WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 6 Лазерно-стимулированное перемещение границы p-n-перехода в прямозонных GaAsP-структурах © Г.А. Сукач Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 252028 Киев, Украина (Получена 31 июля 1996 г. Принята к печати 25 октября 1996 г.) Экспериментально обнаружено перемещение границы p-n-перехода в прямозонных GaAsP-структурах, подвергнутых мощному облучению сильно поглощаемым излучением лазера. Показано, что причиной такого явления служат преимущественно диффузионные потоки ионов цинка из p- вn- область, которые проявляются в полях термоупругих напряжений, обусловленных значительными градиентами температуры. Установлены зависимости величин перемещения p-n-перехода от параметров лазерного облучения.

Управление параметрами полупроводниковых прибо- в нем (Nd) соответствовала концентрации электронов ров после их изготовления актуально в связи с требо- n0 =(2 4) · 1017 см-3. Электронно-дырочный переход ваниями, предъявленными современной микро- и опто- на глубине w0 2.5 мкм создавался изотермической электроникой, в частности, к качеству их выпрямля- диффузией акцепторной примеси цинка (с концентрающих (p-n-переходов) и невыпрямляющих (низкоом- цией Na) из газовой фазы в предварительно отожженных омических) контактов. Исследованию процессов и ный n-GaAs1-xPx. Для того чтобы область пространмеханизмов перемещения p-n-переходов, изготовлен- ственного заряда (ОПЗ) располагалась преимущественных, как правило, методом изотермической диффузии, но в p-области, легирование структуры осуществлялось во внешних термических, электрических, оптических и таким образом, что поверхностная концентрация цинрадиационных полях посвящено много работ (см., на- ка в подконтактной области не превышала величины пример, [1–4]). Общей чертой всех этих работ было то, 4 · 1018 см-3, а концентрация дырок в объеме была что перемещение p-n-перехода осуществлялось в ста- p0 (1 2) · 1018 см-3 и убывала до величины p0 = nционарных (не градиентных) температурных [1], фотон- на границе p-n-перехода. Площадь поверхности образца ных [2] и радиационных [3] полях. Движущей силой пере- составляла величину 0.35 0.35 мм2.

мещения p-n-перехода являлся, как правило, исходный В качестве источника градиента температуры испольградиент концентрации легирующей примеси [1–5]. Призовалась вторая гармоника неодимового лазера, рабочем смещение p-n-перехода, обусловленное внешними тающего в режиме модулированной добротности (длистационарными полями, осуществлялось в направлении на волны излучения = 0.53 мкм, длительность имградиента легирующей примеси.

пульса ti = 40 нс, коэффициент поглощения света С нашей точки зрения, более интересным представля- 105 см-1). Облучение всей поверхности образца ется случай исследования процессов и механизмов пере- осуществлялось в направлении, перпендикулярном пломещения p-n-переходов во внешних градиентных полях, щади p-n-перехода, потоком фотонов, не приводящим к обусловленных, в частности, облучением полупровод- разрушению поверхности материала (энергия в импульсе никовой структуры сильно поглощаемым излучением E 10-2 Дж/см2). С целью устранения влияния элеклазера. В этом случае может проявиться качественно трического поля потенциального барьера на процессы новая ситуация за счет большего числа возможностей диффузии примесей лазерному облучению подвергались управления параметрами полупроводниковой структуры.

p-n-переходы в режиме короткого замыкания.

Цель настоящей работы — исследование процессов Профиль доминирующей в p-области примеси, неи механизмов перемещения p-n-переходов во внешних сущий в себе информацию о глубине p-n-перехода, полях, обусловленных градиентом температуры и свяисследовался путем анализа дифференциальных вольтзанных с ним термоупругими напряжениями.

фарадных характеристик (dC/dV-характеристик) и с помощью двухчастотного метода измерения емкости обратно смещенного диода на разностной частоте [7,8].

1. Образцы, методики и результаты Контрольные эксперименты по определению положения p-n-перехода осуществлялись с применением методик эксперимента косого шлифа и растровой электронной микроскопии.

Исследовались экспериментальные образцы p-n-пере- На рис. 1 представлен профиль концентрации ходов на основе GaAsP, выращенные по хлоридно- доминирующей в высокоомной p-области примеси гибридной технологии [6] на подложке n-GaAs с про- (Na = Na - Nd p0) до и после лазерного облучения межуточным слоем n-GaAsP переменного состава и (E = 2 · 10-2 Дж/см2) p-n-структуры на основе GaAsP.

n-слоем GaAs1-xPx (x 0.35 0.38) постоянного Для наглядности отсчет расстояний производился от состава, толщиной d 10 мкм. Концентрация теллура внешней поверхности эпитаксиального p-слоя. Здесь 8 754 Г.А. Сукач тельное уменьшение Na на участке насыщенной кривой.

На рис. 2 представлены зависимости величины смещения w от энергии и числа импульсов облучения. Видна линейная связь w(E) и тоже линейная, но переходящая в сублинейную (при K > 100), зависимость w(K).

