WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 9 |

при максимальных значениях отношения концентраций Очевидно, что при исследовании полос примесной C и Si в газовой фазе были получены слабо легированные люминесценции важно определить механизм излучательслои p-типа проводимости.

ной рекомбинации, ответственный за данную рекомбиПодобный эффект — перекомпенсация слабо легиронацию. Хорошо известны [156] отличительные признаки ванных слоев n-типа проводимости глубокими фоновыми донорно-акцепторной рекомбинации (ДАР): смещения акцепторами (i- и D-центрами) — наблюдался и при положения максимума с увеличением уровня возбуждевыращивании 6H-SiC методом сублимационной эпитакния в коротковолновую область, неэкспоненциальный сии [109]. При исследовании эпитаксиальных слоев, характер релаксации, смещения положения максимума выращенных сублимационной эпитаксией, было также в длинноволновую область с увеличением времени реобнаружено, что увеличение давления кремния (PSi) в гистрации после окончания импульса возбуждения. Эти ростовой ячейке (увеличение отношения концентрации признаки, конечно, справедливы и для SiC. Однако суC и Si) приводит к перекомпенсации растущего слоя, а ществование нескольких неэквивалентных положений в затем, при дальнейшем увеличении PSi, к росту все более решетке SiC допускает образование одним типом примесильно легированных слоев p-SiC [152].

си или дефекта нескольких ГЦ с близкими параметрами.

При исследовании слоев 6H-SiC, выращенных методом CVD (в системе метан + силан + H2) в нашей лаборатории, также было обнаружено, что с увеличением соотношения концентраций C и Si в газовой смеси происходит сначала инверсия типа проводимости, а затем рост все более сильно легированных слоев p-типа проводимости (рис. 5). DLTS-исследования выращенных слоев p-типа проводимости показали, что основной вклад в величину Na -Nd вносят глубокие акцепторные центры (Ev + 0.2 ± 0.02 эВ), параметры которых близки к параметрам L-центров, обычного фонового центра в слоях, выращенных методом сублимации. Концентрация данных центров увеличивалась с ростом величины Na - Nd (т. е.

с ростом отношения концентраций C и Si, поддерживаемого в газовой смеси в процессе роста данного слоя).

Таким образом, с нашей точки зрения, изменение соотношения концентраций C и Si при росте эпитакРис. 6. Зависимость положения максимумов нескольких полос сиальных слоев SiC оказывает влияние не только на электролюминесценции в политипах SiC в зависимости от захват атомов азота в решетку SiC, но и на концентрацию экситонной ширины запрещенной зоны: 1 — ”алюминиевая” образующихся фоновых глубоких акцепторных уровней. ЭЛ [45,153], 2 — ”дефектная” ЭЛ [154], 3 —”борная”ЭЛ[155].

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. 142 А.А. Лебедев Решением этого уравнения при начальных условиях t = 0, m = 0 будет m = M[1 - exp(-ti/t0)] {1 +[n(P + Nn) +i](pP)-1}-1, (4.2) где t0 =[(Nn +P)n +pP+i]-1, ti — длительность импульса инжекции. Будем рассматривать случай, когда t t0 и величина m выходит на насыщение. После окончания импульса прямой полярности и переключения p-n-структуры к начальному обратному напряжению происходит перезарядка глубоких центров, вызывающая релаксацию емкости C. При изменении методом DLTS Рис. 7. Схема возможных электронных переходов при пев наших условиях регистрируется концентрация ГЦ, резарядке инжектированными носителями ГЦ, находящихся в равная m. Известно, что P = F(If, X), где If —прямой нижней половине запрещенной зоны n-базы [159].

ток, X — расстояние от p-n-перехода. Если P > Nn (высокий уровень инжекции), то Перераспределение интенсивности рекомбинации между m1 = pM(p + n)-1. (4.3) этими ГЦ с изменением уровня возбуждения может привести к тому, что признаки ДАР могут наблюдаться Следует отметить, что измеренная таким образом кону полос люминесценции, связанных с другими излуцентрация не является полной и отличается от нее на чательными процессами (например, при излучательном коэффициент, = p/(p + n). Однако если переходе электрона из зоны проводимости на глубокий p n, то 1 и M M. Величина определяется акцептор). Поэтому для идентификации механизмов изсоотношением сечений захвата носителей на уровень.

