Поведение глубоких уровней в полупроводниках

Введение.
1.1.Полупроводники. Дефекты в полупроводниках.
2.2. Классификация полупроводников.
1.3. Полупроводниковые материалы.
Глава 1. Глубокие уровни в соединениях типа A3B5.
1.1. Образование дефектов в GaAs и Si при осаждении Pd на поверхность.
1.2. Электрофизические и оптические свойства InAs, облученного электронами (~ 2МэВ): энергетическая структура собственных точечных дефектов.
1.3. Кинетика и неоднородная инжекция носителей в нанослоях InGaN.
Глава 2. Глубокие уровни в соединениях типа A2B6.
2.1. Глубокие уровни, имеющие донорную природу. Определение концентрации глубоких уровней в полуизолирующих монокристаллах CdS методом фотоэлектрической нестационарной спектроскопии.
2.2. Компенсация доноров в обедненном слое кристаллов CdF2 с барьером Шоттки.
2.3. Глубокие акцепторные уровни. Исследование глубоких уровней в CdHgTe методом туннельного тока фотодиодов. Легирование эпитаксиальных слоев и гетероструктур на основе HgCdTe.
2.4. Резонансный уровень галлия в сплавах Pb, vSnvTe под давлением.
Глава 3. Методы создания Глубоких уровней в п\п.
3.1. Радиационное модифицирование и радиационное дефектообразование в слоях n- и p-типов карбида кремния, выращенных методом сублимационной эпитаксии.
Литература.

Поведение глубоких уровней в полупроводниках

рис.2.10 Температурные зависимости концентрации и уровня Ферми.
Поэтому появление собственной электропроводности нарушает нормальную работу прибора. Таким образом, температура, которой соответствует точка 3 кривой, является максимальной рабочей температурой (Тmax) полупроводникового прибора. Например, для германиевых приборов она составляет величину порядка +800С, для кремниевых +1500С, для арсенид-галлиевых +2500С.
2.10. Зависимость подвижности носителей заряда и удельной проводимости от температуры.
На подвижность носителей заряда в основном влияют два физических фактора: хаотические тепловые колебания атомов кристаллической решетки и электрические поля ионизированных примесей. При больших температурах преобладает рассеяние носителей заряда на тепловых колебаниях атомов кристаллической решетки. Поэтому с увеличением температуры в этом диапазоне температур, подвижность носителей уменьшается (рис.2.11).
Рис.2.11 Температурная зависимость подвижности носителей заряда.
В диапазоне малых температур с уменьшением температуры уменьшаются тепловые скорости хаотического движения носителей заряда, что приводит к увеличению времени пребывания носителя вблизи иона примеси, т.е. увеличивается длительность воздействия электрического поля иона примеси на носитель заряда. Поэтому в диапазоне малых температур с уменьшением температуры подвижность носителей также уменьшается (рис.2.11). Удельная проводимость пропорциональна концентрации носителей заряда и их подвижности. Концентрация носителей заряда в полупроводниках очень сильно зависит от температуры по экспоненциальному закону, а на подвижность изменение температуры влияет сравнительно слабо. Поэтому температурная зависимость удельной проводимости похожа на температурную зависимость концентрации носителей при очень малых и при больших температурах (рис.2.12).
В диапазоне температур, соответствующих истощению примеси, когда концентрация основных носителей заряда остается практически неизменной, температурные изменения проводимости обусловлены температурной зависимостью подвижности.
Рис.2.12 Температурная зависимость удельной проводимости
2.11. Эффект поля.
Под действием внешнего электрического поля, направленного нормально к поверхности полупроводника, в приповерхностном слое изменяется концентрация свободных носителей заряда и удельное сопротивление слоя. Это явление называется эффектом поля. В зависимости от направления поля и его напряженности различают три режима приповерхностного слоя: обеднение, инверсия и обогащение. Режим обеднения (рис.2.13) характеризуется тем, что под действием поля E дырки (основные носители) смещаются от поверхности вглубь полупроводника так, что их концентрация у поверхности уменьшается. Электроны (неосновные носители) притягиваются к поверхности, но их концентрация в полупроводнике p-типа очень мала. Поэтому у поверхности образуется обедненный слой толщиной
где ξ0 = 8,85 10-12 Ф/м – диэлектрическая постоянная.
Режим обеднения наблюдается при небольшой напряженности внешнего поля. При большой напряженности внешнего электрического поля наблюдается режим инверсии (рис.2.14).
