WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 6 Глубокие состояния в -легированном кремнием GaAs © В.Я. Алешкин, В.М. Данильцев, А.В. Мурель, О.И. Хрыкин, В.И. Шашкин Институт физики микроструктур Российской академии наук, 603600 Нижний Новгород, Россия (Получена 14 июля 1997 г. Принята к печати 21 октября 1997 г.) Исследованы плотность глубоких состояний и сечения захвата на них электронов в -легированном кремнием GaAs с помощью измерений зависимостей от напряжения и температуры импеданса барьера Шоттки к структуре. Обнаружено, что при концентрации кремния в -слое более 6 · 1012 см-2 в запрещенной зоне появляются хвосты плотности состояний. В наших струтурах энергия, характеризующая глубину проникновения хвоста, изменялась в интервале 20100 мэВ. Характерная величина сечения захвата электронов на глубокие состояния в -слоях была порядка 10-17 см2. Показано, что насыщение концентрации электронов в -слое с ростом концентрации Si обусловлено автокомпенсацией Si.

Введение Теория Рассмотрим удельный (на единицу поверхности) маИзучение -слоев началось с 1980 г., когда были изголосигнальный импеданс контакта Шоттки к структуре, товлены первые структуры, содержащие их [1]. Больв которой имеется -легированный слой. Пусть -слой шинство экспериментальных и теоретических работ в располагается в плоскости x = x1, а контакт Шоттки — этой области было посвящено исследованию свойств в плоскости x = 0 (см. рис. 1). Будем считать, что подвижных носителей заряда (см. обзор [2]) в -слое и до и после -слоя полупроводник однородно легироусловиям реализации очень узких распределений примеван мелкими донорами с концентрацией n, которые сей [3]. Поскольку концентрация примеси в -слое обычполностью ионизованы в интересующем нас интервано велика, в нем должны существовать глубокие состояле температур. В плоскости -слоя имеются глубокие ния в запрещеннойзоне, так же как ив объемномсильно уровни с плотностью состояний g(). Обозначим через легированном полупроводнике [4]. Очевидна важность 0 постоянную составляющую электрического потенисследований этих состояний, так как временная дисциала на поверхности полупроводника, а через 0 — персия проводимости в полупроводниковых устройствах амплитуду переменной, изменяющейся во времени как с -слоями (полевых транзисторах, фотоприемниках и exp it, причем 0 0. Амплитуды всех переменных др.) может определяться временами их перезарядки. В величин будем обозначать буквами с тильдой. За начало -слоях Si в GaAs было обнаружено явление насыщения отсчета потенциала выберем его значение в глубине поверхностной концентрации носителей тока на уровне полупроводника. Импеданс системы может быть выра3 · 10121013 см-2 с ростом концентрации Si [5–8]. Было жен через отношение величины 0 к ее производной по предложено 2 механизма для объяснения этого явления.

координате 0:

В 1-м насыщение связывалось с автокомпенсацией Si 4i (часть атомов Si попадает на места Ga и становится z = =(C+iG)-1, (1) акцепторами). Во 2-м насыщение связывалось с заполне- нием DX-центров (опускание DX-центров ниже уровня 0 Ферми) [9].

C= Re, G = Im, (2) 4 0 4 В настоящей работе проведено исследование плотгде — диэлектрическая проницаемость, C и G — ности глубоких состояний и сечения захвата на них емкость и параллельная проводимость.

электронов в -легированном кремнием GaAs с помощью Для нахождения z необходимо решить уравнение измерений зависимостей от напряжения и температуры Пуассона импеданса барьера Шоттки к структуре. Обнаружено, что при концентрации Si в -слое более 6 · 1012 см-4e µ + e в запрещенной зоне появляются хвосты плотности со- = Nc(T )1/2 - n, (3) T стояний. В наших структурах энергия, характеризующая протяженность хвостов в запрещенной зоне, изменялась где Nc(T ) — эффективная плотность состояний в зоне в интервале 20100 мэВ. Характерная величина сечения проводимости, i — интеграл Ферми индекса i, T — захвата электронов на глубокие состояния в -слоях температура в энергетических единицах, µ — химичебыла порядка 10-17 см-2. Показано, что насыщение кон- ский потенциал, отсчитанный от дна зоны проводимости центрации электронов в -слое с ростом концентрации в глубине полупроводника. Уравнение (3) справедливо Si обусловлено автокомпенсацией. Предложен способ везде, кроме плоскости x = x1.

