Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературных данных по фотодетекторам ультрафиолетового диапазона спектра на основе AIxGaj.xN 14
1.1. Некоторые определения 16
1.2. Шум в фотодетекторах 18
1.3. Спектральная чувствительность GaN и AlGaN фотодетекторов .24
1.4. GaN- фотодетекторы на барьерах Шоттки 28
1.5. GaN- детекторы сгомопереходом . 38
1.6. AlGaN-GaN гетеропереходы 51
1.7. Гетероструктуры на основе AlGaN. 52
1.8. Лавинные фотодиоды. 54
Глава 2. Постановка экспериментов и экспериментальные методики 59
2.1. Установка роста эпитаксиальных структур МПЭ RIBER32P. 59
2.2. Методика проведения эпитаксиального роста на установке RIBER 32Р 62
2.2. Основные методики измерения параметров эпитаксиальных слоев и гетероструктур 64
2.2.1. Установка измерения катодолюминесценции 64
2.2.2. Установка измерения эффекта Холла 65
2.2.3. Установка измерения спектральной фоточувствительности фотодетекторов 67
2.2.4. Методика измерения удельного сопротивления контактов к легированным слоям п- ир-типа проводимости 68
2.2.5. Методика измерения волыпамперных и вольтфарадных характеристик 70
2.2.6. Прочие методы 71
2.3. Плазменное травление. 72
2.3.1. Травление AlxGai.xN в плазме Cl/Ar 72
2.3.2. Неселективное плазменное травление AlxGaj.xN в CF/Ar/Cl2 77
Глава 3. Исследование электрических и оптических свойств слоев GaN, ЛЮаМиКПСР 88
3.1. Исследование оптических и электрических свойств AlxGa}.xN (0 < х < 1), выращенного методом МПЭ с аммиаком на подложках Si(lll) п- и р- типа 88
3.2. Исследование оптических и электрических характеристик GaN, выращенного методом МПЭ с аммиаком на Si (111) 99
3.3. Исследование кристаллических и оптических свойств короткопериодпых сверхрешёток AIN/AlGaN 108
Выводы 113
Глава 4. Изучение электрических свойств слоев я-типа на основе GaN, AlGaNnKnCP 116
4.1. Исследование легирования кремнием AlxGaj.xN (0,56 < х < 1), выращенного МПЭ с использованием аммиака 116
4.2. Исследование влияния кислорода на легирование магнием слоев GaN:(Mg+0) и AlxGa,.xN:(Mg+0) (03с<0,08), выращенных МПЭ с использованием аммиака 124
4.3. Легирование слоев AJGai.xN (0<х<0,35) магнием 130
4.4. Легирование и электрические свойства короткопериодпых сверхрешёток 135
Выводы 142
Глава 5. Приборы ультрафиолетового диапазона спектра, исследование электрических и оптических характеристик 145
5.1. Исследование электрических характеристик фотодиодов на барьере Шоттки, изготовленных на n-GaN, выращенном МПЭ на кремнии Si(lll) 145
5.2. Исследование электрических и оптических характеристик фотодиодов на основе AlGaN-GaN, выращенных на сапфире 151
5.3. Получение и исследование оптических и электрических характеристик фотодетекторов ультрафиолетового диапазона на КПСР AlN/AlGa(In)Nнечувствительных для области видимого света 159
5.4. Светодиоды ультрафиолетового диапазона 280 и 262 нм на КПСР AIN/AlGaN 167
Выводы 172
Заключение 176
Список литературы 179
- Спектральная чувствительность GaN и AlGaN фотодетекторов
- Методика измерения удельного сопротивления контактов к легированным слоям п- ир-типа проводимости
- Исследование оптических и электрических характеристик GaN, выращенного методом МПЭ с аммиаком на Si (111)
- Исследование влияния кислорода на легирование магнием слоев GaN:(Mg+0) и AlxGa,.xN:(Mg+0) (03с<0,08), выращенных МПЭ с использованием аммиака
Введение к работе
Актуальность темы. В настоящее время фотодетекторы и светодиоды ультрафиолетового диапазона (УФ) находят все более широкое применение в научных исследованиях, в частности, в исследовании биологических объектов, в исследовании космоса, а также в бытовых приборах и электронной аппаратуре.
