Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Обзор литературы 10
1-1 Особенности кристаллической и зонной структуры карбида кремния
1-2 Легирующие примеси в карбиде кремния ..-. 17
1-3 Выращивание кристаллов карбида кремния.-, 20
и свойства рп.-переходов, получаемых в процессе роста
1-4 Сублимационный сэндвич-метод 34
1-5 Получение эпитаксиальных слоев и ра - 26
структур пиролизом химических соединений кремния и углерода .
1-6 Получение рп-переходов диффузией и ионной имплантацией ?.
Глава 2. Методика технологических экспериментов 38
2-І Высокотемпературные технологические установки
2-2 Внутренняя арматура тигля и конструкции сэндвич-ячеек
2-3 Подготовка образцов к эпитаксиальному наращиванию и измерениям ;
Глава 3. Эпитаксиальное выращивание структурно совершенных переходов 52
3-І Массоперенос карбида кремния в сублимационном сэндвич-методе
3-2 Эксперименты по выращиванию РА- структур ». 60
Глава 4. Электрические и фотоэлектрические характе ристики структурно совершенных f>n-переходово . »
4-1 Прямая ветвь вольтамперяой характернетики Dy да и его температурная зависимость в
4-2 Напряжение лавинного пробоя (ра-перехо да и его та политипе 6Н
4-3 Допробойные обратные токи btx-перехода.. 83
4-4 Шнурование тока лавинного цробоя в 6Н iG І V. 92
4-5 Фотоэлектрические исследования
структурно совершенных pa- переходов.'. 96
Глава 5 Исследование лавинного умножения в переходах 106
5-І Определение коэффициентов ударной ионизации из данных по лавинному умножению V. 107
5.2 Сравнение экспериментальных результатов по ударной ионизации с имеющимися теоретическими представлениями .
5.3 Исследование лавинного умножения в карбиде кремния с помощью электрон ного зонда 134
Заключение . 143
Выводы 146
Литература
- Легирующие примеси в карбиде кремния
- Внутренняя арматура тигля и конструкции сэндвич-ячеек
- Напряжение лавинного пробоя (ра-перехо да и его та политипе
- Сравнение экспериментальных результатов по ударной ионизации с имеющимися теоретическими представлениями
Введение к работе
Актуальность проблемы. Актуальной задачей физики полупроводников является поиск и исследование полупроводниковых материалов, обладающих уникальными физическими и физико-химическими свойствами. Одним из таких материалов является карбид кремния. Он имеет большую ширину запрещенной зоны и крайне высокую стойкость к внешним воздействиям - температуре, радиации, хиглически агрессивньш средам. Уже поэтому в ряде приборов специального назначения карбид кремния не имеет аналогов и заслуживает самого внимательного рассмотрения. Кроме того, к моменту начала настоящей работы появились сообщения о том, что (эп -переходы на карбиде кремния тлеют очень высокое пробивное поле .
Предельная электрическая прочность материала является одним из важнейших параметров, определяющих мощностиые и частотные характеристики широкого класса приборов. Оценки, проделанные В.Е.Челноковым j_l] и А.С.Тагером [_2] , а также Кейесом [_3 , использование карбида кремния может на 2-3 порядка повысить мощность быстродействующих силовых приборов и существенно расширить частотный диапазон полупроводниковой сверхвысокочастотной (СВЧ) техники. Однако физическая причина аномально высокой электрической прочности SvC оставалась неясной. Проведение соответствующих исследований не представлялось возможным из-за несовершенств и дефектов, имевшихся рл -переходов. Практические же результаты, полученные шлериканскои технологической группой в итоге более чем десятилетних исследований (Кэмпбелл и Чанг, 1976 , \4 ] ) были весьма далеки от упоминавшихся выше оценок.