Рис.2.13 Режим обеднения Рис.2.14 Режим инверсии
Ему соответствует такое состояние приповерхностного слоя полупроводника, в котором поверхностная концентрация электронов (неосновных носителей) превышает концентрацию акцепторов. Тонкий хорошо проводящий слой n-типа с высокой концентрацией электронов и напряженность поля в инверсном слое резко уменьшается по мере удаления от поверхности. Расстояние
где ξ - диэлектрическая проницаемость полупроводника, на котором напряженность поля уменьшается в е = 2,72 раза называется дебаевской длиной экранирования. При изменении направления внешнего электрического поля возникает режим обогащения, т.к. дырки притягиваются к поверхности и образуют обогащенный слой, где их концентрация выше концентрации акцепторов. Обогащенный слой характеризуется повышенной проводимостью. Толщина обогащенного слоя примерно равна дебаевской длине экранирования [16, 18].
3. Экспериментальные исследования в области глубоких уровней полупроводников.
В предыдущей главе вкратце были рассмотрены современные теоретические представления о строении и основных электрофизических свойствах полупроводников различных типов.
В этой главе будут представлены результаты ряда экспериментальных работ последних лет, касающиеся исследований электрофизических свойств примесных полупроводников, в частности поведения глубоких уровней.
В современной экспериментальной физике полупроводников глубокие уровни полупроводников являются, как предметом исследований, так и инструментом, с помощью которого исследуются малоизученные физикохимические свойства, как правило, полупроводников примесного типа. Перейдем к непосредственному обзору исследований.
3.1. Глубокие уровни, имеющие донорную природу. Определение концентрации глубоких уровней в полуизолирующих монокристаллах CdS методом фотоэлектрической нестационарной спектроскопии.
В работе [11] методом фотоэлектрической нестационарной спектроскопии (PICTS) исследовались глубокие уровни в полуизолирующих монокристаллах CdS, выращенных с варьированием стехиометрического состава. Обнаружен ряд глубоких уровней с энергией термической активации 0.066-0.54 эВ. Обнаружено, что соотношение сигнала в наборе спектров не соответствует базовой модели PICTS. Разработана методика оценки концентрации глубоких уровней в данной ситуации.
В настоящее время для исследования глубоких уров­ней (ГУ) в высокоомных полупроводниках эффективно используется предложенный в [8,17] метод фотоэлектри­ческой нестационарной спектроскопии ГУ (ФЭНСГУ [7], или PICTS). Метод основан на анализе температурной зависимости кинетики релаксации фототока и выгод­но отличается от метода термостимулированных токов (ТСТ) более выской чувствительностью и точностью определения параметров ГУ, позволяя получать ту же информацию (Et — энергетическое положение ГУ и Snt — сечение захвата неравновесных носителей) при однократном сканировании по температуре.
Вместе с тем нет единого мнения о применимости метода для оценки концентрации, что не позволяет считать его полноценным методом исследования ГУ Этот метод используют для оценки концентрации ГУ, а сравнение оценок, проведенных методами PICTS и оптического поглощения, совпали с расхождением в пределах 25%. С другой стороны, часто концентрацию ГУ определяют менее эффективными методами. Этот метод применяли PICTS для оценки относитель­ной концентрации ГУ, а калибровку оценки проводили, используя измерения тока, ограниченного простран­ственным зарядом. Во многих работах отмечается, что большинство параметров базовой модели на практике трудно оценить, и метод нельзя использовать для оценки концентрации ГУ. Часто такое мнение связано с несоответствием сигналов от ГУ (высоты пика) в наборе PICTS-спектров феноменологической модели. В работе [11] на примере исследования серии полуизолирующих моно­кристаллов CdS демонстрируется возможность оценки концентрации в данном случае.
