WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 7 Измерение длины диффузии неосновных носителей заряда с использованием реальных барьеров Шоттки © Н.Л. Дмитрук, О.Ю. Борковская, С.В. Мамыкин Институт Физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 252650 Киев, Украина (Получена 7 августа 1996 г. Принята к печати 25 октября 1996 г.) Проанализированы особенности полевой зависимости фототока короткого замыкания реальных барьеров Шоттки на основе сильно легированного полупроводника в условиях осциллирующей зависимости коэффициента поглощения света от напряженности поля в области пространственного заряда и энергии квантов (h > Eg). Получено аналитическое выражение для зависимости фототока от толщины области пространственного заряда W при условии W 1. Предложена усовершенствованная методика определения длины диффузии неосновных носителей заряда из анализа зависимостей Ip(W ) в спектральной области, удовлетворяющей условиям применимости полученных выражений. Проведены также некоторые усовершенствования метода выделения емкости области пространственного заряда из высокочастотной емкости реального барьера Шоттки. Метод опробован на структурах Аu–GaAs с Nd =(4.5·10161·1018) см-3.

Независимая проверка метода определения L проведена на основе теоретического описания спектральной зависимости квантовой эффективности структуры.

Диффузионная длина L (время жизни = L2/D) спектральной области, удовлетворяющей условиям принеосновных носителей заряда является важнейшим па- менимости метода, проанализировать с учетом влияния раметром полупроводника, наиболее чувствительным к поля на коэффициент поглощения. Кроме того, наличие структурно-примесному совершенству материала и опре- промежуточного слоя между металлом и полупроводделяющим чувствительность фотоприемников и кпд сол- ником и ПЭС в таких ”реальных” барьерах Шоттки нечных элементов. Вместе с тем ее надежное опреде- влияет как на величину измеряемой емкости, так и на перераспределение напряжения между промежуточным ление в большинстве полупроводниковых материалов, слоем и ОПЗ полупроводника. Поэтому для корректного где величина L 1 мкм является непростой задаопределения зависимости емкости ОПЗ (CSCR) от напрячей, поскольку методы релаксации фотопроводимости жения смещения (U) необходим дополнительный анализ ( -метра), тока, индуцированного электронным зондом высокочастотной вольт-фарадной (ВФХ) и статической (EBIC), становятся практически неэффективными. Именвольт-амперной (ВАХ) характеристик контакта. В данно для таких условий, когда диффузионная длина достаной работе предлагается усовершенствованный метод точно мала и соизмерима с дебаевской длиной экранироопределения диффузионной длины L неосновных носивания и протяженностью приповерхностной (приграничтелей тока реальных барьеров Шоттки, включающий ной) области пространственного заряда (ОПЗ), имеется анализ измеренных спектральных и полевых зависимометод, основанный на зависимости фототока короткого стей фототока короткого замыкания, ВФХ и ВАХ с замыкания структуры типа диода Шоттки от емкости использованием компьютерной обработки информации.

ОПЗ при приложении обратного смещения [1–4]. Достоинства этого метода — простота эксперимента и недоступная другим методам точность, особенно в случае 1. Анализ высокочастотных субмикронных длин диффузии. В то же время возможвольт-фарадных характеристик ность применения метода к реальным барьерам Шоттки, содержащим промежуточный слой между металлом и В реальных барьерах Шоттки CSCR связано с высокополупроводником и поверхностые электронные состоячастотной емкостью контакта C зависимостью:

ния (ПЭС), особенно в случае сильно легированного 1 1 материала, требует дополнительного исследования. При = +, (1) большом легировании полупроводника в ОПЗ при обрат- C C0 CSCR(USCR) ном смещении формируется значительное электрическое где поле E 105 В/см, которое, вследствие эффекта элекq0sNds2 1/тропоглощения, приводит к немонотонной, осциллируюCSCR = (U0 - USCR)-1/щей спектральной и полевой зависимости коэффициента поглощения света полупроводником [5]. Это в свою = (U0 - USCR)-1/2, очередь приводит к тому, что отсечка на оси 1/C зависит B от длины волны падающего света [6]. Поэтому для s — площадь диода, а влияние емкости промежуточного корректного определения длины диффузии неосновных слоя C0 тем больше, чем толще этот слой и чем больше носителей необходимо спектр отсечек, измеренных в легирование полупроводника.

