Zeitaufgelöste Photoemissionsspektroskopie an Au-GaAs Schottky-Kontakten

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung

2 Theorie der Ladungsträgerdynamik
2.1 Gleichgewichtsdynamik
2.1.1 Energieniveau-Schema vor Einstellung des thermodynamischen Gleich­gewichts
2.1.2 Metall-Halbleiter Kontakt im thermodynamischen Gleichgewicht
2.1.3 Schottky und Bardeen-Modell des Metall-Halbleiter-Kontakts
2.2 Transportdynamik
2.3 Relaxationsdynamik
2.3.1 Zwei-Temperatur-Modell
2.3.2 Theorie der Fermiflussigkeiten
2.3.3 Boltzmann-Transport-Modell der Thermalisierung

3 Laborbeschreibung
3.1 Laser
3.2 Ultra-Hoch-Vakuum
3.3 Flugzeitspektrometer

4 Probenpraparation und Charakterisierung
4.1 Probenmaterialien
4.2 Probenherstellung
4.3 Elektrische Charakterisierung
4.3.1 Strom-Spannungs-Kennlinien
4.4 Temperaturbestandigkeit
4.5 Photostrom
4.5.1 Messmethode
4.5.2 Kennlinie unter Beleuchtung
4.5.3 Abhangigkeit von der Fokussierung
4.5.4 Quanteneffizienz

5 Multi-Photonen-Photoemission von Au-GaAs-Schottky Kontakten
5.1 Multi-Photonen-Photoemissionsspektren
5.1.1 Ohne Spannung Uber den Kontakt
5.1.2 Spannungsabhangigkeit
5.2 Modell der transienten Oberflachenspannungen
5.3 Simulation der Flugzeit
5.4 Messungen zum Modell
5.5 Ergebnisse

6 Elektronendynamik eines Schottky-Kontakts
6.1 Messmethode
6.2 Bestimmung der zeitlichen Überlagerung des Pump- und Probe-Pulses
6.3 Wahl der Spannungen und Leistungen
6.4 Temperaturauswertung
6.5 Spannungsabhangigkeit
6.6 Reproduzierbarkeit der Messungen
6.7 Ergebnisse

7 Zusammenfassung und Ausblick

Literaturverzeichnis

1 Einleitung

Die Entwicklung immer kürzerer Laserpulse bis in den unteren Femtosekundenbereich erlaubt die Untersuchung der Dynamik eines angeregten Elektronengases. Auf kurzen Zeitskalen exi­stiert an Metallgrenzflachen nach einer Anregung mit ultrakurzen Lichtimpulsen ein Nichtgleich­gewicht zwischen elektronischen Anregungen und Anregungen des Gitters. Dieses Nichtgleich­gewicht hat einen starken Einfluß auf Grenzflachenreaktionen. So konnte z.B. gezeigt werde, dass auf einer Ruthenium-Oberflache die Oxidation von Carbon-Monoxid zu Carbon-Dioxid durch angeregte Elektronen und nicht durch die Kopplung des Adsorbats an das Phononenbad des Gitters entsteht [1]. Ein möglicher Mechanimsus für eine photoinduzierte Oberflachenreak- tion wird durch das DIET-Modell beschrieben (Desorption Induced by Electronic Transitions) [2]. Durch Licht angeregte Elektronen im Substrat konnen durch die Potentialbarriere zwischen Oberflache und Adsorbat tunneln, wodurch das Adsorbat ein negatives Molekül-Ion bildet. Das angeregte Elektron wird inelastisch in einen unbesetzten elektronischen Zustand des Metallsub­strats zurückgestreut, wodurch das Adsorbat mit Energie angereichert zurückbleibt. Wenn das Elektron genügend lange in der Resonanz bleibt, kann das angeregte Molekül genügend Energie aufnehmen, um zu desorbieren oder die Energiebarriere überwinden, die zur Brechung von che­mischen Bindungen notig ist. Man kann also die Bildung einer negativen Ionen-Formation als den Startpunkt für viele lichtinduzierte dynamische Oberflachenprozesse ansehen.