Вполне закономерно, что именно широкозонные полупроводники, такие как GaN, AlGaN и A1N (далее Ш-нитриды), привлекли внимание разработчиков приборов [1,2]. Так, например, AlGaN может быть выращен с составом в широком диапазоне, от GaN(3,42 эВ) до A1N(6,2 эВ).
Солнечное ультрафиолетовое излучение с длиной волны короче X = 280 нм (hv ~ 4,43 эВ) интенсивно поглощается верхними слоями земной атмосферы, и использование AlxGai_xN с х > 0,4 (Eg ~ 4,2 эВ) открывает уникальную возможность для разработки нового поколения фотодетекторов.
Фотодетекторы, работающие в спектральном диапазоне 240-ь280 нм и не чувствительные к солнечному освещению (solar-blind), не имеют лимита по фоновому излучению и могут иметь сравнимые с фотоумножителями характеристики.
Серьезной проблемой при создании приборов УФ диапазона спектра является получение высоколегированных слоев AlGaN п- и />-типа с высоким составом A1N и обеспечение достаточно низкого рабочего напряжение и малой мощности потребления. Один из путей решения этой проблемы заключается в использовании сверхрешёток (СР) [3]. В связи с этим, исследование электрических и оптических свойств СР для приборов дальней УФ области спектра представляет значительный интерес.
Таким образом, получение высококачественных слоев AlxGai_xN и сверхрешёток на их основе, разработка фотодетекторов УФ диапазона и исследование их электрических и оптических характеристик, является весьма актуальным.
Цель работы заключается в разработке технологии получения фотодетекторов УФ спектрального диапазона на основе твердых растворов AlxGai_xN и исследовании электрических и оптических характеристик. Для этого необходимо решить следующие задачи:
Получить слои GaN и AlGaN высокого кристаллического качества методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) с аммиаком и исследовать их оптические и электрические характеристики.
Исследовать легирование магнием и кремнием слоев AlxGai_xN.
Исследовать легирование магнием и кремнием, электрические и оптические характеристики СР A1N/A10.08Ga0.92N.
Разработать технологию изготовления фото детекторов УФ диапазона спектра 250-ь380 нм, исследовать оптические и электрические характеристики фотодетекторов.
Научная новизна работы заключается в следующем:
Впервые получены систематические данные об оптических свойствах короткопериодных сверхрешёток (КПСР) A1N/ AlxGai_xN в области средних составов A1N от 0,50 до 0,85.
Показано, что эффективная ширина запрещенной зоны, Eg, КПСР AIN/AloxeGao 92N при ширине ямы 0,50 и 0,75 нм может быть изменена заданным образом на ~ 100-ь400 мэВ путем изменения периода в интервале от 1,25 нм до 2,25 нм.
Получены и исследованы слои и-типа AlxGai_xN:Si, выращенные методом МПЭ с газовыми источниками аммиака и силана, с высоким уровнем легирования (>1019 см"3) вплоть до состава х~0,85.
Исследовано вхождение магния в слоях AlxGai_xN:Mg, 0<х<1, выращенных МПЭ с постоянной скоростью роста, при стехиометрическом соотношении III/V элементов в диапазоне температур 780-ь820С и установлено, что вхождение Mg уменьшается более чем на порядок при изменении состава от х=0 до х=1.
Исследовано влияние кислорода на легирование магнием слоев GaN:(Mg+0) и Al008Ga092N:(Mg+O) с концентрацией Mg 1-Ю20 см"3, выращенных МПЭ с использованием аммиака. Установлено, что кислород в твердой фазе снижает энергию активации акцептора.
Исследованы оптические и электрические характеристики GaN и AlGaN, выращенных методом МПЭ с аммиаком, и найдены условия получения слоев высокого кристаллического качества GaN и AlGaN на Si (111) и на сапфире (0001).
Практическая ценность работы:
Разработана технология роста слоев GaN и AlGaN высокого кристаллического качества методом МПЭ с аммиаком на кремнии (111) и на сапфире (0001).
Исследовано легирование твердых растворов AlxGai_xN п- и />-типа различного состава (0<х<1).
Исследовано легирование магнием и кремнием КПСР A1N/A10xeGao 9sN.
Обнаружено уменьшение энергии активации акцептора магния в эпитаксиальных слоях GaN и Al0mGao.9sN, вьфащенных методом МПЭ с аммиаком в присутствии кислорода.
Разработана технология изготовления фотодетекторов УФ диапазона спектра 250-ь380 нм.
