Charakterisierung von ultradünnen Metallfilmen auf Siliziumoberflächen
©2001
Diplomarbeit
136 Seiten
Zusammenfassung
Inhaltsangabe:Zusammenfassung:
Metall/Halbleiter-Kontakte sind sowohl von großer grundlagenphysikalischer als auch technologischer Bedeutung. Diese auch Schottky-Kontakte genannten Grenzflächen befinden sich in jedem modernen Halbleiterbauelement. Wie kürzlich gezeigt, können großflächige Schottky-Dioden auch als aktive Gassensoren eingesetzt werden.
Eine genaue Charakterisierung der morphologischen, strukturellen, elektronischen, chemischen, vibronischen und Transporteigenschaften des Systems Ag/Si(111) war Ziel dieser Arbeit. Es wurden sowohl Kontakte auf wasserstoffterminierten (1x1)- als auch auf (7x7)-rekonstruierten Si(111)-Oberflächen mittels der Beugung niederenergetischer Elektronen (LEED), Strom/Spannungs-Messungen (I/V), Chemostrommessungen, Auger-Elektronenspektroskopie (AES), Photoelektronenspektroskopie mit ultraviolettem Licht (UPS), Elektronenenergieverlustspektroskopie mit langsamen Elektronen (LEELS), hochauflösender Elektronenenergieverlustspektroskopie (HREELS), Rasterelektronenmikroskopie (SEM) und Rasterkraftmikroskopie (AFM) untersucht.
Die Filme zeigen auf beiden Substraten, im untersuchten Temperaturbereich von
200 300 K, Stranski-Krastanov-Wachstum, d. h. nach der Ausbildung einer Benetzungsschicht (bei der (7x7)-Oberfläche: ca. 3,7 MLAG(111)) das Einsetzen von Inselwachstum. Die laterale Formanisotropie der Inseln nimmt mit abnehmender Temperatur ab. Eine Koaleszenz der Inseln tritt für bei Zimmertemperatur deponierte Filme im untersuchten Bedeckungsbereich zwischen 0 und 70 MLAG(111) nicht auf. Hingegen zeigen bei ca. 215 K deponierte und dann zu Zimmertemperatur angelassene Filme, bei einer Bedeckung von etwa 20 30 ML Ag(111) ein Zusammenlaufen der Inseln. Die Filme wachsen bei 215 K mit einer zum Substrat parallelen (111)-Orientierung auf, während für das Wachstum bei Zimmertemperatur eine amorphe Struktur beobachtet wird.
Aus den vibronischen und chemischen Eigenschaften kann geschlossen werden, dass die Substratkontaminationen entweder an der Grenzfläche vergraben werden oder während des Metallangebots desorbieren. Die I/V-Messungen liefern einen Hinweis auf eine stark inhomogene Grenzfläche zwischen Metallfilm und Substrat.
Es konnte eine kollektive Anregung des elektronischen Systems in den ultradünnen Filmen beobachtet werden, deren Energie sich für nominelle Bedeckungen zwischen 0 und ca. 4 ML Ag(111) aus dem Ultravioletten (ca. 3,8 eV) ins Infrarote (ca. 1 eV) verschiebt. Diese Anregung kann als […]
Metall/Halbleiter-Kontakte sind sowohl von großer grundlagenphysikalischer als auch technologischer Bedeutung. Diese auch Schottky-Kontakte genannten Grenzflächen befinden sich in jedem modernen Halbleiterbauelement. Wie kürzlich gezeigt, können großflächige Schottky-Dioden auch als aktive Gassensoren eingesetzt werden.
Eine genaue Charakterisierung der morphologischen, strukturellen, elektronischen, chemischen, vibronischen und Transporteigenschaften des Systems Ag/Si(111) war Ziel dieser Arbeit. Es wurden sowohl Kontakte auf wasserstoffterminierten (1x1)- als auch auf (7x7)-rekonstruierten Si(111)-Oberflächen mittels der Beugung niederenergetischer Elektronen (LEED), Strom/Spannungs-Messungen (I/V), Chemostrommessungen, Auger-Elektronenspektroskopie (AES), Photoelektronenspektroskopie mit ultraviolettem Licht (UPS), Elektronenenergieverlustspektroskopie mit langsamen Elektronen (LEELS), hochauflösender Elektronenenergieverlustspektroskopie (HREELS), Rasterelektronenmikroskopie (SEM) und Rasterkraftmikroskopie (AFM) untersucht.
Die Filme zeigen auf beiden Substraten, im untersuchten Temperaturbereich von
200 300 K, Stranski-Krastanov-Wachstum, d. h. nach der Ausbildung einer Benetzungsschicht (bei der (7x7)-Oberfläche: ca. 3,7 MLAG(111)) das Einsetzen von Inselwachstum. Die laterale Formanisotropie der Inseln nimmt mit abnehmender Temperatur ab. Eine Koaleszenz der Inseln tritt für bei Zimmertemperatur deponierte Filme im untersuchten Bedeckungsbereich zwischen 0 und 70 MLAG(111) nicht auf. Hingegen zeigen bei ca. 215 K deponierte und dann zu Zimmertemperatur angelassene Filme, bei einer Bedeckung von etwa 20 30 ML Ag(111) ein Zusammenlaufen der Inseln. Die Filme wachsen bei 215 K mit einer zum Substrat parallelen (111)-Orientierung auf, während für das Wachstum bei Zimmertemperatur eine amorphe Struktur beobachtet wird.
Aus den vibronischen und chemischen Eigenschaften kann geschlossen werden, dass die Substratkontaminationen entweder an der Grenzfläche vergraben werden oder während des Metallangebots desorbieren. Die I/V-Messungen liefern einen Hinweis auf eine stark inhomogene Grenzfläche zwischen Metallfilm und Substrat.
Es konnte eine kollektive Anregung des elektronischen Systems in den ultradünnen Filmen beobachtet werden, deren Energie sich für nominelle Bedeckungen zwischen 0 und ca. 4 ML Ag(111) aus dem Ultravioletten (ca. 3,8 eV) ins Infrarote (ca. 1 eV) verschiebt. Diese Anregung kann als […]
Leseprobe
Inhaltsverzeichnis
ID 7335
Müller, Thorsten: Charakterisierung von ultradünnen Metallfilmen auf
Siliziumoberflächen
Hamburg: Diplomica GmbH, 2003
Zugl.: Gerhard-Mercator-Universität Duisburg, Universität - Gesamthochschule,
Diplomarbeit, 2001
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Zusammenfassung
Metall/Halbleiter-Kontakte sind sowohl von großer grundlagenphysikalischer als auch
technologischer Bedeutung. Diese auch Schottky-Kontakte genannten Grenzfl¨achen
befinden sich in jedem modernen Halbleiterbauelement. Wie k¨
urzlich gezeigt, k¨onnen
großfl¨achige Schottky-Dioden auch als aktive Gassensoren eingesetzt werden.
Eine genaue Charakterisierung der morphologischen, strukturellen, elektronischen,
chemischen, vibronischen und Transporteigenschaften des Systems Ag/Si(111) war Ziel
dieser Arbeit. Es wurden sowohl Kontakte auf wasserstoffterminierten (1 ×1)- als auch
auf (7 × 7)-rekonstruierten Si(111)-Oberfl¨achen mittels der Beugung niederenergeti-
scher Elektronen (LEED), Strom/Spannungs-Messungen (I/V), Chemostrommessun-
gen, Auger-Elektronenspektroskopie (AES), Photoelektronenspektroskopie mit ultra-
violettem Licht (UPS), Elektronenenergieverlustspektroskopie mit langsamen Elektro-
nen (LEELS), hochaufl¨osender Elektronenenergieverlustspektroskopie (HREELS), Ra-
sterelektronenmikroskopie (SEM) und Rasterkraftmikroskopie (AFM) untersucht.
Die Filme zeigen auf beiden Substraten, im untersuchten Temperaturbereich von
200 - 300 K, Stranski-Krastanov-Wachstum, d. h. nach der Ausbildung einer Be-
netzungsschicht (bei der (7 × 7)-Oberfl¨ache: ca. 3,7 ML
Ag(111)
) das Einsetzen von In-
selwachstum. Die laterale Formanisotropie der Inseln nimmt mit abnehmender Tempe-
ratur ab. Eine Koaleszenz der Inseln tritt f¨
ur bei Zimmertemperatur deponierte Filme
im untersuchten Bedeckungsbereich zwischen 0 und 70 ML
Ag(111)
nicht auf. Hingegen
zeigen bei ca. 215 K deponierte und dann zu Zimmertemperatur angelassene Filme,
bei einer Bedeckung von etwa 20 -30ML
Ag(111)
ein
"
Zusammenlaufen" der Inseln. Die
Filme wachsen bei 215 K mit einer zum Substrat parallelen (111)-Orientierung auf,
w¨ahrend f¨
ur das Wachstum bei Zimmertemperatur eine amorphe Struktur beobachtet
wird.
Aus den vibronischen und chemischen Eigenschaften kann geschlossen werden, daß
die Substratkontaminationen entweder an der Grenzfl¨ache
"
vergraben" werden oder
w¨ahrend des Metallangebots desorbieren. Die I/V-Messungen liefern einen Hinweis auf
eine stark inhomogene Grenzfl¨ache zwischen Metallfilm und Substrat.