Stimuliert durch die Ergebnisse von Experimenten, bei denen durch Femtosekunden-Laserpulse induzierte Desorption beobachtet wurde [3,4], kam es zu mehreren theoretischen Untersuchun­gen von durch angeregte Elektronen induzierten Reaktionen. Gadzuk und Mitarbeiter untersuch­ten die durch Angeregte-Elektronen induzierte Desorption (DIET-Modell) von NO auf einer Pt(111) Oberflache. Dazu führten sie semiklassische Wellenpaket-Rechnungen auf einer Poten­tialflache aus [5,6]. Harris und Holloway berechneten die Desorptionsrate als eine Funktion der Lebenszeit der Resonanz und der Grosse der Elektronen-Barriere, die das ionisierte Molekül (NO-) von der Pt-Oberflache trennt [7].

Eine andere theoretische Behandlungsweise der Adsorbat-Antwort auf optisch induzierte Ober­flächen-Transienten wurde bei IBM entwickelt. Dies wurde entwickelt, da im Experimente eine starke Nichtlinearitat für die Intensitätsabhängigkeit beobachtet wurde. Das Modell beschreibt die induzierte Desorption durch mehrere Elektronenübergange (DIMET: Desorption Induced by Multiple Electronic Transitions). Hierbei sammelt das Adsorbat die notwendige Energie durch mehrere Anregungs- und Relaxationsvorgange auf, bei denen jeweils ein Photon absorbiert wird. [2].

Chemische Reaktionen an Oberflachen können also durch angeregte Elektronen fernab des Gleich­gewichts induziert werden (Abb. 1.1).

Ort

Dies wurde durch Elektroneninjektion an Metall-Isolator-Metall Kontakten untersucht [8-10]. In unserer Arbeitsgruppe werden dynamische Prozesse untersucht, die in Zusammenhang mit der photoinduzierten Elektroneninjektion stehen. Diese Arbeitgebiete sind das photoassistierte Tunneln an Metall-Halbleiter-Metall Kontakten [11] und die Elektroneninjektion durch einen Photostrom in Metall-Halbleiter Kontakten. Hier setzt diese Arbeit an. Die Dynamik der Elek­troneninjektion in einem Metall-Halbleiter Kontakt soll untersucht werden. Im weiteren folgt eine kurze Darstellung der Grundidee des Experiments und der experimentellen Methode.

An einer Metall-Halbleiter Grenzschicht kommt es zu einer Bandverbiegung, der Schottky- Barriere. Dadurch konnen Elektronen, die im Potentialgefalle dieser Barriere angeregt werden, einen gerichteten Transport erfahren. In Abb. 1.2 ist die Bandverbiegung bei einem Schottky- Kontakt mit p-dotiertem Halbleiter zu sehen.

Abbildung 1.2: Elektroneninjektion bei einem Metall-Halbleiter Kontakt mit p-dotiertem Halb­leiter

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Im folgenden sind die einzelnen Teilschritte nach Anregung von Elektronen in der Bandverbie­gung dargestellt

5.) Thermalisierung 6.) Abkühlung

Da die Laseranregung duch den dUnnen, semitransparenten Metallfilm geschieht, wird auch die Elektronenverteilung direkt im Metall angeregt. Um diesen Effekt vom Transport aus dem Halb­leiter zu trennen, kann man den Transport durch eine über den Kontakt angelegte Spannung steuern. Dies ist in Abb. 1.4 durch die Betrachtung des Grenzfalls keiner Elektroneninjektion, also keiner Bandverbiegung im Halbleiter dargestellt.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 1.4: Spannungsgesteuertes Heizen durch induzierte Elektronen

