Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Основные свойства карбида кремния и глубоких центров, связанных с собственными и радиационными дефектами 9
1.1. Основные физические свойства карбида кремния 9
1.2. Технология получения объёмных кристаллов и эпитаксиальных слоев карбида кремния 13
1.2.1. Получение эпитаксиальных слоев SiC методом сублимации в открытой ростовой системе 14
1.2.2. Метод химического осаждения из газовой фазы 17
1.3. Основные примеси в карбиде кремния 19
1.4. Собственные и радиационные дефекты в карбиде кремния 22
1.4.1. 6H-SiC 22
1.4.2. 4H-SiC 26
Глава 2. Нестационарная спектроскопия глубоких уровней
2.1.Использованные экспериментальные методы 29
2.2. Физические основы использованных экспериментальных методов 30
2.3. Нестационарная спектроскопия глубоких уровней 35
2.3.1. Нестационарная емкостная спектроскопия глубоких уровней 35
2.3.2. Учёт уширения пиков DLTS 37
2.3.3. Токовая спектроскопия глубоких уровней 39
2.4. Измерительная установка 42
2.4.1. Установка для измерения емкостных спектров DLTS 42
2.4.2. Установка для измерения токовых спектров 44
2.5. Заключение 48
Глава 3. Радиационные дефекты в карбиде кремния, вводимые обучением протонами с энергией 8 МэВ и 150 кэВ 49
3.1. Образцы и организация эксперимента по облучению протонами с энергией 8 МэВ 49
3.2. Радиационные дефекты в 6Н- и 4H-SiC, вводимые оолучением проюнами с энергией 8 МэВ 54
3.2.1. Спектры DLTS радиационных дефектов в 6H-SiC 54
3.2.2. Спектры DLTS радиационных дефектов в 4H-SiC 60
3.3. Исследование вольт-фарадных характеристик облученных структур 66
3.3.1. Особенности ёмкости диодов имеющих широкий спектр ГЦ в базовой области 66
3.3.2. Экспериментальные результаты для 6H-SiC 70
3.3.3. Экспериментальные результаты для 4H-SiC 73
3.3.4. Влияние облучения на электрические характеристики диодов Шоттки, изготовленных на основе слаболегированных эпитаксиальных слоев 6Н- и 4Н- SiC 77
3.4. Исследование РД, создаваемых протонами с энергией 150 кэВ 83
3.5. Заключение 90
Глава 4. Детекторы короткопробежных ионов на основе слоев 6H-SiC 91
4.1. Детекторы короткопробежных ионов на основе эпитаксиальных слоев 6H-SiC, выращенных сублимационной эпитаксией 93
4.1.1. Величина средней энергии образования пары электрон-дырка 94
4.1.2. Длина диффузионного смещения дырок 96
4.2. Регистрация а-частиц диодами на основе 6H-SiC, облучёнными протонами с энергией 8 МэВ 98
4.2.1. Частица пронизывает структуру детектора 99
4.2.2. Частица тормозится в детекторе 105
4.3. Влияние облучения релятивистскими протонами на характеристики детекторов ядерных частиц на основе 6H-SiC 109
4.4. Заключение 118
Заключение 119
Публикации автора 121
Литература 123
- Технология получения объёмных кристаллов и эпитаксиальных слоев карбида кремния
- Физические основы использованных экспериментальных методов
- Радиационные дефекты в 6Н- и 4H-SiC, вводимые оолучением проюнами с энергией 8 МэВ
- Исследование РД, создаваемых протонами с энергией 150 кэВ
Введение к работе
Актуальность темы
Развитие современной энергетики, космических технологий и средств телекоммуникаций создало потребность в мощных и высокочастотных полупроводниковых приборах, способных работать при высоких температурах и высоких уровнях ионизирующего излучения. Существующая в настоящее время технология создания приборов на основе кремния не позволяет получать такие приборы, что привело к необходимости поиска альтернативных материалов и создания приборов на их основе. Этим вызван большой интерес к широкозонным полупроводниковым соединениям, таким как соединения A3BD и карбид кремния. Среди соединений AJB:i наибольший интерес представляют нитриды элементов Зеи группы и их твердые растворы, однако. отсутствие собственных подложек не позволяет получать эпитаксиальные структуры достаточно высокого качества и ограничивает применения этих соединений в силовой электронике. Поэтому одним из наиболее перспективных на сегодняшний день материалов силовой и высокотемпературной электроники является карбид кремния.
В результате активного развития технологии карбида кремния в течение последних 10-15 лет на основе этого материала были созданы практически все основные типы полупроводниковых приборов. Успехи в технологии сделали в настоящее время возможным промышленное производство ряда приборов на основе SiC (полевых СВЧ транзисторов и выпрямительных диодов).
В то же время для карбида кремния сохраняются некоторые сложности в реализации приборов на его основе. Применение традиционных операций планарной технологии - диффузии и ионной имплантации - затруднено из-за низкого коэффициента диффузии примесей в SiC и чрезвычайно высокими температурами отжига дефектов, возникающих в процессе имплантации.