Показано, что Шоттки диоды с размером мезы 86x86 мкм2, изготовленные на эпитаксиальных слоях w-GaN, вьфащенных МПЭ с аммиаком на Si(lll), имеют плотность темнового тока -2,10-10-8 А/см2 при напряжении -2 В и плотность мощности шума на частоте 1 Гц ~9-10"29 А2/Гц при нулевом напряжении.
Исследованы оптические и электрические характеристики фотодетекторов диапазона длин волн 250-ь380 нм на основе КПСР AIN/Alo 08Ga0 92N, вьфащенных на сапфире (0001) методом МПЭ.
Исследованы шумовые характеристики фотодиодов на AlGaN-GaN, вьфащенных методом МОСГЭ. Показано, что спектральная плотность мощности шума в AlGaN-GaN фотодиодах, измеренная для частоты 1 Гц, имеет экспоненциальную зависимость от обратного напряжения и может быть аппроксимирована линейной зависимостью:
S* = (Аеми/У) JAIAq , где А0 - характеристический параметр
площади, А - площадь диода, у - коэффициент равный 1, f - частота.
9. Разработан метод травления AlxGai_xN и СР AIN/AlGaN в плазме
CF4/Ar для состава твердого раствора 0<х<1. Впервые показано, что
скорость травления AlxGa!_xN и СР AIN/AlGaN в плазме CF4/Ar не
зависит от состава твердого раствора во всем диапазоне 0<х<1.
Научные положения, выносимые на защиту:
Кремний является мелким донором в AlxGai_xN с энергией активации 20-ь26 мэВ независимо от состава твердого раствора в диапазоне 0,56<х<0,85 и концентрации кремния в диапазоне 1018-ь5-1019 см"3.
В слоях GaN:Mg и AlN:Mg, вьфащенных МПЭ с аммиаком с постоянной скоростью роста при стехиометрическом соотношении III/V элементов в диапазоне температур 780-ь820С, вхождение Mg
отличается на порядок, 2-10 см" и 2 -10 см" , соответственно.
3. В эпитаксиальных слоях />-типа GaN:(Mg+0) и Al008Ga092N:(Mg+O), с
концентрацией Mg ЫО20 см"3, вьфащенных МПЭ с аммиаком, энергия
активации акцептора может быть снижена с 200±20 мэВ до 145±20
мэВ и с 250±20 мэВ до 195±20 мэВ, соответственно, при соотношении
концентраций Mg и О в твердой фазе Mg/O = 40.
Эффективная ширина запрещенной зоны, Eg, КПСР AlN/Alo.osGao^N с шириной ямы 0,50 и 0,75 нм может быть изменена заданным образом с 4,50 до 5,30 эВ путем изменения периода от 1,25 до 2,25 нм.
Скорость травления AlxGai_xN в CF4/Ar плазме ИСП (индуктивно связанная плазма) /РИП (реактивно ионная плазма) не зависит от состава твердого раствора при соотношении потоков газов CF4/Ar = 20/4 seem, ИСП=300Вт, РИП=150Вт и давлении = 10 мТорр.
Использование КПСР A1N/A10.08Ga0.92N в приборных структурах, выращенных методом МПЭ с аммиаком, позволяет создать солнечно-слепые фотоприемники с низким уровнем темнового тока и высокой обнаружительной способностью при нулевом напряжении.
Апробация работы. Основные результаты работы докладывались на следующих семинарах и конференциях: 4-я Всероссийская конференция "Нитриды галлия, индия и алюминия: структуры и приборы", Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 2005, Санкт-Петербург, Россия; The Materials Research Society Meeting, Boston, Massachusetts, 2005, USA; 4-я Международная конференция "Physics of Light-Matter Coupling in Nanostractures (PLMCN4)", 2004 г. Санкт-Петербург, Россия; 46th Electronic Materials Conference, Univ. of Notre Dame, IN, USA, 2004; 5th International Conf. on Nitride Semiconductor, ICNS-5, 2003, Nara, Japan; 45th Electronic Materials Conference, Salt Lake City, USA, 2003; 8th Wide-bandgap Ill-Nitride Workshop, Richmond, USA, 2003; 44th Electronic Materials Conference, Univ. of California, S. Barbara, 2002; International Workshop on Nitride Semiconductors, 2002, Aachen, Germany; 7th Wide Bandgap Ill-Nitride Workshop, Richmond, Virginia, 2002, USA; 4th International Symposium on Blue Laser and Light Emitting Diodes, (ISBLLED-4), 2002, Cordoba, Spain; ICNS-4, 2001, Denver, Colorado, USA; MRS Fall Meeting, 2000, Boston, Massachusetts, USA; 18th Annual North American Conference on Molecular Beam Epitaxy, Phoenix, Arizona, 2000, USA; 4-е Всероссийское совещание "Нитриды галлия, индия и алюминия - структуры и приборы", Санкт-Петербург, 2000, Россия.
