Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Методы контроля и оценки радиационной стойкости светодиодов на основе бинарных соединений тверда растворов а3в5 (обзор литературы) 9
Выводы 24
ГЛАВА 2. Теоретические основы методов контроля и оценки радиационной стойкости 26
2.1. ЭЛ из оптически активного слоя р-n- или гетероперехода в режиме малого уровня инжекции 26
2.2. ЭЛ из оптически активного компенсированного слоя в режиме высокого уровня инжекции 28
2.2.1. Излучательная и безызлучательная рекомбинация носителей при дрейфовом механизме переноса электрического тока в несобственном полупроводнике 29
2.2.2. Излучательная и безызлучательная рекомбинация при дрейфовом переносе носителей в изоляторе и собственном полупроводнике 31
2.2.3. Излучательная и безызлучательная рекомбинация носителей в компенсированном слое при преобладании диффузионного переноса 32
2.2.4. ЭЛ из оптически активных р+- и п+- низкоомных областей р+-п -п+-структуры.38
Выводы 41
ГЛАВА 3. Методы контроля и оценки радиационной стойкости светодиодов на основе алингапов галлия 43
3.1. Установки для облучения нейтронами и гамма квантами. Приборы и методы контроля радиационной стойкости 43
3.2. Радиационная деградация и радиационная стойкость светодиодов на основе алингапов (AlxGai.x)o,5lno,5P 46
3.3. Радиационная деградация и радиационная стойкость светодиодов на основе шггридов галлия AlyGai-YNAnxGai-xN/GaN Выводы 61
ГЛАВА 4. Методы исследования, оценки и повышения радиационной стойкости светодиодов из карбида кремния .63
4.1. Методы создания и оптимизация параметров светоизлучающих структур из карбида кремния 63
4.2. Исследование оптически активной области вольт-частотно-фарадными методами .64
4.3. Экспериментальные зависимости В АХ и силы света от флюенса нейтронного облучения 70
4.4. Использование токов монополярной и двойной инжекции в качестве метода контроля и оценки радиационной стойкости 75
Выводы 86
Заключение 88
Литература
- ЭЛ из оптически активного компенсированного слоя в режиме высокого уровня инжекции
- Излучательная и безызлучательная рекомбинация при дрейфовом переносе носителей в изоляторе и собственном полупроводнике
- Радиационная деградация и радиационная стойкость светодиодов на основе алингапов (AlxGai.x)o,5lno,5P
- Исследование оптически активной области вольт-частотно-фарадными методами
Введение к работе
Разработанные в 70-80-х гг. светодиоды, цифро-знаковые индикаторы, табло, экраны и элементы шкалы на основе бинарных соединений и твердых растворов А3ВЭ нашли широкое применение в устройствах и приборах индикации, сигнализации, контроля и отображения информации малой мощности как гражданского, так и спецприменения. Помимо «грязного» цвета свечения, не соответствующего стандартам, эти светодиоды имели низкую эффективность и силу излучения — единицы или десятки милликанделл, тогда как в обычных светотехнических устройствах этот параметр должен составлять тысячи и десятки тысяч канделл.
Ситуация радикальным образом изменилась в 90-х гг., когда за рубежом, в основном в Японии и США, были созданы мощные полупроводниковые источники излучения, способные заменить лампы накаливания и люминесцентные источники в светотехнических приборах большого радиуса действия, таких как шоссейные и железнодорожные светофоры, бакены и маяки, бортовые сигнальные и осветительные огни, дополнительные сигналы торможения, дорожные знаки информационные табло, лампочки для шахтеров и т.д.
Если в светодиодах первого поколения лишь гетероструктуры на основе AlxGaj.xAs/GaAs, излучающие в красной области спектра (110-180 нм) обладали высоким внешним квантовым выходом (5-8%) при светоотдаче до 5 лм/ватт, то у светодиодов на основе твердых растворов алюминия-индия-галлия-фосфора, излучающих в красной и желтой области спектра квантовая эффективность составила 12-18%. У лабораторных образцов она достигала 40-60%, а светоотдача достигала 150 лм/ватт.
