классе тройных в несколько раз превышает число соединений в одном классе двойных. Большая группа сложных алмазоподобных полупроводниковых соединений описана в [26].

Глава Дефекты в полупроводниковых материалах Все природные и синтезированные монокристаллы и в еще большей степени кристаллиты поликристаллов отличаются от идеальных тем, что содержат различные нарушения структуры кристалла. Нарушения идеальной трансляционной симметрии кристалла называются структурными дефектами. Дефекты оказывают существенное влияние на многие параметры твердых тел. К таким параметрам относятся электропроводность, фотопроводимость, теплопроводность, скорость диффузии, магнетизм, твердость, прочность и пластичность, плотность и т. д. Зависимость этих параметров твердого тела от дефектов может оказаться настолько велика, что в итоге они будут определяться не столько исходной структурой материала, сколько типом и числом дефектов в нем. Параметров, не чувствительных к структурным дефектам, строго говоря, нет, но практически такие параметры, как температура плавления, диэлектрическая проницаемость, парамагнитные и диамагнитные характеристики, упругие модули, можно отнести к параметрам, менее чувствительным к дефектам. Дефекты могут быть разделены на две основные группы: собственные дефекты и примеси (рис. 3.1). Если за основу классификации принять размеры и протяженность областей решетки кристалла, на которые распространяется действие дефектов, то все дефекты могут быть разделены на: 1. Точечные: вакансии, междоузельные атомы основного вещества, примесные атомы в узлах и междоузлиях, антиструктурные дефекты, комплексы из простых точечных дефектов. 2. Линейные дефекты: дислокации.

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Рис. 3.1. Дефекты в кристаллических полупроводниках.

3. Двумерные дефекты: малоугловые границы, границы зерен и блоков, двойниковые границы, дефекты упаковки. 4. Объемные нарушения: зональные напряжения, поры, включения второй фазы. Основное отличие точечных дефектов от линейных, двумерных и объемных дефектов состоит в том, что они могут существовать в кристалле как в термодинамически равновесном, так и в метастабильном состояниях при конечной температуре. Линейные, двумерные и объемные дефекты являются метастабильными образованиями, возникающими при росте, механической деформации или при термической обработке кристалла. Таким образом, теоретически можно получить кристалл, содержащий только точечные дефекты. Дефекты могут перемещаться по кристаллу, взаимодействовать друг с другом, с образованием новых, более сложных или, наоборот, более простых, чем исходные, дефектов под влиянием внешних воздействий. Эти явления приводят к изменению с течением времени свойств материала, из которого изготовляется прибор, что, естественно, ведет к изменению выходных параметров прибора в процессе его работы. Изменение параметров прибора со временем называется деградацией или «старением» прибора. При получении материалов для изготовления полупроводниковых приборов учет этого эффекта и сведение его к минимально возможному чрезвычайно важно. Каждый тип дефектов по-своему влияет на структурно-чувствительные параметры материала. При наличии в кристалле большого числа различных дефектов невозможно получить материал с контролируемыми параметрами. В связи с этим перед материаловедением и технологией 3.1. Собственные дефекты стоит задача получения структурно совершенных и чистых материалов или материалов с определенным типом и концентрацией дефектов, то есть таких материалов, параметрами которых можно было бы управлять. Поэтому выяснение причин возникновения различных структурных дефектов, изучение их поведения в кристалле, их влияния на те или иные параметры материала, разработка методов управления концентрацией дефектов являются важнейшими задачами материаловедения и технологии. Рассмотрим сначала собственные дефекты, а затем примеси.

3.1. Собственные дефекты 3.1.1. Точечные дефекты Точечный дефект — это нарушение кристаллической структуры, размеры которого во всех трех измерениях сравнимы с одним или несколькими межатомными расстояниями. Точечный дефект может иметь простую или сложную структуру. Вакансия — это простейший структурный дефект, представляющий собой свободный узел решетки, который должен быть занят атомом или ионом в совершенном кристалле. Вакансии обозначаются VA, VB,..., где индексы A, B... указывают тип отсутствующего атома. Например, в GaAs VGa и VAs — вакансии Ga и As, соответственно. Образование вакансий сопровождается упругой деформацией решетки. Соседние с вакансией атомы сближаются, смещаясь в направлении центра пустого узла. Междоузельным называют атом (ион), расположенный в междоузлии (простой дефект). Ai означает атом A в междоузлии. Вероятность размещения атома в междоузлии определяется прежде всего относительным объемом междоузлия (пустоты) и размером междоузельного атома. Наиболее существенную роль в типичных полупроводниках со структурами типа алмаза, сфалерита и вюртцита играют октаэдрические и тетраэдрические пустоты, находящиеся между атомами, центры которых расположены соответственно в вершинах октаэдра и тетраэдра. Вакансии, возникающие за счет ухода атома из узла на поверхность кристалла или на какую-либо границу внутри кристалла, называют дефектами Шоттки.1 Парный дефект (вакансия + междоузельный атом), возникающий за счет перехода атома из узла решетки в междоузлие, называют дефектом Френкеля.

1 В некоторых работах дефектом Шоттки называют пару из катионной и анионной вакансий. В этом случае дефект Шоттки уже парный дефект, то есть сложный [27].

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Рис. 3.2. Схематическое изображение образования «акцепторной связи» вокруг вакансии в двумерной решетке.

Точечные дефекты в кристаллах могут быть как электрически неактивными, так и электрически активными. В частности, вакансии и междоузельные атомы в полупроводниках могут находиться как в электрически неактивном, так и в электрически активном состоянии (одно- и многозарядном). Рассмотрим, например, процесс образования электрически активной вакансии. При образовании вакансий в ковалентном кристалле возникают оборванные связи. Перераспределение ковалентных связей у атомов, окружающих вакансию, схематически показано на рис. 3.2. Можно предположить, что неспаренный электрон атома E взаимодействует с неспаренными электронами атомов B и D. В результате один валентный электрон осуществляет связь не между двумя, а между тремя атомами. Такая связь оказывается нестабильной и может вести себя как акцепторная. Процесс ионизации вакансии при этом описывается схе мой VA VA + h+. Аналогично для процесса ионизации междоузельного атома — Ai A + + e. i Таким образом, в элементарных полупроводниках, не содержащих примесей, могут существовать четыре вида простых точечных дефектов, а именно: электрически неактивные вакансии и междоузельные атомы основного вещества, заряженные вакансии и междоузельные атомы основного вещества. Образование точечных дефектов всех типов требует затраты энергии. Энергия образования одной вакансии или междоузельного атома, как правило, имеет порядок нескольких электронвольт, но энергия образования междоузельного атома немного (в 1.5–2 раза) больше, чем энергия образования вакансии. Эта энергия тратится на разрыв связей при образовании точечного дефекта и на искажение решетки вокруг дефекта, вызванное смещением атомов из равновесных положений. Рассматривая кристалл как сплошную упругую среду, можно показать, что упругие напряжения вокруг точечного дефекта убывают пропорционально 1/r 3, где r — расстояние от дефекта. Энергия образования точечного дефекта 3.1. Собственные дефекты может быть снижена за счет объединения простых точечных дефектов в группы или комплексы. Например, процесс взаимодействия между вакансией и междоузельным атомом, ведущий к их взаимной аннигиляции, наиболее энергетически выгоден. Но и объединение двух вакансий в одну дивакансию также энергетически выгодно, так как при этом уменьшается число оборванных связей. К аналогичному выводу приводит анализ возможности образования комплекса, содержащего вакансию и атом примеси. В случае электрически неактивных дефектов образование такого комплекса уменьшает энергию упругих искажений решетки и поэтому энергетически выгодно. В случае заряженных примеси и вакансии дополнительный выигрыш энергии возникает еще и из-за кулоновского взаимодействия между заряженной вакансией и ионом примеси. Вероятность образования комплексов (сложных дефектов) из простых точечных дефектов тем выше, чем больше их энергия связи (то есть связанный с комплексообразованием выигрыш в энергии) и чем выше концентрация одиночных дефектов (то есть чем больше вероятность их встречи). Свойства сложных точечных дефектов, как правило, отличны от свойств образующих их простых дефектов. Простые точечные дефекты в химических соединениях более разнообразны, чем в элементарных веществах. Помимо вакансий и междоузельных атомов, в соединениях важную роль играют так называемые антиструктурные дефекты — дефекты, которые образуются при взаимном обмене местами атомов элементов, образующих соединение. Такие дефекты наиболее часто возникают в соединениях, в которых размеры и электроотрицательность образующих их атомов близки, то есть роль ионной составляющей связи невелика. Антиструктурное разупорядочение наблюдается, например, в Bi2 Te3. В ионных кристаллах антиструктурные дефекты практически не встречаются. Особенностью соединений является также образование точечных дефектов при отклонении состава от стехиометрического в области гомогенности (см. гл. 4). Отклонение от стехиометрии приводит к образованию вакансий в большинстве полупроводников (образуются твердые растворы вычитания), но могут образовываться и междоузельные атомы. Например, в GaAs избыток Ga создает вакансии As, а избыток As приводит к появлению вакансий Ga и, кроме того, междоузельных атомов As. Однако в этом случае вакансию и междоузельный атом нельзя объединить в один парный дефект, поскольку вакансия Ga и междоузельный атом As не могут аннигилировать.