Публикации. Основные материалы диссертации опубликованы в 18 научных работах. Полный список приведён в конце автореферата.
Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения, списка литературы, включающего 245 наименований. Основная часть работы изложена на 175 страницах машинописного текста. Работа содержит 83 рисунков и 5 таблиц.
Спектральная чувствительность GaN и AlGaN фотодетекторов
Шум в полупроводниках и полупроводниковых приборах обусловлен двумя фундаментальными процессами: случайными и не корреляционными флуктуациями плотности и скорости носителей тока. Эти флуктуации обусловлены случайным характером тепловых генерационно-рекомбинационных процессов и тепловым движением носителей, соответственно. Шумовые процессы являются внутренними процессами детектора и шум генерируется в фотодетекторе как при наличии, так и при отсутствии внешних сигналов или освещения. Физика шумов в полупроводниковых приборах достаточно полно и детально описана в ряде книг [38,230,42,137], монографий [85,211,212] и обзорных статей [65,214] и выходит за рамки этой работы. Далее будут сделаны лишь короткие комментарии и приведены некоторые определения, необходимые для проведения экспериментов с детекторами ультрафиолетового диапазона.
Предполагается, что шум тока, напряжения или сопротивления имеет частотную зависимость. Среднее значение шумового тока /„ равно нулю, поэтому вводится понятие спектральной мощности шума (/ (/)), которая может быть определена для любого интервала частот df. Спектральная плотность мощности шума S{J) определяется производной от квадрата среднего значения шумового тока по отношению к частоте: Спектральная плотность может быть определена через напряжение шума (vn(f)) или флуктуацию сопротивления (8R;{fj\: Единицы измерения S/(f) nSr(f) -А 1Гц и В /Гц, соответственно. Поскольку S(f) описывает шум в полосе частот 1Гц, то полный шум прибора, необходимый для получения эквивалентной мощности шума (NEP) согласно выражению (1.1.5), равен интегралу функции спектральной плотности шума для заданной полосы частот. Экспериментально шумовой ток прибора измеряется в определенном частотном диапазоне, с заданным частотным разрешением, анализатором спектра с быстрым Фурье преобразованием (FFT). В настоящее время может быть использован анализатор спектра, такой как Stanford Research 780 анализатор сигналов, позволяющий измерять спектральную плотность шума менее чем 10 25 А2/Гц. NEP фотодетектора был определена выражением (1.1.5) как мощность падающего света, необходимая для генерации тока равного шумовому току. NEP может быть определена через спектральную плотность мощности как: Для описания параметров фотодетекторов обычно используют два символа D и D [85]. Обнаружительная способность D равна обратному значению NEP, определенному для полосы частот 1 Hz и D увеличивается с ростом разрешения детекторов. Характеристическая обнаружительная способность D равна величине D нормализованной к площади детектора 1 см" и полосе чувствительности В в 1 Гц: где А - площадь детектора, единица измерения D - см Гц1/2/Вт. Для детектора площадью 1 см для полосы частот в 1 Гц, D равно D . Обычно принято различать шумовые и лимитированные фоновым излучением характеристики [85]. Для случая, когда тепловой шум фотодиода больше чем шум, обусловленный флуктуациями фонового излучения, можно записать D\ = Ял J-2— где Rx - чувствительность и R0 - дифференциальное сопротивление, введенное в выражении (1.1.6). Величина R0A используется для характеристики чувствительности фотодиодов. Когда фототок генерируется преимущественно флуктуациями фонового излучения Фв, характеристическая обнаружительная способность равна D HI = д(2г]ФнГ Сделаем некоторые комментарии о природе шума в фотодетекторах. Шум полупроводниковых приборов можно разделить на четыре типа: (1) тепловой, (2) дробовый, (3) генерационно-рекомбинационный и (4) І/f шум. Каждый из них имеет различную частотную зависимость и поэтому уникальную функцию плотности спектральной мощности шума, как показано на рис. 1.2.2. Как правило, спектр шума прибора включает в себя все четыре типа перечисленных выше видов шума. Тепловой ток обычно очень мал при комнатной температуре и является основанием высокочастотного шума детектора. При комнатной температуре, для высококачественных детекторов дробовый шум является лимитирующим. Шум І/f является доминирующим при низких частотах и достаточно часто наблюдается в детекторных материалах и технике. Генерационно-рекомбинационный шум имеет характерные пики в спектре шума в области средних частот. Для определения вклада специфических типов шума необходимо проводить измерение зависимостей шума от частоты, температуры и тока.