Es konnte eine kollektive Anregung des elektronischen Systems in den ultrad¨
unnen
Filmen beobachtet werden, deren Energie sich f¨
ur nominelle Bedeckungen zwischen 0
und ca. 4 ML
Ag(111)
aus dem Ultravioletten (ca. 3,8 eV) ins Infrarote (ca. 1 eV) ver-
schiebt. Diese Anregung kann als Mie-artige Resonanz in den hemisph¨arischen Inseln
gedeutet werden.
Angebote mit atomarem Wasserstoff liefern Hinweise darauf, daß an der Oberfl¨ache
der Metallfilme viele Defekte existieren, an denen sich der Wasserstoff auch bei Zim-
mertemperatur anlagern kann. Eine weitere Ver¨anderung der Filmeigenschaften konnte
nicht beobachtet werden. Zus¨atzlich werden auch
"
Chemostrommessungen" f¨
ur die Ad-
sorption von Wasserstoff auf Silberoberfl¨achen von Ag/H:Si(111)-(1 × 1)-Schottky-
Kontakten pr¨asentiert, die erstmalig nicht in Lock-In-Technik durchgef¨
uhrt wurden,
sondern unmittelbar als Gleichstrommessung mittels eines Elektrometers.
Abstract
Metal/semiconductor interfaces are of great fundamental physical, as well as technologi-
cal interest. These so called Schottky diodes are part of virtually every semiconductor
device. As shown recently, large area Schottky diodes can also be utilized as active
gas sensors.
In this diploma thesis, the morphological, structural, electronic, chemical, as well
as vibrational and transport properties of large area Ag/Si(111) Schottky diodes
are presented. Ultrathin silver films were evaporated on top of hydrogen terminated
(1 × 1)-, as well as (7 × 7)-reconstructed Si(111) surfaces and studied by low-energy
electron diffraction (LEED), current/voltage measurements (I/V), chemicurrent mea-
surements, Auger electron spectroscopy (AES), ultraviolet photoelectron spectroscopy
(UPS), low-energy electron energy loss spectroscopy (LEELS), high-resolution electron
energy loss spectroscopy (HREELS), scanning reflection electron microscopy (SEM)
and atomic force microscopy (AFM).
All deposited films, regardless of substrate surface reconstruction and temperature
(200 -300K), exhibit a Stranski-Krastanov-like growth mode. After the deposition
of a seed layer, islands nucleate on top of this seed layer, which, with further deposition,
grow laterally and vertically. With decreasing temperature the lateral shape anisotropy
decreases. While films deposited at room temperature do not show coalescence of the
islands up to the maximum coverage investigated in this thesis of 70 ML
Ag(111)
, films
deposited at 215 K and annealed to room temperature reveal coalescence of the islands
at a nominal coverage of 20 - 30 ML
Ag(111)
. These "low temperature deposited" films
grow epitactically with (111) orientation parallel to the substrate orientation while
films deposited at room temperature exhibit an amorphous structure.
From the vibrational and chemical properties one can conclude, that surface con-
taminations desorb or are being "buried" at the interface between the thin metal film
and the semiconductor. Current/voltage measurements give strong evidence of inho-
mogeneous interfaces.
A collective excitation of the electronic system of the ultrathin films is observed.
This plasmon-like loss feature in the HREEL spectra shows a strong energy dependence
on the nominal surface coverage. It shifts from the ultraviolet (3,8 eV) for coverages
1ML
Ag(111)
to the infrared spectral range ( 1eV) at 4ML
Ag(111)
. This excitation
may be interpreted within the framework of loss functions, as a Mie-resonance-like loss
in the hemispheric metal islands.
After exposing the thin films to hydrogen, hydrogen-silver bonds were detected by
HREELS. Therefore it can be concluded, that hydrogen stays at the silver surface even
at room temperature. This can be explained by surface defects. No other changes in
the film properties can be reported. For the first time "chemicurrent" measurements
for the adsorption of hydrogen on silver-surfaces of Ag/H:Si(111)-(1 × 1) Schottky
diodes are presented, which were not recorded in lock in technique but rather directly
measured as a DC current, using an electrometer.
Der gr¨oßte Feind des Fortschritts
ist nicht der Irrtum, sondern die
Tr¨agheit.
Henry Thomas Buckle
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung und ¨
Ubersicht
3
2 Physikalische Grundlagen
5
2.1 Rekonstruktionen der Si(111)-Oberfl¨ache . . . . . . . . . . . . . .
5
2.2 Wachstum von ultrad¨unnen Filmen auf Oberfl¨achen . . . . . . . .
6
2.3 Schottky-Kontakte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
12
3 Experimentelle Details
19
3.1 Probenmaterial und -pr¨aparation . . . . . . . . . . . . . . . . . .
19
3.2 Probenhalter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
21
3.3 Verwendetes UHV-System . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
23
3.4 Auger-Elektronenspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
25
3.5 Elektronenenergieverlustspektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . .
27
3.6 Photoelektronenspektroskopie mit ultraviolettem Licht . . . . . .
29
3.7 Beugung niederenergetischer Elektronen . . . . . . . . . . . . . .
30
3.8 Rasterelektronenmikroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
32
3.9 Rasterkraftmikroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
32
3.10 Aufnahme der Strom/Spannungs-Kennlinien . . . . . . . . . . . .
32
3.11 Thermische atomare Wasserstoffquelle
. . . . . . . . . . . . . . .
33
4 Ergebnisse und Diskussion
36
4.1 Substratcharakterisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
36
4.1.1
Strukturelle Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . .
36
4.1.2
Chemische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
37
1
INHALTSVERZEICHNIS
2
4.1.3
Vibronische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . .
41
4.2 Eigenschaften der deponierten Filme . . . . . . . . . . . . . . . .
45
4.2.1
Wachstumscharakteristik . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
45
4.2.2
Elektronische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . .
63
4.2.3
Vibronische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . .
81
4.2.4
Transporteigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
85
4.3 Reaktion der Filme mit atomarem Wasserstoff und Deuterium . .
93
4.3.1
Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
93
4.3.2
Diskussion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
96
5 Zusammenfassung und Ausblick
102
5.1 Zusammenfassung der Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102
5.2 Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
Literaturverzeichnis
106
A Tabellen
i
B Lagenmodell
v
C Rasterkraftmikroskopische Auswertungen
ix
Kapitel 1
Einleitung und ¨
Ubersicht
Bereits 1874 wurde von Braun [1] beobachtet, daß Metall/Halbleiter-Kontakte
ein gleichrichtendes Verhalten zeigen k¨onnen. Von Schottky [2] und Mott
[3] wurde zwischen 1938 und 1940 vermutet, daß die Barrierenh¨ohe
B
gleich
der Differenz von Austrittsarbeit
m
des Metalls und Elektronenaffinit¨at
s
des
Halbleiters sei. Dieses Modell ber¨ucksichtigt allerdings keine Zust¨ande an der
Grenzfl¨ache. Diese sog.
"
metal induced gap states (MIGS)" stellen allerdings den
prim¨aren Mechanismus f¨ur die Ausbildung der Barriere dar [4].
Moderne Halbleiterbauelemente sind ohne Metall/Halbleiter-Kontakte un-
denkbar. Je nach Verwendungszweck werden entweder gleichrichtende Kon-
takte (z. B. f¨ur
"
Gate"-Elektroden) oder Kontakte mit ohmschen Verhalten
(z. B. f¨ur
"
Source"- und
"
Drain"-Kontakte von Feldeffekttransistoren) ben¨otigt
[5, 6, 7, 8, 9]. Daher ist es w¨unschenswert, die Eigenschaften der Kontakte durch
Wahl der Wachstumsparameter und Materialien m¨oglichst exakt einstellen zu
k¨onnen.
Wie j¨ungst gezeigt werden konnte, ist es mit Hilfe großfl¨achiger Schottky-
Kontakte m¨oglich, Einblicke in die Reaktionen von Atomen bzw. Molek¨ulen aus
der Gasphase mit den Oberfl¨achen von Metallen zu gewinnen [10, 11, 12, 13,
14, 15]. Ggf. k¨onnte eine zuk¨unftige Generation von spezies-selektiven aktiven
Gassensoren auf diesem Funktionsprinzip basieren.
Der vom Sensor generierte sog.
"
Chemostrom" ist proportional zur Auftreffra-
te der Atome oder Molek¨ule - also im thermodynamischen Gleichgewicht zum
Partialdruck - und zur aktiven Fl¨ache der Diode. Daher ist es n¨otig, m¨oglichst
großfl¨achige Schottky-Kontakte herzustellen.
¨
Uber solche großfl¨achigen Schottky-Kontakte existieren bisher nur wenige
detaillierte Untersuchungen. Dies wurde zum Anlaß f¨ur die vorliegende Arbeit
genommen. Dabei wurde besonderes Augenmerk darauf gelegt, sowohl die mor-
phologischen und strukturellen als auch die chemischen, vibronischen, elektroni-
3
KAPITEL 1. EINLEITUNG UND ¨
UBERSICHT
4
schen und Transporteigenschaften der Kontakte zu bestimmen. Dazu standen im
Rahmen dieser Arbeit folgende Meßmethoden zur Verf¨ugung:
· Rasterelektronenmikroskopie,
· Rasterkraftmikroskopie,
· Beugung niederenergetischer Elektronen,
· Strom/Spannungs-Messungen senkrecht zur Metall/Halbleiter-Grenzfl¨ache,
· "Chemostrommessungen",
· Elektronenenergieverlustspektroskopie mit niederenergetischen Elektronen,
· Auger-Elektronenspektroskopie,
· Photoelektronenspektroskopie mit ultraviolettem Licht und
· hochaufl¨osende Elektronenenergieverlustspektroskopie.