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Следует иметь в виду тот факт, что при образовании дефектов кристалл в целом остается электронейтральным. Выполнение этого условия обеспечивается образованием равного количества положительно и отрицательно заряженных дефектов, образованием электрически неактивных сложных дефектов или же образованием свободных электронов или дырок. Нейтрализация дефектов решетки с помощью электронов и дырок тем более вероятна, чем больше их в разрешенных зонах, то есть чем уже запрещенная зона. В кристаллах с широкой запрещенной зоной более вероятна нейтрализация точечных дефектов путем образования равного количества противоположно заряженных дефектов (вторичные дефекты). Например, в некоторых кристаллах избыток анионов B приводит к тому, что катионные вакансии становятся донорами A+, а избыток катионов — к тому, что анионные вакансии становятся акцепторами. При этом образуется такое количество вторичных дефектов, которое необходимо для обеспечения электронейтральности кристалла. Точечные дефекты могут перемещаться по кристаллу путем диффузии, взаимодействовать друг с другом и с другими дефектами (см. ниже). Основные механизмы образования точечных дефектов 1. Тепловые колебания атомов. Любой кристалл, даже самый совершенный, можно представить идеальным (бездефектным) только при абсолютном нуле температуры. При T > 0 K тепловое движение атомов приводит к возникновению точечных дефектов — вакансий, междоузельных атомов, дефектов Френкеля и т. д. При любой отличной от нуля температуре имеется некоторая равновесная концентрация дефектов, при которой полная энергия кристалла G = H TS минимальна (здесь G — потенциал Гиббса, H — внутренняя энергия или энтальпия, S — энтропия). Действительно, рассмотрим, например, образование вакансий в идеальном кристалле при T > 0. Пусть кристалл содержит N узлов в единице объема, в каждом из которых при 0 K расположен атом, и потенциал Гиббса системы в этом состоянии равен G0. Пусть при повышении температуры за счет тепловых флуктуаций возникает N д дефектов Шоттки в единице объема кристалла и теперь N атомов и N д вакансий размещается по (N + Nд ) узлам. Образование Nд вакансий вызывает повышение G на G = G G0 = H TS = NдW T (Nд Sкол + Sконф ), (3.1) где W — энергия образования одной вакансии в кристалле;

S кол — изменение энтропии, связанное с отклонением от упорядоченного расположения атомов, вызванным тепловыми колебаниями атомов около узлов 3.1. Собственные дефекты Рис. 3.3. Зависимость полной энергии кристалла от концентрации вакансий.

решетки;

Sконф — изменение энтропии, связанное с распределением атомов и дефектов по узлам решетки. Величины W и Sкол всегда положительны,2 но, как правило, W > Sкол в 6–8 раз. Изменение Sконф может быть записано в виде Sконф = k ln(P1 /P) = k ln (N + Nд )!, N !Nд ! (3.2) где P1 и P — число способов, которым может быть осуществлено размещение N атомов и Nд вакансий по (N + Nд ) узлам и размещение N атомов по N узлам (P = 1) кристаллической решетки в единице объема кристалла, соответственно. Используя разложение Стирлинга,3 получим Sконф = k ln N (N + Nд )! Nд = k N ln + Nд ln, N !Nд ! N + Nд N + Nд N Nд + Nд ln. G = Nд (W TSкол ) + kT N ln N + Nд N + Nд (3.3) Таким образом, из рис. 3.3 видно, что полная энергия G кристалла уменьшается при возникновении в кристалле вакансий, потом достигает минимума при некоторой их равновесной концентрации и затем снова возрастает [17].

колебаний кристалла, содержащего N атомов (3N осцилляторов) равна Sкол = 3R0 [ln(kT/h) + 1], где — частота колебаний атомов, R0 — универсальная газовая постоянная, k — постоянная Больцмана. Если атомы изменяют частоту колебаний от до 1, то Sкол = 3R0 ln(/1 ). Отсюда Sкол > 0, если 1 < и Sкол < 0, если 1 >. Наличие вакансии (любого дефекта) приводит к уменьшению частоты колебаний атомов, находящихся вблизи дефекта, а значит Sкол > 0 и G уменьшается. 3 Для больших значений N формула Стирлинга, используемая для вычисления энтропии д системы с дефектами, может быть записана в виде ln Nд ! Nд (ln Nд 1).

2 Энтропия Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Равновесная концентрация дефектов Шоттки Nд.равн может быть определена из условия G/Nд = W TSкол + kT ln[Nд.равн /(N + Nд.равн )] = 0 Отсюда с учетом того, что N Nд.равн и Sкол мало, получим (3.5) (3.4) Nд.равн = N exp(W /kT).

Аналогичным образом может быть получена и формула для температурной зависимости концентрации дефектов Френкеля с учетом парного характера взаимодействия: Nд.равн = (N Ni )1/2 exp(W /2kT ), (3.6) где Nд.равн — равновесная концентрация дефектов, N — число атомов в узлах в единице объема, Ni — число междоузельных позиций в единице объема, W — энергия образования дефекта в кристалле, k — постоянная Больцмана. Множитель 1/2 в показателе экспоненты появился вследствие того, что в кристалле одновременно возникает два дефекта: атом в междоузлии и вакансия. Следовательно, при любой конечной температуре кристалл содержит равновесные вакансии и междоузельные атомы, причем их концентрация определяется энергией дефектообразования и температурой кристалла (является экспоненциальной функцией температуры). Повышенная, по сравнению с равновесной, концентрация дефектов при низких температурах может получаться в результате закалки (быстрого охлаждения) кристалла. Закалка может резко изменить механические и электрические свойства материала. Экспериментальные данные показывают, что резкое охлаждение материала от высоких температур до комнатной сохраняет некоторую часть избыточных тепловых вакансий. Чем больше скорость охлаждения и чем совершеннее кристалл, тем большая часть вакансий сохраняется в метастабильном состоянии. При сильно неравновесных условиях охлаждения возможно пересыщение кристалла вакансиями, тогда они могут объединяться и образовывать поры, перерастающие иногда в «отрицательные» кристаллы.4 2. Пластическая деформация. Вакансии и междоузельные атомы могут возникать и исчезать в процессе движения и пересечения дислокаций, образующихся при пластической деформации кристалла (см. ниже).

4 Отрицательный кристалл — это пора в кристалле, имеющая ту же форму, что и сам кристалл.

3.1. Собственные дефекты 3. Облучение. При облучении материала частицами высокой энергии (например, быстрыми электронами с энергией 100 кэВ и выше) также возникают точечные дефекты. Такие дефекты называют радиационными дефектами [28]. Однако пороговая энергия образования этих дефектов составляет от 6 до 30 эВ, что выше энергии образования тепловых дефектов. Например, энергия образования радиационного дефекта Френкеля в кремнии равна 20.4 эВ при комнатной температуре. Это, по-видимому, обусловлено сложными лавинными процессами генерации дефектов первично выбитыми атомами. 4. Отклонения от стехиометрии. Такие отклонения приводят, как уже говорилось выше, к образованию вакансий в большинстве полупроводниковых соединений. Стехиометрические вакансии, как и тепловые, являются равновесными. Но если концентрация тепловых вакансий зависит от температуры, то концентрация стехиометрических в пределах области гомогенности (однородности) зависит только от состава соединения. Таким образом, первый и четвертый механизмы образования точечных дефектов приводят к возникновению равновесных дефектов, а второй и третий — неравновесных, возникающих в процессе роста кристалла из-за несовершенства технологии, из-за его пластической деформации, при термообработке или в результате радиационного воздействия. О концентрации и состоянии точечных дефектов в кристалле можно судить по изменению плотности кристалла или параметров решетки, по проводимости (в случае электрически активных дефектов), по спектрам поглощения света и т. д.

3.1.2. Дислокации Дислокации — линейные дефекты кристаллической решетки типа обрыва или сдвига атомных плоскостей, нарушающие правильность их чередования. Энергия образования дислокаций существенно выше энергии образования точечных дефектов, поэтому они не могут существовать в измеримых концентрациях как термодинамически устойчивые дефекты. Они легко образуются при выращивании монокристаллов или эпитаксиальных пленок, сопровождающемся термическими, механическими и концентрационными напряжениями, приводящими к пластической деформации кристалла. Часть дислокаций может сохраняться в кристалле даже после самого тщательного отжига. Более подробно вопрос о причинах возникновения дислокаций будет рассмотрен при обсуждении методов выращивания монокристаллов и эпитаксиальных пленок (см. гл. Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Рис. 3.4. а — Схема образования краевой дислокации. б — Расположение атомов вокруг краевой дислокации в простой кубической решетке.

и гл. 9), так как он имеет огромное значение для технологии полупроводников. Поскольку дислокации при небольших концентрациях распределены по объему кристалла неравномерно, то нарушения свойств кристалла, обусловленные их присутствием, локализованы в небольших объемах, окружающих дислокации. Следовательно, кинетика процессов, протекающих вблизи этих дефектов, будет иной, чем в объеме кристалла, где дислокации отсутствуют. Различают простые и смешанные дислокации. К простым дислокациям относят краевые и винтовые. Рассмотрим кристалл, в котором в результате приложения внешних сил одна часть начинает смещаться относительно другой по некоторой плоскости (плоскости скольжения) вдоль некоторого выбранного направления (направления сдвига), то есть кристалл подвергается пластической деформации сдвига путем скольжения (рис. 3.4,а). Перемещения атомов по плоскости скольжения не являются равномерными, так как сдвиг на единицу скольжения происходит только в одной части кристалла, а в остальной части сдвиг полностью отсутствует. Перпендикулярную направлению сдвига линию AD, расположенную внутри кристалла и являющуюся границей между этими двумя частями кристалла, называют линией краевой дислокации и обозначают. Расположение атомов внутри деформированного скольжением кристалла в плоскости, перпендикулярной линии AD, имеет вид, изображенный на рис. 3.4,б. Атом, расположенный непосредственно над знаком дислокации, имеет окружение, отличающееся от окружения атомов в бездефектной части кристалла. Все происходит так, как если бы в объеме кристалла появилась 3.1. Собственные дефекты Рис. 3.5. Схема образования винтовой дислокации.

