WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 7 |

2. Ударная ионизация в политипах Отсутствие p-n-переходов с однородным лавинным карбида кремния пробоем являлось главной причиной того, что к моменту начала данной работы не было ни одного исследоваУдарная ионизация (УИ) — одна из важнейших ха- ния по УИ и некоторое время в процессе выполнения рактеристик любого полупроводникового материала. Так работы наши попытки провести такие исследования же как и в газах, ударная ионизация в полупроводниках были бесплодны. Но благодаря проведенному аналиявляется физической основой работы многих полупро- зу, были найдены технологические условия создания водниковых приборов. Для приборов на основе карбида совершенных p-n-переходов [20], объяснена природа кремния, преимущества которых обусловлены прежде низковольтных микроплазм и сформулирована модель всего высокими значениями пробивных полей, данные вакансионных кластеров [21]. На совершенных p-n-пепо ударной ионизации были остро необходимы. Кроме реходах повышение напряжения до пробоя не сопротого, влияние ЕСР могло выразиться в совершенно вождалось возникновением микроплазм, а сам пробой новых и неожиданных проявлениях, в том числе и в представлял собой поле, состоявшее из нескольких облаприборном аспекте. стей, с некоторым различием в интенсивности свечения 1 Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 772 В.И. Санкин между ними. В таких p-n-переходах обеспечивалась однородность распределения электрического поля и, следовательно, корректность в измерениях коэффициентов ионизации от поля.

Полученные экспериментальные данные для 6H-SiC были обработаны по формулам (21) и (22). Интересно, что в предположении = кривая (F) [17] не только не проявляла тенденции к экспоненциальному росту, но даже начинала падать при некотором поле (рис. 1, кривые 1, 2). Как известно, такое не отмечалось ранее, когда аналогичная процедура применялась, например, в кремнии. Разумный экспоненциальный рост кривых (F) был получен только для случая () =0 (рис. 1, кривая 3). Экспериментальная кривая достаточно хорошо согласовалась с теоретической кривой, рассчитанной в соответствии с [22] при следующих параметрах:

длина свободного пробега электрона (дырки) равна 23, 0/Ei = 0.026, где 0 = 120 мэВ — энергия оптического фонона, а Ei = 1.5Eg — пороговая энергия ионизации. Итак, можно заключить, что в 6H-SiC поведение УИ носит монополярный характер. Измерения Рис. 2. Зависимости коэффициентов ударной ионизации дырок ударной ионизации на других политипах SiC, таких политипов 6H (1), 21R (2), 4H (3) от обратного поля 1/F.

как 4H-, 10H-, 15R- и 21R-SiC, показали идентичность характера ударной ионизации во всех исследованных политипах (рис. 2) [23]. Кривые УИ для 15R и 10H газа в узкой зоне или минизоне. В работе [24] высказано совпадали с кривыми для 6H и 21R соответственно.

предположение о том, что в энергетическом спектре Подчеркнем, что это явление наблюдалось в геометрии, зоны проводимости имеются большие (порядка десятых когда электрическое поле параллельно оси ЕСР. Поэлектронвольта) разрывы и сужение ширины разреэтому была предложена модель разогрева электронного шенной зоны до нескольких десятых электронвольта.

В то же время в валентной зоне таких разрывов нет.

Наличие больших разрывов зоны проводимости, препятствующих межзонному туннелированию, фактически ограничивает величину разогрева электрона шириной первой минизоны. Поэтому можно предположить, что дырки ионизуют сильнее, чем электроны, и измеренный коэффициент ударной ионизации связан именно с ними.

Для доказательства высказанных предположений было необходимо:

1) показать другими независимыми методами существование эффекта монополярной ионизации;

2) получить объективные доказательства дырочной ионизации;

3) показать, что монополярность УИ жестко связана с направлением поля вдоль оси ЕСР.

2.2. Зависимость ударной ионизации от ориентации электрического поля Для выяснения влияния ориентации поля относительно оси ЕСР необходимо было создать p-n-переход на плоскости, параллельной этой оси ЕСР [25]. Ранее p-n-переходы на этой плоскости не формировались.

Рис. 1. Зависимость коэффициента ионизации от электриПроблема заключалась в том, что эта плоскость явческого поля. 1, 2 — в предположении = (1 —обраляется местом выхода дислокаций и ее структурное зец 1 с Nd - Na = 3 · 1017 см-3, 2 — образец 2 с качество существенно уступает базальной плоскости.

Nd - Na = 1.6 · 1018 см-3); 3 —, для обоих образцов.

Поэтому подложка удовлетворительного качества укаПолитип 6H.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Ванье-штарковская локализация в естественной сверхрешетке политипов карбида кремния... что не удивительно, так как и для ударной ионизации при F C дырки ионизуют сильнее, поэтому данный параметр для обоих направлений поля определяется характеристиками валентной зоны.