Отметим, что во всех случаях наблюдалась тенденция движения p-n-перехода в одну и ту же сторону (в глубь n-GaAs1-xPx).

2. Обсуждение результатов эксперимента Неизменность знака и линейный характер зависимости w(E) свидетельствуют о том, что механизм смещения p-n-перехода при лазерном облучении остается неизменным во всем диапазоне изменения энергий (вплоть до разрушения материалов). Известно, что в области Рис. 1. Профили распределения цинка до (a) и после (b) облучения p-n-перехода лазерным импульсом. Режим облу- энергий, не приводящих к разрушению полупроводничения: = 0.53 мкм, E = 2 · 10-2 Дж/см2, ti = 4 · 10-8 с, кового материала, лазерное облучение сопровождается K = 100. Сплошные линии — характерное распределение когерентной генерацией активных гиперзвуковых волн, атомов цинка (1) и теллура (2) в исходных образцах.

плазмы, дефектов вакансионного и межузельного типов, снижением потенциальных барьеров, перезарядкой примесей, а также неоднородным по объему и времени нагревом. Однако в нашем случае или превалирующим же схематически показан характерный фронт легироваявляется какой-то один механизм, или их совокупность ния цинком, состоящий из быстродействующей части действует в одном направлении.

высокой концентрации и двух ”полочек” [5]. ПолоПоскольку p-n-переходы облучались в коротко-замкжение p-n-перехода определялось по точке перехода нутом состоянии, основными внешними факторами их от ОПЗ к полностью компенсированной области — перемещения являются градиентные, механические (за резкий спад профиля примеси, переходящий в обрыв счет термоупругих напряжений) или температурные по(на рис. 1 отмечено вертикальными стрелками). Видно, ля (факторы электрического характера сведены к миничто после облучения импульсами числом K = муму).

p-n-переход перемещается в глубь n-области на расстояОблучение полупроводниковой структуры мощным ние w = 0.550±0.002 мкм (с глубиныw0 =2.25 мкм).

потоком фотонов из области собственного поглощения Кроме того, после лазерного облучения наблюдалось приводит к созданию неоднородной плотности точечных увеличение крутизны зависимости Na (w) (изменение дефектов вакансионно-межузельного типа в объеме маэнергии мало сказывалось на форме профиля) и незначитериала, что всегда в сплошном твердом теле с ограниченной возможностью его расширения приводит к искажению кристаллической структуры и возникновению внутренних механических напряжений. Такая ситуация способствует аномально резкому ускорению процессов диффузии примесей [9]. Генерация гиперзвуковых волн также действует в этом направлении. Диффузия примесных атомов осуществляется под действием механической силы FG пластической деформации [10,11], 4 1 - FG = G(i - 0)(T ), (1) 3 (1 - 2)где — коэффициент Пуассона, G — модуль сдвига, и i — элементарный объем атома основного вещества и примеси соответственно, — оператор Пуассона, — коэффициент линейного термического расширения полупроводникового материала, T — температура.

Рис. 2. Зависимость величины смещения p-n-перехода в С другой стороны, при неоднородном нагреве, обглубь n-области от количества импульсов лазерного облучения условленном огромными температурными градиентами, при E = 2 · 10-2 Дж/см2 (1) и энергии в импульсе при в твердом теле возникают силы, увлекающие атомы K = 20 (2).

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Лазерно-стимулированное перемещение границы p-n-перехода в прямозонных GaAsP-структурах примесей из горячих мест в холодные. Проявление тер- неравенство усиливается. Следовательно, ионы Zn- от Ga модиффузии акцепторной примеси алюминия, осажден- плоскости l0 под действием суммарной силы FG + FT ного на поверхности n-Si, в поле градиента температуры движутся, во-первых, к поверхности полупроводниковой наблюдалось в работе [12]. Выражение для термической структуры, образуя высоколегированный поверхностный силы (FT ), действующей на атом примеси, имеет вид [11] p+-слой1, и, во-вторых, в глубь полупроводниковой структуры, способствуя диффузии профиля цинка, а значит, и перемещению p-n-перехода от поверхности в FT = - 0C 0/i T, (2) глубь n-области GaAsP.

Поскольку в p-области GaAsP-структуры концентрагде C — теплоемкость материала, 0/i — усредция межузельных атомов цинка (Zn+) на 2 и более i ненное отношение сечений рассеяния фононов атомами порядков меньше, чем концентрация ионов Zn- [5], Ga основного вещества и примеси соответственно.

вкладом их в общий поток можно пренебречь. Однако Здесь необходимо отметить, что физический формаотметим, что, поскольку ионный радиус Zn+ меньше i лизм воздействий на примесный атом термодинамичековалентного радиуса Ga [13], то перемещение фронских и деформационных факторов идентичен.

та Zn+ обратно направлению градиента температуры i Скорость движения атомов примеси в полях термои эта примесь диффундирует к плоскости l0. Осоупругих напряжений и градиента температуры [5,11] бенно важен этот момент для второй полочки профиD ля цинка, обусловленной диссоциативным механизмом V = (FG + FT )(3) диффузии [5]. При этом межузельные атомы цинkT ка, проникшие на стадии изготовления далеко в глубь зависит от соотношения сил FG и FT. В выражении (3) n-области GaAsP-структуры, диффундируют в поле хотя D — коэффициент диффузии.

