Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1 Обзор литературы 13
1.1 Основные физические свойства карбида кремния із
1.2 Технология получения объемных кристаллов и эпитаксиальных слоев карбида кремния
1.2.1. Получение эпитаксиальных слоев карбида кремния методом сублимации в открытой ростовой системе 20
1.2.2. Метод химического осаждения карбида кремния из газовой фазы... 24
1.3 Основные легирующие примеси в карбиде кремния 26
1.4 Собственные и радиационные дефекты в карбиде кремния
1.4.1. Собственные и радиационные дефекты в в 6Н политипе карбиде кремния зі
1.4.2. Собственные и радиационные дефекты в в 4Н политипе карбиде кремния 36
ГЛАВА 2 Радиационное дефекто образование в карбиде кремния после облучения его протонами и электронами 41
2.1.Методика эксперимента 41
2.1.1. Физические основы использованных экспериментальных методов 43
2.1.2. Нестационарная емкостная спектроскопия глубоких уровней 47
2.L3. Токовая спектроскопия глубоких уровней 51
2.2. Описание комбинированной экспериментальной установки 54
2.2.1. Измерения емкостных спектров DLTS 54
2.2.2. Измерения токовых спектров DLTS. 58
2.4. Заключение 74
ГЛАВА 3 Радиационное де фекто образование в карбиде кремния после облучения его протонами и электронами 75
3.1 Исследование радиационного дефектообразования в n-типе карбида кремния после облучения электронами 75
3.2 Исследование радиационного дефектообразования в р-типе карбида кремния после облучения протонами 81
3.2.1. Радиационные дефекты в 4Н-политипе карбида кремния, вводимые облучением протонами с энергией 8 МэВ 84
3.2.2. Вольт - Фарадные измерения в карбиде кремния 91
3.2.3. Измерения удельного сопротивления образцов 93
3.3 Исследование воздействия высоких доз облучения протонами с низкими энергиями на карбид кремния 95
3.3.1. Описание эксперимента 96
3.3.2, Экспериментальные результаты 97
3.3.3. Анализ полученных данных 105
3.4. Стимулирование металлургических реакций протонным облучением на интерфейсе никель — карбид кремния
3.4.1. Введение. 107
3.4.2. Описание эксперимента 109
3.4.3. Экспериментальные результаты из
3.4.4. Анализ полученных результатов. 122
Выводы 123
Литература
- Получение эпитаксиальных слоев карбида кремния методом сублимации в открытой ростовой системе
- Нестационарная емкостная спектроскопия глубоких уровней
- Исследование радиационного дефектообразования в р-типе карбида кремния после облучения протонами
- Стимулирование металлургических реакций протонным облучением на интерфейсе никель — карбид кремния
Введение к работе
Актуальность темы
Твердые тела с шириной запрещенной зоны (Eg) ~ (2.5-3.0) эВ занимают промежуточное положение между «типичными» полупроводниками (Eg < 1.5 эВ) и «типичными» диэлектриками (Eg > 4 0 эВ) В последнее время резко возрос интерес к исследованию полупроводниковых состояний таких твердых тел, в связи с чем появился термин «широкозонные полупроводники». К широкозонным относят полупроводники с Eg >2,3 - 2,4 эВ (политипы SiC, алмаз, GaN, A1N, BN и др.). Стремительное развитие ростовых технологий и эпитаксиальных методов (в частности метода сублимационной эпитаксии) для одного из этих материалов -карбида кремния (SiC) позволило получить материалы п- и р- типов проводимости в широком диапазоне концентраций легирующих примесей и приступить к созданию приборов на основе SiC.
Уникальные электронные и тепловые свойства карбида кремния допускают
для SiC приборов очень высокие значения рабочей температуры, полезной
мощности и частоты. С такими параметрами карбид кремния находится вне
конкуренции при создании, например, силовых (особенно высокотемпературных)
приборов. Существенной проблемой при создании силовых высоковольтных
приборов является поверхностный пробой высоковольтного перехода, что
ограничивает диапазон рабочих напряжений и снижает надежность приборов.