Links ist das Potentialgefälle durch eine externe Spannung gerade ausgeglichen, so dass es hier zu keiner Injektion der Elektronen kommt. Die Elektronen im Metall werden nur direkt angeregt. Die Anregung im Metall wird durch die Breite der Elektronen-Verteilung dargestellt. Es findet keine Elektroneninjektion statt. Rechts ist eine externe Spannung angelegt, welche die Potential­barriere vergrossert. Dadurch kommt es zur Injektion von Elektronen oberhalb der Fermienergie. Es stellt sich eine breitere Verteilung der Elektronen, im Vergleich zu links, ein. Eine breitere Ver­teilung bedeutet bei einer Beschreibung des Elektronengases durch eine Fermi-Dirac-Verteilung eine höhere Temperatur. Eine weitere Möglichkeit der Steuerung der injizierten Elektronen über eine Spannung wurde sich bei ballistischen Transport der Elektronen im Halbleiter ergeben. Bal­listischer Transport bedeutet, dass die Elektronen wahrend ihres Transports in das Metall nicht an Phononen oder Gitterstorstellen gestreut werden, also keine Energie an das Gitter abgeben. Wird der Potentialgradient im Halbleiter nun erhoht, wird auch die energetische Lage der ballistisch injizierten Elektronen verändert. Bei einem erhohten Potentialgradienten werden die Elektronen energetisch gesehen weiter oberhalb des Ferminiveaus injiziert. Man muss jedoch im Auge be­halten, dass auch dieses Bild des ballistischen Tranports nur einen Grenzfall darstellt, da Streu­prozesse im Festkorper rein statistischer Natur sind. Um einen Einfluss der Spannung auf den Transport zu sehen, werden die Messungen zur Elektronendynamik bei unterschiedlichen Span­nungen durchgefuhrt.

Bei dem in dieser Arbeit beschriebenen Experiment wurde als Halbleiter n-dotiertes GaAs mit einer Zwischenschicht zwischen n-GaAs und Au aus undotiertem GaAs verwendet. Dadurch entsteht eine lineare Bandverbiegung im Bereich des undotiertem GaAs. Schottky-Kontakte mit dem n-dotiertem GaAs als Halbleiter konnten durch relativ einfache Verfahren hergestellt wer­den. Im Unterschied zu p-dotiertem GaAs werden bei n-GaAs durch die Bandverbiegung Locher aus dem Valenzband in die Metallschicht injiziert.

Die Dynamik von Elektronen in einem Schottky-Kontakt wurde mit der zeitaufgelösten Multi- Photonen-Photoemission, auch Pump-Probe-Spektroskopie genannt, untersucht. Mit dieser ist es moglich, die Dynamik einer angeregten Elektronenverteilung im Metall energie- und zeitauf- gelost zu beobachten (Abb. 1.5).

Der erste eingestrahlte Femtosekunden-Laserpuls, Pump-Puls genannt, regt das elektronische System an. Die Anregung findet hier sowohl im Metall als auch im Halbleiter statt. Ein zweiter Femtosekunden-Laserpuls, Probe-Puls genannt, wird mit einer definierten zeitlichen Verzoge- rung eingestrahlt. Durch den Probe-Puls werden die angeregte Elektronen aus dem Metall emit­tiert. Man erhalt eine Momentaufnahme der Elektronenpopulation im Metall, die durch den Transport aus dem Halbleiter beeinflusst wird. Aus vielen solchen Momentaufnahmen bei un­terschiedlichen Verzogerungszeiten erhalt man die Elektronendynamik, falls die Laserpulsdauer kurzer oder zumindest in der Grossenordnung der Zeitskala der untersuchten Prozesse ist.

Gliederung

Im Kapitel 2 werden die theoretischen Modelle zum weiteren Verständnis der Arbeit vorgestellt. Die Entstehung einer Potentialbarriere bei einem Schottky-Kontakt aus n-GaAs und Au wird beschrieben. Deweiteren werden Modelle zur theoretischen Betrachtung von Transport- und Re­laxationsmechanismen in Festkörpern vorgestellt und ihre Beziehung zu dem hier untersuchten Au-GaAs Schottky-Kontakten hergestellt. Im Methodenteil (Kapitel 3) wird auf das Labor und die verwendeten Messgerate eingegangen. Die Pobenpraparation und -charakterisierung wird in Kapitel 4 erlautert. Durch elektrooptische Messungen wird gezeigt, dass die hergestellten Proben die notwendigen Eigenschaften für die Pump-Probe-Experimente besitzen. Kapitel 5 beschreibt die experimentelle Methode der Multiphotonen-Photoemission mit Femtosekunden-Laserpulsen. Es werden die Grenzen dieser Methode bei der Anwendung auf Metall-Halbleiter Kontakte gezeigt. Grund hierfür ist das Auftreten einer zeit- und ortsabhangigen Oberflachenspannung. Zeitaufgeloste Pump-Probe-Experimente zur Elektronendynamik in Schottky-Kontakten werden in Kapitel 6 vorgestellt. Eine Zusammenfassung der Ergebnisse dieser Arbeit ist in Kapitel 7 gegeben.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