Als Substratmaterial wurde Silizium mit einer (111)-Oberfl¨achenorientierung
und als Adsorbat Silber gew¨ahlt, da von diesem System bekannt ist, daß sich eine
nahezu atomar scharfe Grenzfl¨ache ausbildet und es zu keiner Durchmischung von
Ag und Si bzw. Silizidbildung kommt [4]. Außerdem besitzt Ag eine nahezu
"
s-
f¨ormige" Zustandsdichte an der Fermi-Energie E
F
, da die Energie der d-B¨ander
ca. 4 bis 8 eV unterhalb von E
F
liegt [16].
An diese Einleitung schließen 4 weitere Kapitel an.
· Das zweite Kapitel stellt einige physikalische Grundlagen dar, die f¨ur das
Verst¨andnis der Arbeit n¨otig sind, u. a. die Rekonstruktionen der Si(111)-
Oberfl¨ache, einige Grundlagen des Filmwachstums und eine Einf¨uhrung in
die Theorie der Schottky-Kontakte.
· Die experimentellen Details werden im dritten Kapitel n¨aher erl¨autert.
· Im vierten Kapitel sind die Ergebnisse der experimentellen Untersuchun-
gen dargestellt und im einzelnen diskutiert. Es wird sowohl das verwendete
Halbleitersubstrat charakterisiert als auch auf die strukturellen, morpholo-
gischen, chemischen, vibronischen, elektronischen und Transporteigenschaf-
ten der ultrad¨unnen Metallfilme auf den Si(111)-Oberfl¨achen eingegangen.
Am Schluß dieses Kapitels wird noch die Wechselwirkung von atomarem
Wasserstoff bzw. Deuterium mit den Schichten beschrieben und erste Er-
gebnisse der
"
Chemostrommessungen" pr¨asentiert.
· Das f¨unfte Kapitel beinhaltet eine Zusammenfassung der Ergebnisse.
Kapitel 2
Physikalische Grundlagen
2.1
Rekonstruktionen der Si(111)-Oberfl¨
ache
Wird eine wasserstoffpassivierte Si(111)-Oberfl¨ache auf Temperaturen oberhalb
von ca. 1120 K geheizt, so setzt nach der Desorption des Wasserstoffs bei ca. 520 K
ein Phasen¨ubergang zur (7 × 7)-
¨
Uberstruktur ein [17].
Obwohl diese ¨
Uberstruktur bereits 1959 von Schlier et al. [18] beobachtet
wurde, dauerte es 26 Jahre, bis die atomare Anordnung gekl¨art werden konnte.
Entscheidene Fortschritte brachten die Entwicklung der Rastertunnelmikroskopie
(STM) durch Binnig et al. [19] und die Anwendung der Transmissionselektronen-
beugung (TED) durch Takayanagi et al. [20, 21]. Aufgrund der, im Vergleich zu
LEED, hier wesentlich h¨oheren Elektronenenergie, kann die kinematische Streu-
theorie, anstatt der dynamischen Streutheorie angewendet werden, da nur Ein-
fachst¨oße betrachtet werden m¨ussen [22, 23].
Die aus diesen Messungen abgeleitete Atomanordnung des sog.
"
Dimer Ada-
tom Stapelfehler (DAS)"-Modells ist in Abbildung 2.1 dargestellt. Diesem Modell
zufolge enth¨alt jede (7 × 7)-Oberfl¨achenmasche [4]
· ein Eckloch,
· 9 Dimere,
· 12 Adatome an Bindungspl¨atzen mit T
4
-Symmetrie und
· 6 Restatome (r) und (R), wobei die mit (R) gekennzeichneten Restatome
einen Stapelfehler bilden.
Dies f¨uhrt zu einer Reduzierung der Anzahl der freien, nicht abges¨attigten Bin-
dungen von 49 auf 19 pro Einheitszelle. Dadurch wird die Oberfl¨achenenergie
5
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
6
R
R
R
r
r
r
R
r
Abbildung 2.1:
"
Dimer-Adatom-Stapelfehler (DAS)"-Modell der Einheitsmasche der (7 ×7)-
Rekonstruktion der Si(111)-Oberfl¨ache in Aufsicht (oben) und Seitenansicht (unten). Deutlich
sind die Adatome (dunkelgrau) und die Dimere (ganz hell) zu erkennen. Die Restatome, die
einen Stapelfehler bilden, sind mit (R) und die, die keinen Stapelfehler bilden, mit (r) gekenn-
zeichnet [24].
reduziert. Gleichzeitig steigt jedoch, durch die sich zus¨atzlich ausbildenden Bin-
dungen, die Verspannungsenergie der Oberfl¨ache. Die (7×7)-Rekonstruktion stellt
das thermodynamische Minimum der Oberfl¨achenenergie dar und ist daher stabil.
Jedoch ist der Phasen¨ubergang kinetisch gehemmt, woraus sich die Notwendigkeit
der Energiezufuhr in Form von W¨arme, f¨ur das Einsetzen des Phasen¨ubergangs,
erkl¨art.
2.2
Wachstum von ultrad¨
unnen Filmen auf
Oberfl¨
achen
Werden aus der Gasphase d¨unne Filme auf einem Substrat deponiert, so stellt sich
die Frage, welche Morphologie die abgeschiedenen Filme zeigen. Experimentell
werden drei verschiedene Wachstumsmodi beobachtet. Diese sind schematisch in
Abbildung 2.2 dargestellt und werden im folgenden erl¨autert.
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
7
Frank-van-der-Merwe-Wachstum (FvdM): Beim FvdM-Wachstum [25]
w¨achst der Film lagenweise auf. Es ergeben sich nahezu atomar glatte
Oberfl¨achen. Dies wird z. B. in der Molekularstrahlepitaxie von III-V-Ver-
bindungshalbleitern ausgen¨utzt. Man spricht auch von einem
"
(quasi)-2D-
Wachstum".
Volmer-Weber-Wachstum (VW): Beim VW-Wachstum [26] keimen zu-
n¨achst kleine Kristallite, die dann sowohl lateral als auch vertikal wachsen
und Inseln bilden. Daher erkl¨art sich auch der h¨aufig verwendete Begriff
des
"
(quasi)-3D-Wachstums".
Stranski-Krastanov-Wachstum (SK): Das SK-Wachstum [27] stellt eine
Mischform aus VW- und FvdM-Wachstum dar. Zun¨achst bildet sich eine
Benetzungsschicht von einer oder mehreren Monolagen (ML) aus, dann
wachsen auf dieser Benetzungsschicht Inseln.
Stranski-Krastanov-
Wachstum
Frank-van-der-Merwe-
Wachstum
Volmer-Weber-
Wachstum
1 ML<q<2 ML
q<1 ML
q>2 ML
Abbildung 2.2: Schematische Darstellung der drei bekannten Wachstumsmodi von d¨
unnen
Filmen: Frank-van-der-Merwe-, Volmer-Weber- und Stranski-Krastanov-Wachstum
[28]. gibt die nominelle Anzahl der deponierten Monolagen an. Die verschiedenen Wachstums-
modi werden im Text erl¨autert.
Die beiden Grenzf¨alle VW- und FvdM-Wachstum lassen sich mittels eines ein-
fachen thermodynamischen Modells erkl¨aren. Hierbei wird der Wachstumsmodus
auf das Kr¨aftegleichgewicht an den Grenz- bzw. Oberfl¨achen zur¨uckgef¨uhrt.
In Abbildung 2.3 ist dies schematisch dargestellt. Zwischen Substrat und Va-
kuum existiert die Oberfl¨achenspannung
S
, analog zwischen Film und Vakuum
die Oberfl¨achenspannung
F
. An der Grenzfl¨ache zwischen Film und Substrat
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
8
F
g
S
g
F
g
S/F
Film
Substrat
Abbildung 2.3: Inselbildung nach der Materialdeposition auf einer Substratoberfl¨ache.
S
,
F
und
S/F
sind die Oberfl¨achenspannungen zwischen Substrat und Vakuum, Film und Vakuum
bzw. die Grenzfl¨achenspannung zwischen Substrat und Film. Der Benetzungswinkel , der sich
aus dem Kr¨aftegleichgewicht ergibt, beschreibt das Wachstumsverhalten [23].
herrscht die Grenzfl¨achenspannung
S/F
[23, 29]. Im thermodynamischen Gleich-
gewicht m¨ussen sich parallel zur Oberfl¨ache diese Kraftbeitr¨age gerade kompen-
sieren. Somit muß gelten:
S
=
S/F
+
F
· cos, bzw.
cos =
S
-
S/F
F
.
(2.1)
Aus dieser Randbedingung resultiert der Benetzungswinkel und es ergeben sich
zwei Grenzf¨alle:
1. F¨ur
S
=
F
+
S/F
ist der Benetzungswinkel null, und es liegt FvdM-
Wachstum - also Lagen-Wachstum - vor.
2. F¨ur
S
<
F
+
S/F
ergibt sich ein endlicher Benetzungswinkel , und
VW-Wachstum - also die Ausbildung von 3D-Inseln - setzt ein.