Традиционные методы борьбы с поверхностным пробоем, хорошо
зарекомендовавшие себя при изготовлении кремниевых приборов,
профилирование, химическая обработка и защита боковой поверхности, для SiC-переходов, как правило, оказываются недостаточно эффективны и не позволяют решить проблему полностью. В последнее время широкое развитие в полупроводниковой электронике находят радиационные методы. Так, в работе [1] контролируемое введение радиационных дефектов (легирование радиационными дефектами) при облучении протонами используется для создания высокоомных
3 РОС. НАЦИОНАЛЬНА! j
БИБЛИОТЕКА і
' ' ' IX #
областей GaAs и пассивации периферии высоковольтных р-n структур на основе GaAs. Для карбида кремния таких работ до настоящего времени не проводилось.
Еще один существенный параметр полупроводников - пороговая энергия образования дефектов (предпосылка радиационной стойкости). Для SiC этот параметр в несколько раз больше, чем для кремния или арсенида галлия. Поэтому, при выборе материалов для таких приборов, как полупроводниковые детекторы ядерных излучений значительное внимание уделяется карбиду кремния. Для комплексной оценки радиационной стойкости полупроводника (влияния неконтролируемого введения радиационных дефектов в активную область прибора) необходимо обладать знаниями о полном спектре РД, вводимых различными видами излучения, а также знаниями о свойствах этих РД и их влиянии на свойства материала (термическая стабильность, зарядовое состояние, влияние на физические свойства материала и т.д.). До выполнения настоящей работы этих знаний было недостаточно.
Для реализации преимуществ приборов на основе SiC необходимо решить ряд проблем, среди которых одной из главных является проблема создания стабильных омических контактов к материалу как п-, так и р-типа проводимости. При формировании этих контактов определяющую роль играет химическая реакция металла с SiC с образованием твердофазного продукта, - силицида металла. В результате протекания такой гетерогенной (топохимической) реакции контакты имеют, как правило, островковую морфологию. Известно, что топохимические реакции начинаются в области протяженных дефектов кристаллической решетки (дислокаций, границ зерен и т.п.), где потери энергии на деформацию связей минимальны и существует некоторый свободный объем, облегчающий переориентацию реагирующих частиц. Поэтому такие реакции весьма чувствительны ко всем нарушениям структуры, облегчающим образование зародышей новой фазы. Они могут быть активированы термическими, механическими и другими воздействиями, увеличивающими концентрацию дефектов. Важную роль здесь могут играть радиационные методы. До настоящего
времени влияние облучения на металлургические реакции металл-карбид кремния не изучалось.
Целью настоящей работы является комплексное исследование процессов радиационного дефектообразования и радиационного легирования в слоях п- и р-SiC, выращенных методом сублимационной эпитаксии.
Из поставленной цели вытекают следующие задачи работы: - определение параметров и динамики изменения концентраций РД, возникающих в 6Н- и 4H-SiC при воздействии на них протонного и электронного облучения;
исследование зависимости процессов компенсации свободных носителей заряда в эпитаксиальных слоях SiC от уровня легирования и температуры; исследование формирования омических контактов путем стимулирования металлургических реакций на интерфейсе Ni-SiC протонным облучением.
Объектом исследования служили эпитаксиальные слои SiC политипов 6Н и 4Н п- и р-типа проводимости, полученные методами CVD и сублимационной эпитаксии, а также диоды Шоттки, полученные на этих слоях.
Научная новизна работы определяется тем, что в ней впервые:
1. Методом DLTS комплексно исследовано радиационное дефектообразование в п-
и p-SiC при облучении протонами и электронами. Показано, что, облучение карбида кремния приводит к количественному изменению концентрации глубоких центров (ГЦ) в SiC, однако характер спектра дефектов практически не изменяется. В спектрах доминируют центры, являющиеся основными фоновыми дефектами в SiC в данных подтипах и присутствующие в слоях до облучения. Показано, что скорость введения основных РД в слоях SiC, полученных методом сублимационной эпитаксии, почти на порядок меньше, чем в CVD-слоях.
2. Проведено исследование контролируемого введения РД для направленного
изменения электрофизических свойств SiC (легирования радиационными
дефектами). Показана возможность формирования высокоомных (>108 Ом см при комнатной температуре) областей SiC за счет радиационного легирования.
