Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Сканирующая зондовая микроскопия - как метод исследования свойств приборных наноструктур 13
1.1 Виды сканирующей зондовой микроскопии 13
1.2 Исследование топографии поверхности
1.3 Особенности СЗМ зондов 17
1.4 Исследование механических свойств 20
1.5 Измерение тока 22
1.6. Электросиловые методы ССМ 24
1.7 Кельвин-зонд микроскопия (КЗМ) 27
1.8 Градиентная Кельвин-зонд микроскопия (ГКЗМ) 30
Глава 2 Исследование поведения зарядов в нанотонких диэлектрических слоях методами Кельвин зонд микроскопии 36
2.1 Введение 36
2.2 Объект и метод исследования 40
2.3 Сопоставительный анализ распространения зарядов в слоях Si02 и Si3N4 42
2.4 Поведение зарядов в нанотонких слоях LaSc03 , 56
2.5 Выводы 61
Глава 3 Исследование распределения поверхностного потенциала на сколах приборных гетероструктур на основе соединений А3В5 63
3.1 Введение 63
3.2 Исследование морфологии зеркал лазерных гетероструктур на основе GaAs/AlGaAs 67
3.3 ГКЗМ исследования поверхности сколов п+ - п" - р+ GaAs структур 73
3.4 КЗМ исследование фото диодной ІгіАзЛпАзо.ввЗЬо.іг/ІпАзБЬР структуры 87
3.5 ГКЗМ исследование светодиодной гетероструктуры II типа InAsSbP/InAs с двухцветной люминесценцией 93
3.6 Выводы 99
Глава 4 СЗМ исследование электрофизических свойств GaAs нанопроводов .101
4.1 Введение 101
4.2 Описание образцов 104
4.3 ГКЗМ исследование GaAs НИ с металлическими контактами 106
4.4 Особенности измерения ВАХ НП с помощью СЗМ зонда 112
4.5 СЗМ иследование проводимости GaAs НП 119
4.6 Фотопроводимость GaAs НП 131
4.7 Выводы 140
Заключение 142
Список литературы
- Исследование механических свойств
- Сопоставительный анализ распространения зарядов в слоях Si02 и Si3N4
- ГКЗМ исследования поверхности сколов п+ - п" - р+ GaAs структур
- ГКЗМ исследование GaAs НИ с металлическими контактами
Введение к работе
Актуальность темы
В связи с быстрым уменьшением размеров приборов и устройств электроники в диапазон субмикронных и уже нано размеров существует нарастающая необходимость в изучении свойств современных материалов и приборных структур со столь же высоким латеральным разрешением. Этим требованиям хорошо отвечает применение высокочувствительных методов сканирующей зондовой микроскопии (СЗМ), обладающих возможностью исследования практически любых свойств поверхности с субмикронным латеральным разрешением [1]. В СЗМ методах изучаемые поверхности зондируются наноострыми зондами, что и определяет получение высокого разрешения.
Одним из важных направлений СЗМ является применение методов Кельвин-зонд микроскопии (КЗМ), детектирующих электростатическое взаимодействие между зондом и исследуемой поверхностью, которые позволяют получать информацию о распределении зарядов и электрических полей в материалах и приборных структурах, проясняющую особенности протекающих в них электронных процессов. К сожалению, недостаточное пространственное разрешение стандартного КЗМ метода довольно долго сдерживало его активное применение для изучения свойств субмикронных и нано структур. В стандартном методе КЗМ детектируется сила кулоновского взаимодействия зонда с поверхностью. Из-за дальнодействующего характера кулоновского взаимодействия во взаимодействии участвует не только острое окончание зонда, но и его боковые стенки и даже несущая острие консоль зонда. В результате, пространственное разрешение классического метода КЗМ редко бывает лучше 1 мкм. Разработка в последнее десятилетие градиентного метод КЗМ (ГКЗМ) привела к резкому повышению разрешения метода до 10-20 нм [2]. Повышенное разрешение градиентного ГКЗМ метода связано с тем, что в данном методе регистрируется градиент кулоновской силы в направлении перпендикулярном поверхности и его быстром спадании при удалении от поверхности. Это приводит к регистрации в методе взаимодействия поверхности преимущественно только с окончанием зонда.