Сама возможность создания рп-переходов высокого качества, необходимых для создания высоковольтных выпрямительных и лавинно - 5 пролетных диодов представлялась далеко не очевидной. До последнего времени такие pi\- переходы были получены только на германии, кремнии и полупроводниковых соединениях A . Успешное решение технических задач по созданию карбидкремниевых приборов с улучшенными электрическими параметрами и выяснение физической причины высокой электрической прочности карбида кремния во многом определяется возможностью получения структурно-совершенных л- переходов с однородным лавинным умножением и пробоем. Другая сторона проблемы создания приборов на карбиде кремния состоит в высокоомных компенсированных прослойках, наличие которых в (эл-переходах на повышенные обратные напряжения отмечалось рядом авторов. Эти прослойки уже на барьерном слое могут давать прямые падения, значительно превышающие контактную разность потенциалов. Цель работы состояла в
- получении структурно совершенных f п-переходов,, которые характеризуются однородным (без микроплазм) лавинным умножением и пробоем;
- получении jpn-переходов, имеющих малые прямые падения при высоких пробивных напряжениях;
- исследовании электрических и фотоэлектрических свойств таких ь г\ - структур;
- исследовании ударной ионизации и лавинного пробоя в структурно совершенных -переходах.
Поскольку исследование процессов ударной ионизации требует проведения достаточно широкого круга экспериментов, исследование ударной ионизации и лавинного пробоя было ограничено наиболее распространенным политшюм 6Н?«
Новые научные результаты.
Предложена и экспериментально подтверждена моделі квазирав - 6 новесного переноса карбида кремния в сублимационном сэндвич-процессе, позволяющая правильно учесть влияние состава пара на скорость переноса.
Установлено, что для получения высококачественных joл переходов по высокотемпературной сэндвич-методике необходимо непосредственно перед ростом проводить в соответствующих условиях сублимационное травление подложки. Высокая температура процесса не препятствует получению р+- п.- переходов с резким профилем легирования.
Установлено, что получаемые с помощью модифицированного сублимационного сэндвич-метода структурно совершенны, т.е. имеют однородное, без мішрошіазм, лавинное умножение и пробой. Определены пробивные напряжения резких рл. -переходов на 6Н S X в ориентации контактного поля параллельно и перпендикулярно гексагональной оси кристалла (Е((С И Є.1С ), а. также их температурные зависимости.
Исследованы процессы туннелирования в рл- переходах - межзонное туннелирование, определяющее протекание обратного тока в сильных полях и при не слишком высоких температурах, и туннелирование с поглощением света - эффект Франца-Келдыша . В сильном контактном поле наблюдался экспоненциальный "хвост" фундаментального поглощения, который ранее в полупроводниках с непрямыми межзонными переходами наблюдать не удавалось. Величина эффекта хорошо согласуется с теоретическим расчетом для непрямого края поглощения.
Исследовано лавинное умножение в структурно совершенных переходах на 6ЇЇ Sv . Данные по фотоумножению, умножению тока, индуцированного электронным зондом, собственного туннельного тока обратно смещенного ра -перехода находятся в хорошем взаимном согласий. Определены коэффициенты ударной ионизации элект - 7 ронов и дырок в 6Н S IC , их полевые и температурные зависимости. Приведено сравнение экспериментальных результатов по дырочной ударной ионизации с результатами теоретического анализа, учитывающего сложную структуру валентной зоны карбида кремния.
Основные положения, выносимые на защиту.
1. Экспериментально установлена возможность получения карбид-кремниевых рл переходов с однородным - без микроплазм -лавинным умножением и пробоем .
2. Структурно совершенные 5 л-переходы, полученные высокотемпературным эпитаксиальиым наращиванием по модифицированному сублимационному сэндвич-методу выдерживают внсоїше обратные напряжения и способны пропускать большие плотности тока в прямом смещении. Прямое падение напряжения на барьерном слое не превосходит контактной разности потенциалов .
3. Благодаря большой величине контактного поля в электрических и фотоэлектрических характеристиках структурно совершенных о л -пер входов существенньш образом проявляются процессы тун-нелирования1.