Концентрация ГУ —
Nt, см-3
WK
-Е,эВ
2
nt
N1
N2
N3
N4
N5
A1
80-110
Основных
0.066
10-19
2.2- 10+16
1.2-10+14
6.4- 10+13
8.5 • 10+13
1.1- 10+14
A2
120-130
«
0.27
10-12
1.3 • 10+15
8.0 • 10+13
2.6 • 10+12
3.7
10^12
A3
130-150
«
0.28
10-13
1.4- 10+15
1.4-10+11
2.9
10^12
A4
150-170
«
0.39
1.1- 10-12
1.9- 10+15
6.4 • 10+13
2.1
10^12
A5
170-185
«
0.32
10-13
4.6 • 10+12
2.1
10^12
A6
190-200
«
0.27
10-12
1 9 10"'"15
5 6 10+13
7 8 10"'"11
60 10"!-11
6.8
10^11
A7
220-260
«
0.54
10-13
2.9- 10+15
4.8 • 10+13
2.6- 10+11
5.5 • 10+12
5.3
10^11
В таблице приведены параметры ГУ, регистрируемых при возбуждении светом с hv = 2.35 эВ, и дана оценка их концентрации для кристаллов, выращенных с варьи­рованием стехиометрического состава. На рис. 3.1. показа­но изменение концентрации нескольких регистрируемых ГУ в зависимости от отношения давлений паров S и Cd при росте кристалла. Для ГУ, ответственного за доминирующий пик А1, полученные данные согласуются с рассчитанными равновесными концентрациями собственных дефектов в зависимости от отношения дав­лений паров исходных компонент. Можно выделить участок вблизи стехиометрического состава pS/pCd= 4—5, где наблюдается наименьшая концентрация данного ГУ Рост концентрации при уменьшении давления паров серы согласуется с донорной природой ГУ. Уровень идентифицирован как связанный с межузельным кадми­ем Cdi и наблюдался также методом PICTS. В работе [19] донор с энергетичеcким положением A2 интерпретируют как примесный литий, находящийся в межузлии, либо как межузельную медь. Аналогично можно интерпретировать пик A3 слабой интенсивности, также наблюдавшийся PICTS-методом в [2].
Донорный ГУ, ответственный за пик A5, наблюдался только на кристаллах N4 и N5, выращенных при повы­шенном давлении паров серы относительно стехиомет-рического состава. Согласно диаграмме концентрацион­ного равновесия собственных дефектов [25], возможно, ему соответствует дважды ионизованная вакансия серы.
Рис.3.1. Концентрация регистрируемых ГУ в зависимости от соотношения парциальных давлений паров собственных компонент Cd и S при росте кристаллов. Соответствие кривых глубоким уровням: 1 — А1, 2 — А6, 3 — A7, 4 — А2, 5 — A5.
Таким образом, соотношение высоты пика в наборе спектров свидетельствует, что при регистрации сигнала от ГУ ловушки заполнены лишь частично. Предложена методика оценки концентрации ловушек основных но­сителей заряда для случая их частичного заполнения. Увеличение сигнала от ГУ при переходе от возбуждения с hv > Eg к hv < Eg объясняется участием „оптического механизма“ (прямых оптических переходов между уров­нем и зонами) в заполнении ГУ.
3.2. Глубокие акцепторные уровни. Исследование глубоких уровней в CdHgTe методом туннельного тока фотодиодов. Легирование эпитаксиальных слоев и гетероструктур на основе HgCdTe.
В описанных ниже исследованиях [15] на фотодиодах CdxHg1_xTe при исследовании туннельного тока «Л через уровни в запрещенной зоне определены их энергии залегания Et - Ev и концентрация Nt. Практически для всех фотодиодов характерно наличие мелких акцепторных уровней с Et - Ev = 8-12мэВ, создаваемых однозарядными вакансиями ¥H g. В ряде фотодиодов были отмечены глубокие уровни Et = Ev + 0.26Eg, проявляющие себя как рекомбина-ционные. Были обнаружены еще и более глубокие уровни Et = Ev + 0.6Eg, которые могут вести себя и как рекомбинационные, и как глубокие ловушки с малым сечением захвата дырок.
В полупроводниковых твердых растворах CdxHg1_xTe мелкие акцепторные уровни вблизи валентной зоны Ev создают однозарядные вакансии V^. В работах разных исследователей экспериментально определенные значения глубины залегания таких мелких акцепторных уровней Fi колеблются от Et — Ev = (12.5 ± 2) мэВ для состава с х= 0.215 до Et — Ev = 9.2—10.8 мэВ для х = 0.225 [2]. Есть также сообщения об уров­нях с Et — Ev = 15мэВ и 5мэВ. Уровни с такой энергией могут создавать и примесные ато­мы. Более интересными с точки зрения влияния положения уровней на электрофизические параметры фотодиодов представляются глубокие уровни, действу­ющие в основном как рекомбинационные. Считает­ся, что уровни с Et — Ev к, 60 мэВ (ширина запрещен­ной зоны Eg « 100 мэВ, температура Г = 78 K) со­здают двухзарядные вакансии ртути FHt+ . Результаты иссле­дования образцов CdxHg1_xTe методом DLTS (deep level transient spectroscopy) дали зависимости Et — Ev от состава (х) нелегированного CdxHg1_xTe в виде Et = Ev + 0.4Eg и Et = Ev + 0.75Eg. Центрами с Et = Ev + 0.4Eg и Ev + 0.75Eg, могут быть межузельные атомы Hg, Si, C, а также Cl в узлах Hg или антиструктурный дефект — Te в подрешетке металла. По данным, полученным методом DLTS, в образцах CdxHg1_xTe с Eg = 96мэВ донорный уровень имеет энергию ионизации Et — Ev = 43 мэВ, акцепторный уровень — 35мэВ [7-11], в CdxHg1_xTe с х = 0.219 есть уровни с Et — Ev = 46 и 52мэВ [20].