В 1996 г. были разработаны эффективные светодиоды (СД) для зеленой (530 нм) и голубой (460 нм) области спектра на основе гетероструктур AlxGai.xN/InxGai-xN/GaN с квантовой эффективностью 7-9%. Совместное использование «синих» светодиодов и желтого люминофора позволило создать источник белого света по светоотдаче превосходящий лампы накалива 5 ния. Разработаны мощные светодиоды на ток до 1 А, способные заменить лампы накаливания, люминесцентные и другие источники освещения при напряжении питания не более 5 В и существенной экономии электроэнергии.
В настоящее время данное направление оптоэлектроники бурно развивается. В 1999 г. объем выпуска сверхярких мощных светодиодов составил 100 млн. шт. Ежегодный прирост капиталовложений в эту область, начиная с 1996 г. составляет 40% и к 2006 г. должно достичь 3 млрд. долларов США. Число публикаций превышает 1000 наименований в год [1].
По оценкам специалистов внедрение СД в светотехнику сейчас происходит быстрее, чем в свое время транзисторов в радиоэлектронику [2]. Поэтому сложившееся положение называют промышленной революцией в оп-тоэлектронике.
Однако, несмотря на большой объем публикаций по исследованию и разработке эпитаксиальных гетероструктур и светодиодов на основе алинга-пов и нитридов галлия, в известной нам литературе отсутствуют сведения по радиационной деградации и стойкости мощных светодиодов нового поколения.
Актуальность работы
Маломощные СД, устройства и приборы сигнализации и отображения информации в настоящее время широко применяются как в гражданской, так и бортовой аппаратуре. Анализ заявок потребителей показывает, что существует еще большая потребность применения мощных сверхярких светодиодов в бортовой (включая космическую), военной аппаратуре и ядерной радиоэлектронике. Необходимым условием их использования в этих областях являются исследования воздействия проникающей радиации, особенно быстрых нейтронов и гамма квантов на электрические и светотехнические параметры и характеристики с последующим присвоением группы стойкости. Поэтому исследования в области радиационной стойкости представляют значительный интерес.
Цель работы
Контроль радиационной стойкости и оценка изменения электрических и световых характеристик светодиодов на основе широкодонных полупроводников при воздействии на них проникающей радиации.
Данная цель достигалась постановкой и решением следующих задач:
1) Разработка математической модели влияния проникающей радиации на электрические и световые характеристики светодиодов.
2) Создание методик и аппаратуры для комплексного исследования различных свойств светодиодов под воздействием облучения и «» оценки их радиационной стойкости.
3) Экспериментальное исследование и выявление аналитических зависимостей влияния различных видов облучения на функциональные характеристики светодиодов.
Научная новизна
1) Математическая модель механизма изменения излучательных характеристик светодиодов с множественными квантовыми ямами при облучении.
2) Оригинальные методы изучения вольт частотно Фарадных (ВЧФХ),
вольт-амперных (ВАХ) и люмен вольт амперных (ЛВАХ) характері ристик в многослойных светодиодных «чипах».
3) Усовершенствованный метод измерения распределения концентрации заряженных центров (РЗЦ) в активных областях светодиодной структуры на основе анализа динамической барьерной емкости.
4) Экспериментальные результаты исследования деградации, контроля и оценки радиоактивной стойкости светодиодов на основе (AlxGai_x)o,5lno,5P/GaN и AlyGai N/InxGai-xN/GaN/AbCb при воздействии на них нейтронов и гамма квантов. Практическая ценность
Практическая ценность заключается в следующем:
1) Разработанная математическая модель и полученные аналитические зависимости позволяют повышать качество разрабатываемых перспективных светодиодов нового поколения.
2) Полученные результаты являются базой при определении квалификационной группы стойкости светодиодов на основе широкодонных полупроводников в соответствии с ГОСТ В.39.404-81 РФ.
Реализация и внедрение результатов работы
Данная работа являлась частью программы по исследованию радиационной стойкости светодиодов, разработке методов ее контроля и прогнозирования. Она выполнялась в МГАПИ по заданию ОАО «Сапфир», ОАО «Оптрон», ЗАО «Пола» и ЗАО «Корвет». Основные результаты вошли в ТУ, справочники и информационные листы на выпускаемые и вновь разрабатываемые светодиоды.