Применение сочетания КЗМ и ГКЗМ методов позволяет эффективно и с большой детальностью исследовать свойства широкого спектра материалов и структур современной микро- и наноэлектроники. В качестве разнообразных целей исследований можно назвать изучение поведения зарядов в тонких диэлектрических слоях, являющихся функциональными вставками в различных транзисторах, включая транзисторы с эффектом памяти, определение распределений встроенных и внешних электрических полей в полупроводниковых светоизлучающих и приемных приборных структурах, выявление положений р-n и гетеропереходов в них, изучение поверхностных состояний и их подавления методами пассивации поверхности, а также новых объектов наноэлектроники, как например, полупроводниковых нанопроводов (НП) и приборных структур на их основе, и другое.
Цель диссертационной работы заключалась в развитии и применении методов сканирующей Кельвин-зонд микроскопии для исследования электрофизических свойств материалов и структур современной микро- и наноэлектроники, а именно: нанотонких слоев диэлектриков SiC>2, Si3N4, LaScCb, гетероструктур на основе соединений GaAs, InAs и близких к ним твёрдых растворах, а также GaAs НП в целях оптимизации их применения в приборных разработках.
Для достижения целей работы решались следующие задачи:
Исследование механизмов распространения и сохранения локально
инжектированных зарядов в нанотонких слоях БіОг и Si3N4 при различных температурах и
условиях. Определение параметров диффузии локально инжектированных носителей заряда. Разработка способа оценки количества локально инжектированных зарядов в диэлектрических слоях на основе КЗМ измерений.
Исследование механизмов утечки зарядов в нанотонких слоях high-k диэлектрика (є=33) ЬаБсОз на Si подложке и сопоставление с результатами исследований слоев БіОг и Si3N4. Определение степени влияния пограничного с подложкой SiOx слоя, а также влияния толщины диэлектрических слоев на утечку зарядов.
Изучение распределения встроенных и приложенных извне электрических полей в светодиодной гетероструктуре II типа InAsSbP/InAs с двухцветной люминесценцией.
Изучение распределения встроенных и приложенных извне электрических полей в фотодиодной гетероструктуре InAs/ InAsSb/ InAsSbP/ InAsSb I InAsSbP для среднего ИК диапазона. Определение положения р-n и гетеропереходов с целью оптимизации параметров приборов на основе гетероструктуры.
Изучение особенностей распределения поверхностного потенциала на поверхности скола (ПО) детекторной структуры n - n"-p GaAs (100) при различных внешних условиях: внешнее напряжение, оптическое возбуждение. Определение положения электрических переходов. Исследование влияния химической нитридной пассивации в гидразин-содержащих растворах на распределение поверхностного потенциала.
Исследование влияния поверхностной обработки на морфологию зеркал мощных AlGaAs/GaAs лазеров. Определение оптимальной процедуры обработки, позволяющей существенно повысить оптическую мощность лазеров.
Разработка методик СЗМ исследований механических свойств и проводимости GaAs НИ, сохраняющих ростовой контакт с подложкой. Определение модуля Юнга исследуемых GaAs НИ с целью создания стабильного электрического контакта с СЗМ. Изучение особенностей механизмов проводимости сильно и слаболегированных GaAs НИ. Изучение влияния химической нитридной пассивации (в гидразин-содержащих растворах) и химической сульфидной пассивации (в растворах сульфида натрия) на проводимость GaAs НИ. Сопоставление эффективности и долговечности нитридной и сульфидной пассивации GaAs нанопроводов.
Исследование фотопроводимости GaAs нанопроводов различных типов и уровней легирования. Определение основных факторов, влияющих на фотопроводимость.
Научная новизна работы заключается в следующем:
На примере структуры LaSc03/Si с интерфейсным SiOx слоем показана возможность одновременного исследования КЗМ методом поведения инжектированных зарядов в отдельных слоях многослойных диэлектрических наноструктур.
Для диэлектрических слоев ЬаБсОз показано существенное подавление скорости латеральной диффузии в сравнении с классическими диэлектрическими слоями БіОг и Si3N4.
Обнаружено накопление электронов на (ПО) GaAs поверхности детекторной структуры n - n"-p GaAs (100) в области п"-п перехода при приложении к структуре обратного смещения.
Обнаружено накопление дырок на поверхности р -GaAs НИ вблизи барьера Шоттки, вызывающее гистерезис вольт-амперных характеристик НИ.
Разработана СЗМ методика определения модуля Юнга нанопроводов, наклоннорастущих на подложке. Обнаружено в 2-3 раза меньшее значение модуля Юнга у изучавшихся GaAs НИ, по сравнению со значениями в объёмном GaAs.