2.3. Исследование шума лавинного умножения Одним из наиболее чувствительных инструментов определения характера УИ является исследование шума лавинного умножения. Обычно экспериментальные результаты представляют собой зависимость спектральной плотности шума i2 от коэффициента умножения M.

s Согласно [27], когда или равно 0, i2 M2, если s в область умножения инжектируются в основном сильно ионизирующие носители. В случае же смешанной инжекции i2 Mn, где n > 2. Если =, то i2 Ms s независимо от соотношения начальных токов. Для измерений шума использовались те же p-n-структуры, которые описаны в разд. 2.1 и 2.2. Фототок в образце возбуждался лампой ДРш-500 с фильтром УФС-6 или Рис. 3. Зависимость коэффициентов ударной ионизации дырок без фильтра. В умножении участвовали все дырки, от 1/F для направления поля F C. (Nd - Na ) · 1018 см-3:

возбужденные на длине W + Lp, и электроны, воз1 —1.4, 2 —3.0.

бужденные на длине примерно 1/6 · W + Le. Здесь W — ширина области пространственного заряда p-nперехода, Lp и Le — диффузионная длина дырок и элекзанной ориентации является большой редкостью. Иментронов. Для сильно легированной P+-области Le 0.

но с отбором качественных подложек связана основная Поэтому соотношение электронов и дырок, инжектитрудность получения p-n-переходов, в которых поле рованных в область умножения, составляло величиF C. Структуры p-n-переходов с F C и F C ну порядка 0.1. На рис. 4 представлены зависимости были идентичными.

i2 = f (M) для двух образцов с разным напряжением s Измерения УИ, проведенные в p-n-переходах с пробоя Vbr (кривые 1 и 2) при F C [28]. На кривой F C [25], показали, что фотоумножение в таких пеотчетливо видны два участка: первый участок описыреходах появлялось лишь в непосредственной близости вается зависимостью i2 M2.3±0.05, второй участок — s от пробоя, причем коэффициент умножения возрастал с i2 M2.6±0.05. Кривая 2 в основном описывается зависиs полем более резко, а его максимальная величина была мостью i2 M2.25±0.05. Как указано выше, соотношеs меньше, чем у аналогичных p-n-переходов с F C.

ние электронов и дырок, инжектированных в область Такие особенности характерны для полупроводников умножения, составляло величину порядка 0.1. Отсюда с близкими коэффициентами ионизации электронов и следует однозначный вывод, что во всех указанных дырок. Изменение коэффициента УИ от поля для F C случаях зависимости i2 = f (M) характеризуют умноs показано на рис. 3. Анализ зависимости коэффициента жение, в котором дырки ионизуют сильнее, чем элекумножения M от поля показал, что коэффициенты троны, т. е. >. Некоторое превышение зависимости ионизации электронов и дырок действительно различаi2 = f (M) над квадратичной обусловлено небольшой s ются существенно менее чем на порядок. Их величины долей электронной примеси, порядка 0.12, в общем удалось оценить из выражения [26] инжекционном токе. Оценки показывают, что при условии обратного соотношения, а именно >, показатель = M[1 + (M - 1)]-1dM/dw, (6) степени был бы n = 4-5. Для образца с Vbr = 190 В во всем диапазоне электрических полей до 4500 кВ/см где отношение = / предполагается постоянным.

>, а для образца с Vbr = 70 В соотношение между Если для F C экспоненциальный ход зависимости и меняется, о чем свидетельствует излом на кривой 1.

(F-1) мог быть получен только для = 0, то для Выражение для избыточного шума [29] при Mp Me F C экспоненциальный ход зависимости (F-1) был может быть записано следующим образом:

получен при / = 2-5, что означало биполярность УИ, традиционную для непрерывного зонного спекM p Qeff = 1 - (1 - 1/ ){(Mp - 1)/M }2, (7) тра. Эти результаты доказывали одномерное действие p 1 - f потенциала ЕСР и присутствие минизонного спектра в зоне проводимости только для направления вдоль где f = Jn /Jt, Jt = Jn + Jp, = /, f 0.1. Для = 0 0 оси ЕСР. В зависимости exp(-F0/F) параметр кривой 2 при M = 40 Qeff = 2.5, а на первом участке p ионизации F0 одинаков для обоих направлений поля, кривой 1 при M = 10 Qeff = 2.1. Полученные из (7) p Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 774 В.И. Санкин Здесь Fb — поле лавинного пробоя. При этом отчетливо проявляются эффекты ванье-штарковской локализации, само наличие которых исключает возможность ударной ионизации. Но при поле > 0.9Fb наблюдается эффект туннелирования электронов в вышележащую минизону, что резко меняет ситуацию и создает условия для эффективного разогрева электронов.

Одним из наиболее убедительных доказательств определяющего влияния минизонной структуры зоны проводимости на характер ударной ионизации для F C является отсутствие такого влияния для направления F C, в котором объективно нет сверхструктуры.

Проведенные исследования лавинного шума показали (рис. 4, кривая 3), что для F C ударная ионизация носит биполярный характер, о чем свидетельствует и зависимость i2 M2.9±0.05. Полученное отношение / s составило 1-2 во всем измеренном диапазоне полей.

