WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 7 Неомическая прыжковая квазидвумерная проводимость и кинетика ее релаксации ¶ © Б.А. Аронзон, Д.Ю. Ковалев, В.В. Рыльков Российский научный центр „Курчатовский институт“, 123182 Москва, Россия Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 141120 Фрязино, Россия (Получена 9 ноября 2004 г. Принята к печати 25 ноября 2004 г.) Исследованы неомические свойства квазидвумерного канала прыжковой проводимости, формируемого при помощи эффекта поля, в слоях p-Si в области пересечения уровня Ферми с примесной зоной. Установлено, что зависимость электропроводности от продольного электрического поля E имеет пороговый характер и подчиняется закону: ln (E) E1/2. Температурная и полевая зависимости проводимости квазидвумерного канала хорошо объясняются представлениями о нелинейном экранировании и неомических свойствах неупорядоченных систем со случайным кулоновским потенциалом. Данный механизм нелинейности подтверждается особенностями мезоскопических флуктуаций недиагольнальной компоненты сопротивления, отражающими перестройку перколяционного кластера под действием продольного поля. Обнаружены долговременные релаксации проводимости при переходе от неомического режима к омическому, свидетельствующие о проявлении данной системой свойств электронного стекла и существенном изменении токовых путей в сильном электрическом поле.

1. Введение заполнения носителями заряда (рис. 1). Примечательно, что начиная с некоторого Vg > Vt в области пересечения Неомическая прыжковая проводимость по состояниям примесной зоны с уровнем Ферми формируется квавблизи уровня Ферми исследовалась ранее в аморфных зидвумерный (в дальнейшем — квази-2D) канал прыжполупроводниках, где часто наблюдается рост проводиковой проводимости. В этих условиях проводимость осумости с увеличением электрического поля E по закону ществляется в полосе состояний вблизи уровня Ферми (см. [1] и ссылки там) (область II, рис. 1), где соотношение числа пустых и заполненных мест приблизительно одинаково. В то вреCeErh мя как в областях, расположенных ближе к интерфейсу (E) = (0) exp, (1) kT (область I, рис. 1) и дальше от него (область III, рис. 1), превалируют либо заполненные, либо пустые состояния где e — абсолютная величина элементарного заряда, и проводимость практически отсутствует. При напряrh — средняя длина прыжка, C — численный коэфжениях на затворе Vg > Vt 2 В, когда канал квази-2D фициент. Между тем имеющиеся теоретические модели прыжковой проводимости уже сформирован, величина предсказывают в этих условиях не только закон (1), но проводимости по этому каналу практически не зависит и иной характер зависимости (E):

от напряжения на затворе, поскольку действие затворного напряжения в условиях однородного легирования ln (E) E2 или ln (E) E1/2.

сводится к сдвигу канала в глубь полупроводника без Численное моделирование также лишь качествен- изменения плотности состояний и соотношения между но описывает экспериментальную ситуацию, что, по- пустыми и заполненными местами. Постоянство (Vg) видимому, объясняется сложной и разнообразной припри Vg > 2 В иллюстрируется вставкой к рис. 1. Устародой локализованных состояний в аморфных материновлено также [3], что существенную роль в формироалах (дефекты, флуктукции состава, примеси и др.) вании данного канала играют флуктуации кулоновского и неточным знанием плотности их распределения в потенциала ионизованных примесей приповерхностной запрещенной зоне полупроводника [1].

области полупрводника, где примесная зона полностью Другой режим наблюдения прыжковой проводимости заполнена и не дает вклад в проводимость (область I, по состояниям вблизи уровня Ферми реализуется в тонрис. 1). При этом разброс состояний по энергии опредеких слоях легированного полупроводника в условиях эфляется известным механизмом, а именно, кулоновским фекта поля [2]. В этом случае с помощью напряжения на флуктуационным потенциалом. Заметим, что прыжковая полевом электроде (затворе) Vg, отделенном от полупропроводимость в полосе состояний вблизи уровня Ферми водника слоем изолятора, можно управлять положенирассматривалась лишь теоретически [4] в связи с известем уровня Ферми вблизи поверхности полупроводника ной задачей о существовании постоянной энергии актиотносительно примесной зоны и изменять степень ее вации 3 в ситуации, когда энергия для прыжка |i -j| и ¶ E-mail: aronzon@imp.kiae.ru разность между энергией Ферми µ и локализованными Неомическая прыжковая квазидвумерная проводимость и кинетика ее релаксации рого поля, закону, подобному закону Френкеля–Пула:

ln (E) E1/2/kT, в отличие от аморфных полупроводников, где ln (E) E/kT.

Обнаружено также, что при резком уменьшении поля в кинетике перехода от неомического режима проводимости к омическому могут проявляться долговременные релаксации, характерные для стекольных систем.

