WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. 11 Особенности рассеяния дырок в электропластически деформированных кристаллах германия © М.А. Алиев, Х.О. Алиева, В.В. Селезнев Институт физики Дагестанского научного центра Российской академии наук, 367003 Махачкала, Россия (Поступила в Редакцию в окончательном виде 30 января 2001 г.) Исследовано влияние специфики формирования центров рассеяния в процессе электропластической деформации на электрические свойства германия.

Исследование влияния характера дефектообразования скольжения. После шлифовки и химической полировки в процессе электропластической деформации кристал- вплавлялись индиевые контакты в высоковакуумной лов кремния на их электрические свойства выявило установке при T = 350C в течение 20 минут. Качество ряд особенностей в поведении холловской подвижно- контактов проверялось на характериографе, затем отбисти дырок [1]. Сравнительный анализ обнаруженных рались образцы с омическими контактами. Измерения особенностей и результатов более ранних работ [2–5] электропроводности и эффекта Холла проводились в по изучению влияния деформационных дефектов на интервале температур 4.2-400 K в магнитном поле подвижность носителей заряда и сопоставление их с 8 kOe при постоянном токе компенсационным методом современными представлениями об эволюции дефектных в металлическом криостате, позволяющем регулировать структур [6,7] позволили сделать некоторые предполо- и поддерживать температуру в парах гелия с точностью жения о специфике механизмов рассеяния в дефектных ±0.1 K и в парах азота ±1K.

кристаллах атомарных полупроводников. В связи с этим Нетрадиционный методико-технологический подход представляет интерес с целью лучшего понимания ха- конструирования структур, примененный нами, обогащарактера рассеяния и механизмов, отвечающих за него, ет физические свойства кристаллов и в то же время знапродолжение исследований на родственных объектах. чительно усложняет его количественное описание. Это Исследования проводились на пластически деформи- происходит от того, что деформируемое твердое тело рованных образцах германия, структурное формирова- уподобляется открытой системе, находящейся вдали от ние которых отличалось по многим параметрам, удель- термодинамического равновесия, где под воздействием ной плотности дефектов, примесному составу, характеру сдвигового напряжения спонтанно изменяются его свойдинамики дислокаций, относительной ориентации напра- ства. В точках сдвиговой неустойчивости происходит влений тока и дислокаций. самоорганизация дислокационных диссипативных струкВ данной работе приведены результаты исследова- тур [8]. Есть надежда, что на этом пути откроются возний электрических свойств монокристаллических образ- можности получения новых материалов с управляемыми цов германия, вырезанных из кристаллов, деформиро- свойствами [9].

ванных электропластическим (ЭПД) и термопластиче- На рис. 1 и 2 в двойном логарифмическом масштаским (ТПД) способами. Одновременно с деформацией бе приведены температурные зависимости холловской реализовалась диффузия примесных атомов индия вдоль подвижности дырок исследованных образцов. Как видно преимущественного выхода дислокаций. из кривых, существенное отличие в характере рассеяния Объектами исследований были монокристаллы носителей в контрольном и термопластически деформиp-германия с удельным сопротивлением = 43 · cm рованных образцах приходится на интервал T < 100 K, при комнатной температуре, исходно легированные тогда как для электропластически деформированных галлием до разностной концентрации акцепторов образцов оно начинается при более низких температуNA-ND = 9 · 1013 cm-3. Плотность ростовых дислокаций рах T < 80 K.

не превышала 102 cm-2. Кристаллы в виде призм Наиболее характерной и отличительной особенностью размерами 12 10 5 mm, ребра которых совпадали для образцов из ТПД-режима, вырезанных в поперечном с направлениями [110], [111], [112] соответственно, направлении к плоскости скольжения, как видно из деформировались вдоль оси [110] в режиме стационар- кривых 5–7 на рис. 1, является наличие минимумов ной ползучести при температуре T = 700C в течение подвижности µ(T ) в окрестности T 25 K, глубина 30 минут. Контрольные образцы проходили термообра- которых увеличивается с ростом степени деформации.

ботку в режиме деформации. Поверхность образца перед Расхождение по величине изменения подвижности для напылением примеси-диффузанта очищалась ионно- образцов после ТПД составляет более четырех порядков, плазменной чисткой. Из деформированного кристалла тогда как для образцов после ЭПД — не более двух.

для измерения электрических свойств вырезались три Добавим, что по данным электронно-микроскопических образца по трем различным направлениям: со стороны исследований плотность дислокаций в образцах после диффузии примеси, вдоль и поперек плоскостей ТПД на два порядка больше, чем в образцах после Особенности рассеяния дырок в электропластически деформированных кристаллах германия что при электропластическом способе деформирования кристалла в отличие от ТПД-режима все участвующие в процессе структурные частицы (примесные и собственные атомы, заряженные носители подсистемы — дырки и одновременно генерируемые дислокации) взаимодействуют между собой в динамическом потоке и в определенном направлении движения. Таким образом, при ЭПД-режиме условия деформации кристалла облегчены присутствием дополнительного фактора возмущения дислокационной системы в виде направленного импульса тока [10,11]. Можно также допустить, что образующиеся в процессе эволюции структуры центры рассеяния в обоих режимах отличаются и по таким свойствам, как термостабильность, электрическая и химическая активность.