3. Методом Оже-спектроскопии с послойным распылением материала аргоновым
пучком показано, что протонное облучение сэндвича Ni - SiC при повышенных температурах (700 - 750ПС) усиливает процесс диффузии кремния из SiC в никелевую пленку за счет механизма восходящей диффузии, стимулированной радиационным дефектообразованием в пленке никеля. Наиболее интенсивное перемешивание достигается в случае совпадения толщины пленки металла с величиной проецированного пробега протонов, т.е. при условии, когда максимум неравномерного по глубине распределения радиационных дефектов приходится на интерфейс. В этом случае, относительный вклад ИЛП в миграционные процессы на интерфейсе Ni - SiC может превышать 50%. Проведены численные расчеты перераспределения никеля и кремния за счет механизма восходящей диффузии (обратного эффекта Френкеля), и определены оптимальные параметры максимального перемешивания интерфейса «металл-полупроводник» и формирования омических контактов.
4. С помощью метода атомно-силовой микроскопии (АСМ) исследована
возможность применения высокодозного облучения протонами низких энергий
для формирования захороненных слоев SiC с высоким содержанием
радиационных дефектов. Впервые показано, что для карбида кремния
характерно наличие как нижнего, так и верхнего предела по дозе имплантации
водорода, необходимой для осуществления эффекта» блистеринга» и
реализации технологии водородного расслоения (в английской литературе -
"Smart Cut"). Данный факт, объяснен эффектом аморфизации карбида кремния
в области захороненных дефектных слоев, препятствующим формированию
плоских двумерных вакансионно-водородных дефектов, наблюдающихся
только в кристаллическом материале и являющимся основным начальным
звеном в развитии микротрещин в плоскости скрытых дефектных слоев.
Практическая ценность
I Результаты проведенных исследований радиационного дефектообразования в карбиде кремния под воздействием основных составляющих «космического ветра» (протоны с энергией 8 МэВ и электроны с энергией 1 МэВ) позволяют прогнозировать повышенную стойкость детекторов ядерных излучений, создаваемых на сублимационных слоях карбида кремния.
2. Результаты проведенных исследований радиационного легирования карбида
кремния (направленного изменения электрофизических свойств путем контролируемого введения радиационных дефектов) позволяют рекомендовать этот метод для повышения пробивных напряжений высокотемпературных силовых и высоковольтных приборов.
3. Результаты расчетов и экспериментов по стимулированию металлургических
реакций на интерфейсе Ni-SiC протонным пучком позволили определить оптимальные условия формирования омических контактов к n-SiC.
4. Модифицирована конструкция мишенного устройства нейтронного генератора
НГ-200У для проведения высокотемпературных облучений.
5. Автоматизирована установка для измерения DLTS спектров глубоких центров.
Положения, выносимые на защиту:
1. Скорость введения основных радиационных дефектов в слоях SiC, полученных
методом сублимационной эпитаксии, почти на порядок меньше, чем в слоях, полученных методом CVD-эпитаксии, что прогнозирует повышенную стойкость детекторов ядерных излучений, создаваемых на основе сублимационных слоев SiC.
2. Контролируемое введение радиационных дефектов в SiC (легирование
радиационными дефектами) приводит к росту сопротивления материала почти на 7 порядков за счет захвата носителей заряда глубокими уровнями радиационных дефектов, что прогнозирует перспективность радиационного легирования для пассивации периферийных областей высокотемпературных силовых приборов на основе SiC.
3. Облучение структур Ni-SiC протонами при повышенных температурах способствует ускорению металлургических реакций на интерфейсе Ni-SiC за счет механизма восходящей диффузии (обратного эффекта Френкеля), стимулированной радиационным дефектообразованием, что позволяет формировать стабильные омические контакты к приборам на основе n-SiC
Апробация работы
Основные результаты диссертационной работы докладывались на следующих
конференциях и семинарах:
1О1*1 International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Lion. 2003 (ICSCRM2003).
IX Международный семинар «Карбид кремния и родственные материалы», Великий Новгород, 2003 г.
XXXIII,XXXIV Международные конференции по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами. Москва. 2003, 2004 гг.
XIH,XIV Международные совещания «Радиационная физика твердого тела». (Севастополь. 2003, 2004 гг.), НИИ ПМТ МГИЭМ (ТУ), 2003 г.
IX Всероссийская конференция по проблемам науки и высшей школы «Фундаментальные исследования в технических университетах», СПбГПУ, 2005г.