Вначале мы рассмотрим температурное поведение электропроводности данных объектов и покажем, что оно действительно имеет все особенности, характерные для прыжковой проводимости в полосе состояний вблизи уровня Ферми [4], сформированной кулоновскими флуктуациями потенциала. Заметим, что ранее транспортные свойства этих объектов изучались лишь в области относительно высоких температур (> 7K) [2,3,5].

2. Образцы и температурная зависимость электропроводности в слабых полях Рис. 1. Зонная диаграмма транзисторной структуры металл– окисел–полупроводник (MOS) на основе слабо компенсироИсследовались тонкие (0.5 мкм) слои p-Si с конценванного примесного p-Si. I — область отрицательно заряженных акцепторов, II — область (промежуточная) форми- трацией бора Na = 1018 см-3, снабженные двумя p+-конрования квазидвумерного канала прыжковой проводимости в тактами. Слои формировались на подложке n-Si(100) примесной зоне, III — область примесной зоны, практически (Nd = 1015 см-3) ионной имплантацией бора. Полевой полностью заполненной дырками или пустой для электроэлектрод с размерами 100 100 мкм из вырожденного нов. Ea, µ, Ev — энергетическое положение уровней акцепполикремния изолировался от p-Si слоем термического торов, уровня Ферми и края валентной зоны соответственно;

окисла толщиной 62 нм.

3 — энергия активации прыжковой проводимости в электроВ слабом продольном поле ( 10 В/см) измерялась нейтральной области. На вставке — зависимости проводимоэлектропроводность слоя p-Si в зависимости от пости структуры от напряжения на затворе при температуре тенциала полевого электрода Vg в области температур T = 10 (кривая 1) и 4.2 K(кривая 2).

4.2-20 K (при T > 20 K, как показали исследования эффекта Холла, существенный вклад в проводимость вносят свободные дырки [5]). Типичные зависимости состояниями |µ-j,i| близки.1 Расчеты [4] показывают, (Vg) при разных температурах показаны на вставке что в этом случае температурная зависимость проводик рис. 1. Эти зависимости демонстрируют возникновемости определяется механизмом с переменной длиной ние под влиянием напряжения на затворе Vg (эффект прыжка при температуре ниже некоторой Tc, однако поля) поверхностного канала обогащения (Vg < Vmin), при T 2Tc энергия активации постоянна, причем ее а в режиме обеднения (Vmin < Vg < Vin) — квази-2D величина связана простым соотношением с разбросом канала прыжкового транспорта по примесям бора [2].

состояний по энергии [4]:

Здесь Vmin — напряжение плоских зон, отвечающее минимуму кривых (Vg) =min и тем самым вкладу 3 =, (2) объемной проводимости слоя p-Si, Vin — напряжение Tc = 0.29 (N1/3rB)/k, (3) инверсии, которое в нашем случае составляет около 10 В. Заметим, что, по оценке (в приближении Шоттки), где — полуширина примесной зоны, N — число толщина слоя обеднения при приближении к инверсии состояний в единице объема, rB — их боровский радиус.

составляет 0.04 мкм, что существенно меньше толщины В данной работе представлены результаты исследоp-Si слоя (0.5 мкм).

вания неомической прыжковой проводимости в полосе Поверхностная прыжковая проводимость, как явсостояний вблизи уровня Ферми на примере слоев ствует из данных рис. 1, сначала возрастает, а при легированного, слабо компенсированного Si : B. УстаVg > Vt 2 В практически не изменяется вплоть до новлено, что зависимость электропроводности от пронапряжения инверсии. Другими словами, в нашем случае дольного электрического поля имеет в этом случае квази-2D канал прыжкового транспорта формируется пороговый характер и подчиняется, начиная с некотопри Vg 2 В. Величину его проводимости c можно В легированных полупроводниках обычно |µ-j,i | |i-j | и найти, вычитая из полной электропроводности структуэнергия активации совпадает с положением уровня Ферми относительно положения максимума плотности состояний [4]. ры (Vg) в области плато величину, соответствующую Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 846 Б.А. Аронзон, Д.Ю. Ковалев, В.В. Рыльков то из теории нелинейного экранирования [4] следовало бы ожидать его амплитуду V0 100 мэВ. Эксперимент, c однако, свидетельствует, что амплитуда V0 23 должна составлять 8 мэВ. Данное противоречие устраняется, если сделать естественное допущение, что электроны на атомах бора вблизи границы области I (рис. 1), отделяющей полностью заполненную и почти пустую примесную зону, являются подвижными и, с одной стороны, формируют квази-2D канал прыжкового транспорта, а с другой — экранируют флуктуационный потенциал.

Для нахождения амплитуды этого потенциала можно воспользоваться аналогией с задачей об экранировании двумерным электронным газом флуктуаций потенциала доноров, равномерно распределенных в окружающем слой электронов пространстве [7,8]. При этом Рис. 2. Температурные зависимости квази-2D прыжковой проводимости c (1) и проводимости структуры в условиях V0 = Ae2Ni/n, (4) плоских зон min (2) при напряжении на затворе, отвечающем где A — коэффициент порядка единицы, Ni — конминимальному значению.