Поэтому, как нам представляется, при ЭПД-режиме формируется более упорядоченная структура деформационных дефектов. Известно, что дислокации могут приводить к заметной анизотропии рассеяния, если имеется их неравномерное распределение по ориентациям [12].

Проанализируем отмеченный фактор наличия анизотропии электрических свойств образцов после обоих реРис. 1. Температурная зависимость холловской подвижности жимов деформирования. Напомним, что подвижность µ дырок в образцах p-германия, деформированных термопластибыла получена при измерении тока, направленного перчески при T = 700C: 1 —исходный образец; 2 — = 1%, пендикулярно плоскостям скольжения {111}. Понятно, с диффузией индия; 3 — = 1%, I D; 4 — = 1.5%, с что для такой ориентации рассеивающие свойства дислодиффузией индия; 5 — = 1.5%, I D; 6 — = 1%, I D;

каций должны проявляться в наибольшей мере. Подвиж7 — = 1.5%, I D.

ность µ отвечает измерениям сопротивления для тока, параллельного плоскостям скольжения. При малой деЭПД при наличии одинаковой величины деформации.

В случае образцов, деформированных в ЭПД-режиме, явных минимумов на зависимости µ(T ) не наблюдается, но видно, как крутизна температурной зависимости величины подвижности с ростом деформации растет (кривые 5–7 на рис. 2). Общим характерным фактором для обоих режимов деформирования являются: наличие анизотропии подвижности основных носителей заряда, правда для образцов из ЭПД-режима она выражена намного слабее, и одинаковое влияние примесных атомов индия, диффундирующих одновременно с генерацией дислокаций в глубь кристалла, на эффекты рассеяния.

Так, примесь-дислокационное взаимодействие при малых степенях деформации приводит к заметному уменьшению рассеяния (кривые 2 и 4 на рис. 1 и 2), а увеличение степени деформации приводит к значительному росту рассеяния носителей заряда (кривые 5–7 на рис. 1 и 2), обусловливающему аномально низкие значения подвижности, особенно для ТПД-режима.

На основании приведенных сравнений можно было бы предположить, что в обоих случаях деформации кристаллов германия генерируются одинаковые источники Рис. 2. Температурная зависимость холловской подвижности рассеяния заряженных носителей. Однако необходимо дырок в образцах p-германия, деформированных электроплаотметить, что структурное формирование генерируемых стически при T = 700C: 1 —исходный образец; 2 — = 1%, в процессе деформации новых центров рассеяния, а с диффузией индия; 3 — = 1%, I D; 4 — = 1.5%, с также их количественные характеристики для обоих диффузией индия; 5 — = 1.5%, I D; 6 — = 1%, I D;

режимов существенно различны. В частности, отметим, 7 — = 1.5%, I D.

3 Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. 1954 М.А. Алиев, Х.О. Алиева, В.В. Селезнев Приложенное вдоль оси X напряжение Vx распределяется между слоями. На пару слоев l1 и l2 приходится напряжение V Lx Vx =, N =, (5) N l1 + lLx,y,z — размеры кристалла.

Распределение Vx осуществляется пропорционально их сопротивлениям V1x l1 · =. (6) V2x l2 · Из (6) и равенства V1x +V2x =Vx имеем l1 · 2 l2 · V1x =Vx, V2x =Vx. (7) l21 + l12 l21 + lДля электрических полей, действующих в слоях l1 и Рис. 3. Схема модели кристалла с дислокационными трубками.

l2, из (7) получим 2 E1x =Vx, E2x =Vx. (8) l12 + l21 l12 + lформации и сосредоточении дислокационных скоплений в отдельных плоскостях, разделенных значительными по Для холловского напряжения из (3) и (4) следует размеру областями, свободными от дислокаций, вполне H естественно ожидать, что µ > µ; сопротивление в Ey = jx, (9) ecn параллельном направлении шунтируется свободными от дислокаций участками между выделенными плоскостями откуда для холловской разности потенциалов получаем скольжения.

H Jx Для анализа возможности изложенных качественных Ey = ·. (10) ecnj Hz объяснений рассмотрим следующую модель деформированного кристалла, схематически учитывающую неодПри измерении холловской разности потенциалов пронородность распределения дислокационных скоплений в исходит усреднение вдоль длины холловского контакта и нем, как представлено на рис. 3. Представим кристалл вдоль оси X.

в виде перпендикулярных оси X чередующихся слоев с Уравнение (10) дает следующее выражение:

различной проводимостью и концентрацией свободных H · Ix 1 l1 lносителей. Слои толщиной l1 имеют проводимость 1 и Vy = · +. (11) e · c · Lx l1 + l2 n1 nконцентрацию n1, а распределенные между ними слои толщиной l2 обладают параметрами 2, n2. Магнитное Для постоянной Холла по определению получаем поле направим по оси Z, электрические контакты — по направлениям X и Y поочередно.