782 Н.Л. Дмитрук, О.Ю. Борковская, С.В. Мамыкин При наличии глубоких уровней в ОПЗ ее емкость случае структур с основным механизмом обратного тостановится частотно-зависимой и, как показано в [7], ка — термоэлектронной эмиссией — для измерения протяженности ОПЗ W необходимо измеq b0-0(USCR)-Ui ( ) рять высокочастотную емкость, когда заряд на глубоких IR = DAsT e- kT, (3) уровнях не успевает следить за тестирующим сигналом где D — коэффициент прозрачности барьера с променапряжения. Соотношение между высокочастотной (C) жуточным слоем, A — постоянная Ричардсона, Ui — и низкочастотной (CSCR) емкостями тогда также может быть представлено в виде формулы (1), где 1/C0 не зави- падение напряжения смещения на промежуточном слое, сит от U, однако имеет другой смысл. Метод определе- U = Ui + USCR, 0 — уменьшение высоты барьера за счет сил зеркального отображения и термополевой ния 1/C0, предложенный в работе [7], по отсечке на оси эмиссии. При достаточно толстом промежуточном слое 1/Cпрямой, на которую выходит зависимость 1/C(U1/2) и небольшом диапазоне смещений зависимостью b от при больших U1/2, не исключает влияния 1/C0 во смещения можно пренебречь по сравнению с Ui, полагая всем диапазоне U1/2. В случае сильно легированного материала диапазон U ограничен напряжением пробоя, q(b-Ui) IR = DAsT e- kT, (4) что увеличивает погрешность определения 1/C0. При условии Nd = const и 1/C0 = f (U), взяв производную от где b — высота барьера, определенная из прямой ВАХ.

1/C по USCR, имеем d1/C 2. Эксперимент = B(U0 - USCR)-1/2, (2) dUSCR Высокочастотная емкость диода измеряется при освегде щении на частоте 1 МГц, что заведомо исключает прямое kT U0 = Ud - - U0, участие глубоких уровней в ее формировании. Фототок q короткого замыкания измеряется на переменном токе Nd = Nds +Ndd — суммарная концентрация мелких (Nds) при частоте модуляции пучка света 100 Гц.

и глубоких (Ndd) доноров, В качестве объектов исследования использовались диоды Шоттки, изготовленные методом вакуумного наEc - Ef пыления полупрозрачной пленки золота на подогреваUd = b q емую до 100-150 C подложку монокристаллического n-GaAs легирование которого изменялось в пределах — диффузионный потенциал в отсутствие смещения на Nd = 1016 1018 см-3. Типичная вольт-фарадная диоде, Ndd Ef - Edd U0 =, Nds + Ndd q b — высота барьера в контакте, Ec, Ef, Edd —энергия дна зоны проводимости, уровня Ферми в объеме полупроводника и глубокого донора соответственно.

Отсюда B2 dUSCR USCR = U0 -, 4 d1/C dUSCR т. е. из наклона зависимости USCR от можно d1/C определить B, а значит Nd, а по отсечке на оси абсцисс определяется U0. Постоянная составляющая емкости 1/C0 затем определяется на основе N 1 1 = - B(U0 - USCRi)1/2, C0 N C i=это позволяет корректно рассчитать величину емкости s0s Рис. 1. Вольт-фарадная зависимость барьерной структуры Au– ОПЗ из (1), т. е. протяженность ее W =.

CSCR n-GaAs с концентрацией основных носителей 4.5·1016 см-3 (1) Зависимость USCR(U) определяется из обратной ВАХ и пересчитанная с учетом промежуточного слоя и глубоких с учетом анализа характера зависимости IR(U) с целью уровней зависимость емкости ОПЗ от USCR (2) в координатах определения основного механизма токопрохождения. В 1/C2 - U.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Измерение длины диффузии неосновных носителей заряда... поглощения в ОПЗ W 1 выполняется лишь на самом краю поглощения, поэтому зависимость I0() вообще теряет смысл.