Материалы диссертации проходили регулярную апробацию на семинарах СПбГПУ и ФТИ им. Иоффе РАН. Публикации
По материалам диссертации опубликовано 11 работ, 4 из которых в ведущих российских и зарубежных изданиях. Структура и объём диссертации
Диссертация состоит из введения, 3 глав, заключения и списка цитируемой литературы из 165 наименований. Отдельно приведён список публикаций автора по
теме диссертации из 11 наименований. Общий объём диссертации составляет 140 страниц, в том числе 26 рисунка и 5 таблиц.
Получение эпитаксиальных слоев карбида кремния методом сублимации в открытой ростовой системе
Метод промышленного получения карбида кремния был предложен и запатентован в конце XIX века Е.Г. Ачесоном [12]. Выращенные этим методом О Т 1 кристаллы были сильно легированы (до 10 см" ), не обладали политипной однородностью и имели небольшие размеры 10 х 10x3 мм3.
Более совершенный метод получения монокристаллов SiC был предложен в 1955г. Дж. Лэли [13]. Рост монокристаллов по методу Лэли происходит сублимационным путем в результате перегонки SiC через паровую фазу из более горячих в более холодные области ростовой ячейки. Рост ведется в инертной среде (аргоне) при температурах 2500-2650С. Компонентами паровой фазы являются Si, Si2C и БІСг имеющие сопоставимые давления при указанных температурах. Этим методом можно выращивать кристаллы площадью до 4 см2 с концентрацией некомпенсированной донорной или акцепторной примеси (например азота) 1016-1019 см"3 [14], К недостаткам данного метода можно отнести высокие температуры роста, неуправляемость процессов зарождения и роста кристаллов, невозможность контролировать их политип.
В конце 70-х годов был также предложен метод выращивания объемных кристаллов SiC [15] - модифицированный метод Лели (ММЛ). Принципиальным отличием данного метода от традиционного метода Лэли является использование монокристаллической затравки. Рост проводится при температурах около 2000С. Диаметр выращиваемого слитка определяется размерами подложки. Политип выращиваемого модифицированным методом Лэли слитка определяется политипом используемой затравки, однако, возможна конверсия политипа в процессе роста, что в ряде случаев приводит к политипной неоднородности кристаллов [16]. Существенным недостатком модифицированного метода Лэли является низкое структурное совершенство получаемых подложек: наличие в них разориентированных областей, включений других политипов и микроканалов, так называемых «микропайпов», представляющих собой винтовые дислокации, имеющие большую величину вектора Бюргерса [17, 18].
Для выращивания эпитаксиальных слоев SiC в 1970 г. Ю.А. Водаковым и Е.И. Моховым был предложен сублимационный "сэндвич-метод" [19]. Рост осуществлялся сублимационным путем при малом расстоянии между источником паров и подложкой в условиях градиента температуры. Эпитаксия проводилась в условиях вакуума, что позволило снизить температуру процесса до 1800-1900С. В [20] сообщалось о получении данным методом р-п переходов, характеризующихся однородным лавинным умножением и пробоем. Непосредственно перед наращиванием р-п перехода подложка SiC осуществлялось травление сублимационным методом за счёт изменения знака градиента температуры в области между источником и подложкой.
Кроме того, развивались и некоторые другие технологические методы, например жидкостная эпитаксия, использовавшаяся для получения синих светодиодов [21, 22]. Обычно рост проводился из расплава кремния, находящегося в графитовом тигле. Недостатками данного метода было загрязнение растущих слоев из-за контакта с материалом тигля, а также разрушение тигля из-за увеличения объема Si при его кристаллизации после процесса. Эти недостатки удалось преодолеть В.А. Дмитриеву при создании метода "бесконтейнерной жидкостной эпитаксии" (БЖЭ) [23]. В методе БЖЭ рост эпитаксиальных слоев SiC проводился из расплава SiC, находящегося во взвешенном состоянии в высокочастотном магнитном поле. Этим методом на основе SiC удалось получить светодиоды с максимум излучения в синей области спектра, имевшие одно из лучших в то время значений квантового выхода [24],
На основе работ [ 19-20] М.М, Аникиным был разработан метод сублимационного выращивания эпитаксиальных слоев SiC в открытой ростовой системе [25]. В настоящее время наиболее распространённым методом выращивания эпитаксиальных слоев SiC является метод газофазной эпитаксии (CVD) [26].