Exakt gilt diese Betrachtung allerdings nur im thermodynamischen Gleichgewicht
zwischen Film- und Gasphase. Dies ist jedoch nur beim Adsorbatdampfdruck p
0
der Fall. Ansonsten muß die ¨
Anderung der Gibb'schen freien Energie G durch
die ¨
Anderung des chemischen Potentials µ
G = nµ
(2.2)
mit in die ¨
Uberlegungen einbezogen werden. Da im thermodynamischen Gleich-
gewicht keine makroskopische ¨
Anderung der Teilchenzahl n des Film erfolgt,
finden technische Depositionen von Adsorbatfilmen bei Dr¨ucken p > p
0
statt
(z. B. metallorganische Gasphasenepitaxie (MOVPE) und Molekularstrahlepita-
xie (MBE)). Die ¨
Anderung G der Gibb'schen freien Energie [23] betr¨agt dann
G = nµ = nk
B
T ln .
(2.3)
Hierbei ist =
p
p
0
die sog. ¨
Ubers¨attigung des Systems. Die Bedingungen f¨ur
FvdM- bzw. VM-Wachstum lauten dann:
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
9
·
S
=
F
+
S/F
- Ck
B
T ln
f¨ur FvdM-Wachstum und
·
S
<
F
+
S/F
- Ck
B
T ln
f¨ur VW-Wachstum,
wobei C eine Konstante ist.
Auch das SK-Wachstum kann durch thermodynamische Betrachtungen moti-
viert werden. Hat das Adsorbat eine andere Gitterkonstante a
A
als das Substrat
a
S
, so ist es nicht m¨oglich, die Materialien ideal epitaxial aufeinander aufzuwach-
sen. Die hierbei auftretende normierte Differenz der Gitterkonstanten
=
a
A
- a
S
a
S
(2.4)
wird Gitterfehlanpassung genannt. Diese Differenz kann nur durch zwei Mecha-
nismen kompensiert werden:
Verspannungen: Durch das verspannte Aufwachsen des Films auf dem Sub-
strat kommt es zu einem Anwachsen der Fl¨achenenergiedichte senkrecht
zur Oberfl¨ache. Der Anteil E
S
, der durch Verspannungen verursacht wird,
steigt mit zunehmender Gitterfehlanpassung und Schichtdicke h an.
Versetzungen: Der Einbau von Versetzungen an der Grenzfl¨ache kann zu epita-
xialem Wachstum f¨uhren. Allerdings erh¨oht sich auch hier die Fl¨achenener-
giedichte senkrecht zur Oberfl¨ache. Im Gegensatz zum verspannungskom-
pensierten Wachstum steigt zwar der Anteil E
D
der Fl¨achenenergiedichte
mit zunehmender Gitterfehlanpassung an, dennoch bleibt E
D
mit wach-
sender Schichtdicke h konstant, da die Versetzungen nur einmal - an der
Grenzfl¨ache - gebildet werden.
Dies ist in den beiden Diagrammen der Abbildung 2.4 dargestellt. Man er-
kennt, daß unterhalb einer Grenz-Fehlanpassung
0
das verspannungskompensier-
te Wachstum energetisch bevorzugt wird, w¨ahrend oberhalb von
0
versetzungs-
induziertes Wachstum g¨unstiger ist. Analog ist unterhalb einer Grenzschichtdicke
h
0
die Fl¨achenenergiedichte E
S
< E
D
und oberhalb E
D
< E
S
. Daher w¨achst, bis
zu dieser kritischen nominellen Schichtdicke h
0
, der Film lagenweise auf, und da-
nach keimen Insel auf der Benetzungsschicht, die bei weiterer Materialdeposition
sowohl lateral als auch vertikal wachsen. Dieses Wachstumsverhalten wird z. B.
bei der Herstellung von Quantenpunkten und -ringen aus Halbleitern ausgen¨utzt
[30, 31, 32, 33, 34].
Im Gegensatz zu den bisher beschriebenen thermodynamischen - und somit
makroskopischen - Modellen, soll im letzten Teil dieses Abschnittes noch auf eine
diskrete, atomistische Betrachtungsweise eingegangen werden.
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
10
Verspannungen
Verspannungen
d
0
(b)
(a)
F
lä
ch
e
n
e
n
e
rg
ie
d
ic
h
te
E
Gitterfehlanpassung d
E
S
E
D
E
S
E
D
Versetzungen
Versetzungen
h
0
F
lä
ch
e
n
e
n
e
rg
ie
d
ic
h
te
E
Schichtdicke h
Abbildung 2.4: Fl¨achenenergiedichte f¨
ur verspannungsinduziertes Wachstum E
S
und verset-
zungsinduziertes Wachstum E
D
in Abh¨angigkeit von (a) Gitterfehlanpassung und Schichtdicke
h [23].
Haupts¨achlich werden sog. Monte-Carlo-Simulationen zur Beschreibung
von Nukleations- und Wachstumsprozessen auf Oberfl¨achen verwendet (vgl. z. B.
[35, 36, 37, 38]). Hierbei werden stochastisch Atome auf der Oberfl¨ache depo-
niert und deren Diffusions- und Anlagerungsverhalten studiert. Hieraus lassen
sich z. B. Aktivierungsenergien und charakteristische Wegl¨angen f¨ur Prozesse
wie Desorption, Diffusion oder Clusteranlagerung bestimmen.
Im folgenden soll kurz auf eine Art
"
Mittelweg" zwischen makroskopischer
und mikroskopischer Beschreibung eingegangen werden. Durch den Vergleich mit
experimentellen Ergebnissen k¨onnen aus diesem Modell Parameter, wie Anla-
gerungswahrscheinlichkeiten an und Zerfallswahrscheinlichkeiten von Clustern er-
mittelt werden [29].
Das Modell setzt eine ideale, also verunreinigungs- und defektfreie Oberfl¨ache
voraus. Weiterhin wird postuliert, daß sich nur einzelne Atome bewegen k¨onnen,
also die Clustermobilit¨at gleich null ist. Alle Atome, die in Kontakt mit der
Oberfl¨ache kommen, verbleiben in diesem Modell an der Oberfl¨ache, daher wird
der Haftkoeffizient gleich eins gesetzt.
Abbildung 2.5 zeigt schematisch die verschiedenen Prozesse. Diese sind im
rechten Teil der Abbildung exemplarisch f¨ur Cluster aus 4 Atomen dargestellt.
1
1
Im folgenden werden Cluster aus i Atomen i-Cluster genannt.
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
11
R
1
A
4
D
4
C
4
B
4
F
4
E
4
G
4
Abbildung 2.5: Verschiedene Prozesse f¨
ur die stochastische Beschreibung von Wachstums-
vorg¨angen an Oberfl¨achen. Auf Details wird im Text eingegangen [29].
Der Prozeß R
1
kann nur f¨ur 1-Cluster auftreten, da es sich um die unmittel-
bare Abscheidung von Einzelatomen auf dem Substrat aus der Gasphase handelt.
Die anderen Vorg¨ange werden im folgenden kurz erl¨autert. Hierbei ist n
j
die An-
zahl der j-Cluster, R
1
= R die Auftreffrate von Atomen aus der Gasphase, w
j
die Wahrscheinlichkeit daf¨ur, daß sich ein Atom an einen j-Cluster durch Ober-
fl¨achendiffusion anlagert, x
j
die Wahrscheinlichkeit daf¨ur, daß sich ein Atom aus
einem j-Cluster l¨ost und an der Oberfl¨ache verbleibt, f
j
die Wahrscheinlichkeit
f¨ur Direktanlagerung eines Atoms aus der Gasphase an einen j-Cluster und
j
die mittlere Verweilzeit eines Atoms in einem j-Cluster, bevor es wieder in die
Gasphase desorbiert.
A
i
: Durch Desorption eines Atoms wird aus einem (i)- ein (i - 1)-Cluster.
A
i
= -
n
i
i
.
B
i
: Durch diffusionsinduzierte Anlagerung eines Atoms entsteht aus einem
(i - 1)- ein (i)-Cluster.
B
1
= 0 bzw. B
i
= n
1
· w
i-1
· n
i-1
f¨ur i 2.
C
i
: Durch diffusionsinduzierte Anlagerung eines Atoms entsteht aus einem (i)-
ein (i + 1)-Cluster.
C
1
= -n
1
·
j1
(w
j
· n
j
) bzw. C
i
= -n
1
· w
i
· n
i
f¨ur i 2.
D
i
: Durch diffusionsinduzierte Entfernung eines Atoms vom Cluster entsteht
aus einem (i)- ein (i - 1)-Cluster.
D
1
= 0 bzw. D
i
= -x
i
· n
i
f¨ur i 2.
E
i
: Durch diffusionsinduzierte Entfernung eines Atoms vom Cluster entsteht aus
einem (i + 1)- ein (i)-Cluster.
E
1
=
j2
(x
j
· n
j
) bzw. E
i
= x
i+1
· n
i+1
f¨ur i 2.
F
i
: Durch Direktadsorption eines Atoms an einen (i - 1)-Cluster entsteht ein
(i)-Cluster.
F
1
= 0 bzw. F
i
= R · f
i-1
· n
i-1
f¨ur i 2.
G
i
: Durch Direktadsorption eines Atoms an einen (i)-Cluster entsteht ein (i+1)-
Cluster.
G
1
= -R ·
j1
(f
j
· n
j
) bzw. G
i
= -R · f
i
· n
i
f¨ur i 2.