Известно, что центры с глубокими уровнями (ГЦ) определяют многие важнейшие характеристики полупроводниковых материалов, оказывающие влияние на работу приборов. В частности, глубокие центры влияют на время жизни и длину диффузионного смещения неосновных носителей заряда, значения подвижности носителей и т.д. Все это относится как к глубоким центрам, связанным с примесями и собственными точечными дефектами (вакансиями и вакансионными комплексами), так и к дефектам радиационного происхождения.
Вопрос о радиационных дефектах (РД) может рассматриваться с двух точек зрения: с точки зрения радиационной стойкости полупроводника и приборов на его основе, и с точки зрения возможности использования радиационного легирования, то есть контролируемого введения РД, в технологии изготовления приборов из данного материала, например для создания локальных высокоомных областей.
Вопрос о радиационной стойкости наиболее остро встает при использовании полупроводника в качестве материала для детекторов жестких излучений. В настоящее время в ЦЕРНе на "большом коллайдере адронов" планируются эксперименты, где детекторы должны работать автономно в течение десяти лет. При этом дозы облучения детекторов релятивистскими частицами лежат в интервале 2-1014-5-10 " см"2 в зависимости от расположения относительно точки взаимодействия пучков 1. В указанных условиях использование хорошо отработанных технологически Si детекторов уже при дозах «1014 см"2 встречает серьезные ограничения [1]. Таким образом, существует потребность в новых материалах для детекторов ядерных частиц.
Несмотря на то, что SiC, исходя из его физико-химических свойств, должен обладать высокой радиационной стойкостью, до настоящего момента нет надежных экспериментальных подтверждений этого. Исследования радиационной стойкости конкретных приборов до недавнего времени были затруднены отсутствием таковых. Кроме того, информация, полученная в результате таких исследований, не может быть использована для прогнозирования радиационной стойкости приборов других типов.
Для комплексной оценки радиационной стойкости полупроводника необходимо обладать знаниями о полном спектре РД, вводимых различными видами излучения, а также знаниями о свойствах этих РД и влиянии на свойства материала (термическая стабильность, зарядовое состояние, влияние на времена жизни, и т.д.). Эта же информация необходима и для успешного использования радиационного легирования в технологии полупроводниковых приборов.
Управление свойствами полупроводникового материала с помощью легирования РД получило широкое развитие для кремния и арсенида галлия. Несмотря на большие возможности применения, для карбида кремния радиационное легирование пока не получило распространения. Связано это в значительной мере с недостатком информации о структуре и свойствах РД в карбиде кремния.
В литературе представлен ряд работ, посвященных получению полуизолирующих слоев SiC с помощью облучения большими дозами различных частиц. Однако авторы этих работ не -располагают информацией ни о свойствах РД, ответственных за компенсацию, ни о скоростях введения этих РД. С другой стороны, существует достаточно много работ, посвященных исследованию свойств радиационных дефектов в SiC, включая скорости введения, которые, однако, не дают представлений о влиянии этих РД на проводимость и другие свойства материала.
Целью настоящей работы было комплексное исследование спектра РД вводимых протонным облучением в эпитаксиальные слои 4Н- и 6H-SiC и влияния этих РД на свойства эпитаксиальных слоев.
Объект исследования
Объектом исследования служили эпитаксиальные слои SiC политипов 6Н и 4Н п-и р-типа проводимости, полученные разными технологическими методами; р-п структуры и диоды Шоттки, сформированные на основе данных слоев.
Задачи работы определение параметров и концентраций РД, возникающих в 6Н- и 4H-SiC после облучения протонами с различными энергиями;
исследование зависимости процессов компенсации эпитаксиальных слоев SiC 01 уровня их легирования, энергии частиц и температуры; - разработка и определение характеристик детекторов заряженных частиц барьерного типа на основе 6H-SiC.
Научная новизна
Подробно исследован спектр РД, образующихся в 611- и 4H-SiC при обличении протонами с энергией 8 МэВ.
Показано, что спектр электронных ловушек с энергией ионизации от 0,16 до 1.2 эВ, вводимых протонным облучением в n-6H-SiC, не зависит от технологии изготовления эпитаксиальных слоев (сублимационная эпитаксия или CVD).
Определена зависимость скорости введения основного радиационного дефекта в 6H-SiC (R-центра) от энергии протонов.
Показано, что облучение SiC различными видами частиц приводит, как правило, к увеличению концентрации уже имевшихся в материале собственных дефектов.
Обнаружено, что облучение 6H-SiC n-типа может приводить одновременно к снижению концентрации электронов в эпитаксиальном слое при комнатной температуре и к увеличению концентрации нескомпенсированных доноров Nd-Na при температурах более 600 К. В 4H-SiC происходит уменьшение и концентрации Na-Na, измеренной при высокой температуре.
Практическая ценность
Показана возможность формирования высокоомных ( 101П ом-см при комнатой температуре) слоев SiC за счёт радиационного легирования. Показана возможность создания эффективных датчиков заряженных частиц на основе эпитаксиальных слоев SiC, полученных сублимационной эпитаксией.