лучения исследуемых полос ЭЛ в [157–159] были поОпределение характеристик электролюминесценлучены выражения, описывающие характеристики ЭЛ на ции в случае излучательного перехода электрона зооснове выбранных моделей и параметров участвующих в на проводимости–глубокий акцептор. При рассмотрених ГЦ. Затем проводилось сопоставление полученных нии кинетики заполнения ГЦ в нижней половине n-базы расчетных и экспериментальных данных.

при инжекции дырок предположим, что переход зона Поскольку данный подход может быть использован проводимости–акцептор является излучательным. Тогда для идентификации ГЦ, мы воспроизведем основные выражение для интенсивности ЭЛ в единице объема в результаты, полученные в [157–159].

единицу времени (Iv,t) имеет вид Общие уравнения. Рассмотрим перезарядку ГЦ, находящихся в нижней половине n-базы при инжекции дырок.

Iv,t = n(nn +n)m. (4.4) Рассмотрение будем проводить для случая, когда: а) концентрация ГЦ много меньше, чем концентрация мелких Концентрация заполненных дырками ГЦ, согласно центров; б) концентрация ГЦ не зависит от координаты.

формуле (4.2), для случая ti :

Степень заполнения таких ГЦ будет определяться тремя процессами (рис. 7):

M m =. (4.5) 1) захватом из валентной зоны инжектированной дырn (P+nn)+i 1 + p P ки на уровень pP(M - m);

2) захватом из зоны проводимости электрона на уроДля получения выражения, описывающего интенсиввень n(Nn +P)m;

ность ЭЛ в единицу времени (It), подставим (4.5) в 3) термической ионизацией дырки в V-зону i, (4.4) и проинтегрируем по оси X (ось X направлена где n(p) = n(p)Vt; m — концентрация ГЦ, заот металлургической границы p-n-перехода в глубь полненных дырками; M — полная концентрация ГЦ;

базовой области). С учетом того, что dV = Sdx;

i = NvVtp exp(-Ei/kT ); n(p) — сечение захвата элекp = p0 exp(-x/Lp), где p0 — концентрация интрона (дырки) на ГЦ; Nn — равновесная концентрация жектированных дырок в n-области у металлургической электронов в базе; Vt — тепловая скорость носителей границы p-n-перехода, S — площадь p-n-перехода, заряда; Nv — плотность состояний в валентной зоне;

Lp — диффузионная длина дырок, получаем Ei — энергия ионизации ГЦ; k — постоянная Больцмана;

T — абсолютная температура; P — концентрация MSLppn nnp - i инжектируемых дырок.

It = P0 + p + n p + n Скорость изменения концентрации ГЦ, заполненных дырками, можно записать как nnn + i +(n + p)P ln. (4.6) dm/dt =(M - m)pP - (Nn +P)nm - im. (4.1) nnn + i Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. Центры с глубокими уровнями в карбиде кремния Выражение для постоянной времени послесвечения объема в единицу времени Iv,t можно записать как можно получить из (4.1) при условии прекращения WdWa инжекции (P = 0):

Iv,t = M, (4.8) где Wd — вероятность заполнения донорного уровня, n =. (4.7) nnn + i Wa — вероятность заполнения акцепторного уровня, M — число донорно-акцепторных пар, 0 — постоянная Анализ температурной зависимости постоянной вревремени излучательной рекомбинации. Вообще говоря, мени послесвечения n желтой ЭЛ (53) показывает, что величина 0 зависит от расстояния между компоненосновной вклад в тушение ЭЛ при низких температурах тами пары. Мы будем использовать среднее значение вносит рекомбинация дырки, захваченной на D-центр, 0 = r, где значение r определяется непосредственно и электрона в зоне проводимости n 1/nnn, а при из эксперимента.