Два последних метода использовались для получения слоев, исследовавшихся в настоящей работе, и будут подробнее рассмотрены ниже.
Основная часть использовавшихся в работе эпитакиальных слоев была получена методом сублимационной эпитаксии (СЭ) в вакууме. Данный метод является развитием предложенного в [19] сублимационного сэндвич-метода. На рис. 1.2. представлена схема ростовой установки [27]. Вертикальный, охлаждаемый водой, кварцевый реактор откачивается до давления порядка 10 6 торр. Ростовая ячейка помещается в трубчатый графитовый нагреватель, окруженный несколькими графитовыми экранами. Нагрев осуществляется высокочастотным магнитным полем на частоте 440 кГц при помощи внешнего индуктора.
Источник представляет собой порошок поликристаллического карбида кремния. Расстояние от подложки до источника составляет около 5 мм. Ростовой процесс происходит при температурах около 2000 С. Перед процессом в источник добавляется определённое количество кремния таким образом, чтобы давление паров кремния над подложкой можно было поддерживать вблизи его равновесного значения.
Нестационарная емкостная спектроскопия глубоких уровней
После подачи на диод обратного напряжения в СОЗ окажутся глубокие уровни, полностью заполненные дырками, для которых М(0) = 0. Для дырочных ловушек в выражении (2.7) останется только четвёртое слагаемое
Решением уравнения (2.12) будет опустошение ловушек по экспоненциальному закону M(t) = M(0).e-"T, (2.13) где т = (ерГ =( 7pVlpNve- - kTr. (2.14) Происходящее в соответствии с (2.12) изменение концентрации заполненных электронами ловушек приведет к релаксации ёмкости р-п перехода в соответствии с выражением (2.6).
Электронные ловушки остаются заполненными дырками и в СОЗ, поэтому они не дадут вклада в релаксацию ёмкости. Для того чтобы наблюдать сигнал от них, необходимо предварительно заполнить электронные ловушки электронами. Если концентрация заполненных электронами ловушек в начальный момент равна М(0), то можно записать: М(0 = М0-(1-е"г), (2.15) где т = {епУх=(. тпУаМсе -Е 1кТу\ (2.16)
Заметим, что в случае электронных ловушек величина M(t) будет возрастать со временем, а не уменьшаться, как для дырочных ловушек. Следствием этого будет разный знак релаксации ёмкости, вызванной дырочными и электронными ловушками.
Из сказанного в предыдущем параграфе следует, что при подаче на полупроводниковую структуру ступеньки обратного напряжения вместе со ступенчатым изменением ёмкости, обусловленным мелкими примесями будет наблюдаться также экспоненциальная релаксация ёмкости связанная с наличием в базе глубоких уровней. Выражение (2.14) позволяет по температурной зависимости постоянной времени релаксации ёмкости т(Т) определять энергию ионизации соответствующего ГЦ. В методе DLTS для определения скорости изменения ёмкости используется метод двухстробного интегрирования. После подачи на образец обратного напряжения измеряется разность мгновенных значений ёмкости в моменты времени ti и t2 после подачи обратного напряжения [120]: AC-C(ti)-C(t2) (2.17) Собственно спектром DLTS является зависимость величины АС от температуры.
Для заполнения ГЦ на образец периодически подаются импульсы заполнения, во время которых происходит сужение слоя объёмного заряда и заполнение электронных ловушек, то есть ГЦ, обменивающихся электронами с зоной проводимости, электронами в случае n-базы, или дырочных ловушек дырками в случае р-базы. Для того чтобы получить сигнал от ловушек для не основных носителей, необходимо во время импульсов сброса создавать в базе высокую концентрацию не основных носителей заряда. Это можно осуществлять как оптическим возбуждением неравновесных носителей, так и путем инжекции их через металлургическую границу р-n перехода. В ходе данной работы использовался второй способ. Поскольку большинство объектов исследования представляло собой диоды Шоттки, где инжекция невозможна то, как правило, мы имели возможность исследовать ГЦ только в одной половине запрещённой зоны.