Показана возможность регистрации а-частиц детекторами на основе 6H-SiC, облучёнными большой дозой протонов.
Усовершенствована схема установки для измерения спектров i-DLTS.
Апробация работы
Основные результаты диссертационной работы докладывались на следующих конференциях и семинарах:
- ICSCRM 99 International Conference on Silicon Carbide, Ill-Nitrides and Related Materials, Research Triangle Park, North Carolina, USA, October 10-15, 1999 IV Российская конференция по физике полупроводников, Новосибирск, Академгородок, 25-29 октября 1999 г.
- III Международный семинар "Карбид кремния и родственные материалы", Великий Новгород, 24-26 мая 2000 г.
- ECSCRM 2000 Third European Conference on Silicon Carbide and Related Materials. Kloster Banz, Germany, September, 3-7, 2000
- E-MRS 2001 spring meeting, Strasbourg, France, June 5-8, 2001
- ICDS-XX1 21st International Conference on Defects in Semiconductors, Giessen, Germany, July 16-20, 2001
- ICSCRM 2001 International Conference on Silicon Carbide and Related Materials,
Tsukuba International Congress Center. Tsukuba. Japan. Oct. 28 - Nov. 2. 2001
Публикации
По материалам диссертации автором опубликовано 11 статей.
Структура и объём диссертации
Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка цитируемой литературы из 132 наименований. Отдельно приведён список публикаций автора по теме диссертации из 11 наименований. Общий объём диссертации составляет 132 страницы, в том числе 31 рисунок и 11 таблиц.
Научные положения
1. Радиационное воздействие на SiC при комнатной температуре, вне зависимости от технологии изготовления материала и вида падающих частиц, приводні к увеличению концентрации уже существующих в материале собственных дефектов.
2. При облучении эпитаксиальных слоев 6H-SiC происходит образование радиационных дефектов как акцепторной, так и донорной природы. Это приводит. с одной стороны, к снижению концентрации некомпенсированных доноров Nd-Na, измеренной при комнатной температуре и, с другой, к увеличению величины Nd-Na при температуре более 600 К.
3. При облучении эпитаксиальных слоев 4H-SiC так же, как и в 6H-SiC, происходит образование как акцепторных, так и донорных центров, однако концентрация вводимых акцепторов больше. Это приводит к тому, что величина Nd-Na оказывается меньше исходной и при повышенных температурах.
4. Диодные структуры на основе 6H-SiC, облучённые протонами с энергией 8 МэВ с флюенсом 2-10 см" сохраняют способность регистрировать быстрые ионы. Более того, в случае малой толщины базы реализация механизма сквозного проводящего канала при включении детектора в прямом направлении позволяет реализовать внутреннее усиление сигнала.
Технология получения объёмных кристаллов и эпитаксиальных слоев карбида кремния
Метод промышленного получения карбида кремния был предложен и запатентован в конце XIX века Ачесоном [12]. Выращенные этим методом кристаллы были сильно легированы (до 10 см"), не обладали политипной однородностью и имели небольшие размеры 10x10x3 мм . Более совершенный метод получения монокристаллов SiC был предложен в 1 УЗії. 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, Si C и SiC2 имеющие сопоставимые давления при указанных температурах. Этим методом можно выращивать кристаллы площадью до 4 см2 с концентрацией нескомпенсированной донорной примеси (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 объёмных кристаллов SiC [15] - модифицированный метод Лели (ММЛ). Принципиальным отличием данного метода от базового метода Лэли является использование монокристаллической затравки. Рост проводится при температурах около 2000С. Диаметр выращиваемого слитка определяется размерами подложки. Политип выращиваемого модифицированным методом Лэли слитка определяемся иолшииим 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 1810-1910С.
В [20] сообщалось о получении данным методом р-n переходов, характеризующихся однородным лавинным умножением и пробоем. Непосредственно перед наращиванием р-n перехода SiC осуществлялось травление сублимационным методом за счёт изменения знака градиента температуры в области между источником и подложкой. Кроме того, развивались и некоторые другие технологические метлы, например жидкостная эпитаксия, использовавшаяся для получения синих светодиодов [21, 22J. 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 объёма 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 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 2000С. Перед процессом в источник добавляется определённое количество кремния таким образом, чтобы давление паров кремния над подложкой можно было поддерживать вблизи его равновесного значения. Скорость роста определяется величиной градиента температуры в ростовой ячейке (разностью температур подложки и источника). Для управления этой величиной в установке предусмотрена возможность вертикального перемещения ячейки с нагревателем относительно индуктора. Скорость роста в методе СЭ может достигать достаточно больших значений: 0,1-1 мкм/мин.