одна «лишняя» атомная плоскость, край которой обрывается внутри кристалла. Краевая дислокация, таким образом, представляет собой дефект, при котором одна из атомных плоскостей обрывается внутри кристалла по линии краевой дислокации AD, перпендикулярной направлению сдвига. Краевые дислокации образуются вдоль плоскостей скольжения. Условно подразделяют краевые дислокации на положительные и отрицательные. Положительная дислокация соответствует случаю, когда «лишняя» атомная плоскость находится сверху над знаком (рис. 3.4,б) и в верхней половине кристалла действуют сжимающие напряжения, в нижней — растягивающие;

а отрицательная — случаю, когда «лишняя» атомная плоскость находится снизу под знаком, то есть верхняя половина кристалла растянута, а нижняя сжата. Сдвиг одной части кристалла относительно другой, возникающий под влиянием внешних воздействий, может деформировать кристалл таким образом, что его можно представить состоящим из атомных плоскостей, закрученных в виде винтовой лестницы, ось которой и образует линию винтовой дислокации AD (рис. 3.5 и рис. 3.6). Винтовая дислокация обозначается. Линия винтовой дислокации характеризуется тем, что она параллельна направлению сдвига. При каждом обходе вокруг нее мы поднимаемся или опускаемся на одно межплоскостное расстояние (рис. 3.6). Выход винтовой дислокации на поверхность кристалла заканчивается незарастающей ступенькой. В отличие от краевой дислокации, винтовая дислокация не имеет «лишних» плоскостей и может образовываться при сдвиге по любой атомной плоскости, проходящей через линию дислокации AD, то есть она не определяет однозначно плоскость скольжения. Различают правые и левые винтовые дислокации, причем направление вращения играет ту же роль, что и знак у краевых дислокаций. Следует отметить, что в кристаллах полупроводников в чистом виде краевая и винтовая дислокации встречаются редко. Как правило, они по Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Рис. 3.6. а — Винтовая дислокация. б — Расположение атомов на винтовой поверхности вдоль винтовой дислокации.

являются одновременно, приводя к образованию смешанных форм, при этом линия результирующей дислокации (граница между сдвинутой и не сдвинутой частями кристалла) не обязательно должна быть прямой, она может представлять собой произвольную кривую. Криволинейную дислокацию произвольной формы, которую можно представить как состоящую из различных комбинаций «чистых» краевой и винтовой дислокаций, называют смешанной. На рис. 3.7 показана смешанная дислокация в простой кубической решетке. Основной характеристикой дислокации является вектор Бюргерса (вектор сдвига) b. Вектор Бюргерса — это мера искажений решетки, обусловленных присутствием дислокации. Для его определения строят замкнутый контур в кристалле с дефектом и контур, проходящий через те же атомы, в кристалле без дефекта. Проведем в решетке, содержащей краевую дислокацию, замкнутый контур A-B-C-D-A вокруг этой дислокации, начав его из произвольно взятого узла A и откладывая против часовой стрелки определенное число межатомных расстояний (рис. 3.8). Если построить тот же контур в решетке без дислокации, откладывая такое же число межатомных расстояний, то контур окажется незамкнутым. Вектор b, который необходимо добавить, чтобы замкнуть контур, и есть вектор Бюргерса. Величина разрыва контура характеризует сумму всех упругих смещений решетки, накопившихся в области вокруг дислокации. Для примера, изображенного на рис. 3.8 (простая кубическая решетка), вектор Бюргерса по абсолютной величине равен расстоянию между соседними атомами и ориентирован перпендикулярно линии дислокации. Аналогичное построение для винтовой дислокации в простой кубиче 3.1. Собственные дефекты Рис. 3.7. a — Сдвиг, создавший смешанную дислокацию. б — Смешанная дислокация в простой кубической решетке. Краевая плоскость скольжения совпадает с плоскостью чертежа;

черные кружки — атомы под плоскостью скольжения, белые — атомы над ней;

заштрихованный участок — ступенька, образовавшаяся в результате сдвига.

Рис. 3.8. Контур и вектор Бюргерса краевой дислокации.

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах ской решетке показывает, что и в этом случае b равен расстоянию между соседними атомами (это шаг винта в направлении линии дислокации), но направлен вдоль линии дислокации. Вектор Бюргерса — наиболее инвариантная характеристика дислокации. Он остается постоянным вдоль всей линии любой дислокации и сохраняется при ее движении [27]. Символ вектора Бюргерса показывает его направление и абсолютную величину. Общее обозначение дислокации в кубической решетке имеет вид a , где — символ n кристаллографического направления вектора Бюргерса, a — параметр решетки, а a (u2 + v2 + w2 )1/2 — его абсолютная величина.5 Так, дисn локация, вектор Бюргерса которой направлен по <110> и имеет длину a2 a 2, описывается символом 2 <110>. Теперь можно дать определение простых дислокаций через вектор Бюргерса. Краевой дислокацией называют дислокацию, вектор Бюргерса b которой перпендикулярен линии краевой дислокации. Винтовой дислокацией называют дислокацию, вектор Бюргерса b которой параллелен линии винтовой дислокации. В общем случае смешанной дислокации вектор Бюргерса может иметь иные направления относительно линии дислокации. Дислокации окружены полями упругих напряжений. Область над линией краевой дислокации, содержащая лишнюю полуплоскость, испытывает напряжения сжатия, область под линией дислокации — напряжения растяжения. Вокруг винтовых дислокаций существует поле сдвиговых (касательных) напряжений. Величина напряжений убывает обратно пропорционально расстоянию от линии дислокации [27]. Свойства дислокаций 1. Дислокации не могут обрываться внутри кристалла и должны либо замыкаться сами на себя, либо разветвляться на другие дислокации, либо выходить на поверхность кристалла. Это свойство является следствием того, что линия дислокации представляет собой кривую, вдоль которой вектор Бюргерса b остается постоянным. Для узла разветвляющихся дислокаций справедлива теорема, аналогичная теореме Кирхгофа для разветвляющихся линий токов: если все дислокации соединяются в одной точке пересечения, то сумма их векторов Бюргерса должна быть равна нулю, например, b1 + b2 + b3 = 0. Разветвляясь и снова сливаясь, дислокации образуют в кристалле плоские и пространственные сетки, определяющие мозаичную структуру кристалла.

5 Обозначение векторов Бюргерса в других решетках см. в [27].

3.1. Собственные дефекты Рис. 3.9. Схема пластического скольжения, осуществляемого путем перемещения краевой дислокации.

2. Энергия дислокации — это энергия, которая затрачивается на искажение решетки при образовании дислокации. Она складывается из упругой энергии искажений решетки и неупругой энергии ядра дислокации.6 Оценка упругой энергии, приходящейся на одно межатомное расстояние вдоль дислокации в структуре типа алмаза, показала, что Eуп Gb2, где G — модуль сдвига, и составляет 4–5 эВ [29]. Если учесть, что реальная длина дислокаций превышает десятки межатомных расстояний, и учесть неупругую энергию ядра дислокации (Eнеуп 0.1Eуп ), то ясно, что даже при температурах, близких к температуре плавления, дислокации не могут образовываться в результате тепловых флуктуаций. Таким образом, дислокации не являются равновесными дефектами. 3. Под действием внешних сил дислокации могут перемещаться скольжением и переползанием, при этом дислокации передвигаются как вдоль плоскостей скольжения,7 так и перпендикулярно им соответственно. Движение дислокаций связано с пластической деформацией кристалла. Экспериментальные данные показывают, что дислокации могут двигаться со скоростями от 109 м/с до 103 м/с в зависимости от материала и приложенного напряжения. Однако скорость дислокации в кристалле не может быть больше скорости звука, так как перемещение дислокации есть перемещение волны упругой деформации. Перемещение дислокаций в плоскости скольжения называется скольжением. Такое движение дислокаций можно в определенном смысле представить как следствие пластической деформации кристалла, связанное с коллективным перемещением атомов. В результате скольжения одной дислокации через весь кристалл происходит пластический сдвиг на одно межатомное расстояние. Однако в каждый данный момент сдвиг происходит не по всей плоскости скольжения одновременно, а путем 6 В области радиусом в несколько межатомных расстояний (5–10 A), называемой ядром дислокации, искажения решетки настолько велики, что не могут быть описаны в рамках теории упругости. 7 Плоскость скольжения для простейшего случая прямолинейной дислокации определяется как плоскость, в которой лежат вектор Бюргерса дислокации и линия дислокации.

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах последовательного перемещения атомов, находящихся у линии дислокации. Так, например, при движении краевой дислокации по плоскости скольжения (рис. 3.9) разрываются и пересоединяются связи между атомами, лежащими у линии дислокации, и при этом эти атомы совершают небольшие перемещения. В результате лишняя полуплоскость, занимавшая определенное положение в кристаллической решетке, соединяется с атомной плоскостью, находящейся под плоскостью скольжения, а соседняя атомная плоскость становится теперь лишней полуплоскостью. Таким образом, поскольку скольжение происходит путем последовательного перемещения атомов на небольшие расстояния, то для движения дислокаций в плоскости скольжения достаточно внешних напряжений намного меньших, чем напряжения, необходимые для пластической деформации совершенного кристалла без дислокаций. Плавное движение возможно и для винтовой дислокации. Однако все плоскости, которые содержат винтовую дислокацию, содержат и вектор Бюргерса, поэтому винтовая дислокация, в отличие от краевой, может скользить в любом направлении. Следовательно, все плоскости, содержащие винтовую дислокацию, являются плоскостями плавного скольжения. Переползание дислокаций происходит, как правило, перпендикулярно плоскости ее скольжения и осуществляется или присоединением вакансий (приток вакансий), или присоединением атомов (приток междоузельных атомов) к краю полуплоскости, при этом полуплоскость смещается на одно межатомное расстояние (рис. 3.10).8 На рис. 3.10 представлена краевая дислокация, линия дислокации которой переходит с одной плоскости скольжения на другую, расположенную на одно межплоскостное расстояние выше. Когда вакансия подходит к ступеньке, последняя смещается на одно межплоскостное расстояние, а сама вакансия исчезает. Аналогично поглощаются и междоузельные атомы. Смещение дислокации происходит в противоположных направлениях при поглощении вакансии или междоузельного атома. Оба процесса требуют диффузионного перемещения вакансий или междоузельных атомов к дислокации. Такое движение, носящее диффузионный характер, является результатом стремления системы к уменьшению свободной энергии за счет уменьшения упругой энергии решетки (см. п. 7). Наличие незаполненных (ненасыщенных) связей у атомов полуплоскости облегчает отрыв атомов и вакансий от дислокации или присоединение междоузельных атомов и вакансий к дислокации. Так как скорость диффузии быстро уменьшается с понижением температуры (см. гл. 8), то переползание (в отличие 8 Обратный процесс — испускание точечных дефектов краевой дислокацией — является основным источником термодинамически равновесных точечных дефектов.