Положения и результаты, выносимые на защиту
1) При моделировании механизма изменения излучательных характеристик светодиодов с множественными квантовыми ямами от облучения необходимо учитывать возникновение на границе инверсии проводимости высокоомного компенсированного слоя.
2) В зависимости от свойств несимметричного р+-п -п+-гетероперехода с высокоомной областью в области инверсии проводимости возможен переход зависимости I = f(U) от экспоненциальной к степенной с величиной показателя степени от 2 до 4.
3) Измерение характеристик светодиодов с барьерной емкостью, включенной в цепь отрицательной обратной связи операционного усилителя, и подаче нескольких переменных импульсов тока с близкими частотами позволяет достоверно определить распределение концентрации заряженных центров на краю ОПЗ с градиентом до а 1026 смЛ 4) Светодиоды на основе (AlxGai_x)o,5lno,5P излучающие в красного области спектра, являются более стойкими к облучению, чем все остальные, выпускаемые в настоящее время. Максимальной стойкостью в области зеленого свечения обладают светодиоды на основе InGaN, выращиваемые на подложке из SiC.
Апробация работы
Основные результаты работы докладывались на 8, 9 и 10 международной научно-технической конференции «Моделирование электронных приборов и техпроцессов, обеспечение качества, надежности и радиационной стойкости приборов и аппаратуры» в 2001-2003 гг., г. Севастополь, на международном научно-техническом семинаре «Шумовые и деградационные процессы в полупроводниках» в 2002 г., г. Москва, на Всероссийской научно-технической конференции по радиационной стойкости электронных систем «Стойкость-2002» в 2002 г., г. Лыткарино, на Всероссийской конференции «Нитриды галлия, индия и алюминия - структуры и приборы» в 2001 г., г. Москва.
Публикации
По теме диссертации опубликовано 14 печатных работ и одна монография.
Структура и объем работы
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка литературы. Основная часть диссертации изложена на 100 страницах машинописного текста, содержит 54 рисунка и 3 таблицы.
ЭЛ из оптически активного компенсированного слоя в режиме высокого уровня инжекции
Рассмотренная выше структура излучающего р-n или гетероперехода скорее является исключением, чем правилом. В подавляющем большинстве случаев при изготовлении светодиодов в районе инверсии проводимости образуется высокоомныи компенсированный слой, т.е. светодиод имеет более сложную р+-п -п+-структуру, и излучательная рекомбинация преобладает либо в низкоомных р+ или п -областях, либо в компенсированном слое. Квантовые ямы могут располагаться как в этом слое, так и оптически активных легированных р+- и (или) п+-областях. Эффективная инжекция носителей в эти области осуществляется либо при высокой плотности тока, либо с использованием гетеропереходов.
В основе расчета распределения носителей, тока, напряжения и силы света в компенсированном слое лежит система уравнений Херинга [36] и Риттнера [37], включающая выражение для плотности тока электронов и дырок, уравнения непрерывности и Пуассона. Уравнение для определения распределения неравновесных носителей и полей в режиме высокого уровня инжекции имеет следующий вид [38, 40]: dE i 2kT d2P b + 1 Ap kdE sen d f / \un ЕЄО u (2-8) Рассмотрим зависимости силы света от напряжения и тока для основных участков ВАХ.
Если в компенсированном слое несобственного полупроводника в режиме высокого уровня инжекции преобладает дрейфовый механизм переноса электрического тока, то в (2.8) доминирует первое слагаемое и исходные уравнения для расчета тока и силы света выглядят так: (Ро - no) = ±±±Ы + ; j = e(b +1V П1Е, (2.9) Tp TR 4 lP dx Ъп где Пі - концентрация электронов в компенсированном слое, а Пг - в квантовых ямах.
Для упрощения задачи будем считать, что в квантовых ямах преобладает излучательная, а в компенсированном слое - безызлучательная рекомбинация носителей. Кроме того полагаем, что между щ и щ существует линейная зависимость, которую можно учесть, включив коэффициент пропорциональности В Тр ИЛИ TR.