Качество растущих эпитаксиальных слоев определяется температурным режимом (величиной температуры и температурного градиента) и примесным составом паровой фазы. Первоначально в качестве материала для ростовой ячейки использовался графит. Графит приводил к загрязнению растущих слоев примесями алюминия и бора, которые дают глубокие акцепторные центры в запрещённой зоне SiC. В результате мипнмальння концентрация Nd-Na в полученных сублимацией эпитаксиальных слоях SiC составляла (1-2)-1016 см 3, при этом слои были сильно компенсированы. Попытки получения слоев с меньшим значением Nd-Na приводили к росту слаболегированных слоев р-типа проводимости. В настоящее время материалом для ячейки служит тантал, покрытый слоем карбида тантала. Использование тантала одновременно с оптимизацией температурных режимов позволило снизить концентрацию глубоких акцепторных уровней на 1,5 - 2 порядка [27]. После оптимизации ростового процесса методом сублимационной эпитаксии стало возможным получение эпитаксиальных слоев SiC n-типа проводимости с концентрацией Nd-Na (1-2)-10 см . Значение диффузионной длины дырок в этих слоях составляет 1,6 - 1,8 мкм, что также указывает на слабую степень их компенсации. Известно, что для получения качественных эпитаксиальных слоев необходимо удалять нарушенный в процессе механической обработки слой с поверхности подложек. В силу большой химической стойкости карбида кремния, это может вызвать некоторые проблемы. Грань (0001) Si карбида кремния имеет определённые преим щесгви для создания приборных структур, однако, в отличие от грани (000Т)С, эта грань практически не поддается обработке в расплаве щелочей. В методе сублимационной эпитаксии эту проблему удаётся решить путем сублимационного травления in situ - непосредственно перед ростом. Травление проводится за счет изменения знака температурного градиента. Важной особенностью СЭ является возможность снижения плотности макродефектов в эпитаксиальных слоях по сравнению используемой подложкой. В промышленно изготавливаемых ММЛ SiC подложках плотность дислокаций, как правило, составляет 10-10 см" , кроме того, в них присутствуют протяженные
Физические основы использованных экспериментальных методов
Для исследования параметров глубоких центров в данной работе использовался метод нестационарной емкостной спектроскопии глубоких уровней (deep level transient spectroscopy) (DLTS), предложенный в 1974 году Д.В.Лангом [107]. Данный метод основан на наблюдении релаксации ёмкости диода Шоттки или р-п структуры. обусловленной перезарядкой глубоких центров, оказавшихся в слое объёмного заряда при приложении к образцу импульсов обратного напряжения. Основными достоинствами метода DLTS являются локальность, то есть возможность исследования спектра ГЦ непосредственно в области рабочего р-п перехода, возможность исследования данным методом ГЦ практически во всей запрещённой зоне даже таких широкозонных полупроводников, как SiC. Кроме того, данный метод является неразрушающим и позволяет проводить измерения непосредственно на приборных структурах и даже на приборах, установленных в корпус. Емкостной метод DLTS часто оказывается неприменим к образцам с сильно компенсированной базой, а также для измерений при низких температурах, когда сопротивление базового слоя становится существенным. Возрастание последовательного сопротивления образца приводит к ошибке при измерении ёмкости, что в свою очередь может привести к ошибке при определении параметров исследуемых ГЦ. Поэтому для исследования глубоких центров при низких темпераг\ pax использовался метод токовой спектроскопии (i-DLTS). Данный метод основан на непосредственном измерении тока, связанного с перезарядкой ГЦ, попадающих в СОЗ при приложении к образцу обратного напряжения. Поскольку при измерениях спектров i-DLTS отсутствует высокочастотный измерительный сигнал, необходимый при измерении ёмкости, а связанные с перезарядкой ГЦ токи малы, то метод релаксации тока может использоваться при значительно больших последовательных сопротивлениях диодов, чем традиционный метод DLTS. 2.2.Физические основы использованных экспериментальных методов Рассмотрим подробнее физические процессы, лежащие в основе емкостных измерений и метода нестационарной емкостной спектроскопии.