Тепловой шум, известный как шум Джонсона, возникает вследствие флуктуации в скорости носителей тока из-за беспорядочного теплового движения. В результате появляется мгновенный ток шума на терминалах прибора. Этот шум является общим для всех проводящих элементов, включая резисторы и фото детекторы. Функция спектральной плотности шума может быть описана выражением (1.1.4) , Si=4kBT/R, где R - сопротивление, Т -температура прибора. Сопротивление фотодетекторов достаточно велико и тепловой шум имеет низкое значение. В конечном итоге, тепловой шум в фотодетекторах может быть уменьшен только понижением температуры.
Методика измерения удельного сопротивления контактов к легированным слоям п- ир-типа проводимости
Фотодетекторы на барьерах Шоттки просты в изготовлении, так как они требуют материал с одним типом легирования, чаще всего используется материал «-типа. Барьеры Шоттки также используются для оценки качества материалов для детекторов. Однако, несмотря на относительную простоту, эти детекторы имеют большую перспективу в достижении высокой квантовой эффективности и высокого быстродействия. Уже достигнут значительный прогресс в области фотодетекторов на основе GaN - барьеров Шоттки, при этом детекторы имеют высокую чувствительность и быстродействие [79,26,29,18,34,33,18,158,234,5]. Улучшение их характеристик связано с уменьшением токов утечки, совершенствованием материалов и методов изготовления, ведущих к уменьшению шума. Фотодетекторы на барьерах Шоттки на основе GaN, с высокой квантовой эффективностью 50% и чувствительностью 0,18 0,19 А/Вт могут быть изготовлены при улучшении условий роста структур и технологии изготовления приборов [26,5,28]. Фоточувствительность таких детекторов слабо зависит от длины волны до 350 нм и падает более чем на три порядка ниже края зоны поглощения. Детекторы на барьерах Шоттки, на основе A1G&N развиты не в такой степени как детекторы на основе GaN. Тем не менее, детекторы на основе AlGaN с содержанием А1 до 0,35, показали высокую чувствительность 0,1 А/Вт в ультрафиолетовой области спектра, с пиком чувствительности 2804-290 нм [155,165]. Очень большое падение чувствительности, около четырех порядков величины, было продемонстрировано даже в случае отсутствия сложной послеростовой технологии. Была получена высокая нечувствительность к видимому свету для приборов на основе AlGaN, изготовленных на Si(l 11) подложках [165].
Диоды Шоттки на основе GaN и AlGaN изготавливались несколькими различными способами. На рис. 1.4.1 показана блок схема основного из них. Изготовление приборов начинается с формирования мезаструктуры плазменным травлением, на глубину ниже сильнолегированного, п+, эпитаксиального контактного слоя, расположенного под слаболегированным слоем структуры. Далее формируется омический контакт, обычно методом "lift-off с последующим отжигом. Структуру такого типа называют прибором с вертикальной геометрией, имеющим малое последовательное сопротивление. Так же возможно формирование омического контакта на поверхности прибора, без формирования мезы. Такую структуру с расположением омического и Шоттки контактов в одной плоскости называют латеральной. После формирования и отжига омического контакта формируется Шоттки контакт, обычно путем термического напыления или напыления электронным лучом, Pd или Pt. Этот контакт не вжигается. Шоттки контакт должен быть полупрозрачным и не толстым, обычно менее чем 10 им толщины. Диод Шоттки может быть освещен как со стороны Шоттки контакта (рис. 1.4.1), так и с обратной стороны, через прозрачную подложку, такую как сапфир. Возможно также формирование омического и Шоттки контактов с применением встречнополосковой конфигурации контактов, с расстоянием между ними в несколько микрон. Преимущества такого процесса очевидны, но геометрия контактов не достаточно хорошо изучена. Для монтажа или подсоединения зондов, как это показано на рис. 1.4.1, используются более прочные соединения, которые должны быть изолированы от прибора слоем S1O2.