высоких — термическая ионизация дырки с D-центра:

Для статистики заполнения донорных и акцепторных n 1/i.

уровней в базе можно записать Рассмотрим теперь теоретическую зависимость It = f (P0, T ). dn MWdWa =(N0 - n)n(nn +p) - nnn -, (4.9) I. Область низких температур.

dt Температурная ионизация носителей с ГЦ незначиdm MWdWa тельна (i мало) и зависимость It = f (P) разбивается =(M0 - m)pp - mpp -, dt на три участка.

где N0 = M0 = M — полная концентрация донорных и А. Первый участок линейного роста. Интенсивность акцепторных уровней.

люминесценции пропорциональна концентрации ГЦ, заВ случае постоянного возбуждения dn/dt = dm/dt полненных инжектированными носителями (m). Величи= 0 решением данного уравнения будет на m растет с увеличением P0.

Б. Сублинейный участок. Поскольку в нашем слу2AB чае p n, несмотря на то что nn P, Iv,t =.

A + B - 0Mab ± (A + B - 0Mab)2 - 4AB pP >(nn+P). Это приводит к тому, что практиче(4.10) ски все ГЦ в данном объеме базы заполняются дырками.

В дальнейшем мы будем рассматривать решение, соИнтенсивность ЭЛ определяется членом n(nn +P) держащее в знаменателе знак +, вычитание приводит к и зависимость It = f (P0) выходит на сублинейный делению на нуль. Для нахождения интенсивности рекомучасток. В случае, если бы p = n, то зависимость бинации в единицу времени It проинтегрируем (4.10) по It = f (P) была бы практически полностью линейной.

объему базы V. С учетом того, что dV = Sdx, получаем В. Второй участок линейного роста. Дальнейший рост выражение для численного интегрирования:

интенсивности ЭЛ начинается, когда величина P0 nn, т. е. в области сильной инжекции. Отметим, что из-за pp0(p0y + nn)dy экспоненциального распределения концентрации инжекIt = SLpM, (4.11) тированных носителей P = P0e-x/Lp даже тогда, K + K2 - 4(nn +p0y)p0y когда вблизи металлургической границы p-n-перехода реализуется случай В, в глубине базовой области имеют- где ся области, где реализуются случаи Б и А. Это приводит K = nn +p0y( +1)+0p(nn +p0y+n)(p +p0), к тому, что на суммарной зависимости все взаимные границы участков носят размытый характер.

= p/n, y = exp(-x/Lp).

II. Область высоких температур.

С увеличением температуры растет вероятность тепОпределение величины второго сечения захвата ловой ионизации дырки с ГЦ. Это приводит к тому, что носителей из DLTS-спектра. Наличие в базе диода для полного заполнения ГЦ в данном объеме требуетперезаряжающихся при инжекции ГЦ позволяет опреся большая концентрация инжектированных носителей делять как сечения захвата на уровень основных, так и (P). Низкотемпературная граница участка Б смещанеосновных носителей заряда.

ется в область больших значений (P0) и сублинейный Для определенности рассмотрим ГЦ в нижней полоучасток сокращается. Дальнейшее увеличение темперавине запрещенной зоны базы n-типа проводимости. В туры приводит его к полному исчезновению.

этом случае сечение захвата дырок можно определить непосредственно из DLTS-спектра. Для определения n Анализ спектров электролюминесценции в слу- при DLTS после подачи импульса прямого напряжения чае донорно-акцепторной рекомбинации. Для обратное напряжение подается не мгновенно, а спустя модели ДАР можно получить следующее аналитическое время t3, при котором обратное напряжение на p-nвыражение, описывающее зависимость It = f (J, T). В структуре равно нулю. За время t3 происходит перезарядслучае ДАР интенсивность рекомбинации в единице ка ГЦ электронами из зоны проводимости и амплитуда Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. 144 А.А. Лебедев DLTS пика C уменьшается. Величину n можно опреде- характерно для донорно-акцепторной рекомбинации), то лить из тангенса угла наклона зависимости C = f (t3): пик C практически не смещался, но его интенсивность увеличивалась быстрее с ростом J. Все это дает основаC0-C ln ния предположить, что максимумы C и D обусловлены C(C) =C0 - C0e-t3/nVT n n =, (4.12) различными механизмами рекомбинации.

