WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 7 |

ся баллистическим, т. е. больших энергий достигают Поэтому воспользуемся знанием F0 = 12 000 кВ/см и дырки, избежавшие столкновений с фононами. Число из (11) получим для ml значение 0.15 m0, что хорошо таких дырок, т. е. асимптотика ФР, определяется весогласуется с обычно наблюдаемым значением ml/mh в роятностью баллистического пролета, которая равна 1 -exp -e i ( )d. Тогда для коэффициента УИ по- других полупроводниках. Это сравнение вполне уместно, поскольку валентная зона не имеет минизонных раслучим щеплений. При расчете были использованы следующие (F) = exp(-F0/F), (9) значения параметров SiC: = 3.2г/см3, mh = 1.6 m0, где Eg = 3.065 эВ [33], = 110 мэВ [33], d0 = 69.3эВ.

i 1 d Таким образом, данная теория неплохо описывает F0 =.

процесс дырочной УИ в SiC и является дополнительным e i( ) подтверждением справедливости проведенной интерпретации экспериментальных данных в политипах SiC, Длина свободного пробега i определяется рассеянием согласно которой депрессия электронного компонента из подзоны легких дырок в подзону тяжелых дырок УИ происходит вследствие минизонной структуры зоны (рассеяние внутри подзоны легких дырок значительно проводимости политипов SiC.

слабее вследствие малой плотности состояний в этой подзоне). В политипах SiC роль подзоны легких дырок Полученные зависимости дырочной ударной ионииграет отщепленная кристаллическим полем подзона. зации удовлетворительно описывались теоретической i При этом величина кристаллического расщепления ва- моделью, которая ранее использовалась для валентлентной зоны = 53 и 83 мэВ соответственно для ной зоны других полупроводников, в частности AIIIBV.

6H и 4H [33,34], что намного меньше Eg. На основе Это является еще одним подтверждением того, что предположения, что доминирующим является рассеяние валентная зона в политипах SiC, в отличие от зоны на оптических деформационных фононах с энергией проводимости, не имеет заметно выраженных признаков, был произведен расчет i(). В целях упрощения минизонной структуры.

расчета пренебрежем различием в частотах поперечных и продольных оптических колебаний. Отметим, что 3. Лавинный пробой в политипах структура края валентной зоны в SiC весьма сложна: расщепление энергетических уровней спин-орбитальным и карбида кремния кристаллическим взаимодействием, спектр вблизи края Лавинный пробой (ЛП) является важнейшей харакзоны тяжелых дырок сильно анизотропен. Однако в области больших энергий E > Eg, которые наибо- теристикой полупроводника. От других видов электрилее интересны, влияние перечисленных факторов на ческого пробоя ЛП отличается тем, что возникает зону легких дырок в значительной мере ослабевает. благодаря УИ электронов и дырок с примерно равной Это обстоятельство позволяет в первом приближении эффективностью. Тогда, возникнув от единичного ограничиться сферически-симметричным гамильтониа- акта ионизации, процесс будет самоподдерживающимся.

ном и пренебречь членами, ответственными за спин- Вольт-амперная характеристика (ВАХ) p-n-структуры орбитальное и кристаллическое расщепление валентной будет представлять собой практически вертикальную зоны. В такой модели точке p = 0 соответствуют три линию, показывающую резкий рост тока. Если () 0, блоховские амплитуды: v1 = X, v2 = Y, v3 = Z, пре- то процесс УИ не будет самоподдерживающимся, а Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 776 В.И. Санкин Таблица 1.