Детальное изучение диодов Шоттки на GaN и механизмов возникновения токов утечки было сделано Коррано и др. [29]. Были исследованы диоды Шоттки с встречнополосковой конфигурацией контактов, с расстоянием между ними 2, 5 и 10 мкм и шириной 2 мкм. Для улучшения адгезии к GaN первым напылялся слой титана 5 нм, затем слой платины 80 нм, как Шоттки металл с относительно высокой работой выхода (5,6 эВ). Контакты были напылены в окна пассивирующего слоя SiU2, используемого также как антиотражающий слой.
Рис. 1.4.2 показывает вольтамперные характеристики Шоттки диодов, полученных на двух образцах GaN, толщиной 1,5 мкм и 4,0 мкм, выращенных методом MOCVD на сапфире. Слои GaN были не сильно легированными и как показали измерения эффекта Холла, имели концентрацию носителей п Ю16 см 3. При низких обратных напряжениях смещения Шоттки диоды показали очень маленькие значения темновых токов, плотность токов утечки в среднем составляла 10 А/см [26].
Кроме того, диоды, изготовленные на более толстых слоях, показали по измерениям 1-У более низкие темновые токи и напряжения пробоя. На рис. 1.4.2 так же показан (пунктирная линия) результат расчета тока Шоттки диода, обусловленного тепловой эмиссией носителей тока, включая влияние эффекта понижения барьера за счет действия сил отображения [16], или термополевой эмиссии и эффектов тунелирования [209]. Наблюдается хорошее согласие расчетов по модели тепловой эмиссии и экспериментальных данных для приборов изготовленных на толстом GaN. 1-У для приборов, изготовленных на тонких слоях GaN показали значительно больший наклон кривой тока - за счет большего вклада эффекта тунелирования. Модель тепловой эмиссии дает хорошее фитирование данных, подтверждая влияние токов тунелирования, для концентрации доноров Nj 1 10 см" , что находится в хорошем согласии с измеренным значением.
Зависимость тока утечки от толщины была рассмотрена с позиции влияния глубоких уровней, связанных с винтовыми дислокациями. По сравнению с другими сложными полупроводниками, плотность дислокаций в GaN значительно выше, в пределах 107 и 1010 см"2. В ранние годы игнорировалось влияние дислокаций в GaN, что приводило к наличию серьезных проблем для приборов на основе GaN.
Исследование оптических и электрических характеристик GaN, выращенного методом МПЭ с аммиаком на Si (111)
Снижение токов утечки и шума при малых смещениях требует более глубокого понимания процессов тунелирования, часто встречающихся в приборах на барьерах Шоттки. Наличие туннельного тока также влияет на быструю деградацию вольтамперной характеристики приборов под воздействием напряжения. Механизм тунелирования, характеризующийся сильной зависимостью темнового тока для малых напряжений смещения, был исследован в [29,28], где авторы использовали для объяснения своих результатов предположение о влиянии глубоких уровней на процесс тунелирования.
На рис. 1.4.4 показана схематическая зонная диаграмма интерфейса металл-полупроводник. При приложении внешнего смещения электроны тунелируют сквозь барьер Шоттки на уровни поверхностных состояний, помеченных как 1 на рис. 1.4.4. Далее возможны следующие два процесса, тунелирование сквозь оставшийся барьер, процесс 2 или тепловое возбуждение через серию глубоких уровней, процесс 3. Большинство уровней поверхностных состояний будут заполнены полностью уже при первом приложении напряжения смещения. Таким образом, имеется только несколько пустых уровней для возможного тунелирования через глубокие центры и вторичное приложение напряжения смещения приведет к деградации вольтамперной характеристики, выраженной в нестабильности тока утечки, имеющего меньшее значение. Вольтамперная характеристика становится стабильной при достижении равновесия заполнения состояний. Возможно также освобождение захваченных электронов, процесс 4, путем тунелирования обратно к металлу Шоттки. Это приводит к увеличению темнсвого тока при низких напряжениях смещения. Некоторые процессы освобождения захваченных носителей могут вызывать излучение белого света.