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
12
Somit ergeben sich folgende Differentialgleichungen f¨ur die zeitliche ¨
Anderung
der Anzahl von isolierten Atomen
dn
1
dt
= R
1
(t) + A
1
(t) - A
2
(t) + C
1
(t) + E
1
(t) + G
1
(t)
(2.5)
= R -
n
1
1
+
n
2
2
- n
1
·
j1
(w
j
· n
j
) +
j2
(x
j
· n
j
) - R ·
j1
(f
j
· n
j
) ,
bzw. von i-Clustern (i > 1) an der Oberfl¨ache
dn
i
dt
= A
i
(t) - A
i+1
(t) + B
i
(t) + C
i
(t) + ···
(2.6)
··· + D
i
(t) + E
i
(t) + F
i
(t) + G
i
(t)
= -
n
i
i
+
n
i+1
i+1
+ n
1
· w
i-1
· n
i-1
- n
1
· w
i
· n
i
+ ···
··· - x
i
· n
i
+ x
i+1
· n
i+1
+ R · f
i-1
· n
i-1
- R · f
i
· n
i
.
Dieses Gleichungssystem ist nur f¨ur Bedeckungen 1 ML in vertretbarer Zeit
l¨osbar, da ansonsten der Rechenaufwand, aufgrund der großen Anzahl an gekop-
pelten Differentialgleichungen, zu groß wird.
2.3
Schottky-Kontakte
Wie bereits 1874 von Braun [1] beobachtet und zwischen 1938 und 1940 von
Mott [3] und Schottky [2] modelliert, ist die Grenzfl¨ache zwischen einem Me-
tall und einem Halbleiter h¨aufig gleichrichtend. Dies kann durch die Ausbildung
einer Energiebarriere im Halbleiter an der Grenzfl¨ache erkl¨art werden. Diese Ener-
giebarriere wird zu Ehren von Walter Schottky auch Schottky-Barriere
genannt. Nimmt man die Grenzfl¨ache als frei von Zust¨anden in der Bandl¨ucke
an, so erg¨abe sich f¨ur die Barrierenh¨ohe auf n-Material
2
Bn
:
B
=
Bn
=
m
-
s
.
(2.7)
Tats¨achlich jedoch ist die Translationssymmetrie des Halbleiters an der Grenz-
fl¨ache zum Metall gebrochen, und es existieren dort sog. metallinduzierte Band-
l¨uckenzust¨ande (
"
metal induced gap states" (MIGS)), die sich aus der komplexen
Bandstruktur des Halbleiters ableiten lassen [39, 40, 4, 23]. Da an der Grenzfl¨ache
im thermodynamischen Gleichgewicht Ladungsneutralit¨at herrschen muß, m¨ussen
sich die Ladungsbeitr¨age im Metall Q
m
und im Halbleiter Q
s
gerade gegenseitig
kompensieren. An einer idealen, abrupten, defektfreien, unrekonstruierten und
unkontaminierten Grenzfl¨ache setzt sich die Ladungstr¨agerdichte im Halbleiter
2
Da in dieser Arbeit nur Kontakte auf n-Material betrachtet werden, wird im folgenden die
Barrierenh¨ohe f¨
ur n-Si
Bn
mit
B
abgek¨
urzt.
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
13
aus dem Beitrag der MIGS Q
MIGS
und dem Beitrag der Raumladungszone Q
sc
zusammen und es gilt:
Q
m
+ Q
s
= Q
m
+ Q
MIGS
+ Q
sc
= 0.
(2.8)
Wie von M¨
onch (z. B. [39, 4]) gezeigt, ist die Ladung in den MIGS proportional
zur Elektronegativit¨atsdifferenz von Metall und Halbleiter.
Q
MIGS
X
m
- X
s
(2.9)
Da die Ladungstr¨agerdichte in der Raumladungszone im Vergleich zu der La-
dungstr¨agerdichte in den MIGS vernachl¨assigt werden kann, kann mittels eines
Dipolmodells der Grenzfl¨ache [4] gezeigt werden, daß die Barrierenh¨ohe
B
mit
der Ladungstr¨agerdichte in den MIGS ¨uber
Q
MIGS
= e
0
D
MIGS
[
B
-
bp
]
(2.10)
zusammenh¨angt. Hierbei ist D
MIGS
die konstant angenommene Zustandsdichte
der MIGS und
bp
die sog.
"
branch point energy", also die Energie, bei der sich
der Charakter der Bandl¨uckenzust¨ande von donator- nach akzeptorartig ¨andert.
Bei dieser Energie sind die MIGS elektrisch neutral, weshalb diese Energie auch
als das
"
charge neutrality level (CNL)" bezeichnet wird.
Daher h¨angt - unter der Annahme, daß die Zustandsdichte der MIGS eine
intrinsische Eigenschaft des Halbleiters ist - die Barrierenh¨ohe
B
nur linear von
der Miedema-Elektronegativit¨atsdifferenz X
m
- X
s
ab. Dieser Zusammenhang
ist in Abbildung 2.6 dargestellt. Aus den linearen Extrapolationen der Meßwerte
ergeben sich folgende Abh¨angigkeiten f¨ur die (1x1)- bzw. (7x7)-rekonstruierte
n-Si(111)-Oberfl¨ache:
(1×1)
B
= 0, 812 eV + 0, 102 eV · [X
m
- 4,70] und
(2.11)
(7×7)
B
= 0, 727 eV + 0, 089 eV · [X
m
- 4,70].
(2.12)
Wie von M¨
onch [4] gezeigt, ergibt sich f¨ur n-Si(111) aus der MIGS-Theorie
folgender Zusammenhang zwischen der Barrierenh¨ohe
B
und der Elektronega-
tivit¨at des Metalls X
m
:
MIGS
B
= 0, 76 eV + 0, 101 eV · [X
m
- 4,70].
(2.13)
Wie aus Abbildung 2.6 ersichtlich, beschreibt dieser lineare Zusammenhang gut
die experimentellen Ergebnisse. Somit ist es m¨oglich, Voraussagen ¨uber die Bar-
rierenh¨ohe
hom
B
von idealen Schottky-Kontakten zu treffen.
Auff¨allig ist jedoch, daß fast alle Datenpunkte f¨ur die (7 × 7)-rekonstruierte
Oberfl¨ache unterhalb und alle f¨ur die (1 × 1)-rekonstruierte Oberfl¨ache oberhalb
der Voraussage der MIGS-Theorie liegen.
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
14
-3,0
-2,5
-2,0
-1,5
-1,0
-0,5
0,0
0,5
1,0
0,4
0,5
0,6
0,7
0,8
0,9
1,0
n-Si(111)-(1x1)
n-Si(111)-(7x7)
Ausgleichsgerade Si(111)-(1x1)
Ausgleichsgerade Si(111)-(7x7)
MIGS-Theorie
Pt
Cs-(7x7)
Na-(3x1)
Na-(7x7)
MIGS Theorie
Al-(7x7)
Pb-(7x7)
Pb-(1x1)
Ag-(7x7)
Ag-(1x1)
Al-(1x1)
Au
Ir
n-Si(111)
Elektronegativitätsdifferenz C
m
- C
Si
h
o
m
o
g
e
n
e
B
a
rr
ie
re
n
h
ö
h
e
F
h
o
m
B
[e
V
]
2,0
2,5
3,0
3,5
4,0
4,5
5,0
5,5
Elektronegativität des Metalls (Miedema)
Abbildung 2.6: Zusammenhang zwischen Miedema-Elektronegativit¨atsdifferenz X
m
- X
Si
und homogener Schottky-Barrierenh¨ohe
hom
B
. F¨
ur (1x1)- (Quadrate) bzw. (7x7)-
rekonstruierte (Kreise) n-Si(111)-Oberfl¨achen wurden die gestrichelte respektive die Punkt-
Strich-Ausgleichsgerade bestimmt. Die durchgezogene Gerade stellt das Ergebnis der MIGS-
Theorie dar (nach M¨
onch [4]).
Diese Beobachtung kann damit erkl¨art werden, daß die Oberfl¨ache f¨ur die
G¨ultigkeit des Modells als nicht rekonstruiert angenommen wurde. Von Chou
et al. [41] wurde gezeigt, daß der Stapelfehler im DAS-Modell der (7 ×7)-Rekon-
struktion aus Abbildung 2.1 durch die Verschiebung des Ladungsschwerpunkts
ein zus¨atzliches Dipolmoment an der Grenzfl¨ache verursacht. Theoretisch bedeu-
tet dies eine Absenkung der Barrierenh¨ohe um 97 meV [4], was sich sehr gut
mit der experimentell beobachteten Differenz von ca. 85 meV deckt. ¨
Ahnliche
Absenkungen der Barrierenh¨ohe werden auch f¨ur lineare und planare Defekte im
Halbleiter wie z. B. Versetzungen beobachtet.
Neben solchen intrinsischen strukturellen Eigenschaften des Halbleiters, k¨on-
nen auch extrinsische Einfl¨usse zu einer ¨
Anderung der Barrierenh¨ohe f¨uhren. Dazu
geh¨oren unter anderem:
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
15
Gezielte Grenzfl¨
achendotierung: Durch Deposition von Grenzfl¨achendotie-
rungen kann ein zus¨atzlicher Dipol an der Grenzfl¨ache zwischen Metall und
Halbleiter geschaffen werden, der, durch die Beeinflussung der Ladungsver-
teilung, die Barrierenh¨ohe ver¨andert. Hier seien z. B. die Grenzfl¨achendo-
tierung von Ag/n-Si-Kontakten mit Buckminster-Fullerenen (C
60
) [24]
oder Wasserstoff an der Grenzfl¨ache von Pb/p-Si(111)-(1 × 1)-Kontakten
[42] genannt. Letzterer f¨uhrt zu einem Anstieg der Barrierenh¨ohe um ca.