определения плотности глубоких состояний в -слоях и Электронные состояния в -слое можно разделить на времен захвата электронов на них. две группы: ”быстрые” и ”медленные”. Электронная 734 В.Я. Алешкин, В.М. Данильцев, А.В. Мурель, О.И. Хрыкин, В.И. Шашкин Интегрируя уравнение Пуассона в окрестности x1, находим связь между производными, до и после -слоя:

(x1 - 0) = (x1 +0) +, (5) (x1 - 0) = (x1 +0) +, (6) g() =eN + e µ-+e1 d, (7) 1 + exp T где энергия отсчитывается от дна зоны проводимости в плоскости -слоя, — плотность поверхностного заряда в нем. При получении (7) предполагалось, что глубокие состояния имеют донорный тип, т. е. нейтральны, когда на них находится электрон, и заряжены положительно, когда электрон отсутствует. Если глубокие состояния имеют акцепторный тип, т. е. заряжены отрицательно, когда на них присутствует электрон, тогда в (7) следует заменить N на разность Рис. 1. Зонная диаграмма контакта Шоттки к структуре N - g()d.

с -слоем при больших обратных напряжениях. На вставке изображена эквивалентная схема.

Для того чтобы найти, рассмотрим изменение электронной заселенности глубоких уровней, лежащих в интервале от до + d, под действием переменного населенность быстрых состояний успевает отслеживать потенциала (x1, t). Изменение во времени плотности изменение потенциала во времени без запаздывания.

заряда этих состояний описывается уравнением [10,11] В рассматриваемой системе быстрые состояния — это состояния в зоне проводимости, т. е. находящиеся выше e[, (x1, t)] - (, t) по энергии, чем дно зоны проводимости в плоскости (, t) =, (8) () x = x1. Поскольку в наших образцах поверхностная концентрация мелких доноров в -слое N > 1012 см-2, где () — время жизни электронов на глубоких состоямы будем описывать быстрые состояния квазиклассичениях, e(, 1) — равновесное значение () при данном ски [2], т. е. использовать уравнение (3). Медленные 1:

состояния это глубокие состояния. Будем полагать, что eg() e(, 1) = µ-+e1. (9) характерные размеры электронных волновых функций 1 + exp T глубоких состояний много меньше характерных масштаПоскольку бов изменения потенциала, так что плотность заряда, связанную с ними, можно полагать пропорциональной (x1, t) =1 + 1 exp iT, 1 1, T/e, -функции Дирака (x - x1).

Интегрируя (3) в области x >x1, получаем то из (7) и (8) можно найти следующее выражение для :

= ± F(, 0, T), e = Nc1/2[(µ + e)/T ] 4e T =, (4) 0 µ-+eg() exp где T d. (10) µ-+e1 [1 + i ()] 1 + exp 8 µ+ei T F(i, j, T ) = NcT 3/ T Рассмотрим область 0 < x < x1. Для удобства введем µ+eпотенциал 2 такой, что Nc1/2 T n, (2 < 0), µ+ej -3/2 - en(i - j).

но 2 >0. Отметим, что контактная разность потенциT алов на барьере Шоттки к n-GaAs составляет примерно В соотношении (4) следует брать знак ”+”, если 0.8 В, поэтому 0 < -0.8 В при подаче обратного (x1) =1 <0, и знак ”-”, если 1 > 0. смещения. В качестве 2 может быть выбрана, например, Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Глубокие состояния в -легированном кремнием GaAs величина -(µ + 10T )/e. Если 1 <2, тогда в области При выполнении этих требований основной вклад в 0 < x < x1 можно пренебречь зарядом электронов и действительную часть (17) дает окрестность = µ+e1.