Фототок барьера Шоттки при условии W 1 может быть записан в виде W Ip K 0L + (x)dx, (5) где K можно считать независящим от поля (протяженности ОПЗ) [3], особенно в случае сильно легированного материала. При полях > 104 В/см коэффициент поглощения перестает быть постоянным и, как показано в [6], при достаточно большой по сравнению с шириной запрещенной зоны Eg энергии кванта падающего света h может быть приближенно выражен формулой hqE(x) (x) =0 1 8(2µ)1/2(h - Eg)3/Рис. 2. Зависимости фототока короткого замыкания от обрат- 8(2µ)1/2(h - Eg)3/ной емкости барьера Au–n-GaAs с Nd = 4.5 · 1016 cм-3 для cos, (6) 3hqE(x) разных длин волн падающего света, нм: 1 — 856, 2 — 828, 3 — 800, 4 — 775, 5 — 752.

где 0 — коэффициент поглощения света в слабом поле, µ — эффективная масса электрона. Зависимость поля E(x) в области пространственного заряда при зависимость показана на рис. 1 (кривая 1) для образца с условии постоянного уровня легирования имеет вид Nd = 4.5 · 1016см-3. Как видно, она слабо нелинейна и E(x) = (qNd/s0)(W - x). Подставив значения E(x) имеет большую отсечку на оси напряжений U0 = 1.4 В.

и (x) в выражения для фототока и проинтегрировав по Это может быть обусловлено как наличием промечастям, получаем аналитическое выражение для фототожуточного слоя окислов на границе раздела металлка барьера Шоттки в виде бесконечного ряда:

полупроводник, так и вкладом глубоких уровней в ОПЗ.

Учет этих двух обстоятельств по методу, приведенному 1 cos(y) Ip = K0 L + W 1 выше, полностью спрямляет эту зависимость (прямая 2) 6 y и позволяет определить истинную высоту барьера на границе Au–n-GaAs: b = 0.82 эВ. Эта величина с хоро- sin(y) - yCi(y), (7) шей точностью совпадает со значением, определенным из прямой вольт-амперной характеристики.

где Ряд зависимостей фототока короткого замыкания от емкости обратно смещенного барьера для той же струк- q2Ndh y = 1/(3bW ); b =, туры при различных энергиях кванта падающего света 0s8(2µ)1/2(h - Eg)3/представлен на рис. 2. Видно, что при достаточно Ci — интегральный косинус, больших величинах 1/C они линейны, однако отсечки на оси абсцисс (I0) не совпадают. Зависимости величины y отсечки от длины волны для материалов с разным cos(y) Ci(y) =0.5772 + ln(y) - dy, легированием показаны на рис. 3. Они немонотонны, y причем характер этой зависимости свидетельствует о значительном влиянии электрического поля на коэффипоследний интеграл табулирован. Зависимость выражециент поглощения и приводит к необходимости учета ния в квадратных скобках от y показана на вставке рис. 3.

этого факта при определении длины диффузии неосновВ общем виде ных носителей (L). Следует отметить, что для этих зависимостей выполнялось условие W 1 и тем Ip = K0 L + W[1 - f (y)]. (8) лучше, чем более легированным был образец. Поэтому самым протяженным является спектр отсечки I0() для Сравнение экспериментальных спектральных зависимосильно легированного n-GaAs с Nd = 1.08 · 1018 см-3. стей отсечки I0 с рассчитанными по формуле (8) для Для материала с Nd < 1016 см-3 условие слабого диодов с разным уровнем легирования показывает, что Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 784 Н.Л. Дмитрук, О.Ю. Борковская, С.В. Мамыкин достаточно хорошее соответствие в области первого определить длину диффузии неосновных носителей заминимума имеет место при ряда L.