Итак, на фотодиодах CdxHg1_xTe при исследовании туннельного тока Jt через уровни в запрещенной зоне были определены их энергии Et - Ev и концентрация N't. Практически во всех фотодиодах имелись мелкие ак­цепторные уровни с Et - Ev = 8-12мэВ, создаваемые однозарядными вакансиями V^. Эти уровни являются ловушками, они не участвуют в процессах рекомбина­ции, но через них проходит туннельный ток Jt при боль­ших напряжениях смещения. В ряде фотодиодов были отмечены также глубокие уровни Et = Ev + 0.26Eg, ве­дущие себя как рекомбинационные. При этих измерениях были обнаружены еще и более глубокие уровни Et = Ev + 0.6Eg с концентрацией N't, намного превышающей концентрацию других уровней. Эти уров­ни функционально могут вести себя и как рекомбинаци­онные, и как глубокие ловушки с маленьким сечением захвата дырок σ p. Отмеченный необычный „всплеск“ на зависимости Rdmax фотодиодов от Et - Ev не связан с рекомбинацией через уровни, а обусловлен сменой механизмов тока.
Обширные данные по легированию эпитаксиальных слоев твердых растворов HgCdTe и гетероструктур на их основе приведены в работе [11]. Там же проанализированы основные изменения в технологии легирования HgCdTe, произошедшие при переходе от приборных структур, изготовленных на основе объемного материала, к структурам на основе эпитаксиальных пленок. Рассмотрена специфика легирования эпитаксиальных слоев HgCdTe при выращивании их методами жидкофазной эпитаксии, газофазной эпитаксии с использованием металлорганических соединений и молекулярно-пучковой эпитаксии. Проведен анализ электрических свойств легированного материала. Кратко анализируются современные представления о собственных дефектах в HgCdTe и их влиянии на свойства этого материала.
В настоящее время считает­ся установленным, что при вакансионном легировании КРТ происходит образование глубоких уровней, ко­торые, являясь центрами рекомбинации Шокли–Рида, уменьшают время жизни неосновных носителей заря­да. Аналогично проявилась тенденция к использованию легированного материала n-типа проводимости вместо нелегированого КРТ n-типа там, где требуется материал с низкой (∼ 1014-1015 см-3) концентрацией электро­нов. С развитием МПЭ стало ясно, что возможности контроля над концентрацией носителей, обусловленных собственными дефектами, существенно меньше, чем при легировании примесями. Одновременно происходит и ревизия статуса собственных дефектов в КРТ в связи с новыми результатами, полученными при его выращива­нии методом МПЭ, и использованием низкоэнергетиче­ской ионной обработки для управления его свойствами. В частности, появились свидетельства о существенном влиянии на свойства КРТ антиструктурных дефектов, а также новые данные о взаимодействии примесей с собственными дефектами на различных стадиях роста и постростовой обработки.
Проведенный в обзоре анализ работ по легированию эпитаксиальных слоев твердых растворов HgCdTe дает основание сделать следущие выводы.
1) На сегодняшний день в легировании эпитакси-альных слоев (ЭС) КРТ основными донорными при­месями являются индий (для методов жидкофазной и молекулярно-пучковой эпитаксии) и йод (для метода га­зофазной эпитаксии с использованием металлорганиче-ских соединений). Методика легирования этими приме­сями является устоявшейся и дает воспроизводимые ре­зультаты с практически 100%-й электрической активаци­ей примеси при ее концентрации не более ∼ 1018 см-3.
2) Основной акцепторной примесью для КРТ в на­стоящее время может считаться мышьяк. С использо­ванием различных схем отжига в конкретных случаях можно добиться практически 100%-й ионизации As как акцептора при концентрациях примеси до ∼ 1018 см-3. Тем не менее точный механизм активации мышьяка в КРТ на сегодняшний день не установлен, как не иден­тифицированы и собственные дефекты, взаимодействуя с которыми атомы мышьяка переходят из подрешетки катионов в подрешетку анионов, в которой As явля­ется акцептором. В решении проблемы идентификации таких дефектов и активации примеси, вероятно, могли бы помочь, в том числе, и активно развивающиеся современные „нетермические“ методы воздействия на структуру дефектов в КРТ, такие как низкоэнергетичная ионная обработка, гидрогенизация и т. п.