3.1. Собственные дефекты Рис. 3.10. Схема переползания краевой дислокации при поглощении вакансии. Буквой A обозначена ступенька, к которой присоединяется вакансия.

от скольжения) происходит с заметной скоростью только при достаточно высоких температурах. Рассмотренный механизм переползания дислокации применим к любой дислокации, содержащей краевую компоненту. Однако винтовая дислокация не имеет «лишней» полуплоскости, поэтому переползание для винтовой дислокации в общепринятом смысле невозможно. Тем не менее, если линия винтовой дислокации скручивается в спираль, то такая спираль имеет краевую компоненту и, следовательно, получает возможность переползать. Переползание в этом случае вызывает расширение спирали в радиальном направлении. Таким образом, переползание винтовых дислокаций превращает их в геликоидальные (изогнутые по цилиндрической спирали с осью вдоль вектора Бюргерса). 4. Так как поля упругих напряжений вокруг отдельных дислокаций могут перекрываться, то дислокации могут взаимодействовать друг с другом (притягиваться, отталкиваться), если это взаимодействие приводит к уменьшению упругой энергии кристалла. Так, если сумма энергий двух дислокаций больше (меньше) энергии дислокации, образующейся при слиянии этих дислокаций в одну, то эти дислокации будут притягиваться (отталкиваться) и объединяться (распадаться) в одну (на две). Например, при сближении двух дислокаций, расположенных в одной плоскости скольжения, с одинаковыми, но противоположно направленными векторами Бюргерса сжатие и растяжение кристалла по обе стороны от плоскости скольжения взаимно компенсируются, а при сближении двух дислокаций с одинаково направленными векторами Бюргерса — увеличивается. Поэтому параллельные винтовые и параллельные краевые дислокации, лежащие в общей плоскости или в одной плоско Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах сти скольжения, взаимодействуют так же, как заряженные нити: разноименные притягиваются, а одноименные отталкиваются с силой, обратно пропорциональной расстоянию. В общем случае взаимодействие дислокаций носит более сложный характер, зависящий от взаимной ориентации векторов Бюргерса дислокаций, однако обычно действует упрощенное правило: две дислокации притягиваются, если их вектора Бюргерса составляют тупой угол, и отталкиваются, — если острый. 5. Число различных типов дислокаций в реальных кристаллах конечно. Каждая решетка Браве имеет свой, присущий только ей, набор возможных дислокаций с определенными векторами Бюргерса. Основная причина появления этого свойства заключается в том, что в общем случае вектор Бюргерса — это векторная сумма векторов трансляций решетки, взятых с целочисленными коэффициентами. Поэтому величина и направление возможных b ограничены рядом дискретных значений, определяемых структурой решетки. С другой стороны, как было показано в п. 2, упругая энергия искажений решетки при наличии дислокаций пропорциональна квадрату вектора Бюргерса. Поэтому для каждого типа кристаллической решетки существуют дислокации с наименьшими векторами Бюргерса, которые обладают наименьшей энергией, наиболее энергетически устойчивы против расщепления и наиболее подвижны. Как правило, такими дислокациями являются полные дислокации, то есть дислокации, вектор Бюргерса которых равен вектору трансляции решетки. Так, в кристаллах с о.ц.к. решеткой минимальной энергией обладают дислокации с векторами Бюргерса (a/2)<111>, в кристаллах с г.ц.к. решеткой — с векторами Бюргерса (a/2)<110>. Эти дислокации наиболее распространены в названных решетках. В качестве примера рассмотрим дислокации в структуре типа алмаза. В структуре типа алмаза энергетически наиболее выгодны дислокации с вектором Бюргерса (a/2)<110>. Любое сложное перемещение в решетке можно рассматривать как сумму последовательных трансляций в направлениях <110>. Поэтому линии простых дислокаций должны быть направлены вдоль какого-либо из направлений <110>. В решетке алмаза возможны 9 различных типов дислокаций, из которых три являются простыми, а остальные — сложными (см. табл. 3.1). Покажем это. Рассмотрим тетраэдр, образованный направлениями <110> и вписанный в куб (рис. 3.11). Вектор Бюргерса (a/2)<110> направлен вдоль ребра BC тетраэдра. Каждое ребро такого тетраэдра представляет собой линию простой дислокации, а суммирование двух ребер тетраэдра приводит к образованию линии сложной дислокации из линий двух простых дислокаций. Сложные дислокации возникают, когда линия дислокации 3.1. Собственные дефекты Рис. 3.11. Тетраэдр с ребрами вдоль направлений <110>.

последовательно меняет свою ориентировку от одного из направлений <110> к другому и в общем случае оказывается непараллельной ни одному из направлений типа <110>. Различные комбинации ребер при суммировании дают весь возможный набор сложных дислокаций. Из табл. 3.1 следует, что к простым дислокациям в структуре типа алмаза относятся: винтовая (линия дислокации совпадает с вектором Бюргерса) (рис. 3.12,а), краевая с плоскостью скольжения {100} (линия дислокации перпендикулярна вектору Бюргерса) (рис. 3.12,в) и 60-градусная дислокация с плоскостью скольжения {111} (вектор Бюргерса образует угол 60 с линией дислокации) (рис. 3.12,б). Остальные дислокации — сложные. Дислокации в структурах типа сфалерита, NaCl, вюртцита подробно рассмотрены в [27]. 6. Характерной особенностью краевых и 60-градусных дислокаций является то, что атомы, образующие край атомной полуплоскости, имеют ненасыщенные (оборванные) связи, то есть эти дислокации электрически активны в отличие от электрически неактивных винтовых дислокаций. Оборванные связи вносят вклад в энергию дислокаций. Однако основная часть энергии дислокации и в этом случае приходится на энергию упругих искажений. По проведенным оценкам энергия одной разорванной связи составляет 0.7 эВ для германия и 1.2 эВ для кремния [17], то есть в несколько раз меньше, чем упругая энергия, приходящаяся на одну атомную плоскость, пересекаемую дислокацией. 7. Взаимодействие дислокаций с точечными дефектами. Стремление к уменьшению свободной энергии кристалла вызывает эффективное взаимодействие дислокаций с точечными дефектами и прежде всего с примесными атомами. В результате этого взаимодействия атомы примеси распределяются в решетке неравномерно, как правило, группируясь вблизи дислокаций и образуя так называемые атмосферы Коттрелла.

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Рис. 3.12. Простые дислокации в решетке алмаза: а — винтовая;

б — 60-градусная с плоскостью скольжения {111};

в — краевая с оборванными связями и с плоскостью скольжения {100}. a a — линия дислокации;

b — вектор Бюргерса.

Таблица 3.1. Возможные типы дислокаций в решетке алмаза [27]. Символ линии дислокации <110> <110> <110> — {111} {100} Плоскость скольжения Число оборванных связей 0 1.41 2.83 или 3.1. Собственные дефекты NN Линия дислокации 1 2 BC AB, AC, DB, DC AD Угол между линией дислокации и вектором Бюргерса Простые 0 60 90 Сложные 30 90 {111} {111} {311} {110} {110} {100} {100} 0.82 1. 4 <211> <211> 5 6 <211> <211> <100> <100> <100> 73 13’ 54 44’ 90 45 7 8 9a 9б BC + AC, BC + BA BD + BC, DC + BC AC + AB, DC + BC AD + BD, DA + BA AD + CD, DA + CA AB + DB, AC + DC AC + DB, AB + DC AD + BC, AD + CB AC + BD, AB + CD 2.45 или 0.82 1.63 или 0 2.0 или 0 2.0 или 0 2.0 или Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Различают три типа взаимодействия дислокаций с точечными дефектами: упругое взаимодействие I рода (размерное);

упругое взаимодействие II рода (взаимодействие по модулю упругости);

электрическое взаимодействие (кулоновское). 1). Упругое взаимодействие I рода обусловлено полями упругих напряжений вокруг дислокаций и вокруг примесного атома. Знак напряжений вокруг примесного атома зависит от соотношения радиусов атомов основного вещества r0 и примеси r. В случае примеси замещения при r = r r0 > 0 возникают упругие напряжения радиального сжатия, при r < 0 — растяжения. В случае примеси внедрения напряжения всегда сжимающие. Атом, создающий растягивающие напряжения, будет стремиться в сжатую область вокруг дислокации, в то время как атом, создающий сжимающие напряжения, — в растянутую. Взаимодействие этого типа связано с краевыми дислокациями. Упругая энергия EI такого взаимодействия равна работе, совершаемой упругими силами при замене 3 атома основного вещества примесным атомом: EI Gbr0 r sin /r0 R, где G — модуль сдвига, R и sin — сферические координаты атома примеси (краевая дислокация находится в начале координат) [17]. Знак отношения r/r0 показывает, куда стремится атом примеси: в растянутую или сжатую область решетки. Характерная энергия этого взаимодействия в полупроводниках составляет 0.5 эВ. Эту же работу надо затратить и для отрыва примесного атома от дислокации. Расчеты показывают, что уже примерно на 3–5 межатомных расстояниях энергия EI kT. Это значит, что дальше этого расстояния от дислокации «облако» атомов примеси (атмосфера Коттрелла) рассасывается тепловым движением. Чем сильнее тепловое движение, тем меньше концентрация атомов примеси в облаке. 2). Упругое взаимодействие II рода обусловлено тем, что примесный атом или вакансия представляют собой малые области с упругими постоянными, иными, чем у матрицы. В этом случае энергия взаимодействия EII между дислокацией и точечным дефектом пропорциональна: EII (G)b2 /R2, где R — расстояние от точечного дефекта до дислокации [17]. В отличие от первого взаимодействия, второе сказывается лишь на очень малых расстояниях;