4. Экспериментально обнаружен новый тип лавинного пробоя, который характеризуется падением пробивного напряжения с ростом температуры. Он наблюдается в 6Н 4vC в ориентации Е-ЦС
Б ориентации 1° пробивное поле существенно ниже, чем в 11 и имеет нормальную температурную зависимость - растет с ростом температуры1.
5. Разогрев дырок сильным электрическим полем в карбиде кремния происходит по механизму, общему с полупроводниковыми материалами АгВ - путем разгона по подзоне легких дырок.
6. Разогрев электронов и электронная ударная ионизация в 6Н SUC происходит по специфическому механизму, связанному с естественной политипной сверхструктурой карбила кремния . Этим явлением и обусловлены аномалии лавинного пробоя в 6Н
7. На защиту выносится также методика получения структурно совершенных ра-переходов - модифицированный сублимационный сэндвич-метод.
Практическая ценность работы состоит в разработке методики получения высококачественных )i\-переходов на карбиде кремния, требуемых для создания приборов .
Получены данные о лавинном пробое и ударной ионизации наиболее распространенного политипа 6Н, требуемые для разработки конкретных, приборных структур1.
Впервые исследованный в работе процесс разогрева носителей в полупроводнике со сверхрешеткой существенен для понимания физических свойств слоистых сред и искусственных сверхструктур А%5.
Апробация работы. Результаты работы докладывались на Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Баку, 1982), Всесоюзном симпозиуме "Плазма и неустойчивости в полупроводниках" (Вильнюс, 1983). Отраслевом научно-техническом семинаре "Технология и конструирование быстродействующих полупроводниковых приборов (Таллин, IS83), межведомственном семинаре "Технология и применение карбида кремния в электронике СВЧ" (Куйбышев, 1983), а также на научных семинарах ФТЙ им .А .Ф.Иоффе АН СССР?.
Объем диссертации. Диссертация содержит 160 страниц текста, в том числе 57 рисунка и НО ссылок на литературные источники-.
Легирующие примеси в карбиде кремния
Особенности зонной структуры Все политипы карбида кремния-полупроводники с непрямым краем поглощения, т.е. местоположение потолка валентной зоны и абсолютного минимума зоны проводимости в зоне Бриллюэнга не сов-падаютд Ширина запрещенной зоны зависит от структуры политипаж Наименьшую ширину запрещенной зоны 2,4 эВ имеет чисто кубический политип ЗС, наибольшую 33 эВ-чисто гексагональный по-литип С . Наиболее распространенный политип 6 И имеет ширину запрещенной зоны 3,02 эВ (0К) [& \ Это значение экситонной ширины запрещенной зоны, отличающиеся от истинной величины на энергию связи непрямого экситона. Поскольку гексагональные политипы карбида кремния-полупроводники весьма сложной кристаллической структуры, построение их зонной структуры-задача непростая-. Наиболее плодотворным (хотя и не вполне строгим) оказался подход, предложенный в конце 50-х - начале 60-х годов Бирманом \_7j и развитый в 70-х годах ІЧЩубровским и соавторами (см. [8,9] , а также обзорный доклад і 10 j ). Суть этого подхода состоит в том, что при построении зонной структуры следует в первую очередь учитывать ближний порядок, т.е. зонная структура политипов должна быть во многом сходной с зонной структурой простейших фаз-чисто кубического и чисто гексагонального iC . Наличие естественной сверхструктуры должно приводить к появлению дополнительных плоскостей брэгговского отражения для электронов, аналогично тому какьэто происходит с рентгеновскими лучами. Вследствие наличия таких плоскостей отражения в энергетическом спектре электронов возникают минизонные расщепления. Если предположить, что эти расщепления малы, то задачи построения зонной структуры существенно упрощается. По сути дела мы предполагаем, что энергетический спектр электронов в политипах ІіС есть слегка модифицированный энергетический спектр кубического или гексагонального карбида кремния. Модификация спектра состоит во введений небольших разрывов в закон дисперсии для движения параллельно оси. Под малостью величины разрывов следует понимать малость отношения ширины разрыва &а к ширине минизоны разрешенных состояний,д.5 дс/л 1 . Поскольку процент гекеаго-нальности политипов не превосходит 50%, естественно выбрать за "базовую" структуру кубический карбид кремния. Если минизонные расщепления действительно невелики (единицы-десятки милливольт, как полагал Бирман), то зонная структура, построенная методами теории возмущений будет хорошо отражать реальную картину. Наличие сверхпериодичности приводит к возможности появления прямых оптических переходов свободных носителей со дна зоны проводимости (или с потолка валентной зоны) в вышележащие минизоны. В серии работ Т.