Ширина Fm лавинного Fm лавинного Политип запрещенной ТКНП, ТКНП, пробоя, пробоя, SiC зоны, эВ, F C, 104 K-1 F C, 104 K-F C, 106 В/см F C, 106 В/см T = 300 K 4H 3.25 5.9 (Vb = 90 В) -4.6H 3.065 5.5 (Vb = 78 В) 3.7 (Vb = 41.7В) -3.25 1.10H 3.095 4.6 (Vb = 55 В) -1.15R 2.995 5.4 (Vb = 76 В) -1.21R 2.865 4.7 (Vb = 57 В) 1.рост тока с увеличением напряжения будет иметь мо- туры. Большинство полупроводников имеют так называнотонный, хотя, возможно, и экспоненциальный харак- емый положительный температурный коэффициент натер. Напряжение и поле ЛП определяют предельные пряжения лавинного пробоя (ТКНП), что означает увепараметры самых разных приборов как слаботочных, личение напряжения пробоя с повышением температуры так и сильноточных, как низкочастотных, так и сверх- и является фактором, стабилизирующим ЛП. Механизм высокочастотных. Исследование ЛП в карбиде крем- этого эффекта заключается в том, что с повышением ния предпринималось до начала проведения настоящей температуры возрастает интенсивность рассеяния и, работы [35,36]. Авторами названных работ отмечалось следовательно, уменьшается длина свободного пробега два обстоятельства: 1) пробой носил микроплазмен- носителей заряда, а это приводит к увеличению поля и ный характер; 2) зависимость напряжения пробоя от соответственно напряжения ЛП. Большой интерес к изуконцентрации донорной примеси была более пологой, чению ЛП в карбиде кремния стимулировался наличием чем та, что обычно наблюдалась в большом количе- высоких пробивных полей и перспективой создания стве полупроводников; 3) величины напряжений пробоя мощных лавинно-пролетных диодов. Поэтому знание были аномально велики, более чем вдвое превыша- температурных характеристик ЛП было остро необходили пробойные напряжения, оцененные из зависимости мо и для практических целей. Результаты исследования Vb = f (Eg, Nd -Na), хотя, вследствие микроплазменного температурной зависимости ЛП в политипах 4H, 6H, пробоя, не достигали максимальных значений.

10H, 15R, 21R карбида кремния [17,23] не менее чем на Объяснить второе и третье обстоятельства авторы тридцати образцах с различным содержанием донорной не смогли. Безусловно для прояснения этого вопроса авторам были необходимы данные исследования УИ, которые стали физической основой для интерпретации результатов исследований ЛП в настоящей работе. Специфика разогрева электронного газа в условиях минизонного спектра являлась главной причиной многочисленных аномалий лавинного пробоя, о которых пойдет речь далее. Главными составляющими данной работы были сравнительные исследования ЛП в политипах 4H, 6H, 8H, 10H, 15R, 21R и 27R как объектах с различным набором параметров ЕСР, а также в одном политипе, но с взаимноортогональным направлением электрического поля.

3.1. Лавинный пробой в политипах карбида кремния при различных температурах решетки Лавинный пробой представляет собой процесс, протекающий при предельных для данного образца напряжениях и достаточно больших токах, соответственно при этом неизбежны заметные тепловыделения и, следовательно, повышение температуры. Будет ли повышение температуры идти по произвольной нарастающей или Рис. 5. Зависимости температурных коэффициентов напряжебудет иметь тенденцию к стабилизации определяется ния пробоя =(dVbr /dT )(1/Vbr ) от Vbr в образцах различных прежде всего зависимостью напряжения ЛП от темпера- политипов при двух ориентациях поля F C и F C.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Ванье-штарковская локализация в естественной сверхрешетке политипов карбида кремния... примеси показали отрицательное значение ТКНП (рис. 5 3.2. Зависимость напряжения пробоя и табл. 1). Очевидно, что отрицательный ТКНП обус- от концентрации донорной примеси, ловлен спецификой разогрева электронного газа. Как ориентации электрического поля показано выше в разд. 2.2, электронный коэффициент и ширины запрещенной зоны УИ 0 до некоторого значения поля, после которого Согласно универсальной, но эмпирической, формуувеличение поля вызывает возникновение и очень ле [39], справедливой для большинства полупроводнибыстрое его нарастание до величины, сравнимой с.