по порядку величины оно составляет EII 0.2 эВ. Это взаимодействие вызывает увеличение концентрации вакансий вокруг дислокаций. 3). Электрическое взаимодействие проявляется главным образом в полупроводниковых и ионных кристаллах. Оборванные связи дислокаций обычно действуют как акцепторы. В материале n-типа эти связи захватывают электроны и тем самым создают кулоновское взаимодействие 3.1. Собственные дефекты между дислокацией и положительно заряженными ионами. Величина такого взаимодействия Eэл fe2 /a, где f — доля свободных оборванных связей;

a — расстояние между оборванными связями вдоль линии дислокации;

e — заряд электрона. Максимальное значение Eэл при комнатной температуре 0.02 эВ. Влияние дислокаций на некоторые физические свойства кристалла Дислокации влияют не только на механические свойства кристаллов (пластичность, прочность),9 для которых наличие дислокаций является определяющим, но и на другие физические свойства кристаллов, например, на электрические. Дислокации подобно примесным атомам и собственным точечным дефектам могут создавать дополнительные электронные состояния в запрещенной зоне. Например, при наличии краевой дислокации атомы, образующие край атомной полуплоскости (линию дислокации), имеют ненасыщенные связи. Неспаренные электроны атомов с оборванными связями приводят к появлению дополнительных состояний. При этом возможны два случая: а) захват дополнительного электрона на ненасыщенную связь с возможным образованием разрешенного состояния электрона в запрещенной зоне (дислокация проявляет акцепторые свойства);

б) разрыв ненасыщенной связи и превращение неспаренного электрона в электрон проводимости (дислокация проявляет донорные свойства). Таким образом, краевые дислокации по электрическим свойствам оказываются сходными с примесными центрами. Однако между ними имеются и существенные различия. Дислокации образованы непрерывной цепочкой атомов основного вещества (среднее расстояние между ними очень мало вдоль дислокации), и поэтому их нельзя считать изолированными дефектами как в случае примесных атомов. Отдельные дислокации можно представить как одномерные кристаллы, которые в запрещенной зоне могут создавать энергетические дислокационные зоны. Следует заметить, что при наличие примесных атмосфер Коттрелла вблизи дислокации могут возникать и дискретные локальные уровни. Краевую дислокацию в определенном смысле можно рассматривать как заряженную линию. Если, например, проявляются акцепторные свойства дислокации, то в материале n-типа она будет заряжена отрицатель9 Наличие дислокаций делает кристалл более пластичным. Для упрочения сплавов необходимо уменьшить скорость движения дислокаций путем их торможения, закрепления и т. д. [16].

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах но и окружена цилиндрическим слоем индуцированного положительного заряда. Локальные области пространственного заряда, образующиеся вокруг дислокаций, могут приводить к рассеянию носителей заряда, тем самым снижая их подвижности, причем подвижность вдоль и перпендикулярно дислокации оказывается существенно различной. Электрическая активность дислокаций, как правило, отрицательно сказывается на свойствах полупроводниковых приборов, например, вызывает преждевременный пробой в областях прибора, где дислокация пересекает p n-переход. Дислокации оказывают существенное влияние и на время жизни свободных носителей. В чистых кристаллах нередко именно они ограничивают времена жизни неравновесных носителей заряда. Кроме того, дислокации определяют концентрацию точечных дефектов в полупроводниковых монокристаллах, так как являются их «источником» и «стоком». Области увеличенных межатомных расстояний являются потенциальными «стоками» междоузельных атомов и «источниками» вакансий в кристалле, а области сжатых межатомных расстояний — наоборот (см. п. 3). Точечные дефекты появляются также и при пересечении отдельно движущихся дислокаций, и при аннигиляции дислокаций, движущихся в параллельных плоскостях скольжения. Дислокации увеличивают скорость диффузия атомов в кристалле (см. гл. 8), ускоряют эффекты «старения» материала и другие процессы, протекающие с участием диффузии. Сгущение облаков Коттрелла вокруг дислокаций может привести к образованию включений второй фазы. В некоторых случаях дислокации могут играть определяющую роль в процессах роста кристаллов (см. гл. 4). Методы наблюдения дислокаций Существует достаточно много экспериментальных методов наблюдения дислокаций. Например, за дислокациями можно наблюдать с помощью электронного микроскопа с высокой разрешающей способностью, с помощью рентгеновской топографии. Однако особенно широкое распространение при изучении дислокаций получили методы избирательного травления и декорирования. Метод избирательного травления основан на том, что вблизи дислокаций энергия связи атомов гораздо слабее, чем в недеформированной решетке. Поэтому места выхода дислокаций на поверхность кристалла травятся специально подобранным травителем быстрее, чем окружающая дислокацию поверхность. В результате такого травления на поверхности кристалла возникают ямки травления. Подсчет 3.1. Собственные дефекты их позволяет определять одну из важнейших для полупроводниковых к ристаллов характеристик — плотность дислокаций, выражаемую числом ямок травления на квадратный сантиметр. Расположение на поверхности кристалла и форма ямок травления дают возможность исследовать свойства дислокаций. По фигурам травления можно проследить за образованием и движением дислокаций в процессе пластической деформации. Недостатком метода травления является то, что с его помощью определяются не все дислокации, а лишь те, которые выходят на поверхность образца или образуют петли на незначительной глубине от поверхности. Кроме того, ямки травления могут возникать не только в местах выхода дислокаций на поверхность кристалла, но и в местах скоплений точечных дефектов и включений второй фазы. Поэтому важна правильность идентификации ямок травления. Метод декорирования основан на том, что дислокации могут служить местами стока примесных атомов, что позволяет их выявлять. Для этого диффузией вводят в кристалл примеси, которые осаждаясь на линиях дислокаций, декорируют их. Это делает возможным их наблюдение с применением, например, инфракрасной микроскопии. В отличие от метода травления метод декорирования позволяет наблюдать дислокационную структуру не только на поверхности, но и в глубине кристалла. Существенным недостатком этого метода является необходимость нагревания и выдержки образцов при повышенных температурах, что влияет на количество и распределение дислокаций. Кроме того, к недостаткам этого метода следует отнести невозможность наблюдения за изменением дислокационной структуры. В полупроводниковых монокристаллах, выращенных в обычных условиях, плотность дислокаций колеблется в пределах ND = 104 –106 см2. Путем отжига можно понизить эту плотность до 103 –104 см2. Методы выращивания монокристаллов, практически не содержащих дислокаций, сложны и разработаны только для немногих материалов, в частности для германия и кремния и некоторых соединений AIII BV (см. гл. 7).

3.1.3. Двумерные дефекты Под двумерными дефектами понимают такие нарушения в идеальном расположении атомов в кристалле, которые обладают большой протяженностью в двух измерениях при незначительной (в несколько межатомных расстояний) протяженности в третьем. Малоугловые границы. Бюргерс предположил, что граница соединения двух монокристаллических блоков, разориентированных друг от Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Рис. 3.13. Дислокационные малоугловые границы.

носительно друга на небольшой угол, состоит из совокупности дислокаций. Экспериментальные исследования подтвердили дислокационную модель Бюргерса для границ зерен с малым углом разориентировки. Договорились поэтому совокупность дислокаций, которые образуются при сращивании различным образом ориентированных монокристаллических блоков с малым углом разориентировки (2–5 ), называть малоугловой границей (МУГ). На рис. 3.13 показана простейшая дислокационная модель малоугловой границы для случая, когда краевые дислокации, выстроенные в ряд, образуют границу блоков, симметрично разориентированных на угол. Согласно этой модели МУГ представляет собой простую наклонную границу, состоящую из совокупности одинаковых краевых дислокаций, расположенных на расстоянии D b/ одна над другой (b — длина вектора Бюргерса) в параллельных плоскостях скольжения. Анализ полей напряжений взаимодействующих дислокаций показал, что такая система одинаковых краевых дислокаций образует дислокационную сетку, которая наиболее устойчива в кристалле [27]. Заметим, что область упругого искажения решетки вблизи МУГ не распространяется далеко в глубь кристаллических блоков и ограничена в основном слоем, толщина которого равна расстоянию между дислокациями D.10 Чем больше угол разориентации, тем чаще расположены дислокации на границе между блоками. Наконец, при большой разориентации > 10–12 малоугловые границы превращаются в обычные границы меж10 Если соседние блоки повернуты один относительно другого на угол вокруг оси, перпендикулярной к плоскости границы блока, то граница состоит из совокупности винтовых дислокаций и называется границей кручения. Границы блоков общего типа включают в себя и наклон (совокупность краевых дислокаций) и кручение (совокупность винтовых дислокаций).

3.1. Собственные дефекты Рис. 3.14. Схема возникновения двойниковой границы в кристалле.

ду зернами. Границы зерен в поликристаллическом слитке образуются в результате одновременного разрастания нескольких кристаллических зародышей (см. гл. 4). В большинстве случаев растущие зерна кристаллов имеют беспорядочную кристаллографическую ориентацию. Двойники, дефекты упаковки. В условиях, неблагоприятных для скольжения, пластическая деформация кристаллов может приводить к образованию не дислокаций, а двойников или дефектов упаковки. Двойники и дефекты упаковки представляют собой дефекты, при наличии которых происходят нарушения кристаллографической ориентации частей кристалла из-за нарушения порядка чередования атомных плоскостей. Рассмотрим эти дефекты, например, в плотноупакованной г.ц.к. решетке. В этой решетке последовательность укладки плотноупакованных плоскостей {111} — это последовательность типа ABCABCABC.... В случае двойникового дефекта в г.ц.к. решетке слои {111} чередуются в последовательности ABCA BCB ACBA.... Расположение слоев слева от слоя C в выделенном блоке представляет собой зеркальное отражение расположения слоев справа от него. На рис. 3.14 показано двойникование на примере двумерной решетки. Светлыми кружками на нем представлены положения атомов до двойникования, черными — после двойникования. Величина смещения атомов в каждой из параллельных плоскостей пропорциональна расстоянию данной плоскости от плоскости двойникования. Так как при двойниковании сохраняются неизменными все межатомные расстояния, а углы между связями изменяются только в одном граничном слое, то возникновение двойниковой границы требует небольшой энергии. Двойникование полупроводниковых кристаллов является очень распространенным дефектом структуры. Как правило, этот дефект вызывается теми же причинами, что и образование дислокаций, и часто порождается скоплениями последних. Возникновению двойников способствуют также скопление примесей на фронте кристаллизации, отклонение направления роста от направления температурного градиента и механические напряжения (см. гл. 6). В случае дефекта упаковки последовательность типа ABCABCABC...