Доказательство того, что определенное таким обраcos(y) зом L является истинной длиной диффузии неосновных f (y) =1 - - sin(y) - yCi(y), (9) y носителей заряда, получено независимым методом с помощью подгонки измеренного спектра фототока под где коэффициент, заначения Eg или(и) µ зависят от рассчитанный по общей формуле (12) работы [10]. Для уровня легирования полупроводника и определяются при этого измеренный спектр фототока, нормированный на подгонке. Параметры расчетных кривых, представленных квант падающего излучения, пересчитывался в спектр на рис. 3, указаны в подписи к рисунку. Видна тенденквантовой эффективности с учетом пропускания пленки ция уменьшения Eg с увеличением уровня легирования, Au на GaAs в соответствии с [11]. Толщина и оптические что может быть объяснено действием эффекта Франца– параметры пленки Au определялись из эллипсометриКелдыша вследствие увеличения приповерхностного поческих измерений и спектра пропускания пленки Au на ля с ростом легирования полупроводника. Уменьшение кварцевой пластине-спутнике. При этом, как было уста (уменьшение влияния поля на величину I0) с ростом новлено, для описания спектров пропускани пленок Au, Nd, по-видимому, в основном связано с эффектом располученных напылением в вакууме на подогреваемую сеяния носителей тока на ионизированных примесях, подложку (кварц), могут быть использованы оптические приводящим, согласно [8], к ”уширению” электрооптипараметры Au из работы [12], начиная с толщины пленок ческих функций, уменьшению амплитуды и увеличению 200. Согласно [10], спектр фототока короткого ширины пиков электропоглощения. При Nd > 1018 см-3 замыкания, рассчитанных при корректных граничных возможны также эффекты, связанные со случайными условиях и с учетом эффекта электропоглощения в ОПЗ, полями скоплений заряженных примесей, вырождения определяется формулой зон, оптической неоднородностью ОПЗ в случае наличия W тонкого инверсного слоя под контактом, усиление влия- exp[- (x)dx] ния рассеяния носителей тока на дефектах поверхности 1 - + IIp (границы раздела) [9], что также приводит к изменению 1+L = D/L характера зависимости от поля. Подгонка расчетной qI 1 + S/Vp 1 + L1 + S+Vp e-(0) зависимости (8), (9) к экспериментальной позволяет -0 qE(0) - 1 -, (10) qE(0) kTVn/Dn 0 kT где W I1 = e-(x)dx, L W I2 = 1 - e-(x)x e-(x)dx, L E(0) — поле на границе полупроводник–промежуточный слой, (x) —потенциал в ОПЗ, S — скорость граничной рекомбинации, D, Dn — коэффициенты диффузии, а Vp и Vn — скорости переноса дырок и электронов из полупроводника в металл. Заметим, что второй член в (10) описывает уменьшение фототока из-за прямого переноса основных носителей тока в металл. Он существен при малой высоте барьера на границе, а при обратных смещениях в сильно легированном материале им можно пренебречь почти во всей спектральной области >0.5 мкм.

Поэтому в нем приближененно положено (x) 0.

Рис. 3. Экспериментальные и рассчитанные по формулам Первый член хорошо описывает длинноволновую часть (8), (9) спектральные зависимости отсечки L0 для образспектра, наиболее чувствительную к диффузионной длицов Au–GaAs с легированием Nd, см-3: 1 — 4.5 · 1016, не L. Значения L, S/Vp и Vn/Dn можно определить из 2 —3.48 · 1017, 3 —1.08·1018. Параметры расчетных кривых, соответствия теоретического спектра фототока экспе: 1 — 1/45, 2 — 1/64, 3 — 1/90; Eg, эВ: 1 — 1.43, 2 — 1.41, риментальному, используя их в качестве подгоночных 3 — 1.37; µ: 1 — 0.06, 2 — 0.068, 3 — 0.068; L, мкм: 1 — 0.77, параметров. На рис. 4 представлены экспериментальные 2 — 0.35, 3 — 0.27. На врезке вид поправочной функции и расчетные спектры квантовой эффективности для тех f (1/3bW ).

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.