Произведено сравнение эффективности и долговечности влияния химической нитридной и сульфидной пассивации на проводимость GaAs нанопроводов различных типов и уровней легирования. Показано превосходство по обоим параметрам нитридной пасивации.
Исследована проводимость и фотопроводимость слаболегированных GaAs НП. Установлена определяющая роль поверхностных состояний в транспорте носителей заряда.
Научная и практическая значимость выполненной работы заключается в том, что автор с помощью КЗМ и ГКЗМ методов исследовал распределения зарядов и электрических полей в материалах и приборных наноструктурах различного рода и выявил новые данные, проясняющие их свойства и особенности функционирования создаваемых на их основе приборов. Представление о научной значимости выполненных исследований можно составить на основании приведенных выше новых результатов, полученных в работе.
Практическая значимость диссертационной работы выражена следующим образом:
Определён оптимальный способ обработки поверхности зеркал мощных AlGaAs/GaAs лазеров, позволяющий в 2 раза увеличить выходную оптическую мощность.
Определено положение р-n перехода в фотодиодной гетероструктуре InAs/ InAsSb/ InAsSbP/ InAsSb I InAsSbP для среднего ПК диапазона, позволившее оптимизировать параметры фотодиода.
Разработана методика определения модуля Юнга нанопроводов, наклоннорастущих на подложке. Для реализации методики требуется только один прибор -атомно-силовой микроскоп.
Разработана СЗМ методика исследования проводимости химически пассивированных нанопроводов наклоннорастущих на подложке. Впервые произведена химическая нитридная пассивация GaAs НП. Стабильные и эффективные нитридные покрытия могут быть использованы для успешного применения GaAs НП в приборах оптоэлектроники.
На защиту выносятся следующие основные положения:
-
В многослойных диэлектрических наноструктурах методы сканирующей Кельвин зонд микроскопии позволяют независимо и одновременно для каждого диэлектрического слоя изучать латеральную диффузию и утечку в подложку локально инжектированных зарядов.
-
Скорость диффузии локально инжектированных зарядов в нанотонких high-A: диэлектрических слоях ЬаБсОз, на кремниевой подложке на порядок меньше скорости диффузии инжектированных зарядов в слоях БіОг и Si3N4. Наличие на интерфейсе LaSc03/Si переходного слоя SiOxзначительно ускоряет утечку зарядов из слоя ЬаБсОз в Si подложку.
-
На боковой (ПО) поверхности n-n"-p+ GaAs(lOO) структуры при приложении запирающего напряжения происходит накопление электронов в области п -п" перехода. Подобный эффект накопления зарядов на (ПО) поверхности p-GaAs нанопроводов вблизи Шоттки-контактов приводит к значительному изменению величины их проводимости и появлению гистерезиса вольт-амперных характеристик.
-
В слаболегированных GaAs нанопроводах приповерхностная область пространственного заряда занимает весь их объём, в результате чего проводимость и фотопроводимость определяются скоростью поверхностной рекомбинации.
-
Химическая нитридная пассивация GaAs нанопроводов в гидразин-содержащих растворах (N2H4) является более эффективной по сравнению с методиками сульфидной пассивации, обеспечивая большее увеличение проводимости GaAs нанопроводов и более длительное время сохранения эффекта пассивации в атмосферных условиях.
Достоверность и надежность результатов. Достоверность результатов экспериментов
обеспечена продемонстрированной воспроизводимостью измерительных данных, а также сравнительным анализом полученных результатов с имеющимися теоретическими моделями и литературными данными.
Апробация работы. Результаты работы докладывались на XV международном симпозиуме «Нанофизика и Наноэлектроника» (Нижний Новгород, 2011); на 18, 19 и 21 международных симпозиумах «NANOSTRUCTURES:PHYSICS AND TECHNOLOGY» (Санкт-Петербург, Екатеринбург, Санкт-Петербург, 2010, 2011 и 2013); на 23, 24 и 25 Российских конференциях по электронной микроскопии, «РЭМ» (Черноголовка, 2011-2013); на конференциях по физике и астрономии для молодых ученых Санкт-Петербурга и Северо-запада «Физика СПб» (Санкт Петербург, 2011, 2012); на международной зимней школе по физике полупроводников (Санкт-Петербург, 2011); на XXIV всероссийской конференции «Современная химическая физика» (Туапсе, 2012) и обсуждались на семинарах в ФТИ им. А. Ф. Иоффе и СПбГЭТУ «ЛЭТИ».
Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 24 научных работах, из них 9 публикаций в ведущих рецензируемых изданиях, рекомендованных в перечне ВАК.
Методы исследования. Все основные результаты получены на АСМ приборах NTEGRA AURA и NTEGRA SPECTRA отечественной фирмы НТ-МДТ.
Личный вклад автора заключался в выполнении экспериментальной части работы, а также участии в анализе и интерпретации полученных результатов и написании статей.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырёх глав, заключения и библиографического списка из 132 наименований. Основной текст работы изложен на 160 страницах, включает в себя 3 таблицы и 66 рисунков.
Исследование механических свойств
При приближении зонда к поверхности некоторое время не происходит отклонения балки кантилевера (горизонтальная кривая 1), затем зонд попадает в область притяжения, что может вызывать резкий прыжок к поверхности («прыжок в контакт» участок 2 силовых кривых). При дальнейшем приближении к поверхности, зонд начинает отталкиваться и кантилевер изгибается в другую сторону (участок 3). Наклон силовой кривой на участке 3 определяется упругими свойствами зонда и поверхности. При упругих взаимодействиях участок 3 описывается прямой линией. Если локальная жёсткость поверхности много больше изгибной жёсткости кантилевера, то при взаимодействии зонда с поверхностью будет происходить изгиб только балки кантилевера (сплошная и пунктирная кривые на Рисунке 3) и такие силовые кривые называются «опорными». Для определения механических свойств исследуемого объекта жёсткость кантилевера должна быть сопоставима с жёсткостью объекта, тогда при получении силовых кривых будет происходить как изгиб кантилевера, так и прогиб поверхности (штрих-пунктирная кривая Рисунок 3). Если из силовой кривой соответствующей «мягкому» объекту вычесть «опорную», то получится зависимость силы прижима от величины деформации исследуемого объекта, наклон которой будет характеризовать контактную локальную жёсткость объекта.
Наличие слоя адсорбированной влаги также влияет на вид силовых кривых. Действительно, на кривой отхода (синяя кривая) наблюдается прыжок из контакта (участок 2), который отличается от прыжка в контакт на кривой подхода. Отличие связано с эффектом капилярности, который создаёт дополнительную силу притягивающую зонд к поверхности, и при отводе зонда точка отрыва смещается в область больших z.
Таким образом, СЗМ позволяет исследовать механические свойства различных нанообъектов. Например, были определены модули Юнга углеродных нанотрубок [3], золотых нанопроводов [4] и др.
Проводящий СЗМ зонд можно использовать как мобильный электрод. Таким образом, при наличии второго контакта к нижней стороне образца, возникает возможность получения ВАХ в произвольной точке поверхности. Метод, в котором в контактном режиме производится сканирование зондом поверхности с приложением между ними напряжения, и регистрируется протекающий ток, называется микроскопия сопротивления растекания. Применение этого метода позволяет количественно характеризовать, например, профили легирования в кремниевых транзисторах [5], определять положение р-п перехода [6], исследовать уровни квантования в квантовых точках [7].
Однако, количественная оценка возможна при создании стабильного электрического контакта между зондом и поверхностью. Также желательно, чтобы сопротивление зонда и контакта было меньше сопротивления исследуемого объекта. Отметим, что сопротивление самого кончика зонда значительно больше сопротивления стенок пирамиды острия, поскольку площадь стенок пирамиды больше площади острия. Поэтому, очень часто, при исследовании достаточно высоких объектов, между стенками объекта и стенками пирамиды зонда создаётся протяжённый контакт, а между вершиной объекта и остриём зонда - точечный контакт. В результате регистрируемое сопротивление у стенок объекта будет много меньше сопротивления вершины объекта.
Поверхность полупроводников в атмосферных условиях покрывается слоем естественного оксида различной твёрдости. Толщина естественного оксида в полупроводниках может составлять несколько нанометров, при этом в случае Si трудно проколоть зондом оксид, а в случае III-V полупроводников это возможно. В частности, мы научились прокалывать зондом оксид на поверхности GaAs. Это открыло возможность получения стабильных ВАХ. На Рисунке 4 представлены характерные ВАХ полученные зондом с алмазным покрытием на поверхности сильнолегированного GaAs при различных силах прижима зонда к поверхности. Отчётливо видно, что при слабых прижимах, когда ещё не происходит прокалывания оксида, ВАХ - шумящие с наличием участков с резким увеличением тока, соответствующим электрическому пробою оксида. При сильном прижиме, ВАХ - не шумящая и качественно похожа на ВАХ для контакта металл-полупроводник, с уровнем легирования п+=1 1018см-3.