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах имеет вид ABCAB CAC ABCABC, то есть дефект представляет собой как бы тонкий двухатомный слой гексагональной упаковки в г.ц.к. решетке. Нарушение правильного чередования слоев решетки может быть создано путем добавления или изъятия слоя;

соответственно различают дефект упаковки типа внедрения и типа вычитания. Приведенный пример иллюстрирует дефект упаковки типа вычитания. Одной из возможных причин, приводящих к появлению дефектов упаковки, является пластическая деформация, происходящая путем сдвига, например, в г.ц.к. решетке по плоскости {111}. На рисунке 3.15 показан слой атомов B в плоскости (111), по которому происходит скольжение в г.ц.к. решетке. Полному сдвигу слоев, лежащих выше этой плоскости, соответствует дислокация с вектором Бюргерса (a/2)<110>;

однако такой сдвиг энергетически невыгоден. Энергия полной дислокации с вектором Бюргерса (a/2)<110> может понизиться вследствие ее распада в плоскости (111) на две дислокации с векторами Бюргерса в направлениях <121> в той же плоскости. Дислокации с векторами Бюргерса меньшими, чем параметр решетки, называются частичными;

а комплекс, состоящий из двух частичных дислокаций, связанных между собой дефектом упаковки, называют растянутой дислокацией. Проследим, как меняется порядок чередования атомов при распаде полной дислокации на две частичные с помощью рисунка 3.15. Видно, что трансляция AA переводит атомы в одинаковые положения, не меняя их чередования. Иначе говоря, если полная дислокация b1 проходит через кристалл, вызывая пластический сдвиг на b1, то структура кристалла вдоль плоскости скольжения полностью восстанавливается, а на поверхности кристалла появляется ступенька шириной b1. В противоположность этому трансляция b2 или b3, то есть сдвиг на вектор Бюргерса частичной дислокации, нарушает этот порядок, переводя лунку A в C или C в A. Таким образом, вместо прямого скольжения A A реализуется зигзагообразное скольжение A C A, и в результате меняется порядок положений слоев {111}, то есть образуется дефект упаковки.

3.1.4. Объемные нарушения Зональные упругие напряжения. При макроскопически неоднородном характере поля внешних сил, действующих на кристалл, в нем могут возникать напряжения, которые называются зональными. Эти напряжения, уравновешивающиеся в макрообъемах кристалла, существенно влияют на его свойства, а при определенных условиях могут вызывать пластическую деформацию, трещинообразование и даже разрушение кристалла.

3.1. Собственные дефекты Рис. 3.15. Схема распада полной дислокации b1 = (a/2)<110> на две частичные дислокации с векторами b2 = b3 = (a/6)<112> в плоскости плотнейшей упаковки (111).

В качестве примера рассмотрим некоторые наиболее распространенные случаи возникновения зональных напряжений. Зональные напряжения возникают при выращивании кристаллов изза наличия термических напряжений. При росте кристалла из жидкой фазы отвод тепла от его наружных слоев обычно происходит быстрее, чем от слоев, находящихся в середине. Более горячие внутренние слои мешают наружным слоям сократиться. В результате возникают термоупругие напряжения, сжимающие во внутренних объемах и растягивающие во внешних. Если эти напряжения превысят предел текучески 11 материала, то они вызовут пластическую деформацию, которая полностью или частично снимет термические напряжения. Зональные термические напряжения возникают также и при быстром охлаждении выращенного кристалла от температуры роста до комнатной температуры (см. гл. 6). Зональные напряжения возникают и на границе подложки и эпитаксиальной пленки, выращиваемой из материала, отличного от материала подложки. Помимо упругой деформации, в эпитаксиальной пленке может происходить и пластическая деформация, вызванная зональными напряжениями. Наиболее существенными факторами, влияющими на процесс пластической деформации, оказываются толщина пленки и разность коэффициентов термического расширения материалов пленки и подложки. Более подробно этот вопрос будет рассмотрен в разделах, касающихся технологии выращивания пленок (см. гл. 9). Поры. Поры — это объемные пустоты макроскопических размеров в кристаллической решетке. К появлению пор приводят скопления многих 11 Предел текучести — это напряжение, вызывающее деформацию, равную 0.2% от длины или другого размера кристалла.

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах вакансий. Поры могут образовываться в ходе выращивания кристаллов или при радиационном облучении кристаллов. Включения второй фазы. Включения второй фазы — это частицы макроскопических размеров, состав которых отличается от состава основного вещества. В кристаллах могут встречаться включения второй фазы двух типов: включения одного из компонентов соединения, образующиеся при выращивании монокристаллов (например, Pb в PbTe), и включения макроскопических частиц инородной фазы, образующиеся при выращивании легированных кристаллов (например, CdTe в кристаллах PbTe, легированном кадмием).

3.2. Примеси В этом разделе мы рассмотрим группу дефектов, которая связана с введением в полупроводник чужеродных атомов — примесей. Сначала мы приведем существующую классификацию примесей, а затем рассмотрим конкретные примеры всех типов примесей в элементарных полупроводниках и полупроводниковых соединениях. По характеру вхождения в кристаллическую решетку полупроводников примеси можно разделить на примеси замещения и примеси внедрения. Возможны ситуации, когда атомы примеси одновременно являются и атомами замещения, и атомами внедрения. В общем случае, как правило, чем меньше разность ковалентных радиусов атомов примеси и атомов основного вещества и чем меньше разность их электроотрицательностей, тем больше вероятность размещения примесного атома в узле решетки полупроводника и тем больше предельная растворимость примеси в основном веществе (см. гл. 7). Примеси могут быть электрически активными и неактивными. Электрически активные примеси влияют на электрические свойства полупроводника, а электрически неактивные — нет. К электрически активным относят примеси, которые при введении их в полупроводник образуют уровень или систему уровней в запрещенной зоне полупроводника 12 и при увеличении температуры от 0 K могут ионизоваться с изменением концентрации свободных носителей заряда в полупроводнике. К электрически неактивным примесям относят примеси, которые не образуют 12 В узкозонных полупроводниках некоторые примеси могут образовывать и так называемые квазилокальные (резонансные) уровни, которые расположены вблизи краев зон в области разрешенных состояний. Такие примеси также относятся к электрически активным. Например, примесь In в PbTe образует донорный уровень, лежащий на 0.07 эВ выше края зоны проводимости.

3.2. Примеси таких уровней и не ионизуются. Электрически активные примеси принято подразделять на доноры, акцепторы и амфотерные примеси. Донор — это структурный дефект в кристаллической решетке полупроводника, способный отдавать электроны в зону проводимости или другим примесным центрам. Доноры, отдавая электроны, не участвующие в образовании химической связи, в зону проводимости, увеличивают концентрацию свободных электронов и уменьшают концентрацию дырок.13 В полупроводнике, содержащем донорные примеси, электрический ток переносится преимущественно электронами (электроны являются основными носителями заряда, а дырки — неосновными), обусловливая примесную электронную проводимость. Такой полупроводник называется полупроводником n-типа. Акцептор — структурный дефект в кристаллической решетке полупроводника, способный присоединять к себе электроны из валентной зоны или с других примесных центров. Акцепторы, захватывая электроны из валентной зоны, увеличивают концентрацию дырок и уменьшают концентрацию свободных электронов. В полупроводнике, содержащем акцепторные примеси, электрический ток переносится преимущественно дырками (основными носителями заряда в нем являются дырки, а неосновными — электроны), обусловливая примесную дырочную проводимость. Такой полупроводник называется полупроводником p-типа. Примеси, которые в кристалле могут отдавать или принимать только один электрон и, следовательно, находиться только в двух различных зарядовых состояниях, называют простыми. Таким образом, простой донор в основном (неионизованном) состоянии — это примесь, с которой при сформировавшихся валентных связях связан один электрон;