Если до облучения слагаемые Пі/тр и ПІ/TR сравнимы по величине, а скорость излучательной рекомбинации может даже преобладать, то после облучения в правой части уравнения (2.9) преобладает первое слагаемое и перенос носителей определяется безызлучательной рекомбинацией носителей в компенсированном слое.
Выражения для силы света из квантовой ямы шириной W для линейной и «квадратичной» скорости рекомбинации имеют вид: w n W Iv=J— dx; Iv = PJnpdx. (2.10) О TR О
Выражение для плотности тока не трудно получить из (2.9), если воспользо-ваться соотношениями размерности. Заменяя Е на U/d, dE/dx на U/d и исключая п из уравнений (2.9) имеем: J = !- P (U-Uj. (2.И) о а
Данный участок ВАХ впервые теоретически был получен Рашбо и Толпыго [39] и приводится в монографии Ламперта-Марка [40]. Множитель (9/8) является результатом точных расчетов.
Подставляя в (2.10) выражения для концентрации носителей, получаем аналитические зависимости силы света от тока и параметров компенсированного слоя: _ynW 2Ьтр(до-Ро) /г, 2bYnTpWTp(no-p0) lv i e(b + i)d VJ+ W W J- (2Л2) Из выражения (2.12) следует, что плотность тока и сила света изменяются при облучении по следующему закону: (j0/j)= (lvo/lv +1 = 1 + ЮрКгФ , (2.13) где п = 0 в случае линейной и п = 1 при «квадратичной» скорости излуча-тельной рекомбинации носителей в квантовых ямах.
В случае двойной инжекции и преобладании дрейфа в изоляторе или собственном полупроводнике (по = ро= пс) в (2.8) преобладает второе слагаемое и исходные уравнения принимают следующий вид: b + 1 n ЬЦр тР 880 dе dx ГЕ"Е1dx. -; j = e(b + l) pnE. (2.14) Заменяя E на U/d, EdE/dx на U /d и исключая n, получаем: i- . Hv-XjJ. (2.15)
Выражение (2.15) приведено в монографии [40]. Появление числового множителя, столь сильно отличного от единицы, объясняется наличием ярко выраженного минимума в распределении носителей при х = d/2. Подставляя в (2.15) d=d/2; U = U/2 и j = j/2, получаем значение числового множителя равное 8, что мало отличается от точного значения 125/18 6,94, которое вытекает из (2.15).
Излучательная и безызлучательная рекомбинация при дрейфовом переносе носителей в изоляторе и собственном полупроводнике
Если активаторы люминесценции распределены равномерно в компенсированном слое, в (2.26) (2.27) преобладают первые слагаемые, и световой поток пропорционален току или квадрату тока соответственно при линейной и «квадратичной» скорости излучательной рекомбинации. При диффузионном и ионно-имплантационном способе изготовления p-n-переходов и оптически активных слоев концентрация активаторов люминесценции максимальна вблизи р-п-перехода. В этом случае в (2.26) и (2.27) преобладают вторые слагаемые и при рекомбинации электронов на акцепторных центрах имеем: соответственно при низкой и высокой температуре, когда начинается температурное гашение ЭЛ из-за ионизации акцепторов, захвативших неравновесные дырки. Так как в случае линейной излучательной рекомбинации сила света пропорциональна - /тр, а при «квадратичной» - тр, то эффективность длинноволновой ЭЛ на глубоких центрах менее чувствительна к чистоте исходного материала и деградации времени жизни под влиянием токовой нагрузки и облучения по сравнению с коротковолновой примесной люминесценцией. В то же время коротковолновая ЭЛ обладает относительно слабым температурным гашением в области высоких температур и плотностей электрического тока.