1 1 l1 lR1 = · +. (12) Ток направим вдоль оси X, магнитное поле — вдоль Z, e · c l1 + l2 n1 nVH измеряется вдоль оси Y. Выражения для плотности Из выражения (4) при использовании внутри слоев тока i значений полей (8) получаем с учетом (5) jx = (Ex +iEy), (1) 1 +2i1 · 2(l1 + l2) V jx = ·, (13) i l2 · 1 + l1 · 2 Lx jy = (-iEx + Ey), (2) 1 +2ieff откуда следует значение эффективной проводимости где i = 1, 2,..., i — время релаксации в слоях, e2ni eH 1 · 2(l1 + l2) i = = eniµi — проводимость в слоях, = — eff m mc =. (14) циклотронная частота, E — электрическое поле. 1 · l2 + 2 · lУсловие jy = 0 означает, что Эффективная подвижность, согласно (14) и (12), есть Ey = Ex. (3) 1 (l1/n1 + l2/n2) eff eff µ = · R = · e 1l1 + 2lТогда из выражения (1) следует e l1/n1 + l2/n= ·. (15) jx = 2Ex. (4) m l1/n11 + l2/nФизика твердого тела, 2001, том 43, вып. Особенности рассеяния дырок в электропластически деформированных кристаллах германия Ток пропускается вдоль оси Y, холловское поле соглас- между параметрами являются сильными. Тогда для хано условию jx = 0 таково, что рактеристики параллельного направления будем иметь e · 2 Ex = - · iEy. (16) µ eff =, Reff =, eff = 2, (23) m e · c · nПлотность тока вдоль Y различна в слоях l1 и l(параметры промежуточного слоя), что естественно в jy(1) =1 · Ey, jy(2) =2 · Ey, (17) предположении о шунтировании тока высокопроводящими участками. Поведение характеристик перпендикуа заданный полный ток лярного направления зависит от взаимных отношений величин l1/n1 и l2/n2.

I = dxdz jy = LzN(l11 + l22)Ey. (18) Если принять, что Отсюда для эффективной проводимости eff находим l1/n1 > l2/n2, (24) l11 + l22 то получим eff =. (19) l1 + ll1 eff leff µ = e1/m, Reff = 1/ec, = 1. (25) Из (16) и (17) получаем для холловской разности l2n2 lпотенциалов Случай (24) отвечает экспериментальной ситуации, eff eff jy H 1l1 2l2 т. е. неравенствам µ <µ eff, R > R, < eff.

Vx = - dx·Ex = dx· = NEy +.

1 ec n1 nДопущение противоположного условия (20) Константа Холла R, согласно (20) и (18), равна l1/n1 < l2/n2 (26) 1 1l1 + 2lприводит к соотношению R = ·. (21) ec n11l1 + n22l1 l2 eeff Reff =, = ·, В итоге для эффективной подвижности находим ecn2 l2/n22 + l1/n11 m из (19) и (21) e l1/neff e 1l1 + 2lµ = ·. (27) µ eff = ·. (22) m l2/n22 + l1/nm l1 + lТогда, согласно (27) и (23), исчезает различие между Сравнивая выражения для R (12) и R (21), отметим, µ и µ. В этом нетрудно убедиться, если подобрать что при равенстве концентраций n1 и n2 константа Холла предельные численные значения параметров l, n, и становится изотропной: R = R. Таким образом, подставить их в соответствующие формулы.

чтобы связать нашу модель с результатами анизотропии Далее обсудим физическую картину проявления расподвижности, необходимо полагать n1 = n2.

сеивающих свойств дефектов при введении в пластичеИз сравнения формул для подвижности (15) и (22) ски деформируемый кристалл примесных атомов. Для следует, что слабых деформаций, когда без диффузии примесей суeff ществовала весьма большая анизотропия подвижности, µ eff = µ при 1 = 2.

в присутствии продиффундировавших акцепторных приИтак, для привязки модели к экспериментальным дан- месей индия произошло увеличение µ как в ТПД-, так ным необходимо полагать, что n1 = n2 и 1 = 2. и в ЭПД-режимах. Этоть факт может быть интерпрети рован следующим образом. Легирование индием заметБудем считать, что внутри слоя l1 рассеяние более но повышает концентрацию ионизированных примесей.

эффективно и 1 < 2. Слой моделирует плоскость скольжения с дислокационным скоплением, если размер Поскольку в результате вместо понижения произошло l1 можно сопоставить с радиусом ридовских цилиндров увеличение подвижности, причиной этому может быть или с эффективным расстоянием, на котором действует взаимное подавление двух механизмов рассеяния — дислокационная деформация. Концентрация носителей в дислокационного и примесного. Такая ситуация может этом слое уменьшена по отношению к объемной из-за осуществиться, если в дислокационном рассеянии было электростатического выталкивания из области, занятой существенно электрическое взаимодействие дислокаций заряженными дислокациями, поэтому естественно при- с носителями, обусловленное заряженностью дислокацинять, что n1 < n2. Для слабой деформации, когда онных линий.

Pages:     || 2 |



© 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.