БчЦубровского и соавторов (см,упоминавшийся выше обзор [l0 ] К было показано, что хорошо известные полосы поглощения в политипах SUC электронной проводимости связаны именно с такого рода переходами. Анализ спектров поглощения на переходах между минизонами привел к результатам, которые оказались удивительными уже сами по себе. Оказалось, что величины энергетических разрывов вовсе не малы и составляют десятые доли элек-тронвольта. Они могут даже превосходить ширину разрешенных мини-зон?» Это накладывает существенные ограничения на применимость методов теории возмущений. Тем не менее расчеты были проведены. За исходный электронный спектр брался изотропный параболический закон дисперсии с эффективной массой, соответствующей кубическому ьIС . Наилучшее согласие с экспериментом достигалось тогда, когда возмущающий потенциал выбирался в виде острых пиков малой ширины. Рассчитанные параметры зоны проводимости политипов 6Н и 8Н приведены на рис.1-3
В дырочном карбиде кремния аналогичных полос поглощения не наблюдается. Отсутствует также анизотропия электропроводности, которая наблюдается в электронном карбиде кремния. Это, по всей вероятности связано с тем, что абсолютный максимум валентной зоны лежит в высокосимметричяой точке - в центре зоны Бриллюэна. Уместно в этой связи провести сравнение карбида кремния с другим полупроводником, проявляющим свойство политипизма - 2- . Ь - прямой полупроводник, абсолютный минимум зоны проводимости и абсолютный максимум валентной зоны расположены в центре зоны Бриллюэна, в точке Г. При этом в nS политипизм не сопровождается существенным изменением полупроводниковых свойств - например ширина запрещенной зоны почти не меняется от политипа к политипу.
Обсудим теперь, какой вид имеет реальная зонная структура политипов карбида кремния. Как отмечалось выше, исходным энергетическим спектром при расчете зонной структуры следует полагать энергетический спектр кубического зіХ -,; Расчеты зонной структуры кубического (ЗС) ЗіС были проведены в работе [її] Результаты работы [її] показаны на рис.1-4. Абсолютный максимум валентной зоны находится в центре зоны Бриллюэна и трехкратно вырожден. Это вырождение, на самом деле, двукратное, поскольку спин-орбитальное расщепление, которым в расчете[11] пренебрегается Кроме того, в гексагональных политипах карбида кремния существует также кристаллическое расщепление, которое снимает и это двукратное вырождение. Величина кристаллического расщепления пропорциональна степени гексагональности для политипов 6Н и 4Щ Спин-орбитальное расщепление составляет примерно 6 мэВ, а кристаллическое - 53 мЭВ и 83 мЭВ для 6Н и 4Н соответственно [l2j . Роль подзоны легких дырок в бН-SUC играет отщепленная кристаллическим полем подзона, имеющая происхождение от легкой подзоны
Внутренняя арматура тигля и конструкции сэндвич-ячеек
Особенностью высокотемпературного блока установок, используе-ых в технологии карбида кремния является то, что он целиком из-отавливается из графита и углеграфитовых материалов. Углерод явля-тся одним из элементов, входящих в iC , поэтому если конструкцион-ые углеграфитовые материалы не содержат большого количества примени, можно надеяться, что вносимые цри росте загрязнения будут не ічень существенными. Использование тугоплавких металлов (W, М0 , а) ограничивается в технологии карбида кремния температурами 2000-2Ю0С, поскольку цри более высоких температурах они интен-іивно реагируют с продуктами испарения. tC . Относительно свойств (ыпускаемых промышленностью углеграфитовых материалов имеется до-їтаточно подробная монография \_47J .