VT ntОтношение амплитуд пиков изменялось не монотонно где C0 = C при t3 = 0. Данная методика была использос ростом J. В области малых токов их амплитуды были вана для определения сечения захвата электронов на i-, примерно равны, затем с увеличением J пик C практичеD- и L-центры в 4H и 6H-SiC [58,157,158]. Определение ски исчезал, затем возникал снова и либо преобладал обоих сечений захвата носителей на центр позволяет над пиком D при J 10 А/см2, либо выделялся из более обоснованно рассматривать его роль в процессах пика D как плечо. При этом спектр исследовавшихся излучательной и безызлучательной рекомбинации.

образцов в области малых токов был подобен спектрам фотолюминесценции образцов SiC Al, N [161–163,27], 4.2. Электролюминесценция, связанная а в области больших токов — спектрам излучения с примесными атомами алюминия светодиодов [164] (концентрации HK1 и HK2 близки) и [167,168,11] (концентрация HK2 больше концентраРанее было обнаружено, что в коротковолновой чации HK1).

сти спектра люминесценции p-n-структур, легированных алюминием и азотом (6H-SiC Al, N ), можно выделить четыре пика [160–163,27], которые авторы [163,27] связывали с бесфононной рекомбинацией на донорноакцепторной паре Al–N (h = 2.78 эВ) и их одно-, двух-, трехфононными повторениями.

Анализ спектров в [27,162–163] проводился с учетом наличия неэквивалентных положений для атомов примеси в кристаллической решетке SiC. При исследовании SiC Al, N светодиодов было обнаружено, что спектр электролюминесценции зависит от концентрации введенного алюминия. Авторы [164] выделяли два основных пика в спектре ЭЛ (кроме hc 2.92 эВ, связываемого с аннигиляцией свободного экситона [165]): 2.75 эВ — переход зона проводимости–уровень Al (СА рекомбинация) и 2.58 эВ — ДАР. В других работах по исследованию ЭЛ SiC Al, N светодиодов [11,166–168] в основном наблюдался один максимум с h 2.62.7эВ, который с увеличением плотности прямого тока сужался и смещался в коротковолновую сторону [167–168].

Хотя все авторы при интерпретации спектров SiC Al, N полагали, что рекомбинация идет с участием акцепторных уровней Al, параметры последних не были определены достаточно однозначно. Возможно, что наблюдавшийся разброс экспериментальных данных можно объяснить тем, что при легировании SiC алюминием происходит образование нескольких типов ГЦ, имеющих различные значения энергии ионизации.

В [169] была сделана попытка интерпретации спектров ЭЛ SiC Al, N p-n-структур с уже известным спектром глубоких центров.

На рис. 8 представлены спектры ЭЛ образцов 6H-SiC, легированных Al в процессе роста [169], в которых были обнаружены центры HK1 и HK2 (см. п. 2.1). Как видно из рисунка, в спектре ЭЛ появлялся максимум в диапазоне 450 490 нм. Кроме того, если в образцах, Рис. 8. Спектры ЭЛ образцов 6H-SiC Al при различных где преобладал центр HK2, наблюдался единый пик, то плотностях прямого тока и различным соотношением конценв образцах, где концентрации этих центров были близки, траций центров HK1 и HK2 (отношение их концентраций он разделялся на две составляющие 1 455 нм (пик обозначено k) при комнатной температуре. Для образца с k C) и 2 480 нм (пик D), причем с увеличением J J, A/см2: 1 —1.2, 2 —4, 3 — 12, 4 — 40, 5 — 120. Для образца пик D смещался в другую сторону больших энергий (что с k < 1 J, А/см2: 6 —8, 7 — 20, 8 — 40, 9 — 120 [169].

Pages:     | 1 |   ...   | 3 | 4 || 6 | 7 |   ...   | 9 |



© 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.