Из (2.29) и (2.30) следует, что в том случае, если тр xln Ф, сила света снижается линейно с флюенсом облучения. В случае слабоуправляемой, как правило, жидкофазной технологии получения излучающих р-п-переходов, а также в результате воздействия внешних факторов, понижающих время жизни, величина отношения (d/Lp) в компенсированном слое может превышать 3, и кроме того, монотонное распределение носителей в длинных светодиодах сменяется на распределение с минимумом. В АХ длинного несимметричного светодиода при преимущественной инжекции носителей в менее легированную п+ - или р+-область имеет вид [38, 44]:
Сравнивая аналитические зависимости плотности тока на степенных участках ВАХ при дрейфовом и диффузионном переносе носителей, нетрудно установить, что в последнем случае ток является экспоненциальной функцией величины отношения d/Lp, что определяет сильную зависимость не только силы света, но и тока от облучения.
Для получения эффективной ЭЛ , снижения времени релаксации и увеличения радиационной стойкости часто используют излучение из низкоомных областей р -п -п -структуры. При малой плотности тока трудно получить эффективную инжекцию носителей в более легированную область р-п-перехода. Наличие тонкого компенсированного слоя облегчает эту задачу.
Если структуры не симметричны, т.е. проводимость одной из областей существенно выше, то в значительном интервале токов преобладает инжек-ция в более высокоомныую р+- или п+-область. Интенсивность ЭЛ из более высокоомнои о -ооласти можно записать в следующем ъ ,
При малых по сравнению jopch(d/LPXby + 0/8(bych(d/Lp)+l) плотностях электрического тока коэффициент инжекции значительно меньше единицы и является линейной функцией тока, что соответствует холловскому участку ВАХ. При обратном соотношении между j и jop, когда вторым слагаемым в (2.38) можно пренебречь, коэффициент инжекции достигает насыщения и приблизительно равняется единице. ВАХ при этом описываются выражениями (2.25) или (2.31).
На клайменовском участке, когда ВАХ описывается выражением (2.35), излучательная и безызлучательная рекомбинация носителей преобладает в низкоомных легированных областях и имеет место насыщение коэффициентов инжекции р+-п и п+-п -переходов.
Радиационная деградация и радиационная стойкость светодиодов на основе алингапов (AlxGai.x)o,5lno,5P
Экспериментальные зависимости силы света от тока и флюенсов нейтронного облучения представлены на графиках рис. 3.6. При малых флюенсах зависимость силы света от тока линейна. Начиная сФ= 10 н/см сила света Iv 13/2. При малых токах она заметно менялась с облучением, что соответствует расчетным соотношениям (2.12), (2.23) и (2.24). При токах свыше 10" А, соответствующих степенному участку ВАХ, сила света является линейной функцией тока и флюенса. Используя (2.12) нетрудно оценить константу повреждаемости времени жизни: (тоКт) = (1,5±0,2)-10"14 см2/н. Сила света не зависела от дозы гамма облучения, пока последняя не превышала 10 рад.
Таким образом светодиоды на основе алингапов оказываются значительно более стойкими, чем (Zn-O)GaP, Alo,33Gao,67As и GaAso,6Po,4 светодиоды с красным цветом свечения. ВАХ светодиодов с желтым цветом свечения на основе алингапов и значения фактора неидеальности до и после облучения приведены на рис. 3.7 и 3.8. В интервале напряжений 1,5-1,9 В и токов 10" -10" А, соответствующих степенному участку ВАХ можно представить в следующем виде: I = Isexp(eU/2kT), что отвечает модели Холла, согласно которой рекомбинация преобладает в компенсированной области СД. Ток насыщения относительно слабо меняется с облучением, что согласно (2.20) может являться следствием частичной компенсации снижения времени жизни генерацией дырочных ловушек.
Степенной участок ВАХ, также как в случае СД, излучающих в красной области спектра, описывается степенной зависимостью тока от напряжения с п = 2,0, причем величина тока практически не менялась при облучении. Это также согласуется с дрейфовой теорией Рашба-Толпыго.
Зависимость силы света от тока и флюенса облучения показана на рис. 3.9. Согласно (2.12) константу повреждаемости можно определить по изменению силы света на степенном участке ВАХ, когда ее зависимость от тока и времени жизни линейна. Используя экспериментальные результаты и выражение (2.12) получаем: (т0К,) = (4,2±0,3 1014 см2/н. I, A
Светодиоды, излучающие в сине-зеленой области спектра изготавливали на основе многослойных эпитаксиальных гетероструктур твердых растворов AlyGai-yN/InxGai-xN/GaN, которые выращивали на подложках из лейкосапфира (А120з) или карбида кремния (a-SiC(6H)).