Высокотемпературный блок состоит из нагревателя, теплоизоляции [ тигля. Нагреватель низкочастотной установки представляет толсто-ценную графитовую трубу (графит АРВ) диаметром 70 мм и толщиной тенки 15 мм Толщина стенки задается глубиной проникновения элект-юмагяитного поля (скин-слоя) в графит на частоте 8000 Гц, Она, рактически, и определяет большие размеры всей установки5. Необходи-юсть применения внешней теплоизоляции определяется крайне высокими лучистыми потерями энергии при рабочих температурах. Потери теп-іа на излучения с открытой поверхности возрастают пропорционально їетвертой степени температуры и составляют 340 ВТ/сыг при 2500С, р.е. более 150 квт с полной площади нагревателя1. Теплоизоляция вы-юлняется из полуколец листового пенококса. Для фиксирования боко-зой теплоизоляции используется разрезной графитовый экран. Разре -41 зы в пенококсовых теплоизолирующих кольцах и внешнем экране де-наготся для того, чтобы уменьшить в них индукционное тепловыделе-ше. Температура и профиль температурного распределения контролируются пирометром по стенке тигля. Для измерения используется эталонный оптический пирметр ЭОП-66 с исчезающей нитью, имеющий точность 2+5С с локальностью 1 2 мм С целью исключения систе-іатической ошибки проводилась калибровка температурных измерений ю точке плавления сапфира -2050С и по точке плавления кремяия-- 1420С. Низкочастотная установка позволяла получать управляемый [родольный температурный градиент менее 5 К/см.
Высокочастотная индукционная печь имела малые размеры высоко-іемпературного блока, которые диктовались небольшой мощностью имев-іегося в нашем распоряжении генератора И0?;060.012 - 8 квт . Принци-шальная конструкция высокочастотной установки имеет такой же вид, ак и конструкция низкочастотной. Отличие состоит лишь в малых азмерах. Возможность использования нагревателя малых размеров пределяется тем, что глубина проникновения электромагнитного по-я в графит на рабочей частоте генератора (880 кГц) невелика и со-тавляет величину порядка I мм. Наилучшее согласование нагрузки с онтуром индуктора достигалось при использовании нагревателя из теклоутлерода, тлеющего несколько более высокое удельное сопро-ивление, чем графит. Боковые стенки нагревателя теплоизолирова-ись графитовой тканью УТМ-8 (4-5 витков) предварительно отожжен-ой в кислородсодержащей атмосфере, а также в аргоне . В качестве ерхней и нижней теплоизолирующей крышки использовался графитовый эйлок. Теплоизоляция высокотемпературного блока фиксировалась зарцевым стаканчиком. Долговечность высокотемпературного блока асокочастотной установки была невысокой и составляла 10+15 провесов . Основной причиной его выхода из строя было закораяивание зжду витками тешгоизрлирующеи графитовой ткани, создавшее сильный локальный перегрев. Рабочая температура измерялась пирометром через кварцевое окно в верхней части реактора. С этой целью использовалась теплоизолирующая крышка высокотемпературного блока с отверстием в центре. Возможность контроля температуры в процессе выращивания в высокочастотной установке отсутствовала,поскольку наличие излучающих отверстий нежелательно сказывается на профиле температурных полей системы. Поэтому в отдельном процессе определялась величина подаваемой мощности, необходимая для достижения требуемой температуры. Таким образом, высокочастотная установка была менее контролируема. Ее достоинством являлась малая инерционность -1 2 мшц в сравнении с 10+20 мин у низкочастотной установки. Б высокочастотной установке предусматривалась лишь форвакуумная откачка, поскольку опыты на низкочастотной установке показали, что предварительная высоковакуумная откачка на іроцесс выращивания в аргоне эпитаксиальных слоев легированных алюминием существенного влияния не оказывает. Небольшой диаметр кварцевого реактора высокочастотной установки позволял организовать эффективную промывку атмосферы реактора чистым аргоном
Напряжение лавинного пробоя (ра-перехо да и его та политипе