Согласно [108], "электрическая ёмкость - мера способности проводника удерживать электрический заряд", т.е. Q - заряд; С - ёмкость; U - приложенное напряжение. В случае если зависимость напряжения от накопленного заряда носит нелинейный характер, используют понятие дифференциальной ёмкости: Дифференциальная барьерная ёмкость является одной из важнейших характеристик полупроводниковых р-n переходов, образующихся в месте контакта двух областей полупроводника с разным типом проводимости. Решение уравнения Пуассона для случая резкого асимметричного р-n перехода дает выражение для толщины слоя объёмного заряда (СОЗ) между областями п- и р-типа проводимости W [109]: где єа = s-Єо - абсолютная диэлектрическая проницаемость полупроводника; Ш -контактная разность потенциалов; q - элементарный заряд; N - концентрация нескомпенсированной примеси в базе (N = Na-Na для базы п-типа). Р-n переход можно рассматривать как плоский конденсатор, состоящий из слоев полупроводника с высокой проводимостью, выполняющих роль обкладок, разделенных слоем объёмного заряда. Тогда согласно [110] величина ёмкости р-n перехода запишется в виде где h - расстояние между обкладками; S - площадь р-n перехода. С учетом того, что h = W, выражение (2.4) перепишется так: Если в базе диода кроме мелких примесей также содержатся и центры с глубокими уровнями (ГЦ), обменивающиеся электронами с зоной проводимости, то они также будут вносить вклад в величину общего заряда и, следовательно, ёмкости. Энергетическая зонная диаграмма диода содержащего ГЦ приведена на рис.2.1. Формула (2.5) перепишется в виде: где М - концентрация ионизированных ГЦ, т.е. ГЦ, имеющих положительный заряд. Остановимся на величине М подробнее. Эта величина учитывает заряд в СОЗ. связанный с глубокими уровнями. Равновесное стационарное заполнение ГЦ описывается уравнением непрерывности где М - концентрация ионизированных ГЦ; Мо - полная концентрация ГЦ ((Мо-М) -концентрация ГЦ, заполненных электронами); п - концентрация электронов в зоне проводимости; р- концентрация дырок в валентной зоне; сп - скорость захвата электронов из зоны проводимости на глубокий уровень; ср - скорость захвата дырок из валентной зоны на уровень; еп - скорость тепловой эмиссии электронов с уровня в зону проводимости; ер - скорость тепловой эмиссии дырок с уровня в валентную зону. Если пренебречь вырождением глубоких уровней, то скорости захвата и эмиссии записываются следующим образом: где an , o"p — сечения захвата на уровень электронов и дырок, соответственно: Vtn, Vtp - тепловая скорость носителей в зоне проводимости и валентной зоне, соответственно; "Nc Ny - эффективная плотность состояний в зоне проводимости и валентной зоне; Ее - энергия дна зоны проводимости; Еу - энергия потолка валентной зоны; Ет - энергетический уровень ГЦ; к - постоянная Больцмана. Рассмотрим для определённости полупроводник n-типа проводимости. В квазинейтральной области заполнение ГЦ определяется положением уровня ГЦ относительно уровня Ферми. Все ГЦ находящиеся более, чем на кТ ниже уровня Ферми, будут полностью заполнены электронами, а уровни, находящиеся выше уровня Ферми будут ионизированы. Рассмотрим стационарное заполнение уровней в СОЗ. В отсутствие свободных носителей первое и третье слагаемые в (2.8) обращаются в нуль. Тогда стационарное заполнение уровней электронами в СОЗ будет определяться отношением величин еп и ер. С точки зрения описываемых в данном параграфе процессов все ГЦ в запрещённой зоне полупроводника следует разделить на две группы.
Электронными ловушками принято называть ГЦ, обменивающиеся электронами только с зоной проводимости, то есть ГЦ, для которых еп » ер, а дырочными - ГЦ, для которых е„ « с,,. Заполнение электронами электронных и дырочных ловушек определяется взаимным положением уровня ловушки и квазиуровня Ферми для электронов и дырок, соответственно. Электронные ловушки с уровнями Еп (рис.2.1.6) будут заполнены электронами справа от Xmn и опустошены слева. Дырочные ловушки ЕТ2 будут заполнены электронами справа от точки Хтр и опустошены (заполнены дырками) слева. После подачи на диод обратного напряжения в СОЗ окажутся глубокие уровни, полностью заполненные электронами, для которых М(0) = 0. Для электронных ловушек в выражении (2.8) останется только второе слагаемое: Решением уравнения (2.12) будет опустошение ловушек по экспоненциальному закону: Происходящее в соответствии с (2.12) изменение концентрации заполненных электронами ловушек приведет к релаксации ёмкости р-n перехода в соответствии с выражением (2.6). Дырочные ловушки остаются заполненными электронами и в СОЗ, поэтому они не дадут вклада в релаксацию ёмкости. Для того чтобы наблюдать сигнал от них, Необходимо предварительно заполнить дырочные ловушки дырками. Обычно ті о осуществляется либо с помощью инжекции дырок через р-n переход, либо путём генерации дырок за счёт освещения образца межзонным светом. Если концентрация заполненных дырками ловушек в начальный момент равна М(0), то можно записать: Зависимость концентрации ионизированных ловушек и ёмкости носит тот же характер, что и в случае электронных ловушек, но в случае дырочных ловушек величина M(t) будет уменьшаться со временем, а не возрастать, как для электронных ловипек. Следствием этого будет разный знак релаксации ёмкости, вызванной электронными и дырочными ловушками. Из