Величина АС немонотонно зависит от температуры и имеет максимум. Действительно, в случае низких температур, когда T»t2, ёмкость р-n перехода после включения обратного напряжения будет меняться медленно, т.е. С (ti) и C(t2) »С(0) и АС «0 При высоких температурах, когда T«tj , ёмкость практически полностью успевает релаксировать до момента ti: C(t,) я C(t2) и С (оо) и АС «О Максимума же зависимость ДС(Т) будет достигать, когда х я t2 - ti . Точную формулу зависимости ДС(Т) можно определить, подставив (2.6) в (2.17): ДС = А $7+Щ) -A JN + M(t2), (2.18) где A = sJ qe h{ud-u) При M«Na, в выражении (2.18) можно разложить радикал и тогда с учетом (2.15) АС= f (M{t2)-M(tJ)= (е- /т-е- /т) (2.19)
Определять параметры глубоких центров возможно анализируя как форму DLTS пиков, так и температурное положение их максимумов. В настоящей работе использовался второй способ, поскольку аппаратное уширение пиков весьма существенно. Он основан на том факте, что максимуму пика DLTS соответствует определённое соотношение между положениями стробов ti и Х.2 и постоянной времени т.
Найдем положение максимума сигнала ДС(т), т.е. где = t/t}. Для наиболее часто используемого значения f =2 отношение принимает значение ттах/ // = 1,44.
Записав несколько спектров, соответствующих различным значениям величины ттах, называемой окном дискриминации, можно построить зависимость т(Т). Обычно строятся так называемые зависимости Аррениуса в координатах т Т2(1000/Т), учитывающие температурную зависимость предэкспоненциального множителя в (2.14)(2.16): Nc Т3 2, VT Т1/2 [120]. Из наклона зависимостей Аррениуса, которые представляют собой прямые, в соответствии с (2.14) определяется значение Е,.. Экстраполяция прямых к 1000/Т = 0 также позволяет в соответствии с (2.14) делать оценку сечения захвата носителей оп.
Амплитуда релаксации ёмкости ДСОТ может быть просто выражена через стационарную ёмкость диода и концентрации мелких и глубоких примесей. С учетом (2.6) предэкспоненциальный множитель из (2.19) можно переписать в виде: дС - АМ -с К Г2 2П где Cs — стационарная ёмкость диода.
Для определения концентрации ГЦ по спектрам DLTS найдем отношение амплитуды сигнала в максимуме пика ДС(ттах) к полной амплитуде релаксации ёмкости ДС,». Подставив (2.20) в (2.19) получим [120]: Все приведенные выше рассуждения относятся к случаю, когда перезарядка ГЦ происходит на всей толщине СОЗ. На практике это условие выполняется не всегда. Для достаточно глубоких ГЦ на границе СОЗ существует переходная область, где уровни дырочных ловушек, находясь выше квазиуровня Ферми для дырок, остаются заполненными дырками. Кроме того, часть СОЗ, где происходит перезарядка ГЦ, определяется напряжением, подаваемым на образец во время импульсов заполнения. Таким образом, перезарядка уровней Е-п (рис.2.1) будет происходить только в области от Xfn до Xmn .
Исследование радиационного дефектообразования в р-типе карбида кремния после облучения протонами
В качестве образцов использовались эпитаксиальные слои p-SiC, выращенные методом сублимационной эпитаксии. На рис. 3.4. схематично изображена исследуемая структура, аналогичная исследуемой. Толщина р — слоя во всех образцах составляла 30 мкм. Исследуемые диоды Шоттки изготавливались путём напыления Ni через маску путём магнетронного напыления.
Образцы облучались протонами с энергией 8 МэВ на циклотроне МГЦ — 20. Для исследования зависимости параметров эпитаксиальных слоев от дозы, осуществлялось многократное облучение образцов. Плотность протонного пучка при облучении варьировалась в зависимости от дозы. Облучение происходило при комнатной температуре .
После каждого облучения проводились измерения CV-характеристик, спектров DLTS и измерение удельного сопротивления эпитаксиального слоя. CV-характеристики измерялись при комнатной температуре и при постепенном увеличении температуры образца от комнатной до 700 К. Исследования методом DLTS так же были проделаны в широком диапазоне температур: 80 — 650 К, что позволило наблюдать все ГЦ, какие позволяло аппаратное разрешение установки. Измерения сопротивления осуществлялись в широком температурном диапазоне: 273 - 700 К, что позволило оценить степень компенсации радиационными дефектами. Исследование спектров DLTS проводилось в три этапа:
1. Для предотвращения отжига РД сначала производилось полное исследование спектров DLTS при температурах ниже комнатной.