Другим признаком процессов захвата на интерфейсе прибора с Шоттки барьером является усиление при прямом смещении. Такой эффект усиления тока может быть значительным, более чем 50 раз, при прямом смещении 0,7 В, и был исследован для GaN Шоттки барьерных детекторов [5]. Эффект обычно связывается с захватом возбужденных светом дырок на границе раздела металл-полупроводник. Под обратным смещением электроны и дырки разделяются приложенным полем и эффект усиления не наблюдается. Большое усиление было обнаружено в GaN детекторах фотопроводимости, объясненное захватом носителей на глубокие центры. Этот эффект приводит к сильно нелинейной зависимости чувствительности детектора от интенсивности падающего света, значительной чувствительности к примесному свету и очень большому времени фотоответа. Этот эффект был детально промоделирован в [46].
Фотодетекторы на основе р-п переходов более сложны в изготовлении, чем Шоттки диоды, о которых шла речь выше. Говоря о легировании р-типа, следует отметить, что введение Mg в GaN хорошо изучено и имеются серьезные проблемы легирования р-типа AlGaN, особенно при высоком содержании А1. Однако, уже получены результаты по значительному уменьшению темнового тока приборов на р-п переходах и исследования в этом направлении продолжаются. Кроме того, недавние достижения в одновременном введении легирующих примесей для получения п- и р-типа [4], известного как со-легирование (co-doping), и появление легированных сверхрешёток [219] позволяют предположить, что проблема легирования р-типа будет решена в ближайшее время. Это приведет к росту применений детекторов на р-п переходах.
Ниже будут рассмотрены три типа фотодиодов на р-п переходах, как показано на рис. 1.5.1: (а)- с гомопереходом на GaN [32,66,100,156,159,72,206], (b)- с гомопереходом на GaN и AlGaN [99,40,19] и (с)- с гомопереходом на AlGaN [183,20,162]. aGaN детекторы с гомопереходом проиллюстрированные на рис. 1.5.1,а были впервые исследованы детально в [101,100]. Фотодиодные структуры, выращенные методом MOCVD на сапфире, состоят из тонкого буферного слоя A1N, затем 0,8 мкм «-типа слой GaN (легированный 1018 см 3) и 2,2 мкмр-типа слой GaN легированного магнием. Уровень легирования р-типа варьировался в направлении роста от 106см 3 на границе р-п перехода до 7 107см 3 в контактной области. Это привело к образованиюp-i-n структуры, где / - слаболегированный компенсированный слой р-типа, расположенный между более сильно легированными слоями р- и п- типа. Ионное плазменное травление было использовано для формирования прямоугольных мез индивидуальных диодов перед напылением омических контактов.
Чувствительность фотодетекторов достигла значения R -0,\4 А/Вт при 363 нм, аналогично GaN Шоттки детекторам описанным выше. При этом чувствительность падала более чем на три порядка величины выше граничной длины волны. Полоса пропускания детектора -32 МГц была определена при использовании импульса лазера 1 не.
Обратные вольтамперные характеристики фотодиода 200x200 мкм2 GaN, измеренные в температурном диапазоне от 290 до 570 К показаны на рис. 1.5.2. Все кривые I-Vпоказали экспоненциальную зависимость темнового тока от напряжения смещения. Увеличение темнового тока с ростом температуры прибора для указанных значений обратного смещения также имело экспоненциальный характер.
Экспериментальную зависимость тока, как от напряжения, так и от температуры, достаточно трудно объяснить в рамках стандартной модели проводимости диода при обратном смещении [174]. Исследование характеристик приборов с различными размерами показало, что ток пропорционален площади прибора, а не периметру активной области, и что вклад поверхности мезы в ток утечки сравнительно мал. Из-за большого значения ширины запрещенной зоны GaN и малой тепловой скорости возбуждения диффузионные токи в нейтральной области и генерационно-рекомбинационные токи в области обеднения должны быть пренебрежительно малыми. Несмотря на то, что при малых напряжениях смещения, темновой ток при комнатной температуре был меньше чем 1 пА, это в 10 раз выше, чем ток насыщения 2 10 А, ожидаемый при тепловом возбуждении носителей в GaN.
Исследование влияния кислорода на легирование магнием слоев GaN:(Mg+0) и AlxGa,.xN:(Mg+0) (03с<0,08), выращенных МПЭ с использованием аммиака
Наибольшее значение обнаружительной способности AlGaN фотодиодов, типа иллюстрированных на рис. 1.5.1,с, =3,2 1014 смГц/2Вт для 275 нм, было получено в работе [43]. Этот фотодиод, имеет очень высокие электрические и оптические характеристики: внешнюю квантовую эффективность при нулевом напряжении 53% (R 0,12 А/Вт), низкое значение плотности тока 8,5 10"11 А/см2 при обратном смещении 5 В. Этот результат отмечен на рис. 1.2.1 символом звезды.