сказанного в предыдущем параграфе следует, что при подаче на р+-п переход ступеньки обратного напряжения вместе со быстрым 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, как правило, используется метод двухстробного интегрирования. После подачи на образец обратного напряжения измеряемся репное 11, мгновенных значений ёмкости в моменты времени ti и t2 после подачи обратного напряжения [110]: 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 неосновных носителей необходимо во время импульсов сброса создавать в базе высокую концентрацию неосновных 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 было возможно использовать 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, имея максимум. Действительно, в случае низких температур, когда x»t2, ёмкость р-n перехода после включения обратного напряжения будет меняться медленно, т.е. При высоких температурах, когда x«ti , ёмкость практически полностью успевает релаксировать до момента Х\\
Радиационные дефекты в 6Н- и 4H-SiC, вводимые оолучением проюнами с энергией 8 МэВ
При исследовании методом DLTS ГЦ в верхней половине запрещённой зоны 6Н-SiC было обнаружено шесть глубоких центров. Спектр DLTS, полученный после первого облучения приведен на рис.3.1. На рис.3.2 приведены зависимости Лррсинчса для обнаруженных ловушек. В таблице 3.4 представлены значения энергии ионизации обнаруженных центров (Ес-Ео), сечения захвата электронов ( тп), определённые из зависимостей Аррениуса, и их концентрации после облучения с дозой 2-Ю14 см 2. После облучения в наибольших концентрациях были обнаружены уровни Е/Е: и R, которые наблюдались в некоторых образцах до облучения и являются характерными фоновыми дефектами для карбида кремния политипа 6Н [87, 88]. При температурах, ниже комнатной, производилась также запись спектров токовой релаксации. Эти спектры включали в себя сигнал от двух наиболее мелких ГЦ: Ес-0.16 эВ и Еі/Ег. Так как для метода токовой релаксации характерны более узкие пики, чем для традиционного метода DLTS, это позволило разделить пики и определить параметры центров Ei и Ег независимо. В таблице 3.4 для центра Е/Ег приведены значения энергии ионизации, полученные в результате этих измерений. Емкостные спектры DLTS дают для этих уровней, как правило, среднее значение энергии ионизации. Для центра Ес-0.16 эВ использование метода токовой релаксации позволило расширить диапазон эмиссионных постоянных времени, т.е. получить большее количество экспериментальных точек для определения его параметров по зависимостям Аррениуса. Энергия ионизации и сечение захвата данного центра определялись по совокупности данных емкостных и токовых спектров DLTS. Наибольшую концентрацию в n-6H-SiC после облучения имел R-центр. Следует отметить, что пики DLTS, соответствующие данному центру, были значительно шире обычно наблюдаемых и теоретических. Поэтому для расчета концентрации использовалась методика, описанная в разделе 2.3.2 главы 2 (выражение (2.29)). Кроме того, при расчёте концентрации всех ГЦ с энергией ионизации более 0,5 эВ учитывалось влияние переходного слоя в соответствии с выражениями (2.23) и (2.24). На рис.3.3 приведена зависимость концентрации ГЦ от дозы облучения. Концентрации центров Е1/Е2, Z1/Z2, R и центра Ее - 0,8 эВ увеличивались с ростом суммарной дозы облучения практически линейно. Отжиг образцов при температуре 650 К не приводил к изменению концентрации этих центров.
Однако, в образце «E-v-n» наблюдалось незначительное увеличение концентрации центра Z/Zi после отжига при температуре 800 К. Таким образом, данные РД являются термически стабильными при низкотемпературном отжиге. Линейный рост концентрации данных центров с дозой облучения свидетельствует о чисто дефектной природе, т.е. об отсутствии участия примесей в их формировании. Возрастание концентрации центра Z1/Z2, по-видимому, связано с отжигом электрически неактивных комплексов РД в интервале температур 650-800 К. Возрастающее в результате этого процесса число свободных вакансий должно приводить к образованию стабильных вакансионных комплексов, к числу которых вероятно относится и центр Zi/Z2 [87]. Концентрация двух из обнаруженных центров (Ес - (0,16-0.2) JB и RDu уменьшалась до значения ниже предела чувствительности установки после отжига при температуре 650 К. В результате этого концентрация данных центров после облучения была пропорциональна не суммарной дозе, а дозе последнего облучения. Такое поведение центра RD5 при низкотемпературном отжиге соответствует литературным данным [84, 87]. Как уже отмечалось, центры Е1/Е2, Z1/Z2, RDs и R являются достаточно часто встречающимися; для них существуют общепринятые обозначения, которые и используются в данной работе. В то же время, в литературе нет данных о РД с параметрами, близкими к параметрам обнаруженного в настоящей работе центра Ес -(0,16-0,2) эВ, имеющего низкую ( 650 К) температуру отжига. Параметры всех РД, обнаруженных нами после протонного облучения, кроме РД Ес-(0,16-0,2) эВ близки к параметрам центров, обнаруженных после электронного облучения в [84]. Центры с энергией ионизации 0,18 эВ были обнаружены в [84], но они были стабильны при высокотемпературном отжиге. Таким образом, нельзя говорить об идентичности этих ГЦ с обнаруженными в настоящей работе. Исследованные эпитаксиальные слои, выращенные различными технологическими методами, изначально