3) Электрические и фотоэлектрические свойства ле­гированных слоев даже в случае хорошо изученных при­месей требуют более тщательного изучения на предмет выявления центров мономолекулярной рекомбинации, уменьшающих времена жизни носителей и ухудшающих параметры приборных структур.
Несмотря на имеющуюся тенденцию к замене в приборных структурах вакансионного легирования при­месным, актуальными остаются исследования поведения собственных дефектов в КРТ, и прежде всего вакансий ртути. Это связано с очевидной существенной ролью вакансий в процессах взаимодействия дефектов и при­месей в КРТ, например при активации атомов мышьяка, диффузии примесей (In, Au и др.), механизмах само­компенсации и т. п. Также становится очевидным, что построение адекватной картины процессов, происходя­щих в дефектно-примесной системе КРТ, требует учета влияния других собственных дефектов, существованием и ролью которых при комнатной и низких температурах ранее пренебрегали. Примером таких дефектов является антиструктурный теллур.
В целом проведенный анализ показывает, что техноло­гия легирования твердых растворов HgCdTe в настоящее время достигла высокого уровня и позволяет с опти­мизмом смотреть на дальнейшие перспективы исполь­зования этого материала как в приборных структурах, так и в модельных объектах для тонких физических исследований.
3.3. Компенсация доноров в обедненном слое кристаллов CdF2 с барьером Шоттки.
Компенсация доноров в обедненном слое кристаллов CdF2 исследовалась в работе [20]. Исследованы радиочастотный отклик, вольт-фарадные и вольт-амперные характеристики полупровод­никовых кристалов n-типа CdF2 : In, CdF2 :Ga и CdF2 : Y с барьером Шоттки. Особенности указанных характеристик объяснены на основе предположения о транспорте заряда из металла в обедненный слой, обусловленном образованием в приконтактной области возбуждений Cd0 за счет поставляемых металлом (Au) пар электронов. Эти возбуждения осуществляют компенсацию доноров в слое объемного заряда толщиной порядка микрометра, прилегающего к контакту.
Исследование диэлектрического отклика, вольт-фарадных и вольт-амперных зависимостей полупровод­никовых кристаллов CdF2 с барьером Шоттки обнаружи­вает ряд непонятных, на первый взгляд, особенностей. Характер диэлектрического отклика свидетельствует о наличии у обедненного слоя структуры, которой не должно было бы быть у полупроводника, имеющего один донорный уровень (CdF2:Y). Концентрация иони­зованных доноров, определенная по вольт-фарадным характеристикам на частоте, которая должна была бы обеспечить проявление всех донорных центров, оказы­вается на 1-3 порядка меньше концентрации доноров в объеме кристалла. При приложении обратного напря­жения наблюдается проводимость, которая не может быть связана с неосновными носителями в кристалле CdF2, имеющем гигантскую ширину запрещенной зо­ны (7.8 эВ). Указанные особенности могут быть объяс­нены, если предположить, что в обедненном слое имеет место компенсация доноров за счет генерируемых золо­тым электродом пар электронов, которые, локализуясь на ионах Cd2+, превращают их в возбуждения Cd0. Появление таких возбуждений, сопровождаемых значи­тельной релаксацией решетки, по-видимому, обуслов­лено модификацией химических связей; электрическое поле барьера стимулирует их диффузию на глубину, определяемую их временем жизни. Таким образом, в обедненном слое имеются две области — прилегающая к контакту, в которой эти возбуждения образуются и осуществляют транспорт заряда, и более удаленная, в которой они отсутствуют, равно как и в объеме кри­сталла. Возбуждения Cd0 обеспечивают проводимость кристалла при обратном смещении. Релаксация решетки, связанная с возбуждениями Cd0, аналогична релаксации изоэлектронного состояния In+ (глубокое состояние In-центра). Присутствие этих возбуждений в обедненном слое обусловливает его чувствительность к коротко­волновому излучению, в том числе для кристалла CdF2 : Y, практически прозрачного для этого излучения. Разрушение возбуждений Cd0 коротковолновым светом стимулирует процесс их образования на контакте и генерирует фотоэдс.