Сопоставительный анализ распространения зарядов в слоях Si02 и Si3N4
Выражение (12) может быть использовано для оценки полного заряда Q локально инжектированного в диэлектрический слой и распределённого по ЗП. Оценим теперь количество заряда в слое Si02, соответствующего ЗП, представленным на Рисунке 13. СЬмин=3.9«104 е, СЬомин=3.6 104 е, Q25MHH=3.6»10 е. Таким образом, заряд сохраняется в диэлектрическом слое, что согласуется с приведёнными выше оценками.
Рассмотрим теперь механизм латерального распространения зарядов в диэлектрическом слое. Известно два возможных механизма (Рисунок 15 а). Первый механизм заключается в электростатическом Кулоновском взаиморасталкивании зарядов. Действительно, заряды, находящиеся на краях ЗП отталкиваются электрическим полем Е, создаваемым зарядами в центре ЗП. Тянущее поле приводит к движению зарядов и соответствующему току j=puE, где fi - подвижность зарядов. Второй механизм заключается в диффузионном движении зарядов, т.е., в случайных передвижениях зарядов по ловушечным центрам в диэлектрике. Диффузионная составляющая тока описывается выражением j=-DAp, где D - коэффициент диффузии.
Эволюция зарядовой плотности описывается системой из двух уравнений: уравнения непрерывности — + div{p\iE - DVp) = О dt И уравнения Максвелла связывающего плотность заряда и электрическое поле divE = —— є Аналитическое решение этой системы в общем виде затруднительно. Достаточно подробно, с использованием численных методов, латеральное распространение зарядов рассмотрено в работе [44]. Однако, также возможны некоторые количественные оценки на основании соотношения дрейфовой и диффузионной составляющих тока. Сразу после зарядки, заряд сконцентрирован в малой области соответствующей площади контакта зонда и диэлектрического слоя, в этом случае преобладающим механизмом является ъ Кулоновское взаиморасталкивание. Затем, когда ЗП становится шире, напряжённость электрического поля ослабевает. Таким образом, распространение зарядов на больших временах должно определяться уже диффузионным механизмом. Этот механизм описывается хорошо известным выражением L (t) Dt.
На Рисунке 15 б представлен график зависимости квадратов полуширины ЗП от времени для слоя Si02 полученный в условиях форвакуума. Линейный характер экспериментальных кривых подтверждает преобладание диффузионного механизма в распространении инжектированного заряда в слое диэлектрика на больших временах. По наклону кривой изображённой на Рисунке 15 б, можно определить коэффициент диффузии, который составил D=1.5«10"n см2/с. Используя соотношение Эйнштейна p,=eD/kT, которое позволяет оценить подвижность заряда, было получено значение ц=6«10"1 см /В#с. Столь малое значение подвижности следует соотнести прыжковому механизму проводимости.
Линейная аппроксимация временной зависимости, приводит к значениям размеров ЗП на уровне 300 нм, что много больше размеров контакта СЗМ зонда и диэлектрического слоя. Это означает, что сразу после зарядки имело место быстрое электростатическое расталкивание зарядов.
Интересно отметить, что в работе [44] было показано, что в Si02 влияние дрейфового механизма сопоставимо с диффузионным, если на площади 1мкм распределено 1000 элементарных зарядов. В нашем случае, на сопоставимой площади, даже спустя длительное время после зарядки, находится на порядок большее количество зарядов (Q25MHH=3.6»104 е), что должно приводить к существенному влиянию дрейфового механизма при больших временах после зарядки. Однако, экспериментально этого не наблюдается (см. Рисунок 15 б). Действительно, при существенном вкладе дрейфового механизма зависимость L2(t) была бы не линейной. Причины расхождения эксперимента и теоретического предсказания, до конца не ясны. Возможным объяснением является то, что теоретическая модель не учитывает энергетический спектр ловушечных центров в диэлектрике, по которым происходит движение зарядов. Действительно потенциальная энергия кулоновского поля может быть меньше характерной высоты энергетического барьера, который необходимо преодолеть для «прыжка».