2. Затем спектры, CV - характеристики и сопротивление образцов измерялись при комнатной температуре и выше.
3. После высокотемпературных измерений повторялись низкотемпературные измерения спектров DLTS, что позволяло выявить РД, имеющие низкую температуру отжига ( 650 К). После высокотемпературных измерений так же проводилось повторное измерение CV-характеристик при комнатной температуре.
После высокотемпературных измерений в p-SiC не было замечено частичного отжига радиационных дефектов, присущего n-SiC. Для исследовании температурной устойчивости радиационных дефектов образцы отжигались при температурах 800, 1000 и 1800 К.
Все ёмкостные измерения проводились на установке, находящейся в в режиме токового измерения (I-DLTS), для минимизации погрешности измерений образцов с высоким удельным сопротивлением. В процессе измерения образцы находились в вакууме для предотвращения окисления напылённого слоя металла при высоких температурах и конденсации влаги при низких. Оба этих процесса нежелательны, поскольку сильно влияют на достоверность измерений.
Существует ряд статей [130-132] в которых авторы исследуют свойства глубоких ловушек в SiC после протонного облучения с энергией 8 МэВ. Однако все эти работы посвящены изучению свойств карбида кремния п - типа проводимости. Поэтому большой интерес представляет анализ глубоких центров в р — типе данного материала, после его протонной обработки.
В данной работе исследовались образцы p-4H-SiC методом DLTS спектроскопии. В. необлучённых образцах в нижней половине запрещённой зоны было обнаружено три глубоких центра. Так же была предпринята попытка идентификации каждого этих центров.
На рис. 3.5 представлен типичный спектр DLTS полученный на образцах до облучения. На нём наблюдаются три пика, которые соответствуют трём глубоким уровням (трём типам дефектов получившимся в процессе роста или собственным дефектам). С помощью зависимостей Аррениуса (рис 3.6), используя стандартную методику расчета, для каждого ГЦ была определена энергия ионизации. Для этого были проведены многократные измерения DLTS спектров при разных окнах дискриминации для каждого образца.
Согласно [88] глубокая ловушка с энергией ионизации 0.32 эВ соответствует примесным атомам бора (В). Она является характерной неконтролируемой примесью в эпитаксиальных слоях SiC. Образование данного глубокого центра связанно с технологическими особенностями ростовой технологии.
На рис. 3.7 представлено сравнение спектров до и после облучения. Облучение проводилось протонным излучением с энергией 8 MeV и дозой 2 10"14 см"2 на циклотроне МГЦ — 20 с помощью специального мишенного устройства.
Стимулирование металлургических реакций протонным облучением на интерфейсе никель — карбид кремния
Для экспериментов использовались промышленные 6H-SiC Лели-кристаллы n-типа проводимости с концентрацией некомпенсированных доноров (5 - 7)х10 см" . Перед нанесением металла образцы SiC подвергались стандартной химической очистке и окислялись в проточном кварцевом реакторе с целью выявления полярных граней. После снятия окисла в 5-ти %-ном растворе HF образцы промывались в деионизованной воде. Никелевые пленки осаждались на грань (0001)Si кристаллов ионно-лучевым распылением никелевой мишени в вакууме. Для определения массовой толщины нанесенных пленок Ni кристаллы взвешивались до и после нанесения пленок. Геометрическая толщина пленок измерялась с помощью профилометра Sloan DEKTAK.
Облучение проводилось на ускорителе НГ-200У. Энергия протонов в пучке могла варьироваться в пределах 10 - 100 кэВ, а доза облучения - в пределах 10 - 5x10 см" (плотность тока в пучке - 5 рА/ст ). Использовались протоны трех энергий, при которых их среднепроецированный пробег (7?р) был меньше, равен или больше толщины пленки (d). Облучение проводилось при температурах 650 — 750С. Такие температуры на 250 — 300 градусов ниже тех температур, при которых обычно проводят термическое вжигание никеля в SiC (900-1000С) для формирования омического контакта [155, 156].