и значительно меньшего градиента температуры, но к Оценки сил FG и FT с использованием выражений p-n-переходу. По мере продвижения к поверхности они, (1) и (2) показали, что при приведенных выше паравстречая вакансии галлия, появляющиеся в результате метрах лазерных импульсов сила упругой деформации лазерного облучения способствуют, хотя и в значительно по модулю всегда превышает термическую силу. Значит, меньшей степени, чем Zn-, перемещению p-n-перехода Ga направление потока легирующей примеси зависит от в глубь n-области.

знака разности (i - 0).

Что касается перемещения второй легирующей приПроанализируем данные по изменению профиля расмеси — теллура (ионы Te+ или Te+), концентраAs P пределения Zn после лазерного облучения (рис. 1). Поция которой по всей глубине GaAsP-структуры в исскольку, с одной стороны, диффузионный поток J связан ходных образцах постоянна и остается неизменной с концентрацией примеси N прямо пропорциональной (Nd 2 · 1017 см-3), то ее ионный радиус больше ковазависимостью [5] лентного радиуса как As (1.21 нм), так и P(1.10 нм) [13].

J = VN (4) Значит, теллур диффундирует по направлению градиента температуры. Движение ионов теллура к p-поверхности и, с другой стороны, из выражений (1)–(3) видно, что V gradT, то в той области, где имеют место наиболь- не дает практически никакого вклада (ввиду того, что NZn NTe) в величину удельного контактного сопротишие величины N и gradT, скорость движения акцепторов вления. Движение же теллура от плоскости l0 в направле(ионы цинка на местах галлия — Zn- ) максимальна.

Ga нии n-GaAsP проявляется наиболее существенным обраЗначит, по мере роста интегрального потока лазерного облучения будет наблюдаться увеличение крутизны про- зом вблизи границы n- иp-областей. Такая ситуация приводит к незначительному смещению p-n-перехода в стофиля N(w) —рис. 1.

Перейдем теперь к обсуждению механизмов переме- рону p-поверхности полупроводниковой структуры (ввищения p-n-перехода при лазерном облучении неодно- ду малости градиента T в окрестности p-n-перехода).

родно легированной GaAsP-структуры сильно поглоща- Это способствует также незначительному увеличению емым светом в сопоставлении с результатами числен- минимальной концентрации доминирующей примеси, коного анализа процессов, возникающих в однородно ле- торая фиксируется на границе перехода от ОПЗ к компенсированной области после лазерного облучения (на гированном полупроводнике при импульсном лазерном рис. 1 отмечено вертикальными стрелками). Поскольку нагреве [11].

В нашем случае ионный радиус акцепторов Zn- не- в p-области NZn NTe и существует различие граGa диентов температуры в областях максимального просколько превышает ковалентный радиус атомов Ga [13], явления диффузионных процессов, связанных с этими т. е. i > 0. Значит, примесь Zn- будет двигаться по Ga примесями, поток ионов цинка значительно интенсивнее направлению градиента температуры. Численные оценки потока ионов теллура. В результате должно иметь место показали, что максимальный градиент температуры (его величина достигает значений 105 К/см [11,12]) располо- перемещение границы p-n-перехода в глубь n-GaAsP, жен на расстоянии l0 = (4-1C-1ti)1/2 0.1мкм от Об этом свидетельствует уменьшение поверхностного сопротивлеповерхности p-GaAsP. С учетом резкой температурной ния растекания после лазерного облучения p-n-перехода на основе зависимости T-m, где m = 1 2 [14], это GaAsP, измеренного на тестовых структурах.

8 Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 756 Г.А. Сукач что и наблюдается на эксперименте (см. рис. 1 и 2). При [5] Б.И. Болтакс. Диффузия и точечные дефекты в полупроводниках (М., Наука, 1972).

этом увеличение температуры и термоупругих напря[6] М.М. Артамонов, Е.Н. Вигдорович, В.А. Федоров. Элекжений способствует тому, что коэффициенты диффузии трон. техн. Материалы, вып. 8, 63 (1977).

примесей значительно превосходят таковые не только [7] Л.С. Берман. Емкостные методы исследования полудля стационарного случая, но и для случая диффузии проводников (Л., Наука, 1972).

этих примесей в жидкости (на 3 4 порядка [9]).

[8] И.Б. Пузин. ПТЭ, N 4, 155 (1983).

Оценка скорости перемещения ионов цинка в поле [9] Л.Н. Лариков, В.М. Фальченко, В.Ф. Мазанко, С.М. Гуреупругих напряжений дала величину V 14 см/с. Отвич, Г.К. Харченко, А.И. Игнатенко. ДАН СССР, 221, метим, что в расчетно-теоретической работе [11] макси(1976).

мальная величина скорости переноса примесных атомов [10] Дж. Эшебли. Континуальная теория дислокаций (М., меди достигала значений V 180 см/с. Однако скорость, ИЛ, 1963).

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.