уравение Пуассона принимает вид Тогда можно полагать 4en () =0 exp(-/T ), = -. (11) где Интегрируя (11), находим 1/0 = c(µ + e1)vtNc, 2enxvt — тепловая скорость электронов. 3-е допущение 0 =1 - x1 (x1 - 0) +, (12) состоит в требовании 0 1. Тогда (17) можно проинтегрировать, а (18) записать в виде 0 = 1 - x1(x1 - 0), (13) 0 = (x1 - 0). (14) Im e2gU()T Из-за громоздкости результаты интегрирования уравне ния Пуассона в случае 1 >2 вынесены в Приложе0 -1 + 1 + 4/ ln, (19) ние. Из (12)–(14) и (П.4)–(П.6) находим зависимости импеданса и потенциала на поверхности от 1.

Рассмотрим теперь более подробно ситуацию, когда где = 0 exp[-(µ + e1)/T ], 1 <2, поскольку она наиболее проста. В этом случае (3 -) ln + 2 - ( + 3) U() =. (20) 0 =. (15) (1 + 2)0 1/ (x1 - 0) - x Функция U() имеет максимум равный 0.285 при = 1.

Из (15) следует, что эквивалентную схему систеПоэтому мы можно представить в виде последовательно соединенных емкости C1 = /4x1 и импеданса Im 0.285e2g(µ + e1). (21) z1 = -i (x1 - 0)/41. Величина C1 соответствует 1 max емкости слоя GaAs от поверхности до -слоя. В силу (6) z-1 можно представить в виде 1 Таким образом, максимум Im(/1) определяется плотностью состояний g на уровне Ферми. Напомним, что z-1 = iC2 + z-1, (16) 1 s аргумент функции g отсчитывается от дна зоны проводимости GaAs в плоскости x = x1. Условие достижения где C2 = - (x1 + 0)/41 — емкость GaAs после максимума означает равенство обратного времени ухода -слоя, zs — импеданс глубоких состояний:

электронов частоте внешнего сигнала для состояний i ie2 на уровне Ферми.

z-1 = - = s Используя (21), можно предложить способ опреде1 T ления зависимости g(). Действительно, изменение 0 µ-+eна величину при фиксированной температуре T g() exp T d. (17) приведет к изменению энергии, соответствующей мак µ-+e1 [1 + i ()] 1 + exp симуму Im(/1), на величину = T ln[( +)/].

T Таким образом, измеряя величину максимума Im(/1) Таким образом, мы приходим к эквивалентной схеме при различных частотах, можно найти зависимость g().

рассматриваемой структуры, изображенной на вставОднако пока неизвестна величина 0, неопределенным ке рис. 1. Отметим, что zs можно представить остается и начало отсчета.

в виде бесконечного числа параллельно соединенных Покажем, как можно найти 0 из измерений заRC-цепочек [12].

висимости температуры, соответствующей максимуму Из (1), (2) и (15)–(17) получаем Im(/1), от частоты при фиксированном внешнем напряжении на барьере Шоттки. Потенциал на поверхно1 C1G/ Re = Im =, (18) сти полупроводника складывается из контактной разноzs 1 (G/)2 +(C-C1) сти потенциалов и внешнего напряжения: 0 = c +out.

Контактная разность потенциалов равна разности работ т. е. действительная часть z-1 может быть выражена s выхода из полупроводника и металла. Зависимость от через измеряемые величины. Сделаем еще 3 упрощаютемпературы работы выхода из полупроводника опредещих допущения. Из них первые 2 состоят в требовании ляется зависимостью µ(T ), а работа выхода из металмедленности изменения сечения захвата и плотности ла слабо зависит от температуры [13]. Поэтому при состояний с изменением энергии:

фиксированном внешнем напряжении зависимость 0 от -d ln[c()]/d, d ln[g()]/d T. температуры определяется зависимостью µ(T ). Если Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 736 В.Я. Алешкин, В.М. Данильцев, А.В. Мурель, О.И. Хрыкин, В.И. Шашкин |0| |1|, тогда изменение 1 при изменении T много На рис. 2 приведена зависимость электронной подвижменьше изменения µ(T ). Приближенно можно считать, ности µn от поверхностной концентрации свободных что 1 не зависит от температуры. Тогда из измерений электронов в -слое N. Сплошной кривой показана двух температур T1, T2, соответствующих максимумам зависимость, полученная в работе [5], точками и крестиIm(/1) для 2 не сильно отличающихся частот 1, 2, ками изображены результаты наших измерений. Образцы таких что с концентрацией Si в -слое более 6·1012 см-2 (отмечены крестиками) имели малую подвижность, которая к тому |T2 - T1| T1,2, c(µ + e1) const, можно определить c. Действительно, условие = приводит к системе уравнений:

µ(T1) +e1 =-T1 ln(cvtNc/1), (22) µ(T2) +e1 =-T2 ln(cvtNc/2). (23) Используя выражения для vt и Nc из (22), (23) находим 2 c mcTµ(T1) - µ(T2) +T2 ln(2T12/1T22) exp, (24) T2 - Tгде mc — эффективная масса электрона в зоне проводимости.

Эксперимент и обсуждение результатов Легированные кремнием -слои в n-GaAs получали методом металлоорганической газофазной эпитаксии в горизонтальном реакторе при атмосферном давлении в Рис. 2. Зависимость подвижности µ от поверхностной консистеме Ga(CH3)3–AsH3–SiH4–H2. Наращивание осущецентрации электронов в -слое N. Сплошной кривой показана ствляли на подложках полуизолирующего и проводящезависимость, полученная в работе [5]. Данные для образцов с го GaAs, разориентированных относительно плоскости концентрацией Si в -слое более 6 · 1012 см-2 отмечены кре(100) на 3 в направлении [110]. Температура роста из- стиками, номера около них соответствуют номерам образцов в таблице.

менялась в диапазоне 550700C. Встраивание -слоя Si проводили с прерыванием роста GaAs во время введения примеси. Скорость потока силана и время формирования -слоя варьировались для получения различной слоевой концентрации Si.

Эпитаксиальный GaAs, в котором выращивались слои, имел концентрацию электронов n 1015 см-3 и холловскую подвижность 7 · 103 см2/(В · с) при 300 K и более 3 · 104 см2/(В · с) при 77 K. Измерение в нем концентрации глубоких уровней методом нестационарной емкостной спектроскопии показало наличие 1-й электронной ловушки EL2 с концентрацией не более 1014 см-3. Основные закономерности роста -слоев и их характеристики опубликованы в работе [14].

Для изучения электрофизических свойств -легированных слоев проводились холловские измерения при температурах 300 и 77 K, измерения зависимостей емкости C и малосигнальной параллельной проводимости G контакта Шоттки на 3 частотах 1 МГц, 10 кГц и 1 кГц в диапазоне температур 77360 K. Барьеры Шоттки Рис. 3. Зависимости емкости C и проводимости G контакта изготовлялись путем напыления на GaAs алюминиевых Шоттки к структуре № 158 от обратного напряжения V при контактов диаметром 500 мкм.

T = 77 K на частоте 1 МГц.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Глубокие состояния в -легированном кремнием GaAs µn, N, µn, N, № SiH4, Время Концентрация см2/В · с 1011 см-2 см2/В · с 1011 см-2 Ns, 0, c, x1, образца мл/ мин роста, с Si, отн. ед. 1011 см-2 мэВ 10-17 см-2 мкм T = 300 K T = 77 K 156 20 50 1000 2670 15 2400 20 5 30 0.55 0.158 67 10 670 2200 13 2600 18 4 20 1.4 0.181 100 120 12000 1300 14 1040 15.6 9 70 0.4 0.же возрастала с ростом температуры от 77 до 300 K. Кро- зависимость плотности глубоких состояний от энергии ме того, в них концентрация электронов заметно меньше полагалась экспоненциальной g() = Ns/0 exp(/0), концентрации Si. Хвосты плотности состояний были Ns — поверхностная концентрация глубоких состояний.

обнаружены именно в них. Отметим, что насыщение или В таблице приведены параметры 3 структур, отличадаже уменьшение концентрации электронов с ростом ющихся концентрациями Si в -слое, выращенные при концентрации Si в -слоях наблюдалось ранее [5,8,14].

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.