Механизм распространения зарядов в слоях Si3N4
Прежде всего, отметим что, как и в случае SiC 2 слоя, порога зарядки для слоя Si3N4, практически не наблюдалось. Ухода зарядов из слоя Si3N4 в подложку также не было замечено. На Рисунке 16 представлен график зависимости квадратов полуширины ЗП от времени для слоя Si3N4 и Si02 (для сравнения). Исследования производились в форвакуумных условиях. Как и в случае Si02 слоя, зависимости имеют линейный вид, что говорит о диффузионном механизме латерального движения зарядов. Значение коэффициента диффузии полученное из графика для измерений выполненных в условиях вакуума составило D=0.2«10"n см2/с, подвижность носителей заряда ц=8» 10" см /В«с. Отметим, что полученное значение коэффициента диффузии на порядок меньше значения, соответствующего Si02 слою. О 200 400 600 800 1000 1200
На Рисунке 17 представлен график зависимости квадратов полуширины ЗП от времени для слоя Si3N4. Исследования производились в атмосферных и вакуумных условиях. Значение коэффициента диффузии для измерений выполненных в атмосферных условиях составило D=2,5«10"10 см2/с, что на два порядка превышает значения полученные в вакууме. Столь сильное увеличение диффузии в атмосферных условиях вызвано наличием поверхностной адсорбированной водной плёнки, которая увеличивает проводимость. Вакуум в значительной мере убирает поверхностную водную плёнку, что приводит к уменьшению скорости распространения зарядов.
ГКЗМ исследования поверхности сколов п+ - п" - р+ GaAs структур
Таким образом, при использовании КЗМ в качестве метода для исследования данных структур, получаются искажённые данные о топографии поверхности и виде распределения потенциала на ней, связанные с недостатками метода.
Обратимся теперь к результатам ГКЗМ исследований контактных разностей потенциалов на поверхностях сколов заземленной структуры без приложения внешних напряжений. Анализ этих данных позволяет охарактеризовать в структуре изменение положения уровня Ферми на поверхности скола на всей длине п"-слоя и получить информацию о степени компенсации примесей в п"-слое и глубине проникновения компенсирующей примеси Сг первоначально в п"-слой.
Для контроля освещённости поверхности были приняты специальные меры. Исследования проводились под вакуумным колпаком, который имеет прозрачное стекло. Через это стекло можно освещать белым светом исследуемую структуру и наоборот, если стекло закрыть, то структура будет в темноте. Этот аспект является важным, так как при воздействии дневного света в GaAs структурах возникает фото-ЭДС. Кроме того, для полного затемнения изучаемой поверхности использовалась нестандартная сканирующая головка, оснащённая инфракрасным лазером с длинной волны 1,3 мкм, свет которого не поглощается в GaAs и не приводит к оптическому возбуждению поверхности. В стандартных головках используется красный лазер, свет которого возбуждает GaAs. Для создания фотоЭДС, исследуемая структура через стекло освещалась галогеновой лампой с максимумом интенсивности излучения на длине волны 0,7 мкм, хорошо поглощаемой в GaAs[10A].
Распределения UKPH ДЛЯ исследуемой структуры в темноте и при освещении белым светом приведены на. светло темно Освещение поверхности существенно изменяло распределение потенциалов из-за возбуждения носителей в приповерхностной области. Связанное с освещением изменение потенциала поверхности называется фотопотенциалом и может быть определено как разность UKpn при освещении и в темноте. Разностная кривая фотопотенциала приведена на Рисунке 36.
В нашем эксперименте наблюдается, что величина ЦКРП в темноте на переходе от сильно легированной п+ подложки к п" слою и далее к поверхностному р+ слою несколько уменьшается, примерно на 0.2 В. Полный перепад значения ІІКРП примерно на 0.2 В естественно объяснить изменением положения уровня Ферми на поверхности скола при переходе от сильно легированной п-области к сильно легированной р-области. Полученные данные отражают общие свойства поведения уровня Ферми на поверхности (110)GaAs. В сильно легированных n-GaAs и p-GaAs закрепление уровней Ферми на поверхности (ПО) происходит в разных местах запрещенной зоны [72,73]. Для п-материала уровень Ферми лежит на 0.7 эВ выше дна валентной зоны, а для р-материала только на 0.5 эВ. Т.е. их энергии не совпадают, и положение уровня Ферми на поверхности п-материала примерно на 0.2 эВ выше положения в р-материале.