350 meV.
Kontaminationen der Grenzfl¨
ache: Es ist unm¨oglich, eine ideal reine Ober-
fl¨ache zu erzeugen. Es sind immer Verunreinigungen an der Grenzfl¨ache
vorhanden, die zu einer ¨
Anderung der Barrierenh¨ohe f¨uhren k¨onnen.
Silizid-Bildung: Viele Metalle wie z. B. Ti, Cr, Co, Ni, Au, W, Fe und Ir
reagieren mit Silizium unter Bildung eines Silizids. Dieses Silizid f¨uhrt zu
einer Ver¨anderung der Ladungsverteilung an der Grenzfl¨ache und somit zu
einer ¨
Anderung der Barrierenh¨ohe. Einen ¨
Uberblick gibt M¨
onch [4].
Die Barrierenh¨ohe gibt also Aufschluß ¨uber die elektrischen Transporteigenschaf-
ten senkrecht zur Grenzfl¨ache und kann, in Kombination mit anderen Untersuchs-
methoden, zum Verst¨andnis der strukturellen und chemischen Eigenschaften der
¨
Ubergangsregion beitragen. Auf die besondere Bedeutung von lateral inhomoge-
nen Grenzfl¨achen wird weiter unten im Text eingegangen.
hom
B
V
n
e
0
V
d
(d)
(c)
(b)
(a)
Halbleiter
Metall
z
W
W
v
W
c
W
F
Abbildung 2.7: Verschiedene Transportmechanismen f¨
ur Elektronen ¨
uber bzw. durch ei-
ne Schottky-Barriere in Durchlaßrichtung [24]. W
F
, W
C
, W
V
geben die Fermi-Energie, die
Leitungsbandunter- bzw. die Valenzbandoberkante an.
hom
B
ist die homogene Barrierenh¨ohe
und e
0
|V
d
| die effektive Bandverbiegung. Die verschiedenen Mechanismen werden im Text
erl¨autert.
Mittels senkrecht zur Grenzfl¨ache durchgef¨uhrter Strom/Spannungs-Messun-
gen, konnte im Rahmen dieser Arbeit auf die H¨ohe der Barriere geschlossen wer-
den. In Abbildung 2.7 ist der Ladungstransport ¨uber die Grenzfl¨ache schematisch
im Ortsraum dargestellt. Der Transport kann durch (a) thermische Emission von
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
16
Elektronen aus dem Halbleiter, ¨uber die Barriere in das Metall, (b) Tunneln von
Elektronen durch die Barriere, aus dem Leitungsband des Halbleiters in freie
Zust¨ande oberhalb von W
F
im Metall, (c) Rekombination von Elektronen-Loch-
Paaren in der Raumladungszone und (d) Injektion von Minorit¨atsladungstr¨agern
vom Metall in den Halbleiter stattfinden. Nur die thermische Emission ¨uber die
Barriere tr¨agt, bei den in dieser Arbeit verwendeten Dioden, im Temperaturbe-
reich zwischen 200 bis 300 K, nennenswert zum Stromtransport bei. Die anderen
genannten Mechanismen kommen nur bei entartet dotierten Halbleitern mit einer
sehr d¨unnen Raumladungszone zum Tragen [24].
Die Emission von Elektronen bzw. L¨ochern ¨uber die Schottky-Barriere bei
n- respektive p-Halbleitern kann im Rahmen einer modifizierten Thermoemis-
sionstheorie nach Richardson beschrieben werden. Detaillierte Ableitungen fin-
den sich z. B. in den Monographien von L¨
uth [23], Sze [6] und Rhoderick &
Williams [43]. Es ergibt sich folgender Zusammenhang zwischen Stromdichte
j, Spannungsabfall V ¨uber der Barriere, Temperatur T und homogener Barrie-
renh¨ohe
hom
B
einer idealen, homogenen, defekt- und kontaminationsfreien Grenz-
fl¨ache:
j = A
T
2
exp -
hom
B
k
B
T
exp
e
0
V
k
B
T
- 1 .
(2.14)
A
ist die sog. effektive Richardson-Konstante und hat einen Wert von 1, 2 ·
10
6
·
m
n,p
m
e
· A · m
-2
· K
-2
[4]. Aufgrund der hohen Ladungstr¨agerdichte im Metall,
erf¨ahrt das Elektron eine durch die Bildladungskraft hervorgerufene Anziehung.
Aus diesem sog. Schottky-Effekt resultiert eine Spannungsabh¨angigkeit der
Barrierenh¨ohe [44, 4, 23]
if
= e
0
e
3
o
N
d
8
2
2
b
3
0
(V
i
- V )
1
4
,
(2.15)
und im Grenzfall keiner von außen angelegten Spannung V
0
if
= e
0
e
3
o
N
d
8
2
2
b
3
0
V
i
1
4
.
(2.16)
Hierbei ist N
d
die Anzahldichte der Donatoratome, V
i
die Grenzfl¨achenbandver-
biegung ohne Bildladungseffekt,
die optische und
b
die statische Dielektri-
zit¨atskonstante. Entwickelt man die Spannungsabh¨angigkeit der Barrierenh¨ohe
nach Potenzen von V in einer Potenzreihe, so erh¨alt man:
B
(V ) =
0
B
+ e
0
V + O V
2
=
0
B
+ 1 -
1
n
e
0
V + O V
2
.
(2.17)
n wird als Idealit¨atsfaktor bezeichnet und ist ein Maß daf¨ur, wie stark die Bar-
rierenh¨ohe von der angelegten Spannung abh¨angt.
0
B
ist die Barrierenh¨ohe ohne
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
17
von außen angelegte Spannung. Kombiniert man Gleichung (2.16) mit (2.17), so
erh¨alt man f¨ur den Idealit¨atsfaktor
n
if
=
1 -
0
if
4e
0
V
i
-1
.
(2.18)
Weiterhin k¨onnen noch andere Einfl¨usse an der Grenzfl¨ache zu einer zus¨atzlichen
Spannungsabh¨angigkeit der Barriere f¨uhren. Daher wird analog zum nur durch
den Schottky-Effekt begr¨undeten Idealit¨atsfaktor n
if
1,01...1,03 (f¨ur Si)
ein genereller Idealit¨atsfaktor n definiert. F¨ur die Strom/Spannungs-Abh¨angig-
keit ergibt sich dann
j = A
T
2
exp -
hom
B
-
0
if
k
B
T
exp
e
0
V
nk
B
T
1 - exp -
e
0
V
k
B
T
(2.19)
und f¨ur e
0
V > 3k
B
T mit der effektiven Barrierenh¨ohe
ef f
B
=
hom
B
-
0
if
:
j A
T
2
exp -
ef f
B
k
B
T
exp
e
0
V
nk
B
T
.
(2.20)
Bisher wurde davon ausgegangen, daß die Spannung nur an der Grenzfl¨ache
abf¨allt. Dies ist sicherlich falsch, da auch Potentialdifferenzen im Volumenmate-
rial des Halbleiters und - wenn auch in geringerem Umfang - im Metall enstehen.
Daher gilt f¨ur die effektiv ¨uber der Grenzfl¨ache abfallende Spannung V :
V = V
a
- R
S
· (j · F).
(2.21)
Hierbei ist V
a
die gemessene Potentialdifferenz, R
S
der sog. Serienwiderstand und
F die Fl¨ache des Schottky-Kontakts. Somit ergibt sich mit I = j · F folgende
implizite Gleichung f¨ur die Kennlinie:
I = F · A
T
2
exp -
ef f
B
k
B
T
exp
e
0
(V
a
- R
S
I)
nk
B
T
.
(2.22)
Da es allerdings unwahrscheinlich ist, daß an der Grenzfl¨ache zwischen Halblei-
ter und Metall keinerlei strukturelle oder chemische St¨orungen existieren, m¨ussen
diese Bereiche geringerer Barrierenh¨ohe (
"
low barrier patches" (LBP)) mit be-
r¨ucksichtigt werden. Tung [45] und Sullivan et al. [46] nehmen in ihren Simu-
lationen runde LBP mit Radius R
p
und Potentialabsenkung
p
an. Man kann
die LBP dann mittels des sog. Patchparameters
p
= 3
p
R
2
p
4
1
3
charakterisieren,
f¨ur den eine Gauß'sche Normalverteilung angenommen wird. Geht man von ei-
ner Fl¨achendichte
p
und Standardabweichung
p
vom mittleren Patchparameter
KAPITEL 2. PHYSIKALISCHE GRUNDLAGEN
18
p
der LBP aus, so ergibt mit =
b
0
e
0
N
d
die Integration ¨uber die Gesamtfl¨ache
des Schottky-Kontakts [47]:
I = F A
T
2
exp -
0
B
k
B
T
exp
e
0
(V
a
- R
S
I)
k
b
T
- 1 · ··· (2.23)
··· · 1 +
8
p
2
p
1
3
9 (V
i
- V
a
+ R
S
I)
1
3
· ···
··· · exp
e
2
0
2
p
(V
i
- V
a
+ R
S
I)
2
3
2 (k
B
T )
2
2
3
.