Первый член в круглой скобке (3-7) отвечает за перенос углерода комплексом ІХг , второй - за перенос комплексом. Мы ви в дим, что с ростом даления кремния скорость роста вначале будеш падать, а затем, при больших давлениях кремния, снова начнет рас ти (рис.2). Минимум скорости роста будет наблюдаться при Х 7, Экспериментально проверить ход зависимости (7) трудно, посколь ку нет способа количественного определения р± при высокой тем пературе в замкнутом тигле. Однако возможно провести сравнение скоростей роста в "граничных" точках т.е. в системах SiC - С и 5ІС - 51 К Для обеих этих систем в работе [_27J получены масс-спектрометрические данные по давлениям паров. Предельная величина давления кремния-точка конденсации его в жидкость - за висит от температуры численно ї о = Щ СР /PI ) =-2,97+ +8730/Т . В интервале I600+I900C )w изменяется от 50 до II
Расчетная зависимость соотношения скоростей роста в двух систе иах- сс / scc показана на рис.З-Э. Эксперименты по проверке результатов нашей модели производились в контейнерах из вакуумноплотного графита или карбида кремния, внутри которых помещалась одна или несколько сэндвич-ячеек. Избыточное давление кремния создавалось введением в один из контейнеров кремния в элементарном виде. Источниками и подложками служили монокристаллические пластины С , ориентированные в направлении (0001)». Зазор между источником и подложкой изменялся от 10 мкм до 3 мм.
Эксперименты проводились в условиях вакуума 10 4-Ю мм рт.ст . Мы провели проверку того факта, что при наших условиях роста перенос лимитируется лишь молекулярным течением пара от источника к подложке ; Во всех известных нам случаях, когда кристаллизация или испарение Ъ І С в заметной степени ограничены кинетикой поверхностных реакций, проявляется сильная ориеята-цишшая зависимость [_54] ». В нашем случае этого не происходило, кристаллографическая ориентация источника или подложки, различная обработка их поверхности, а также зазор между ними не оказывали существенного влияния на скорость конденсации . Эксперименты проводились в температурном интервале 1600+1900оС, перепад температур между источником и подложкой был мал и идентичен для систем содержащей и не содержащей избыток 5 I fi После окончания процесса выращивания в ячейке, содержащей введенный избыточный кремний, оставалась капля затвердевшего расплава!; Перенос iC происходил в стехиометрическом соотношении, т.е . без отложения второй фазы на источнике или подложке Результаты сравнительного анализа системы SiC-C и X-St приведены на рисунке 3. Мы видим, что расчетные зависимости находятся в хорошем согласии с экспериментальными данными. Абсолютные величины скоростей роста были близки к опубликованным в работе [54] Авторы [54] с удивлением обнаружили, что экспериментально наблюдаемые скорости роста значительно выше расчетных. Численный пред-экспоненциальный множитель, полученный нами из точного расчета [55]несколько выше, чем полученный из проведенного в 1541 ;. Однако расхождение по-прежнему остается большим. Было предположено что данные Дроварта и де Мариа занижены Уже после опубликования работы \55J стали известны данные, полученные в американском управлении по атомной энергии Беренсом лютяне значения значительно выше. Расчет абсолютных скоростей роста по этим данным, проведенный по соотношению (3-7) (система іС - С ) находится в хорошем согласии с экспериментальными данными \_54J и нашими результатами (рис.3-4). К сожалению, Бе-ренс исследовал только систему 4 і С-С . Поэтому для сравнения систем 4іС-С и чС-Sl предпочтительнее пользоваться дан-ными Дроварта и Де Мариа
В результате первых опытов проведенных по классической схеме сэндвич-процесса были получены jw-переходы весьма низкого качества. Эти рп-переходн имели значительные токи утечки в прямом смещении. Они описывались зависимостью вида j ей (е v//k u\ со значениями fa -41- В Обратном смещении они пробивались при напряжениях не свыше 10 20 В, причем пробивное напряжение мало зависело от уровня легирования базового кристалла. В некоторых случаях переходы имели характеристику обращенного диода, т.е. прямые напряжения больше обратных эти акты свидетельствовали о том, что на первых стадиях процесса роста образуются слои с высокой концентрацией доноров. Для проверки этого предположения, мы проанализировали морфологию границы раздела перехода. На карбиде кремния это можно сделать, селективно удалив р+- слой электролитическим травлением в[\$ [_7] . Подложка г\-типа при этом почти не травится. Оказалось, что граница раздела имеются ростовые макроступени.