а простой акцептор в основном состоянии — это примесь, с которой при сформировавшихся валентных связях связана одна дырка. Если же примесные атомы в основном состоянии при сформировавшихся валентных связях связывают несколько электронов или дырок, то примесь называют многозарядным донором или акцептором. Поведение примеси в полупроводнике при неизменных внешних условиях в значительной степени определяется ее положением в периодической системе. Примеси в полупроводниках характеризуются энергетическим положением уровня Ei (основное состояние) для простых доноров и акцепторов или системы альтернативных энергетических уровней (основное 13 Увеличение электрически активными примесями концентрации носителей одного знака и уменьшение другого связано с тем, что в примесных полупроводниках соблюдается соотношение np = n2 = p2. i i Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах и заряженные состояния примеси) в случае многозарядных примесей. 14 Такие уровни являются локальными, так как занимающие их электроны расположены вблизи примесных центров. Простые доноры и акцепторы, поведение которых в первом приближении описывается водородоподобной моделью [6], образуют, как правило, мелкие уровни в запрещенной зоне, расположенные вблизи краев зоны проводимости или валентной зоны, соответственно. Многозарядные доноры и акцепторы могут образовывать глубокие уровни в запрещенной зоне, расположенные вдали от соответствующих разрешенных зон. Примеси в полупроводниках ионизуются в результате теплового возбуждения, освещения или какого-либо другого внешнего воздействия. В отсутствии внешних воздействий при температуре вблизи нуля атомы примесей в полупроводниках не ионизованы.15 Энергия ионизации примеси зависит от силы связи валентных электронов примесного атома с его ядром и с электронами других атомов в кристалле. Обычно валентные электроны примесного атома, не принимающие участия в образовании химической связи в кристалле, ионизуются в первую очередь при внешних воздействиях. Энергия ионизации примеси экспериментально может быть определена из измерений температурной зависимости постоянной Холла (термическая энергия ионизации), спектральной зависимости коэффициента поглощения света и фотопроводимости (оптическая энергия ионизации). Установлено, что энергия ионизации примеси зависит от концентрации примеси и в общем случае уменьшается с ее ростом. Термин «амфотерность» происходит от греческого слова «амфотерос», что означает двойственный. Это понятие применительно к примеси в полупроводниках впервые ввел Данлэп (1955 г.) при анализе электрических свойств германия, легированного золотом. Оказалось, что примесь золота в одном и том же кристалле — германии — проявляет себя и как донор, и как акцептор. Под амфотерностью элементов принято понимать их способность образовывать положительные и отрицательные ионы. Если рассматривать амфотерные примеси в полупроводниках, то оказывается, что таких примесей не так уж много, но все же достаточно, чтобы выделить их в самостоятельный класс. К амфотерным примесям в полупроводниках относят примеси, которые в одном и том же матери14 В этой главе, если специально не оговорено, рассматриваются полупроводники с одной примесью и пренебрегается эффектами компенсации [6]. Эти эффекты могут проявляться при наличии в легированном кристалле собственных точечных дефектов и (или) одновременно нескольких примесей. 15 В сильно легированных полупроводниках ситуация может быть иной: примеси могут оставаться ионизованными и при нулевой температуре [6].

3.2. Примеси але могут вести себя и как доноры, и как акцепторы. В настоящее время все известные амфотерные примеси в полупроводниках можно сгруппировать по кристаллохимическому принципу, то есть по их размещению в кристаллической решетке. Выделяют пять типов амфотерных примесей в полупроводниках: узельные, междоузельные, диссоциативные, катионноанионные и ассоциативные амфотерные центры.

Примесные атомы, способные быть и донорами и акцепторами в одной из кристаллических позиций — в узле или междоузлии — отнесем к первым двум типам и будем их называть амфотерным узельным или амфотерным междоузельным центром, соответственно. Если примесные атомы, размещенные в узлах, являются акцепторами, а в междоузлиях — донорами, то такие примесные атомы назовем узельно-междоузельными или диссоциативными амфотерными центрами.16 Примесные центры четвертого типа, проявляющие амфотерность при замещении различных по своей природе компонентов (катионы или анионы) полупроводниковых соединений, будем называть катионно-анионными амфотерными центрами. Наконец, как всякие другие, амфотерные примеси могут образовывать сложные ассоциированные дефекты при взаимодействии друг с другом или с другими точечными дефектами. Более того, в кристалле могут возникать такие ассоциаты точечных дефектов, которые проявляют амфотерность, хотя каждый из компонентов ассоциата в отдельности и не является амфотерным. Подобные сложные амфотерные центры, являющиеся продуктами взаимодействия различных точечных дефектов, будем называть ассоциативными амфотерными центрами. В элементарных полупроводниках проявляются амфотерные примесные центры первых трех типов, а в полупроводниковых соединениях — все пять типов амфотерных центров. Для первых двух типов амфотерных центров характерно проявление амфотерности в одной и той же кристаллической позиции. В этом случае примесный центр должен имеет возможность как отдать электрон из какой-либо своей электронной оболочки в зону проводимости полупроводника, так и захватить электрон на эту оболочку. Очевидно, что обе эти возможности у одного и того же атома, первоначально находящегося в зарядовом состоянии Z0, могут быть реализованы только, если его «работающая» электронная оболочка заполнена не полностью. А это могут быть лишь атомы d- или f-элементов. Экспериментальные данные подтверждают это правило. Но, как показывает опыт, во многих случаях примеси переходных металлов не проявляют свойства амфотерности. Примеси же f-атомов часто вообще электрически нейтральны. Амфотерные примесные центры третьего типа — диссоциативные — встречаются чаще всего в элементарных полупроводниках. Из общих соображений ясно, что для равновероятного размещения примесного атома в узле и междоузлии требуются примерно равные энергии их введения в обе позиции. Однако вычисление этих энергий наталкивается на ряд трудностей, связанных прежде всего с различием взаимодействий примесного атома с окружающими атомами кристалла. В узле примесный атом вступает в химическую связь с окружающими атомами кристалла. В междоузлии же электроны окружающих атомов лишь отталкивают электроны примесного атома и поэтому химических связей между атомами окружения и примесным центром не возникает. Катионно-анионные амфотерные центры возможны лишь в полупроводниковых соединениях. Размещение одного и того же примесного атома в различных подрешетках соеди16 Заметим, что в принципе могут быть и такие диссоциативные амфотерные центры, которые проявляют, наоборот, в узлах донорный характер, а в междоузлиях — акцепторный.

Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах нения реализуется только для тех атомов, которые имеют промежуточную валентность по сравнению с валентностями компонентов соединения. Наиболее наглядно это проявляется для элементов четвертой группы периодической системы в полупроводниках A III BV. В этом случае атом CIV, размещаясь в катионном узле AIII, проявляет донорные свойства, а занимая анионный узел BV — акцепторные. При этом проявляется известное правило валентности V = ±1, справедливое для водородоподобных примесей замещения. Однако и здесь при прогнозе, будет ли та или иная примесь амфотерной в полупроводниковом соединении, возникают определенные трудности, так как упомянутое выше сходство оказалось лишь внешним, поскольку тщательное исследование показало, что амфотерные примеси четвертого типа не являются, строго говоря, водородоподобными. Вопросы о том, какие именно примеси будут проявлять электрическую активность в том или ином полупроводнике и какие из них окажутся амфотерными, требуют специального анализа. К сожалению, ответы на эти вопросы нельзя получить исходя из простых представлений о свойствах примесного атома, основанных на близости геометрических (атомных или ионных радиусов) и электрохимических (электроотрицательностей) характеристик примесного атома и той кристаллохимической позиции, которую он занимает в полупроводнике. Ни тот, ни другой критерий не могут быть использованы для атомов переходных металлов (случай амфотерных узельных и амфотерных междоузельных центров) из-за неприменимости представления о радиусах и электроотрицательностях, как о постоянных атомных характеристиках [30]. Эти критерии оказываются неприменимы и для амфотерных диссоциативных примесей по тем же причинам, что и в предыдущем случае. Прогнозирование проявления амфотерных примесных центров всех типов в полупроводниках возможно только на основе строгой теории о узельной и междоузельной растворимости примесей в полупроводниках. Современному состоянию этой проблемы, различным подходам к ее решению посвящена монография [31].

К электрически неактивным примесям в полупроводниках относятся изоэлектронные примеси. Довольно часто электрически неактивными примесями в полупроводниках бывают такие примеси, как водород, кислород, азот, а также примеси некоторых элементов, размещающиеся в междоузлиях кристаллической решетки полупроводника. Примеси подобного рода не изменяют концентрацию носителей заряда, однако могут влиять на времена жизни свободных носителей заряда и вносить вклад в излучательную рекомбинацию. Изоэлектронные примеси — это примесные атомы из той же подгруппы таблицы Менделеева, что и атомы основного элементарного полупроводника или компонента соединения, имеющие с ними одинаковое число валентных электронов и размещающиеся в узлах решетки основного вещества (например, олово в германии и кремнии;

висмут в фосфиде галлия).