На рис. 1.7.1 показаны I-Vхарактеристики и сопротивление при нулевом напряжении фодотиода на двойной гетероструктуре, размером мезы 200x200 мкм [21]. Очень малые токи утечки в двойной гетероструктуре AlGaN говорят о высоком качестве слоев и высоком уровне технологии. Получено значение дифференциального сопротивления при нулевом напряжении (dV/dl) R0=2- Ю" Ом и, соответственно, характеристическая величина RoA & 107 Омсм2. Это дает значение термально лимитированной обнаружительной способности 3,3 1012 смГц1/2Вт" для длины волны 273 нм. Это значение D показано на рис. 1.2.1. в виде закрашенного круга.
Фотодетекторы на основе GaN и AlGaN могут работать при сравнительно большом числе дислокаций. В случае лавинных фотодиодов, для обеспечения их работоспособности необходимо обеспечить определенный минимальный уровень плотности дислокаций. Для возникновения лавинного умножения необходимы высокие электрические поля, выше чем 1,6 МВ/см, которые не могут быть получены в материале с высокой плотностью дислокаций. Микроплазменный пробой происходит при более низких электрических полях и может быть связан с кластерами дислокаций. Для получения лавинных фотодиодов необходимо иметь материал высокого качества и высококачественную технологию изготовления приборов.
Еще совсем недавно не было метода эпитаксиального роста однородных и бездислокационных слоев GaN или AlGaN. Mcintosh et al. [120,121] описали первый GaN лавинный фотодетектор, изготовленный с использованием метода гибридной эпитаксии (HVPE). Этот метод имеет высокую скорость роста и поэтому может быть использован для роста толстых слоев GaN с низкой плотностью дислокаций. Рабочая структура была выращена на буферном слое GaN толщиной 10 мкм. Формирование мез диаметром от 30 до 60 мкм было произведено плазменным травлением. Измеренные темновые токи при малых напряжениях смещения были порядка -100 fA, что сравнимо с порогом используемой измерительной аппаратуры. При напряжении обратного смещения выше 150 В, темновой ток был ниже чем 200 нА. Максимальное усиление 10 было получено при напряжении чуть ниже пробивного напряжения 220 В при внешней квантовой эффективности 350%. Измерения распределения фототока показали пространственную однородность усиления тока.
Большее значение лавинного умножения может быть получено в Гейгер режиме регистрации фотонов [121,218]. В этом режиме обратное напряжение большее пробивного прикладывается к прибору на короткое время, несколько микросекунд. В момент освещения прибора, напряжение на приборе падает на l-i-2 В. Для лавинных фотодиодов на GaN было получено эффективное умножение порядка 107.
Режим пробивного напряжения в гибридно выращенных GaN диодах был детально исследован измерением температурных зависимостей параметров [218,6]. При напряжении пробоя каждый инжектированный носитель тока в область генерирует в среднем одну электронно-дырочную пару. Это соответствует условию aW =1, где а - коэффициент ионизации и W - область обеднения [198]. В GaN, коэффициент ионизации электронов и дырок считается одинаковым. Огузман и др. [154] вычислили скорость объемной ионизации «=-5-104 см"1 и /7=4-104 см-1 (для полей 4 МэВ/см), для электронов и дырок соответственно. Это находится в хорошем соответствии с экспериментально определенным коэффициентом ударной ионизации электронов а=2,9- 108ехр(-3.4 10 см 1, где Е электрическое поле [102]. Область обеднения в лавинных фотодиодов на GaN при напряжении пробоя, может быть записана как W {aP) vl -0,22 мкм, что прекрасно согласуется с измеренным значением области обеднения W 0,26 мкм.
Для температур от 100 К до 250 К лавинное напряжение пробоя увеличивалось от 72 до 92 В. Выше 200 К температурная зависимость напряжения лавинного пробоя была линейной и могла быть описана dV коэффициентом —- 0,2 VIК. Температурная зависимость напряжения dT лавинного пробоя может быть смоделирована в предположении, что лавинное умножение лимитировано электрон-фононным рассеянием [6].