Распределение фотопотенциала в структуре. Вблизи перехода п"-р+ наблюдается значительное уменьшение поверхностного потенциала, что и должно иметь место исходя из модели легирования и компенсации исследуемой структуры (см. Рисунок 30). Причём уменьшение поверхностного потенциала размыто на 10 - 15 мкм, что естественно объяснить проявлением начальной степени компенсации п- слоя акцепторной примесью Сг.
Дополнительная информация о состоянии примесей в изучавшейся структуре была получена при анализе распределения фотопотенциала на поверхностях. Как известно, фотовозбужденные носители разделяются приповерхностным полем так, что собственные носители отводятся в объем структуры, а несобственные, наоборот, выводятся на поверхность. В результате, разделенные носители создают дополнительное электрическое поле, которое уменьшает изгиб зон и смещает уровень Ферми в приповерхностной зоне ближе к зоне проводимости в материале n-типа и к валентной зоне в материале р-типа. Это приводит к тому, что при освещении величина UKPII должна увеличиваться в п-материале и уменьшаться р-материале. Если брать разность зависимостей ИКРП ДЛЯ освещенной поверхности и затемненной, то в этой разностной зависимости n-области будут проявляться как участки скола с положительными значениями фотопотенциала, р-области с отрицательными. Полученные зависимости хода фотопотенциала подтверждает сделанные выше заключения о формировании п"-р+ перехода в исследуемой структуре.
Величины фотопотенциала по амплитуде связаны с уровнем легирования подповерхностных областей. При одном и том же уровне освещенности на менее легированных участках должны возникать более высокие фотопотенциалы, так как здесь имеются более благоприятные условия для сбора на поверхность большего числа несобственных носителей. Действительно, в менее легированных кристаллах область сбора носителей шире, чем в менее легированных, и одновременно больше излучательное время жизни. Наши данные это и показывают, так на переходе п+ -п" имеет место рост фотопотенциала. Надо, однако, отметить, что зависимость фотопотенциала от уровня легирования не является монотонной. При значительном снижении уровня легирования происходит значительное уширение ОПЗ, сопровождаемое снижением напряженности электрического поля в нем. Эти обстоятельства ослабляют транспорт носителей к поверхности, и приводят к уменьшению величины фотопотенциала. В пределе полностью выровненных зон, подход носителей к поверхности прекращается и фотопотенциал не возникает. Точки нулевых значений фотопотенциала на полученных кривых отражают места смены типа проводимости первоначально п- слоя.
Из хода кривой фотопотенциала на Рисунке 36, можно сделать вывод, что диффузия хрома привела к сдвигу границы р-n перехода на 4 мкм вглубь п-слоя, по сравнению с положением изначальной эпитаксиальнои границы рип слоев. Проводя детальные исследования распределений приложенного обратного напряжения было обнаружено, что эти распределения могут существенно изменяться во времени на протяжении участков поверхности в несколько десятков микрон (см. Рисунок 37). Эти изменения достаточно медленные, слабо заметны в первые минуты, затем быстро нарастают и насыщаются примерно через час. Изменение распределений состоит в переносе падения значительной части приложенного напряжения из области п" -р+ перехода в область п+-п" переходе. Отметим, что в объёме структуры внешнее напряжение падает в области р-n перехода, но КЗМ метод чувствителен к поверхностному распределению. Медленный характер изменения распределений, позволяет предполагать поверхностную природу наблюдаемого процесса. Действительно, характерные времена жизни зарядов в естественном поверхностном оксиде могут измеряться часами, а происходящие в объёме кристалла процессы происходят заметно быстрее.
ГКЗМ исследование GaAs НИ с металлическими контактами
Поскольку Шоттки-диод и р-n диод включены навстречу друг другу, то представленные на Рисунке 59 кривые представляют собой комбинацию двух обратных ветвей ВАХ р-n и Шоттки диода. Действительно, при отрицательных напряжениях на подложке р-n переход открыт, а Шоттки барьер закрыт, и наоборот, при положительных напряжениях на подложке р-n переход закрыт, Шоттки барьер открыт. Отметим, что резкое увеличение тока происходит при напряжениях порядка 2-ЗВ. Подобное увеличение тока соответствует пробою р-п перехода (положительные напряжения на подложке) и Шоттки барьера (отрицательные напряжения). Зависимости, описывающие пробой контакта металл-полупроводник для случая планарных микроструктур, практически не применимы в случае контакта зонд-НП[111]. Причиной является усиление полевого механизма пробоя, даже при относительно слабых уровнях легирования НП. Особую сложность вызывает расчёт напряжённости электрического поля в области наноконтакта, поскольку определяющим фактором становится геометрия такого наноконтакта.