Рис. 4. Зависимость спектральной плотности шума i2 от Таким образом, результаты данного исследования поs коэффициента умножения M. 1, 2 — F C; 3 — F C. Vbr, В:

казали:

1 — 70, 2 — 190, 3 — 41. На вставке M = f (F) для образцов 1) монополярный характер ударной ионизации для и 2.

направления поля вдоль оси ECP (F C) в широком диапазоне электрических полей, не имеющей аналогов среди известных полупроводников;

значения 1/ 0-0.02, что практически означает = 2) подавляющее преобладание дырочного компонента во всей области эффективного умножения до ударной ионизации для F C;

Fm 5300 кВ/см. Подчеркнем, что приведенный разброс = 3) биполярный характер ударной ионизации для значений 1/ — результат нечувствительности теоретиF C;

ческого метода к изменению 1/ в данном диапазоне.

4) определяющее влияние минизонной структуры зо Участок 2 на кривой 1, где n 2.6, свидетельствует = ны проводимости и процессов варье-штарковской локао том, что при Fm 5500 кВ/см возникает электрон= лизации на характер ударной ионизации для F C.

ный компонент ударной ионизации, но при этом он остается меньше дырочного компонента ударной ионизации. Оценка с помощью выражения (7) при Mp = 2.4. Дырочная ионизация в политипах карбида дает = 6, что показывает тенденцию на выравникремния вание обоих компонентов при Fm 5800 кВ/см. Это = Всесторонне изученная ударная ионизация в политипе не удивительно, поскольку наличие лавинного пробоя 6H-SiC могла служить своеобразным эталоном при в этих p-n-переходах само по себе требует такого сравнительном анализе ударной ионизации в других повыравнивания: при = 0 или = 0 лавинный пролитипах SiC. В общем случае это позволяло установить бой принципиально невозможен. Данные о механизме характер ударной ионизации, существенно ограничивая возникновения электронного компонента в условиях необходимый набор экспериментов. Именно таким обминизонного спектра будут получены после детального разом [23] были получены результаты еще для четырех исследования электронного транспорта в условиях ВШЛ политипов SiC (4H, 10H, 15R, 21R) для направления в чистом виде, при полном исключении дырочного электрического поля F C (рис. 2). Как и в случае компонента. Для этого необходимо разработать другую 6H-SiC, применение формулы для биполярной ионизаструктуру вместо использованного P+-N-N+-перехода.

ции (21) не дало разумного результата, и обработка При подавляющем преобладании дырочной ионизации полученных экспериментальных данных фотоумножения в новой структуре необходимо полностью исключить производилась по формуле для монополярной ионизаинжекцию дырок в область умножения. По этой причине ции (22). Кривые = f (1/F) (рис. 2) были сходны межинвертированная диодная структура N+-P-P+ не дает ду собой. Следовательно, ударная ионизация для всех нужного эффекта.

приведенных политипов в указанном диапазоне полей Была разработана необходимая структура для исслеFm = 1000-5000 кВ/см является резко монополярной и дования электронной ударной ионизации [30], и на ней осуществляется дырками.

были проведены прямые измерения электронного компонента ударной ионизации (см. разд. 4.3). Было установле- Данные эксперимента описываются экспонентой но [31], что в условиях минизонного спектра электрон- exp(-F0/F), где F0 — некое характеристическое ная ударная ионизация не наблюдается вплоть до 0.9Fb. поле. Полученной зависимости можно дать следующую Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Ванье-штарковская локализация в естественной сверхрешетке политипов карбида кремния... теоретическую интерпретацию [25]. Заметим, что коэф- образующиеся как соответствующие координаты. Опусфициент пропорционален интегралу кая подробности промежуточных вычислений, приведем конечные результаты. Длина свободного пробега будет следующей:

(F) Wi() f (p, F)d3p/(2 )3, (8) d0m1/2m3/-1 l h i =, (10) i 2aгде — плотность кристалла, a — постоянная решетки, где i — пороговая энергия УИ, Wi() — вероятность d0 — деформационный потенциал, ml, mh — массы легударной ионизации, f (p, F) — функция распределения ких и тяжелых дырок соответственно. При выводе (10) (ФР) дырок по импульсам. Так как ФР экспоненциально спадает с ростом энергии, интеграл (8) пропорциона- учитывалось лишь спонтанное испускание оптических лен значению ФР на пороге УИ, т. е. (F) = f (i, F), фононов, т. е. предполагалось, что kT. Для F0 было ( f — симметричная часть ФР). получено следующее выражение:

Аналогично [32] нами был использован метод расчета асимптотики ФР в системе из двух подзон тяжелых и d0m3/2m1/2Eg h l F0 =. (11) легких дырок. В последней длина свободного пробега 2a2e велика и поэтому разогрев дырочного газа происходит Сравнение F0 с экспериментальными данными затруднепо подзоне легких дырок. Разогрев при этом являетно из-за отсутствия каких-либо данных о величине ml.

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 7 |



© 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.