Если сравнивать степень локальности воздействия пучков разных ионов на твердые тела (степенью локальности распределения ионов обычно называется отношение пробега ионов к страгглингу профиля их распределения), то протоны имеют преимущество над такими легкими ионами как бор, неон и др. приблизительно в два раза, а над ионами средних масс -фосфором, аргоном и др. - в три раза (при одинаковой энергии ионов) [157]. Такие уникальные по сравнению с другими ионами возможности протонного пучка позволяют даже в тонкослойных структурах проводить опыты с генерацией основного количества дефектов в трех различных областях структуры металл - полупроводник (рис. 3.16): в пленке металла (схема А), на границе раздела металл-полупроводник (схема В) и в толще полупроводника (схема С). В схеме А не происходит радиационного повреждения полупроводника. Это исключает влияние радиационных дефектов на электрические характеристики контактов (известно, что радиационные дефекты приводят к существенному уменьшению удельной электропроводности n-SiC [1]). Измерения вольт амперных характеристик (ВАХ) облученных образцов показали, что напыленные пленки Ni практически полностью маскируют SiC от воздействия протонов при условии, когда массовая толщина пленки на Зсгр больше, чем проецированный пробег Rp, где тр - страгтлинг распределения, которое описывается функцией Пирсона IV [158]. В наших экспериментах использовались пленки никеля толщиной 167 ± 5 нм (массовая толщина - около 134 нм). По стандартной программе TRIM [159] была рассчитана энергия протонов, при которой Rp составляет около 1/3 от толщины пленки. Она оказалась равной 10 кэВ. При таких малых энергиях частиц локальность энерговыделения даже в случае протонов ухудшается настолько, что становится трудно обеспечить условие, при котором пробег протонов будет меньше толщины пленки по крайней мере на Зор. Поэтому для проведения экспериментов по схеме А энергия протонов была выбрана равной 40 кэВ, а проецированный пробег протонов и, соответственно, страгглинг распределения уменьшались за счет наклонного падения пучка протонов на образец под углом 15 (проецированный пробег протонов в никеле составлял при этом 50 нм, а страгглинг распределения — 13 нм). Для проведения экспериментов по схеме В энергия протонов была выбрана такой же (40 кэВ), а облучение проводилось при нормальном угле падения пучка на образец, так что пробег частиц составлял 160 нм, а страгглинг - 45 нм. Облучение по схеме С выполнялось протонами с энергией 100 кэВ и нормальном угле падения. При этом пробег частиц намного превышал
На рис, 3.17 показаны Оже-профили распределения Si, С и Ni в образцах, подвергнутых облучению протонами по схемам А, В и С, сответственно, при температуре 750С в течение 30 минут. Там же показан профиль распределения этих элементов в контрольной части образцов, маскированной от облучения. Как видно, в необлученной части образцов металлургические реакции были относительно слабыми. В облученных же кристаллах взаимодиффузия и химическая реакция проходили намного интенсивнее. При этом в структуре контакта возникают две ярко выраженных области, которые проявляются на Оже-профилях: первая область - это сильно обогащенный углеродом слой разупорядоченного SiC со значительным содержанием никеля (он расположен поверх стехиометрического SiC), вторая область - это слой, представляющий собой смесь силицидов никеля (NiSi и NISi2) со значительным содержанием углерода. Заметим, что очень тонкий слой углерода (с поверхностной концентрацией - 10 см" ) возникает и на поверхности металла (его появление связано, по всей вероятности, либо с осаждением углерода на поверхность материала во время вакуумного отжига [160], либо с эффектом аутдиффузии (outdifrusion [139]) - аномальной диффузии углерода к наружной поверхности никеля). В качестве критерия "перемешивания" атомов металла и полупроводника на границе раздела можно взять максимальное отношение концентраций углерода и кремния (C/Si) в разупорядоченном слое. Как видно из сравнения профилей, показанных на рис. 3.17, облучение усиливает процессы взаимодиффузии атомов металла и полупроводника. Степень перемешивания зависит от того, в каком сечении структуры происходит торможение протонов: при облучении по схеме А отношение C/Si = 1.3; по схеме В оно возрастает до 1.7, а по схеме С — уменьшается до 1.2