центрация ионизованных центров, — диэлектрическая проницаемость полупроводника, n — поверхностная концентрация носителей заряда в двумерном канале.

вкладу объемной проводимости слоя p-Si, т. е. значеВ нашем случае Ni = Na, а n также определяется конние min: c =[ (Vg)-min], где Vg 2В [2,3]. Темперацентрацией акцепторов в пределах одного монослоя [2]:

турная зависимость квази-2D прыжковой проводимости 2/n Na. Следовательно, амплитуда случайного потенc(T ), полученная с использованием данной процедуры, c 1/циала V0 23 Ae2Na /. Заметим, что в объеме представлена на рис. 2. Для сравнения на рис. 2 также легированного слабо компенсированного полупроводниприведена зависимость проводимости структуры от темка p-типа энергия активации прыжковой проводимости f пературы в минимуме min(T ), т. е. в условиях плоских 1/3 = 3 = 0.99e2Na / [4]. Из сопоставления с презон. Видно, что проводимость min(T ) изменяется акти- f c дыдущим выражением видно, что величины 3 и f вационным образом с энергией активации 3 = 8.1 мэВ, f c должны быть линейно связаны: 23 A3. С учетом совпадающей с энергией активации 3 прыжковой проf c экспериментально найденных значений 3 и 3 получим водимости в объеме p-Si при том же уровне легироA 1, что представляется разумным.

вания [6]. На графике c(1/T ) в области относительТаким образом, представленный выше анализ темпено высоких температур также проявляется область с ратурной зависимости квази-2D прыжковой проводимопостоянной энергией активации, однако ее величина f сти c свидетельствует о том, что прыжковый транспорт c 3 = 3.9 мэВ заметно меньше (в 2 раза), чем 3. При в нашем случае осуществляется в полосе состояний T 6 K зависимость c(1/T ) начинает выполаживаться, вблизи уровня Ферми, причем разброс этих состояний что свидетельствует о переходе к режиму проводимости по энергии обусловлен случайным кулоновским потенс переменной длиной прыжка. Оценим температуру циалом. Далее мы рассмотрим область сильных электриперехода Tc к режиму проводимости с переменной ческих полей, где данное обстоятельство проявляется длиной прыжка, используя соотношения (2), (3) и экссущественным образом. В частности, будет показано, c периментально найденное значение 3 = 3 = 3.9 мэВ.

что основные закономерности в поведении c от проУчитывая, что радиус локализации легких дырок на дольного электрического поля хорошо объясняются в атомах бора в Si составляет rB = 23 [6], получим рамках модели Шкловского о неомической проводимоTc = 3.5 K. Согласно [4], переход к проводимости с сти перколяционных систем со случайным кулоновским постоянной энергией активации должен происходить потенциалом [9].

при T 2Tc, т. е. в нашем случае при T 7K, что хорошо согласуется с данными эксперимента.

3. Неомическая квази-2D прыжковая Рассмотрим теперь особенности энергетического уширения примесной зоны. Как отмечено выше, данное уши- проводимость и кинетика рение является следствием генерации флуктуацинного ее релаксации потенциала ионизованными атомами бора в приповерхностной области полупроводника, где примесная зона Известно, что нелинейность вольт-амперных характеполностью заполнена (рис. 1) [3]. Если полагать, что ристик (ВАХ) классических 2D систем с инверсионным случайный потенциал экранируется только объемными или встроенным каналами проводимости связана, как подвижными зарядами с концентрацией, равной кон- правило, с концентрационными эффектами [10]. Дейцентрации компенсирующих доноров (Nd = 1015 см-3), ствительно, увеличение тянущего продольного напряжеФизика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Неомическая прыжковая квазидвумерная проводимость и кинетика ее релаксации ния Vd на стоковом электроде в таких системах всегда сопровождается уменьшением концентрации носителей проводимости у стока и перераспределением электрического поля E вдоль канала, что приводит к сублинейному поведению ВАХ [10]. Подобный концентрационный эффект может иметь место и в нашем случае, с тем однако отличием, что он должен возникать пороговым образом при разности потенциалов между затвором и стоком структуры V =(Vg-Vd) 2 В, т. е. при истощении квази-2D канала прыжковой проводимости у стока.

В то же время при V 2 В продольное поле можно считать однородным, а его величину равной E = Vd/l, где l — расстояние между токовыми контактами, определяемое в данных структурах длиной затвора (100 мкм).

Несложно показать, что по сути это является следствием независимости величины проводимости c от ширины области пространственного заряда при Vg 2В. Важно, что данное обстоятельство позволяет исследовать неомичность квази-2D прыжковой проводимости в достаточно широком диапазоне полей при однородном его распределении вдоль канала, в частности, при напряжении на затворе, близком к инверсии (Vg 10 В) вплоть до полей E 800 В/см.

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.