ков, напряжение пробоя (НП) резкого асимметричного Механизм разогрева электронов в условиях минизонноp-n-перехода является следующей функцией:

го спектра заключается в возможности увеличения энергии перпендикулярного полю движения E(k) за счет Vb 60(Eg/1.1)3/2[(Nd - Na)/1016]-3/4, (12) = энергии движения, параллельного полю E(k ). Электрон где Eg измеряется в эВ, Nd - Na — в см-3, а Vb — набирает энергию, двигаясь параллельно полю в первой в В. Выше упоминалось, что в [35] ход зависимости минизоне, и в результате рассеяния на фононах энергия Vb = f (Nd - Na) был более пологим по сравнению E(k ) перекачивается в энергию E(k), а, как известно, с другими полупроводниками. Полученные в данной энергетический спектр E(k) непрерывен. В работе [37] работе результате свидетельствуют о следующем.

численным расчетом по методу Монте-Карло показано, 1. Зависимость Vb = f (Nd-Na) для F C практически что энергия E(k ) достигает максимального значения совпала с приведенной в (12) (рис. 6) [23].

порядка ширины первой минизоны E1 и не изменяется 2. Зависимость Vb = f (Nd - Na) для F C была при последующем увеличении поля. В то же время несколько более пологой [23], но тоже достаточно близE(k) достигает величины в (3-4)E1 и также перестает кой к (12) (рис. 6). Совпадение с (12), наблюдаемое зависеть от поля. В [38] та же задача была решена в случае F C, не противоречит высказанной модели аналитически и получено выражение для E(k) в виде ЛП. Физические причины, обусловливающие зависиэлектронной температуры Te = T [1 +(E1/ )2], где мость Vb = f (Nd - Na), сохраняют справедливость и в T — температура решетки, — энергия оптического условиях полупроводника с ЕСР. Что касается несколько фонона. Из этого выражения видно, что эффективность более пологой зависимости для F C, то здесь скоразогрева в минизоне растет с повышением температуры рее всего сказались дополнительные центры рассеяния, решетки. Но оценка электронной температуры дает связанные с повышенной плотностью дислокаций на величину много меньшую, чем та, которая необходима плоскости (1120), о чем упоминалось в разд. 2.2.

для ионизации. Поэтому этот канал разогрева может Величина напряжения пробоя для F C оказалась рассматриваться как первая фаза разогрева. Условия, более высокой в 5–7 раз, чем оцененная из (12), и необходимые для электронного разогрева, приводящего выше, чем в [35,36] на 15-30% (рис. 7). Последнее обуск УИ, возникают после туннелирования электрона в ловлено однородностью ЛП в наших p-n-структурах.

вышележащую минизону, ширина которой существенАномально большое НП в политипах SiC для F C но шире первой минизоны, что фактически устраняет качественно объясняется в рамках предложенной модебарьер для эффективного электронного разогрева до ли ЛП. НП в условиях полупроводника с минизонной уровня, необходимого для УИ. Таким образом, расструктурой электронного (дырочного) спектра является смотрение возможной модели электронного разогрева функцией не только Eg, но и параметров минизонного показывает, что интенсивность электронного разогрева в сверхрешетке для поля, направленного вдоль ее оси, растет с повышением температуры. Следовательно, наблюдаемый в политипах SiC при F C отрицательный ТКНП вполне закономерен и является еще одним подтверждением минизонного характера электронного спектра в политипах SiC. Чтобы приведенная трактовка была еще более убедительной, требовалось показать, что ТКНП в образцах с F C положительный. В противном случае указанная интерпретация не была бы однозначной. Подчеркнем, что образцы для F C и F C вырезались из одного кристалла, чтобы исключить влияние различий в примесном составе образцов. Как известно, отрицательный ТКНП наблюдается в полупроводниках, легированных глубокой примесью. ТКНП в образцах с F C оказался положительным (рис. 5 и табл. 1).