Im Gegensatz zu Metallen, bei denen die Thomas-Fermi-Abschirml¨ange [4]
L
T h-F
=
1
e
2
0
0
D (E
F
)
(2.24)
durch die hohe Zustandsdichte bei der Fermi-Energie bestimmt wird und sehr
klein (nur einige hundert pm) ist, wird das Abschirmverhalten von Halbleitern
durch die sog. extrinsische Debye-L¨ange [4]
L
D
=
b
0
k
B
T
e
2
0
(n + p)
(2.25)
beschrieben. n bzw. p geben die Anzahldichte der Elektronen respektive L¨ocher
an. F¨ur n-Si mit einer Donatorkonzentration N
D
= 10
15
cm
-3
betr¨agt die Debye-
L¨ange bei 300 K ca. 400 nm [6]. Aufgrund der geringen Anzahldichte freier La-
dungstr¨ager im Halbleiter im Vergleich zum Metall, ist im Halbleiter die charak-
teristische L¨ange, auf der Potentialfluktuationen ged¨ampft werden daher ca. drei
Gr¨oßenordnungen gr¨oßer.
Deshalb kann es zum sog.
"
Abschn¨ureffekt" [46, 45] kommen, d. h. bei kleinen
"
low barrier patches" (Radius r < L
D
) wird unterhalb des LBP nicht die volle
Potentialdifferenz
p
erreicht, da aufgrund der hohen Debye-L¨ange, die Potenti-
aldifferenz auf der kleinen Fl¨ache des LBP nicht vollst¨andig kompensiert werden
kann. Dies ist bereits im oben vorgestellten Modell ber¨ucksichtigt und ist nur bei
kleinen LBP relevant, w¨ahrend es f¨ur r > L
D
vernachl¨assigt werden kann [48].
Kapitel 3
Experimentelle Details
3.1
Probenmaterial und -pr¨
aparation
Im folgenden soll kurz die Pr¨aparation der großfl¨achigen Metall-Halbleiter-Kon-
takte beschrieben werden. Als Halbleitersubstrat dienten kommerziell erworbene
zylinderf¨ormige Scheiben (Wafer) aus einem Si-Einkristall. Diese Scheiben hatten
einen Durchmesser von ca. 152 mm (6 Zoll) und eine H¨ohe von ca. 600 µm.
Die n-dotierten Wafer hatten laut Hersteller einen spezifischen Widerstand von
1-30·cm. Der Dotierstoff war nicht bekannt. Die Normale zur Oberfl¨ache verlief
nominell entlang der [111]-Richtung des Si-Kristalls. ¨
Uber eine ggf. vorhandene
Fehlorientierung relativ zur (111)-Oberfl¨achenorientierung wurde vom Hersteller
keine Angaben gemacht.
Im Fraunhofer-Institut f¨ur mikroelektronische Schaltungen und Systeme in
Duisburg wurden in die Wafer r¨uckseitig As-Ionen mit einer kinetischen Energie
von 150 keV implantiert. Die nominelle Fl¨achendosis betrug 2 · 10
15
cm
-2
. Nach
dem thermischen Ausheilen und Aktivieren der implantierten Dotierstoffatome
unter Stickstoffatmosph¨are wurde auf dem Wafer thermisch eine Oxidschicht auf-
gewachsen. Die Implantation f¨uhrte dazu, daß auf der r¨uckw¨artigen Seite des Wa-
fers eine so hohe Dotierstoffdichte erzeugt wurde, daß der Halbleiter dort
"
ent-
artetes" Verhalten, d. h. ein nahezu ohmsches Verhalten, zeigte. Danach wurden
die Wafer im Fraunhofer-Institut in Quader der Gr¨oße 12 × 11 × 0,6 mm
3
ges¨agt.
Um eine reine und wasserstoffterminierte Oberfl¨ache zu erhalten, wurden die
Substratscheibchen vor dem Transfer in das Ultrahochvakuum (UHV) jeweils
naßchemisch vorbehandelt. Die einzelnen Pr¨aparationsschritte sind im folgenden
aufgef¨uhrt.
19
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE DETAILS
20
1.
"
Abblasen" der Proben mit trockenem Stickstoff.
2. Reinigung der Proben in Aceton f¨ur 15 min im Ultraschallbad.
3. Reinigung der Proben in Ethanol f¨ur 15 min im Ultraschallbad.
4. Entfernung ggf. vorhandener L¨osungsmittelreste durch Ultraschallbehand-
lung in hochreinem Wasser (LiChrosolv der Firma Merck, 3 Zyklen `a
5 min).
5. Entfernen des Oxids durch ¨
Atzen in Flußs¨aure HF (40%, Suprapur der
Firma Merck).
6. Erzeugung der Wasserstoffpassivierung und selektives Abtragen von Stufen
an der Oberfl¨ache durch ¨
Atzen in einer Pufferl¨osung aus Flußs¨aure HF,
Ammoniumfluoridl¨osung NH
4
F (40%, Selectipur der Firma Merck) und
Ammoniakl¨osung NH
4
OH (25%, VLSI Selectipur der Firma Merck) im
Volumenverh¨altnis
HF : NH
4
F : NH
4
OH = 13 : 40 : 30.
Dabei wurde zun¨achst ein Teil der unter (5) verwendeten Flußs¨aure ab-
gegossen, und dann in ca. 5 Schritten die verbleibende Flußs¨aure mit der
Pufferl¨osung verd¨unnt und sukzessive abgegossen. Es wurde darauf geach-
tet, daß die Probe immer unterhalb der Fl¨ussigkeitsoberfl¨ache verblieb, um
unn¨otige Kontaminationen der Probe mit ggf. auf der Fl¨ussigkeitsoberfl¨ache
aufschwimmenden Fremdstoffen zu vermeiden.
7. Nach dem Entfernen der Probe aus der Pufferl¨osung, wurde diese mit
trockenem Stickstoff
"
abgeblasen" und dann auf dem Probenhalter befe-
stigt.
8. Die Probe wurde binnen 5 min in das Transfersystem eingebracht und nach
weiteren 20 min in das Ultrahochvakuum transferiert. Der Druck im Trans-
fersystem wurde dabei nicht bestimmt, um eine Kontamination der Probe
durch vom Ionisationsvakuummeter verursachte Restgasionen zu verhin-
dern.
Alle naßchemischen Pr¨aparationsschritte, bei denen Flußs¨aure verwendet wurde,
wurden in Gef¨aßen und mit Pinzetten aus Polytetrafluorethylen (PTFE) durch-
gef¨uhrt, da dieses Material flußs¨aurebest¨andig ist. Alle Gef¨aße wurden vor jeder
Pr¨aparation mit Flußs¨aure gesp¨ult, um optimale Reinheit zu gew¨ahrleisten.
W¨ahrend die ersten ca. 50 Pr¨aparationen in einem herk¨ommlichen Chemie-
Pr¨aparationsraum durchgef¨uhrt wurden, war es m¨oglich, die letzten 10 Proben
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE DETAILS
21
in einem neu erbauten Reinraum der US-Klasse 1000 naßchemisch zu pr¨aparie-
ren. Mittels hochaufl¨osender Elektronenenergieverlustspektroskopie konnte fest-
gestellt werden, daß die Verunreinigung der Oberfl¨ache mit Kohlenwasserstoffen
geringer und die Anzahl der wasserstoffterminierten Bindungen h¨oher war als bei
den im Chemie-Pr¨aparationsraum pr¨aparierten Proben.
Die (7×7)-
¨
Uberstruktur konnte in situ durch Heizen der Probe auf ca. 1120 K
erzeugt werden. Daf¨ur stand eine Elektronenstoßheizung zur Verf¨ugung. Hierbei
werden aus der Gl¨uhwendel einer kommerziellen Halogenbirne (12 V, 50 W) Elek-
tronen emittiert. Diese werden durch eine Hochspannung von 1000 V zwischen
Probe und Wendel, auf die R¨uckseite der Probe beschleunigt. Die dadurch ge-
wonnene kinetische Energie wird dort in W¨arme umgesetzt. Durch Variation des
Stroms durch die Wendel konnte die Temperatur der Probe eingestellt werden.
Eine Temperaturkalibration wurde mittels eines Infrarotpyrometers der Firma
IRCON durchgef¨uhrt.
Die Metalle wurden aus thermischen Verdampferzellen Modell DFC 35/25
der Firma Createc verdampft. Um eine Depositionsrate von ca. 10
-2
nm · s
-1
f¨ur Silber zu erreichen, war eine nominelle Temperatur der Zelle von ca. 1090 K
n¨otig. Diese wurde von einem W/WRe26%-Thermoelement am Tiegel gemes-
sen und dementsprechend der Heizstrom von einem Temperaturregler der Firma
Euotherms Modell 902S geregelt. Die Depositionsrate wurde regelm¨aßig mit-
tels eines Schwingquarz-Schichtdickenkontrollsystems Modell Inficon XTC der
Firma Leybold ¨uberpr¨uft und zeigte maximale Schwankungen von ±5%. Die
Auftragung des Logarithmus der Aufdampfrate R ¨uber der reziproken Tempe-
ratur T
-1
ergab eine Gerade, wie aus der Arrhenius-Theorie zu erwarten ist.
Der Druck im Rezipienten w¨ahrend der Ag-Deposition lag zwischen 3 × 10
-10
und 2 × 10
-9
hPa, wobei der Druck mit zunehmender Betriebsdauer der Quelle
unter Vakuum besser wurde, was auf das
"
Ausgasen" der Quelle zur¨uckzuf¨uhren
ist. Die hochreinen Metalle in Granulatform wurden von der Firma Goodfel-
low bezogen und hatten einen Reinheitsgrad von 99,999% f¨ur Aluminium bzw.
99,99% f¨ur Silber.