3.2.1. Примеси в элементарных полупроводниках Поведение примесей в элементарных полупроводниках рассмотрим на примере их поведения в германии и кремнии. Напомним, что главным образом это поведение определяется положением примесей в периодиче 3.2. Примеси Таблица 3.2. Термическая энергия ионизации примесей элементов VA, IIIA подгрупп и Li в Si и Ge [32]. Кремний Доноры Акцепторы Атом Ei, эВ Атом Ei, эВ Li 0.033 B 0.045 Al 0.057 P 0.044 Ga 0.065 As 0.049 In 0.16 Sb 0.039 Tl 0.26 Bi 0.069 Германий Доноры Акцепторы Атом Ei, эВ Атом Ei, эВ P 0.0120 B 0.0104 As 0.0127 Al 0.0102 Sb 0.0096 Ga 0.0108 In 0.0112 Tl 0. ской системе элементов. Электрически активные примеси Элементы IIIA и VA подгрупп встраиваются в решетку германия и кремния, преимущественно замещая атомы основного вещества, и при этом ведут себя в соответствии с своей валентностью. Атом элемента VA подгруппы отдает четыре валентных электрона на образование химической связи, а один его электрон может быть переведен в зону проводимости. Атом элемента IIIA подгруппы отдает три валентных электрона на образование химической связи и может присоединить один электрон, что приведет к образованию дырки в валентной зоне. Таким образом, элементы VA подгруппы ведут себя как простые доноры, а элементы IIIA подгруппы как простые акцепторы, образуя мелкие энергетические уровни в запрещенной зоне. Термически определенные значения энергии ионизации примесей элементов VA и IIIA подгрупп, а также лития в слаболегированных Si и Ge приведены в табл. 3.2. Из таблицы следует, что энергии ионизации примесей IIIA и VA подгрупп в германии отличаются друг от друга существенно меньше, чем в кремнии. В германии энергии ионизации примесей как из одной, так и из разных подгрупп мало отличаются друг от друга и близки к значению 0.01 эВ, предсказываемому водородоподобной моделью для примесных атомов [6] и [32]. Небольшое различие в энергиях ионизации разных примесей в этом случае показывает, что для примесей IIIA и VA подгрупп в германии водородоподобная модель дает неплохое приближение. В кремнии же ситуация иная: наблюдается большая разница в энергиях ионизации примесей даже из одной и той же подгруппы, чем в германии для примесей из разных подгрупп (см. табл. 3.2). Таким образом, Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах в кремнии более сильно проявляются отклонения в значениях энергии ионизации примесей из IIIA и VA подгрупп от значений, предсказываемых водородоподобной моделью, для этих примесей. Особенно это заметно в случае In и Tl, которые являются, по существу, глубокими акцепторными примесями. Это единственные стабильные одноуровневые примеси из известных глубоких примесей. Тем не менее, и в этом случае (за исключением In и Tl) энергии ионизации примесей небольшие, поэтому при температурах, близких к комнатной и выше, атомы этих примесей ионизованы почти полностью. Наличие отклонений в значениях энергии ионизации примесей из IIIA и VA подгрупп в Si и Ge от значений, предсказываемых водородоподобной моделью, обусловлено тем, что на межатомных расстояниях потенциал, создаваемый примесным ионом, существенно отличается от потенциала точечного заряда и зависит от химической природы примеси. Эта короткодействующая часть примесного потенциала создает дополнительное по отношению к величине энергии ионизации, предсказываемой водородоподобной моделью, смещение примесного уровня, называемое химическим сдвигом. Благодаря химическому сдвигу примесные уровни разных примесей отличаются друг от друга. Как уже было сказано выше, элементы IIIA и VA подгрупп встраиваются в германии и кремнии преимущественно в узлы кристаллической решетки, однако некоторые из них могут также занимать и междоузельное положение. Очевидно, что расположенные в междоузлиях примесные атомы, ведут себя иначе, чем примесные атомы в узлах решетки. В этом случае концентрация основных носителей может отличаться от концентрации примеси в температурном интервале, соответствующем полной ионизации примеси. Например, примесь фосфора в кремнии преимущественно встраивается в узлы решетки, но часть атомов размещается в междоузлиях. Атомы фосфора в междоузлиях, по-видимому, электрически неактивны, поэтому концентрация электронов в Si, легированном P, в температурном интервале, соответствующем полной ионизации примеси, немного ниже, чем полная концентрация вводимого в кремний фосфора. Практическая значимость примесей, дающих мелкие уровни энергии в запрещенной зоне полупроводника, заключается в том, что они имеют невысокие энергии ионизации (например, в германии при температурах 10 K атомы этих элементов практически полностью ионизованы) и хорошо растворяются в легируемом материале (имеют высокие коэффициенты растворимости, см. гл. 7, и малые коэффициенты диффузии, см. гл. 8), поэтому, вводя их в полупроводники, можно в широких пре 3.2. Примеси Рис. 3.16. Энергетические уровни примесей в Si. Символы + и обозначают донорные и акцепторные уровни соответственно [32].

делах менять концентрацию электронов и дырок в них (от собственной до 1021 см3 ) и их проводимость. Подобные примеси называются легирующими. Поведение примесей в кремнии и германии усложняется по мере «удаления» их в периодической системе от элементов IVA подгруппы. Большинство примесей из I, II, VI групп и переходные металлы в слаболегированных кремнии и германии являются примесями замещения, хотя некоторые из них могут размещаться в решетке основного вещества и (или) в междоузлиях. Например, примесь меди в германии. Атомы Cu входят как в узлы, так и в междоузлия в решетке Ge. Магний, кальций, стронций и барий в кремнии и германии также могут размещаться как в узлах, так и в междоузлиях кристаллической решетки [17]. Примеси I, II, VI групп и переходные металлы образуют несколько альтернативных глубоких локальных уровней энергии в запрещенной зоне кремния и германия. Глубокие состояния, как правило, возникают, когда основной вклад в энергию связи дает не электрическое притяжение, ослабленное диэлектрической проницаемостью (водородоподобное приближение), а короткодействующий потенциал, который определяется химической природой примеси. Мелкие донорные состояния можно считать отщепившимися от зоны проводимости, а мелкие акцепторные состояния — от валентной зоны. Глубокие состояния принадлежат в равной мере обеим зонам и могут быть и донорными, и акцепторными. Положение экспериментально определенных энергетических уровней некоторых примесей из этих групп в запрещенной зоне кремния и германия приведены на рис. 3.16 и рис. 3.17, соответственно. Можно считать, что поведение примесей замещения, образующих глубокие уровни в Si и Ge, соответствует их валентности, если предположить, что в случае элементов I, II групп и переходных металлов (на Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах Рис. 3.17. Энергетические уровни примесей в Ge. Символы + и обозначают донорные и акцепторные уровни соответственно [32].

самой внешней оболочке атомов из этой группы находится по два электрона ns2 ) все валентные электроны поступают на образование связей тетраэдрического типа, а в случае элементов VI группы в образовании этих связей участвуют четыре валентных электрона и в зону проводимости могут быть переведены два валентных электрона. В решетке полупроводника в ионизованном состоянии эти примеси присутствуют в виде многозарядных ионов. Максимальное число локальных энергетических уровней, создаваемых примесью замещения в элементарном полупроводнике, как правило, равно разности между числом валентных электронов атома кремния (германия) и атома примеси. Например, Zn (IIB группа) в Ge (см. рис. 3.17). Валентность атомов Zn равна двум, для образования тетраэдрических связей в Ge этой примеси недостает еще двух электронов, что приводит к их захвату из валентной зоны и образованию двух дырок в ней, и поэтому атомы цинка в германии являются двухзарядными акцепторами. Аналогичные рассуждения показывают, что железо (VIII группа, валентность равна двум) в германии является двухзарядным акцептором, а медь (I группа, валентность равна 1) в Si является трехзарядным акцептором. Однако установлено, что Li (I группа) в решетке кремния и германия размещается в междоузлиях, что связано с его малым размером, и образует в запрещенной зоне один мелкий донорный уровень. Теллур Te (VI группа) имеет шесть валентных электронов, только четыре из которых принимают участие в образовании тетраэдрических связей в Ge, поэтому атомы теллура в германии образуют два донорных уровня. Эти рассуждения в основном подтверждены экспериментальными данными, приведенными на рис. 3.16 и рис. 3.17. Из этих рисунков и табл. 3.2 следует, что глубина залегания примесей II и III групп, как правило, увеличивается с ростом атомного номера. Аналогич 3.2. Примеси ная тенденция наблюдается и для Cu, Ag и Au (IB подгруппа). Следует отметить, что поведение переходных металлов из VII, VIII групп и с незаполненной 5d-оболочкой в Si и Ge изучено менее подробно, чем примесей остальных групп (см. рис. 3.16 и рис. 3.17). Чаще всего они образуют несколько глубоких уровней в запрещенной зоне. Как уже отмечалось выше, если эти примеси размещаются в узлах кристаллической решетки Si или Ge, то их поведение, как правило, соответствует их валентности — они являются двухзарядными акцепторами. Однако так бывает не всегда. Например, примесные атомы Fe и Mn в Ge размещаются узлах и образуют в соответствии со своей валентностью по два акцепторных уровня;

однако в Si, занимая стабильные положения в узлах при наличии в решетке вакансий, эти примеси образуют донорные уровни [32] (см. рис. 3.16 и рис. 3.17). Кроме того, примеси указанных переходных металлов могут размещаться как в узлах, так и в междоузлиях решетки полупроводника. Например, установлено, что никель в кремнии размещается как в узлах, так и в междоузлиях, причем основная часть Ni попадает в междоузельное положение. В узловом положении Ni проявляет электрическую активность и является двухзарядным акцептором, в то время как электрическая активность междоузельного никеля не обнаружена [31] и [32]. Последнее связано, по-видимому, с образованием преципитатов при охлаждении материала [32]. Еще одной особенностью переходных металлов является то, что они могут быть амфотерными примесями в Si и Ge. Амфотерными примесями в кремнии и германии, как уже обсуждалось выше, могут быть атомы с незаполненной d-оболочкой, способные быть донорами или акцепторами в одной из кристаллических позиций, или те, которые могут размещаться как в узлах, так и междоузлиях кристаллической решетки и проявлять при этом донорные и акцепторные свойства в зависимости от своего расположения. К настоящему времени экспериментально установлены следующие данные [31].

Примесные атомы переходных металлов, находящиеся в полупроводнике в неионизованном состоянии, благодаря своей электрической активности способны под внешним воздействием отдавать электроны с d-оболочки в зону проводимости или захватывать на d-орбитали валентные электроны кристалла, образуя в валентной зоне дырку. Отдача или захват электронов идут с изменением электронной конфигурации d-оболочек, то есть с изменением их заполнения электронами. Исходная конфигурация d-атома определяется его кристаллохимическим состоянием. Она зависит от типа кристалла и той позиции в кристаллической решетке, которую занимает примесный атом. Правила, по которым происходит изменение электронной конфигурации d-атома при его размещении в кристалле полупроводника, определяются моделью, первоначально установленной на основе экспериментальных данных Людвигом и Вудбери [33], а затем теоретически обоснованной Ройциным и Фирштейном [34], и поэтому сокращенно называемой РФЛВ моделью. Согласно этой моде Глава 3. Дефекты в полупроводниковых материалах ли, развитой применительно к кремнию, принимается, что при замещении узлового атома в кристаллической решетке электроны 4s-оболочки и часть недостающих (до 4) электронов 3d-оболочки примесного d-атома идут на образование ковалентной связи с четырьмя ближайшими атомами кремния;

в случае размещения примесного d-атома в междоузлии электроны из его 4s-оболочки отталкиваются электронами окружающих атомов кремния и переходят на d-оболочку, то есть в четырехвалентных кристаллах кремния и германия имеет место следующая перестройка электронной структуры d-атома: 3d n 4sm (свободный атом) 3dn(4m) — узел;

3dn 4sm (свободный атом) 3dn+m — междоузлие. Большое число экспериментальных данных подтвердило применимость этой модели и для бинарных полупроводников AIII BV и AII BVI. Поэтому в общем виде результат модели можно представить в виде схемы: 3dn 4sm (свободный атом) 3dn(Vm) — узел;

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 6 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.