Этот простой и однозначный результат является весьма убедительным аргументом в пользу предложенного меРис. 6. Зависимость напряжения пробоя политипов 6H (1, 2), ханизма разогрева электронов в ЕСР политипов карбида 4H (3), 21R (4), 10H (5) от концентрации в базе Nd - Na.

кремния. 1, 3–5 — F C, 2 — F C.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 778 В.И. Санкин ширины запрещенной зоны, но и минизонной структуры.

Поскольку между этими факторами нет прямой связи, то и аномалии, представленные на рис. 8, где напряжение пробоя в более широкозонном 10H политипе меньше, чем в 15R и6H, являются результатом действия двух независимых факторов: с одной стороны, большая ширина запрещенной зоны должна увеличивать Vbr, но, с другой стороны, более выгодная с точки зрения эффективного разогрева минизонная структура в 10H понижает Vbr. Второй фактор в случае 10H оказывается сильнее, отчего Vbr неожиданно понижается.

3.3. Образование диссипативных структур и шнурование тока при лавинном пробое Распределение электронно-дырочной плазмы (ЭДП) Рис. 7. Зависимости поля Fbr (1–3) и напряжения Vbr (1, 2 ) в плоскости p-n-перехода можно изучать визуально от концентрации в базе Nd - Na политипа 6H-SiC. 1,1 — Fbr благодаря излучению ЭДП в видимой области спеки Vbr для F C; 2, 2 — Fbr и Vbr для F C; 3 — Fbr по тра (светло-голубое свечение). Экспериментальное исформуле (12).

следование поведения ЭДП, возникающей при однородном ЛП обратно смещенного p-n-перехода, показало, что ЭДП расслаивается по площади p-n-перехода в случае F C начиная с плотностей тока J > Jc (10-20) А/см2 [40–42]. Расслоение проявляется в смене (по мере увеличения тока) однородной по площади картины пробоя (рис. 9, a) на неоднородную (рис. 9, b). С ростом тока яркость свечения ЭДП в одних местах увеличивается, а в других — падает, и при J 100 А/см2 картина пробоя представляет собой большое количество ярких точек на темном фоне. Размеры точек и расстояние между ними составляют 1-4 мкм.

При импульсном режиме характер картины не зависит от длительности импульса в диапазоне p = 10-5-10-7 c Рис. 8. Напряжение пробоя в политипах SiC с различной и определяется лишь значением плотности тока. Диффешириной запрещенной зоны.

ренциальное сопротивление образцов в области токов, где реализуется расслоение ЭДП, оказывается положительным. Увеличение температуры решетки T1 от спектра E1 и E2. В разд. 2.3 было показано, что судо 600 K приводит к увеличению Jc примерно в 2 раза.

ществует широкая область полей, в которой 0, и Напротив, при охлаждении образца Jc уменьшается, только перед самым пробоем становится отличным но при T1 < 230 K расслоение ЭДП не наблюдается от 0 и очень быстро нарастает. Механизм активизации вплоть до J = 500 A/см2. При отклонении направления электронного компонента УИ рассматривался в разд. 2.2.

электрического поля p-n-перехода от оси ЕСР более За счет интервала электрических полей между областячем на 10 расслоение не наблюдается, и ЭДП остается ми, где 0 и = 0, создается избыточное возрастание однородной вплоть до J = 500 А/см2.

электрического поля и напряжения ЛП.

Отметим, что наблюдаемый эффект расслоения ЭДП Напряжение ЛП для p-n-структур с F C оказалось реализуется лишь в достаточно однородных образцах, в в два-три раза меньше, чем при F C (рис. 7). Однако, которых при малых токах пробой не микроплазменный, следует отметить, что и в этом случае оно превысило а однородный по площади p-n-перехода. В образцах оценочное напряжение ЛП по формуле (12) более чем с малым количеством микроплазм эффект расслоения вдвое.

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 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.