Пробой р-n перехода НП-подложка в области 2-5 Вольт хорошо описывается экспоненциальной зависимостью. Величина напряжения пробоя соответствует легированию р+=1018 см"3. Более точный, расчёт уровня легирования НП затруднён, поскольку аналогично со случаем Шоттки контакта, неизвестна величина напряжённости электрического поля в области НП-подложка.
Из представленных ВАХ следует, что пассивация приводит к уменьшению пробойного напряжения. Действительно, сульфидирование и нитридизация уменьшают пробойное напряжение как Шоттки контакта, так и р-n перехода. Возможное объяснение этого эффекта видится в уменьшении плотности поверхностных состояний пассивированных НП и соответствующем увеличении количества носителей заряда в НП. Отметим, что концентрация носителей заряда не увеличивается, а увеличивается диаметр не обеднённого носителями заряда канала проводимости. Увеличение ширины канала проводимости в НП приводит к увеличению напряжённости поля в области контактов подложка-НП и НП-СЗМ зонд, что соответственно приводит к уменьшению пробойного напряжения.
При пробое Шоттки барьера и р-n перехода их сопротивление резко уменьшается, и измеряемый ток определяется сопротивлением последовательно включённого НП. Действительно, при напряжениях больших чем пробойные, ВАХ имеет линейный вид. Естественно предположить, что после пассивации, сопротивление НП должно уменьшаться и наклон ВАХ должен увеличиваться. Однако этого не наблюдается. Действительно, при токах больших, чем 30 нА, наклон всех ветвей ВАХ примерно одинаков и характеризуется дифференциальным сопротивлением порядка 20 МОм. Для объяснения этого эффекта следует учитывать последовательное сопротивление СЗМ зонда, величина которого как раз и соответствует величине порядка нескольких десятков МОм. Поэтому, к сожалению, линейный участок ВАХ обусловлен сопротивлением зонда, а не нанопровода, что делает невозможным количественный анализ влияния пассивации на проводимость р+ нанопроводов.
Таким образом, СЗМ исследования влияния пассивации на проводимость р+ НП, выявили снижение пробойного напряжения р-n перехода подложка-НП и Шоттки барьера СЗМ-зонд НП, что связывается с уменьшением плотности поверхностных состояний в пассивированных НП и, как результат расширением канала проводимости в НП. Относительно высокое сопротивление СЗМ зонда не позволяет проводить количественные исследования проводимости сильнолегированных р+ НП. Обратимся теперь к исследованию не легированных П-НЩ12А, 22 А, 23А]. При росте НП, специального легирования не производилось, однако при МПЭ росте возможно фоновое легирование. Для используемой МПЭ системы фоновое легирование создает п тип проводимости, с уровнем порядка п=10 см" 3. Для более точного определения уровня легирования были измерены передаточные характеристики на горизонтальнолежащих НП с двумя контактами и третьим затворным контактом. Анализ полученных результатов оказался невозможен из-за сильной зашумлённости, вызванной большой плотностью интерфейсных состояний подложка-НП, что также указывает на маленький фоновый уровень легирования НП. Интересно отметить, что при таком уровне легирования, в исследуемом НП находится всего несколько примесных атомов.
Можно предположить, что механизмы проводимости слаболегированных и сильнолегированных НП отличаются. Действительно, оценим величину радиуса (ге) необеднённого носителями канала проводимости в НП. Для расчёта воспользуемся выражением, представленным в работе [91]. где г - радиус нанопровода, N - уровень легирования, е - заряд электрона, es - диэлектрическая проницаемость GaAs, Д, - плотность поверхностных состояний, (ро - потенциал в центре НП, зависящий от уровня легирования. В Таблице 3 приведены значения радиусов не обеднённых носителями заряда областей исследуемых р+ и п НП различных диаметров. Также в таблице приведены значения радиусов для случая пассивированных НП. Отметим, что представленные значения являются оценочными, поскольку плотность поверхностных состояний после пассивации не известна, и в данном расчёте, принималась за 10й см 2эВ" [96]. Плотность поверхностных состояний непассивированного НП принималась за 1013 см"2эВ"\