Карбид кремния обеспечивал эффективный отвод тепла у мощных СД. Активной областью являлись квантовые ямы из InxGaj.xN с X = 0,4-0,5 для светодиодов зеленого и с X « 0,1-0,2 для структур синего цвета свечения, которые создавались в слое нитрида галлия. Двойную инжекцию электронов и дырок в активную область осуществляли гетеропереходы Afo Gao,8N/GaN. Радиационную деградацию исследовали на эпитаксиальных структурах, выращенных на карбидокремниевой подложке и на подложке из сапфира. Размеры кристаллов составляли 300x300 мкм, толщина 120-150 мкм. Параметры гетероструктур до облучения приведены в табл. 3.2.
Из данных таблицы 3.2 следует, что структуры с переменно легированной оптически активной п-областью имеют более высокую силу света по сравнению со структурами, в которых квантовые ямы расположены в компенсированном слое.
На графиках рис. 3.10 приведены профили распределения структур на карбидокремниевой подложке, излучающих в зеленой и синей области спектра, до и после облучения. В отличие от гетероструктур на основе (AlxGai-x)o,5Trto,sP облучение не влияет на распределение примеси в оптически активной области. Ширина компенсированного слоя у этих структур составляла 0,08 мкм. Излучательная рекомбинация преобладала в 4-5 квантовых ямах, расположенных в компенсированном слое или в области с пониженной концентрацией примеси ((1-2)-1017см 3).
Профили распределения заряженных центров в активной области структур, излучающих в зеленой области спектра, выращенных на сапфировой подложке, до (1) и после (2) облучения
Оптически активная область располагалась не в компенсированной, а в переменно легированной п-области. В четырех квантовых ямах шириной 20 ЗОА, где преобладала излучательная рекомбинация, для повышения эффективности ЭЛ степень легирования была снижена и составляла и составляла (1-2)-10" CM"J. Барьеры между ямами были более легированы, до уровня (1-2)-1018 см"3, для снижения напряженности электрического поля в квантовых ямах, которое возникает вследствие пьезоэффекта из-за различия постоянных решетки Ino,45Gao,55N и GaN, и разделяет электроны и дырки, снижая эффективность ЭЛ.
Из энергетической диаграммы структуры, приведенной на рис. 3.12, следует, что концентрация электронов в квантовых ямах выше, чем в барьерах и электронный газ, как правило, вырожден.
Т.к. поле, связанное с пьезоэффектом, существенно скомпенсировано, квантовые ямы содержат повышенную концентрацию электронов и заряжены отрицательно, то создаются благоприятные условия для излучательной рекомбинации электронов с дырками, которые инжектируются гетеро р-п-переходом AIo Gao,8N/GaN. Действительно, как следует из таблицы 3.2, сила света в структурах с переменно легированной оптически активной п-областью выше по сравнению со структурами, в которых квантовые ямы расположены в равномерно легированных или компенсированных областях.
Исследование оптически активной области вольт-частотно-фарадными методами
Зависимости емкости от напряжения, приведенные на графиках рис. 4.1, 4.2 и 4.3 убедительно свидетельствуют о наличии компенсированной примеси, частоты и температуры. Из графиков рис. 4.1. следует, что при со О Ъ держании в исходных кристаллах эффективных доноров менее 10 см" емкость вообще не зависит от напряжения, определяется шириной компенсированного слоя (d) и может быть рассчитана по формуле плоского конденсатора: C = S. (4.1) где є - относительная диэлектрическая проницаемость SiC, S - площадь р-n-перехода. При более высоких концентрациях ширина компенсированного слоя может быть оценена по величине напряжения отсечки вольт-фарадной характеристики. Зависимости ширины компенсированного слоя, определенные из вольт-фарадных характеристик, от концентрации, примеси, частоты и температуры, представлены на графиках рис. 4.7 и 4.8. Последняя меняется в пределах 0,2-7,0 мкм.