Сравнение экспериментальных результатов по ударной ионизации с имеющимися теоретическими представлениями
Под напряжением пробоя на практике работы с полупроводниковыми приборами обычно понимается то напряжение, при котором обратный ток рк-перехода становится выше какого-то заданного уровня. Этот уровень определяется достаточно произвольно, однако при его выборе обычно учитывается то соображение, что дальнейшее существенное увеличение обратного тока может привести к необратимым последствиям, к выгоранию образца. Так, нашими предшественниками по исследованию электрического пробоя в ъ С за такой уровень обратного тока принималось значение I мА (Ван Опдорн, _24] ) и 100 мка (фон Мюнх, Гзі ), что соответствовало одинаковой плотности тока I мАДшт. ЭТИМ же критерием пользовались и мы, в том случае, когда не было возможности измерить истинное напряжение лавинного пробоя. Условность и произвольность получаемых при этом величин пробивного напряжения не столь велика, как представляется на первый взгляд, поскольку обратный ток вблизи пробоя имеет очень резкую зависимость от напряжения. Благодаря этому значения пробивного напряжения не очень сильно зависят от того, какой уровень обратного тока считается пробивным. На рис.4-1 показаны вольтамперные характеристики обратно смещенных рп-переходов на 6Н- ІХ ориентированных в базальной плоскости (0001). Защита периферии этих hw- переходов выполнена протонной бомбардировкой. Мы видим, что пробой действительно тлеет очень резкий характере
При использовании к-переходов достаточно высокого совершенства становится возможных и другой подход к пробою, основанный уже г-; ЯЄІІШ феноменологии, а на физических соображениях. Считается, что при обратных напряжениях, существенно превышающих (более ), пробой в hи-переходе происходит по лавинному механизму 61 . Лавинный пробой состоит в том, что при не которой величине обратного смещения стационарный коэффициент лавинного умножения обращается в бесконечность (под стационарностью понимается тот факт, что рассматриваемые времена существенно превосходят время пролета. При больших величинах обратного смещения дифференциальное сопротивление определяется только сопротивлением базы. Экстраполируя вольтамперную характеристику, измеренную на больших плотностях тока в ноль тока, мы получаем истинную величину напряжения лавинного пробоя. Измерения обычно проводятся на коротких импульсах, чтобы избежать сильного разогрева образца . Разумеется, для таких исследований пригодны лишь образцы с хорошей однородностью лавинного пробоя.
Измерения истинного пробивного напряжения по характеристике развитого пробоя проводились нами на образцах с не очень большим пробивным напряжением, до 250 В; большие величины пробивных напряжений фиксировались нами по уровню тока I uk/mrh Интервал напряжений, в котором происходит существенное изменение обратного тока мал в сравнении с величиной пробивного напряжения, точность же импульсных осциллографических измерений невелика и составляет в лучшем случае единицы процентові Поэтому при исследовании импульсных характеристик пробоя на образец подавалось постоянное обратное смещение, близкое к пробивному (рис.4-5а). На осциллографе регистрировалось лишь малое изменение обратного напряжения, вызывающее пробой, и это обеспечивало разумную точность получаемых результатов. Было установлено, что вид вольт-амперных характеристик ра-переходов, ориентированных в базаль-ной плоскости кристалла ( ВС ), существенно зависит от того, на импульсах какой длительности сняты осциллограммы - на "коротких" или на "длинных".