имели различный уровень легирования. Поэтому эффект от облучения был различен. Удельное сопротивление слаболегированньгх слоев уже после первых доз облучения начало быстро расти. Однако спектры DLTS, измеренные на слоях, полученных по различным технологиям, были качественно и количественно близки. Таким образом, нельзя говорить о разнице в спектрах ГЦ, образующихся в эпитаксиальных слоях CREE , выращенных методом CVD, и наших, выращенных СЭ. В спектрах образца «E-v-n» (единственного образца с р-n переходом) до облучения при измерениях с инжекцией дырок прямым током наблюдался пик, обусловленный перезарядкой дырочных ловушек. Однако, уже после первого облучения, сигнал от дырочных ловушек в спектрах практически отсутствовал. Это свидетельствует о значительном снижении диффузионной длины дырок в результате прогонною облучения и преобладании рекомбинационной составляющей при протекании прямою тока. В результате не происходит значительного заполнения дырками дырочных ловушек. Данное объяснение подтверждается непосредственными измерениями диффузионной длины дырок, выполнявшимися на диодах Шоттки методом тока. индуцированного электронным зондом (ЕВІС). В спектрах DLTS образца с диодами
Шоттки на основе эпитаксиальных слоев п-4H-SiC (S-187) присутствовали пики от шести электронных ловушек. Спектр DLTS, полученный после первого облучения приведен на рис.3.4. На рис.3.5 приведены зависимости Аррениуса для обнаруженных ловушек. Их параметры приведены и таблице 3.5. В отличие от образцов 6Н все ГЦ кроме самого мелкого имели приблизительно одинаковую концентрацию, т.е. нельзя указать РД, имеющий наибольшую скорость введения при облучении протонами с энергией 8 МэВ. Центр Ъ\1Ъ-1 имел двойной пик и представлял собой суперпозицию двух близкорасположенных пиков. Параметры высокотемпературной части данного пика были близки к параметрам центра Ъ\, обнаруженного в данном эпитаксиальном слое до облучения, однако, он был сдвинут в область высоких температур. Для низкотемпературного (доминирующего) пика было получено близкое значение энергии ионизации 0,65 эВ (см табл. 3.5). Низкотемпературный отжиг приводил к заметной модификации спектра. Вместо двух пиков в спектре оставался один, имеющий точно такие же параметры, как и обнаруженный до облучения пик Ъ\ (см. рис.3.4, 3.5). Такое поведение при отжиге было описано ранее в эпитаксиальных слоях 4H-SiC, полученных методом CVD, после облучения электронами [103]. В таблице приведены концентрации, соответствующие двум пикам Ес-0,65 эВ и Ес-0,7 эВ до отжига и концентрация центра Ъ\ (Ес-0,7 эВ) после отжига. Следует отметить, что на спектрах, записанных после последующих облучений, сложная структура пика Ъ\1Ъг практически не проявлялась - она маскировалась растущим пиком термически стабильного центра Ъ\ (Ес-0,7 эВ). Параметры более глубоких РД были близки к параметрам известных из литературы [87] центров RD1/RD2, RD3 и RD4. Пики DLTS, принадлежащие всем трём этим центрам были значительно уширены. Поэтому их концентрации рассчитывались таким же образом, как и концентрация R-центра в 6H-SiC (см. предыдущий раздел). Глубокий центр Ес-0,18 эВ обнаруженный в спектрах облучённого протонами образца S-187 обладает свойствами аналогичными свойствам центра Ес-(0,16-0,2) эВ в 6H-SiC, то есть тоже отжигается при низкой температуре. В литературе [84. 87] имеется информация о РД с близкими параметрами, однако эти центры термически стабильны и не могут иметь природу аналогичную обнаруженному нами центру Ес-(0.16-0.2) эВ. На рис.3.6 приведена зависимость концентрации ГЦ от дозы облучения. Как видно из рисунка, наблюдается картина, аналогичная описанной для 6H-SiC, то есть линейный рост концентрации с дозой облучения.
Исследование РД, создаваемых протонами с энергией 150 кэВ
Облучение протонами с энергиями менее 1 МэВ представляет интерес с точки зрения радиационного легирования полупроводников. Оно позволяет создавать локальные по площади (при использовании масок) и глубине области, содержащие чрезвычайно большие количества радиационных дефектов. При определённых условиях это может позволить нам создавать локальные полуизолирующие области при изготовлении приборов на основе SiC. Другим возможным использованием такого радиационного воздействия могла бы быть пассивация периферии высоковольтных SiC диодов для защиты их от поверхностного пробоя. Для экспериментов был использован эпитаксиальный слой n-6H-SiC, выращенный сублимационной эпитаксией. Слой имел следующие параметры: толщина слоя более 2 мкм, равномерное легирование с концентрацией нескомпенсированных доноров N j-N:, = 4-Ю16 см. На основе данного эпитаксиального слоя магнетронным распылением никеля были изготовлены диоды Шоттки диаметром около 600 мкм. Образец был облучён протонами с энергией 150 кэВ с дозой 1-Ю13 см"2. Обл\ ЧЄНИЄ выполнялось на ускорителе нейтронного генератора НГ-200У при комнатной температуре. Плотность тока пучка при облучении составляла 1 мкАУсм". На рис.3.15 приведены CV характеристики облучённого образца, измеренные при различных температурах, а также CV характеристика, измеренная до облучения. Как видно из рисунка (кривая 2), облучение привело к появлению на CV характеристиках. измеренных при комнатной температуре, "полки", где ёмкость не зависит от напряжения на диоде Шоттки. Такое поведение ёмкости характерно для МДП-структур.