3.2
Probenhalter
Die Verwendung niederenergetischer Elektronen bei vielen experimentellen Me-
thoden erforderte ein Probenaufnahmesystem, welches minimale magnetische
Streufelder verursacht. Gerade im Hinblick auf die hochaufl¨osende Elektronen-
energieverlustspektroskopie (HREELS) wurde daher der Halter fast ausschließlich
aus Niob gefertigt. Weitere Anforderungen an den Halter waren:
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE DETAILS
22
· Niedriger Dampfdruck, um die UHV-Bedingungen aufrechtzuerhalten,
· Temperaturbest¨andigkeit im Bereich zwischen 200 und ca. 1400 K,
· elektrische Potentialtrennung von Vorder- und R¨uckseite der Probe, sowie
· die M¨oglichkeit einer separaten externen Kontaktierung von Vorder- und
R¨uckseite der Probe.
Abbildung 3.1: Modell des verwendeten Probenhalters. Auf Details wird im Text eingegangen.
Wie aus Abbildung 3.1 (a) ersichtlich, bestand die eigentliche Probenaufnah-
me aus einer 22 ×15×1,5mm
3
großen Niob-Platte mit einer Vertiefung zur Auf-
nahme des Waferst¨ucks. Zus¨atzlich war in der R¨uckseite ein quadratisches Loch
eingelassen, um den R¨uckkontakt gegen die Probenr¨uckseite fahren zu k¨onnen
und um die thermische Masse zu reduzieren. Die beiden L¨ocher im oberen Teil
der Halterkonstruktion dienten dem Transport des Halters innerhalb des UHV-
Systems mit Hilfe sog.
"
Wobblesticks". Hierbei handelt es sich um gabelartige
Greifmanipulatoren, die azimutal geschwenkt und entlang ihrer L¨angstachse ver-
schoben werden k¨onnen. Zur elektrischen Abkopplung von Vorder- und R¨uckseite
der Probe wurde die vordere Klemmkonstruktion durch ein Isolatorsystem aus
Al
2
O
3
- und Marcor-Keramiken abisoliert. In (b) ist dieses Isolatorsystem vor
und in (c) nach dem Einbau in den Halter dargestellt. Teilabbildung (d) zeigt die
Probe in der vorgesehenen Vertiefung und (e) den vollst¨andig montierten Pro-
benhalter mit der Si-Probe. Die Probe wurde durch einen U-f¨ormigen Niob-B¨ugel
gehalten, der seinerseits durch zwei M2-Schrauben aus VA-Stahl fixiert wurde. Bei
Proben, die f¨ur die Herstellung von (7 ×7)-Oberfl¨achen vorgesehen waren, wurde
zus¨atzlich ein nicht gezeigtes Niob-Blech, zum Schutz der Schrauben vor dem
"
Elektronenbombardement" der Heizung, an der R¨uckseite des Halters montiert.
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE DETAILS
23
Ohne dieses Blech kommt es zu einer thermischen Verdampfung des VA-Stahls
der Schrauben. (f) zeigt den durch eine Schattenblende deponierten Ag-Film auf
der Oberfl¨ache des Substrats.
3.3
Verwendetes UHV-System
Das in dieser Arbeit verwendete Ultrahochvakuum (UHV)-System bestand aus
zwei Rezipienten, die mittels eines ausheizbaren UHV-Schieberventils verbunden
waren sowie einer
"
Fast-Load-Lock"-Einheit, die es erm¨oglichte, die naßchemisch
pr¨aparierten Proben binnen ca. 20 min in das UHV zu transferieren.
Die Pr¨aparationskammer bestand aus folgenden Komponenten:
· Prim¨ar wurde dieser Rezipient mittels einer Ionengetterpumpe Modell 921-
0066 der Firma Varian gepumpt. Zus¨atzlich stand sowohl eine direkt am
Rezipienten montierte Turbomolekularpumpe Modell Turbovac 50D der
Firma Leybold als auch eine mit fl¨ussigem Stickstoff gek¨uhlte Titansub-
limationspumpe zur Verf¨ugung. Mit dieser Konfiguration konnte ein Basis-
betriebsdruck von ca. 1 · 10
-10
hPa erzielt werden.
· Der Druck wurde mit folgenden Totaldruckmeßeinrichtungen kontinuierlich
in allen Druckbereichen - von 10
3
bis hin zu 10
-11
hPa - kontrolliert werden:
Ein Gasreibungsvakuummeter Modell Viscovac 211 der Firma Ley-
bold,
ein Balzers-W¨armeleitungsvakuummeter,
ein Balzers-Kaltkathodenionisationsvakuummeter, sowie
ein Bayard-Alpert-Ionisationsvakuummeter Modell 307 der Firma
Granville-Phillips.
· Zur Bestimmung der Restgaszusammensetzung stand ein Quadrupolmas-
senspektrometer Modell QMA140 der Firma Balzers zur Verf¨ugung.
· F¨ur die Charakterisierung der strukturellen Eigenschaften der Oberfl¨achen
war ein System zur Beugung niederenergetischer Elektronen (Er-LEED
von VSI) vorhanden. Die Beugungsbilder wurden mittels einer Digital-
kamera der Firma Sony von der r¨uckw¨artigen Seite des LEED-Systems
aufgenommen und in Form von JPEG-Dateien weiterverarbeitet.
· F¨ur die Deposition der d¨unnen Metallfilme standen zwei wassergek¨uhlte
"
Double-Filament-Effusionszellen" Modell DFC25/35 der Firma Crea-
tec zur Verf¨ugung. Diese Zellen waren urspr¨unglich f¨ur das Aufdampfen
KAPITEL 3. EXPERIMENTELLE DETAILS
24
von Ga konzipiert und daher mit einer sogenannten "Hotlip" ausgestat-
tet, die eine selektiv st¨arkere Erw¨armung der Austritts¨offnung der Tiegel
erlaubte, um dort das Abscheiden von Ga zu verhindern. W¨ahrend dieser
Arbeit wurde die "Hotlip" nicht betrieben. Als Tiegelmaterial wurde f¨ur
die Silbereffusionszelle Graphit und f¨ur die Aluminiumzelle pyrolytisches
Bornitrid verwendet. Die Effusionszellen konnten mittels einer auf einer
Drehdurchf¨uhrung ins UHV montierten Verschlußblende selektiv ge¨offnet
und verschlossen werden. Zur Bestimmung der deponierten Materialmen-
ge stand ein Quarzkristall-Schichtdickenmonitor Modell Inficon XTC
der Firma Leybold zur Verf¨ugung. Dieser kann aus der Resonanzfre-
quenz¨anderung eines in den Molekularstrahl eingebrachten Quarzkristalls
(6 MHz Basis-Resonanzfrequenz), die Schichtdicke auf ca. 0,1 nm genau
bestimmen. Der auf einer UHV-tauglichen Lineardurchf¨uhrung montierte
Kristall konnte an den Probenort gefahren werden.
· F¨ur die Exposition der Proben mit atomarem Wasserstoff bzw. Deuterium
stand eine thermische Wasserstoffquelle zur Verf¨ugung, die in Abschnitt
3.11 n¨aher beschrieben wird.
· Die Positionierung der Probe innerhalb des Rezipienten erfolgte mittels ei-
nes Omniax-Manipulator-Systems der Firma Vacuum Generators, wel-
ches es gestatte, die Probe in alle drei Raumrichtungen zu verschieben und
in der horizontalen Ebene frei zu drehen.
· Zur Heizung der Probe existierte eine selbst entwickelte Elektronenbombar-
dementheizung. Zus¨atzlich bestand die M¨oglichkeit, in einer - speziell f¨ur
in situ-Transportmessungen konzipierten - Probenk¨uhlung, die Probe auf
bis zu 200 K zu k¨uhlen und gleichzeitig elektrisch vom Rest des Systems
abisolierte Vorder- und R¨uckseitenkontakte anzulegen. Die K¨uhlung erfolgte
mittels eines mit fl¨ussigem Stickstoff in Durchstr¨omung betriebenen Vorats-
gef¨aßes. Von dort aus f¨uhrte eine durch Kapton-Folie elektrisch isolierte
Kupferlitze zu einem Kupferblock, der als K¨altereservoir zur Probenk¨uhlung
diente. Zus¨atzlich war an diesem mit einem Schraubmechanismus gegen den
Probenhalter preßbaren Kupferblock ein NiCr/Ni-Thermoelement zur Tem-
peraturbestimmung befestigt. Die Temperaturdifferenz zwischen Probe und
Block war stets kleiner 5 K [49].
Auf die Ausstattungsmerkmale der Analysekammer soll hier nur kurz einge-
gangen werden, da die analytischen Instrumente in den folgenden Abschnitten
detailliert erl¨autert werden.
· Die Analysekammer wurde von einer magnetgelagerten Turbomolekular-
pumpe Turbovac 340M der Firma Leybold gepumpt. Auch hier betrug
der Basisdruck ca. 1 · 10
-10
hPa.
Details
- Seiten
- Erscheinungsform
- Originalausgabe
- Erscheinungsjahr
- 2001
- ISBN (eBook)
- 9783832473358
- ISBN (Paperback)
- 9783838673356
- Dateigröße
- 5.4 MB
- Sprache
- Deutsch
- Institution / Hochschule
- Universität Duisburg-Essen – Fakultät Naturwissenschaften
- Note
- 1,0
- Schlagworte
- metall hubleiter-grenzflächen elektronenspektroskopie oberflächenphysik schichten sensoren
- Produktsicherheit
- Diplom.de