2 Theorie der Ladungsträgerdynamik

Die verwendete Probe ist ein Schichtaufbau aus Halbleiter und Metall. Wichtig ist nun der Po­tentialgradient der sich in einem solchen System an der Grenzschicht ausbildet. Im Fall von p-GaAs und Au werden Elektronen bei Anregung ins Leitungsband in das Metall injiziert. Im Fall von n-GaAs und Au werden dagegen Locher aus dem Valenzband in das Metall injiziert. Im ersten Abschnitt soll auf die thermodynamischen Mechanismen eingegangen werden, die zu einem Potentialgradienten im Bereich des Halbleiter fuhren. Dadurch kann man auf die Art der Ladungstragerinjektion schliessen.

Der zweite Teil soll einen Überblick über die Transportdynamik liefern, die in einer solchen Bandverbiegung unter Laseranregung stattfindet. Dabei soll der Unterschied zwischen ballisti­schen und diffusiven Transport gezeigt werden. Welche Art von Transport vorliegt, bestimmt den Energieeintrag der induzierten Ladungsträger.

Im dritte Teil wird auf die Relaxationsmechanismen eines angeregten Elektronengas in einem Metall eingegangen. Dies ist für das Verstandnis der durchgeführten zeitaufgelösten Pump-Probe Messungen wichtig, da hier die zeitliche Entwicklung eines angeregten Elektronengas in einem Metall beobachtet wird.

2.1 Gleichgewichtsdynamik

Bringt man einen Halbleiter in Kontakt mit einem Metall, ist das System auf Grund der un­terschiedlichen Lagen der Ferminiveaus im Halbleiter und Metall zunachst im thermodynami­schen Nichtgleichgewicht. Durch Ladungsträgerdiffusion bringt sich das System in den Gleich­gewichtszustand. Dies soll hier beschrieben werden. Dabei muss man verschiedene Falle unter­scheiden, erstens zwischen n- und p-Halbleiter und zwischen der energetischen Lage der Fer­miniveaus im Halbleiter EFH und Metall EFM, wobei es darauf ankommt, welches energetisch hoher liegt. Insgesamt ergiebt dies vier Falle. Je nach Kombination stellt sich ein positiver oder

negativer Potentialgradient ein. Eine Darstellung von allen vier Fällen findet man im Buch von Sze [12] oder in der Vorlesung von Schenk [13]. Hier sei nur der Fall eines n-dotiertem Halb­leiters mit EFH > EFM dargestellt. Dies entspricht den in dieser Arbeit verwendeten Proben aus n-GaAs und Au.

2.1.1 Energieniveau-Schema vor Einstellung des thermodynamischen Gleichgewichts

In Abb. 2.1 ist ein Metall-Halbleiter Übergang ohne Wechselwirkung im thermodynamischen Nichtgleichgewicht gezeigt. Das Nichtgleichgewicht ergibt sich aus EFM = EFH Bei einer Tem­peratur T=0 sind die Zustande im Metall bis zur Fermienergie EFM besetzt. E0 ist das Vakuum­niveau, Φ bezeichnet die Austrittsarbeit. Im Halbleiter trennt die Bandlucke das Valenz-Band­Maximum EVBM vom Leitungs-Band-Minimum ELBM. Die Fermienergie EFH liegt bei nicht zu hohen Dotierungen in der Bandlücke. Als Elektronenaffinitat χ wird der Abstand des Lei­tungsbandminimum vom Vakuumniveau bezeichnet.

2.1.2 Metall-Halbleiter Kontakt im thermodynamischen Gleichgewicht

Zur Einstellung des thermodynamischen Gleichgewichts müssen Elektronen aus dem Halbleiter ins Metall diffundieren, bis die Lage des Feminiveau im Kontakt ausgeglichen ist: EFH = EFM. An der Grenzflache entsteht eine Raumladung p(x) (Abb. 2.2).

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abbildung 2.2: Raumladung an einem Schottky-Kontakt

Die negative Ladungsdichte im Metall ist durch die eindiffundierten Elektronen aus dem Lei­tungsband gegeben. Eine Abschatzung der Große der Raumladungsschichte im Metall liefert die sogenannte Abschirmlange LS [13]:

[...]