Таким образом, возникновение "полки" связано с образованием у поверхности образцов высокоомной ( 10 Ом-см) прослойки, толщина которой, определённая по величине ёмкости, составляет около 1 мкм. Это соответствует глубине проникновения в SiC протонов с энергией 150 кэВ. [119] с учетом напылённого сверху металла толщиной около 0.4 мкм. Образование высокоомного слоя, где концентрация радиационных дефектов превышает или близка к концентрации основной примеси, делает невозможными исследования спектров РД методом DLTS, и ограничивает наши возможности исследованием CV характеристик. Важной особенностью рассмотренной вольт-фарадной зависимости является то, что значения ёмкости при напряжениях более 20 В оказываются достаточно близки к соответствующим значениям ёмкости, измеренным до облучения. Это свидетельствует о том, что объёмный заряд, сосредоточенный в полуизолирующем облучённом слое, остается практически таким же, как и до облучения. Повышение температуры до 500 К приводило к тому, что CV характеристики полностью совпадали с характеристиками необлучённых структур (см. рис.3.15). Это объясняется снижением удельного сопротивления облучённого слоя за счет термической ионизации РД, аналогичным тому, которое наблюдалось после облучения протонами с энергией 8 МэВ (см. п.3.3.4.). Если предполагать, что при комнатной температуре формирование СОЗ происходит таким же образом, как и при 500 К, но ёмкость СОЗ не может быть измерена из-за высокого сопротивления примыкающей к нему квазинейтральной области, то можно применить к данному случаю идеологию, предложенную нами при анализе вольт-фарадных зависимостей после облучения с энергией 8 МэВ (см. п.3.3.). Этот же подход может быть применен и для анализа вольт-фарадных зависимостей, измеренных при низких температурах (рис.3.15, кривая 4). Однако, поскольку в данном случае CV характеристики менее наглядны, имеет смысл подробнее остановиться на основных выражениях и моделях, использованных при анализе. Как видно из рис.3.15 (кривая 4), при температуре 80 К на структуру удаётся подавать прямое смещение приблизительно до 5 В без протекания значительного тока. При этом ёмкость меньше, чем ёмкость на участке насыщения кривой 2, и продолжает монотонно зависеть от напряжения. Это говорит о том, что измеряемая ёмкость обусловлена существованием СОЗ, ширина которого больше ширины дефектного слоя и приближается к ней при прямых напряжениях более 5 В. Единственным объяснением этому может быть отрицательный объёмный заряд в дефектном слое. Это возможно, так как CV характеристики при температуре 80 К измерялась после контроля вольт-амперных характеристик диодов. При этом в результате протекания прямого тока могло произойти заполнение акцепторных электронных ловушек инжектированными в дефектный слой электронами. А поскольку при 80 К большинство ловушек имеет чрезвычайно низкие эмиссионные постоянные, восстановление их зарядового состояния происходит за времена, гораздо большие, чем длительность измерения вольт-фарадной характеристики. На рис.3.16 приведены упрощённые зонные диаграммы для случая измерений при комнатной температуре и при температуре 80 К (напряжение на структуре около -3 В).
Проанализируем связь между смещением наклонного участка CV характеристик, соответствующего условию W h, и величиной заряда, накопленного в дефектном слое (0 x h). Эта ситуация изображена на рис.3.16.б, так как нас интересует случай, когда ширина СОЗ W больше, чем ширина дефектного слоя h. Разность потенциалов на структуре при этом может быть определена по известной формуле: где q - элементарный заряд; є - абсолютная диэлектрическая проницаемость SiC: N(x) - концентрация заряженных центров (знак N(x) учитывает знак заряда); N0 -концентрация примеси (Nd-Na) в необлученной области; N - концентрация заряженных центров в облученном слое. Здесь и далее мы будем считать распределение РД в обученном слое равномерным. Так как падение напряжения на необлученной области остается постоянным, для сдвига CV характеристик относительно CV характеристики, измеренной до облучения можно записать: Полагая распределение дефектов в облученном слое равномерным, получаем: Результат расчета по формуле (3.4) с использованием данных рис.3.15 для температур 80, 300 и 500 К представлен в таблице 3.7. Как видно из таблицы, при 80 К значение N оказывается отрицательным, что означает, что в данном случае в дефектном слое. Рассуждая таким же образом, как и в случае облучения протонами с энергией 8 МэВ (см табл. 3.6), можно утверждать, что концентрация R центра равна N(500)-N(300), а суммарная концентрация РД с энергиями более 0,3 эВ равна N(500)-N(80). Таким образом, после облучения протонами с энергией 150 кэВ и дозой 1013 см"2 концентрация 1С т R центра составила 7-Ю см", а суммарная концентрация электронных ловушек в диапазоне энергий ионизации 0,3-1,2 эВ - главным образом центров Еі/Ег и R - 4,9-1016 см"3.