По виду зависимости емкости от частоты и температуры р-п-переходы можно разделить на два типа. Переходы I типа были получены по технологии совместной диффузии алюминия и бора в карбид кремния, легированный азотом. Образцы II типа были изготовлены раздельной диффузией алюминия в присутствии кислорода и бора в слаболегированные кристаллы. У p-n-переходов I типа зависимость емкости от температуры носила монотонный характер (рис. 4.5), а у р-п-переходов II типа имела вид, изображены на рис. 4.6.
В соответствии с теорией [53] в области дисперсии зависимость емкости от частоты и температуры имеет следующий вид: -1 (ГСО-с + т т), (4.2) где Со - емкость при низкой частоте, r(f,T) - функция частоты и температуры, которая не зависит от постоянного напряжения, приложенного к р-п-переходу. Согласно расчета: ri(f ,Т) = Af 2Г 25ехр(- aEt/kT), (4.3) где а = 0,8 для р-п-переходов со ступенчатым распределением примеси и а = 0,5 для р-п-переходов с линейным распределением. Экспериментальные зависимости C(f) и г(Т) представлены на графиках рис. 4.9 и 4.10.
Из них следует, что г(Т) = Аехр(- Ел/кТ), где А слабо зависит от тем пературы, Eni = 0,05 эВ для р-п-переходов I типа в диапазоне 77-300К, Еп2 = 0,025 и 0,125 эВ для р-п-переходов II типа, соответственно в диапазоне температур 77-153 и 213-253К.
Принимая линейный закон изменения примеси в области пространственного заряда, который следует из вида С(и)-характеристик исследованных р-п-переходов (рис. 4.2 и 4.3), из температурной зависимости функции Г нетрудно оценить энергии ионизации примесных центров, ответственных за дисперсию емкости: Eti =0,10 эВ, Е& = 0,05 и Е = 0,25 эВ.
Уровень Ей соответствует энергии ионизации низшего уровня азота в карбиде кремния [54, 55, 56]. Мелкие доноры с энергией ионизации проявлялись при исследовании эффекта Холла некоторых образцов п-типа, фото- и электролюминесценции кристаллов, легированных азотом и кислородом [57]. Полоса ФЛ, связанная с наиболее мелкими донорами, становилась доминирующей в случае сильного легирования эпитаксиальных пленок кислородом [57] и исчезала при очистке кристаллов от него. Вышеизложенное дает основание полагать, что донор с энергией ионизации 0,05 эВ связан с присутствием кислорода в компенсированной области. Одновременно с мелкими всегда наблюдали глубокие уровни с энергией ионизации 0,25-0,30 эВ, которые мы также ассоциируем с кислородом. Доноры с энергией 0,28-0,30 эВ наблюдали также при исследовании термовысвечивания [55, 56], ФЛ и ЭЛ кристаллов р-типа, компенсированных кислородом [55, 56]. Доноры с энергией ионизации 0,06-0,08 и 0,25-0,28 эВ проявлялись также при исследовании релаксации и спектров ЭЛ р-п-переходов, легированных бором, азотом и кислородом.
Это дает основание полагать, что p-n-переходы, полученные как совместной, так и раздельной диффузией алюминия и бора, содержали компенсированную область п-типа, т.е. имели р+-п -п+-структуру, причем ширина компенсированного слоя лежала в пределах от десятых долей до единиц микрометров. Компенсированная область формировалась донорами (азотом или кислородом) и акцепторами (бором).
Исследования зависимости емкости от напряжения, частоты и темпера туры приведены в настоящей раооте вследствие того. что. как то оудет показано ниже, от размеров компенсированного слоя и рода легирующей примеси существенно зависит радиационная стойкость карбидокремниевых светодио-дов.
По характеру зависимости тока от напряжения и флюенса нейтронного облучения p-n-переходы, полученные совместной и раздельной диффузией алюминия и бора, можно разделить на три группы с шириной компенсированного слоя 0,2-0,4; 0,5-0,7 и 0,8-2,5 мкм соответственно. У структур первой группы ВАХ в пропускном направлении состояли из следующих основных участков: I = GU, I = lsexp(eU/2kT) и I = B(u-Uk)2 (Рис- 4.11).
