книги из ГПНТБ / Верещагин, И. К. Электролюминесценция кристаллов

признаком ударной ионизации. Форма зависимости М (F0) как это следует из дальнейшего, также согласуется с ожи­ даемой теоретически.

От опытных значений М можно перейти к значениям числа N ионизаций, созданных одним электроном, про­ шедшим барьерную область (N = 1 — М~г). Из теории ударной ионизации в ковалентных кристаллах (доля ион­ ных связей в SiC составляет около 12% [33]) следует, что величина'^ экспоненциально зависит от поля $ и для барье­

N (F0) может быть описана следующим выражением (§ 9):

(V = a exp ( —6F-1) (17.1)

(а и Ъ — постоянные величи­ ны при данной температуре).

На рис. 17.2 в таких коорди­ натах приведены опытные за­ висимости 7V(F0)flHH нескольких кристаллов. Эксперимен­

тальные точки довольно хорошо следуют прямым ли­ ниям. Значения Ь для разных кристаллов варьируются в пределах 6 -н 12 в.

Полученные из измерений фототока значения N (F0) можно сопоставить с результатами измерений темнового тока и яркости электролюминесценции В (F0), определяя таким путем, насколько интенсивность свечения связана с тем же механизмом ионизации. Интенсивность свечения пропорциональна концентрациям электронов и дырок в области сильного поля, которые при неизменных дрей­ фовых скоростях пропорциональны электронным и дыроч­ ным токам в данном сечении области объемного заряда (§ 10). Тогда у границы с металлом В ~ / 0 (7 — / 0), где / 0" — электронный ток, входящий через барьер в кри­

120

чейия при увеличений F0 Также является ударная иони­

выражения (17.1), коэффициенты а и Ъв котором найдены из графиков типа рис. 17.2. Так как высота энергетических

Это относится и к техническим кристаллам SiC, из которых изготовляются варисторы, поэтому при толковании их характеристик в области достаточно больших напряже­ ний и токов необходимо учитывать как следствия разогре­ ва контактов между кристаллами [34], так и процессы раз­ множения носителей в сильном поле *).

*) Для исследованных в [27] кристаллов вольт-амперные*ха­ рактеристики хорошо следуют одному из эмпирических соотношений

для варисторов [35]: I ~ V ехр (с У V). При V > 4 в коэффициент

нелинейности равен 2 3; эти значения являются типичными и для многих варисторов. Кроме того, на сколе дискового сопротивления из черного карборунда наблюдается свечение отдельных точек при средней напряженности в/см, что часто соответствует

средней области рабочих характеристик варисторов.

121

§ 18. Сведение р — п -переходов

Первые исследования ЭЛ SiC были проведены на тех­ нических кристаллах, в которых часто присутствуют переходы как у поверхности, так и внутри кристаллов [36—40]. В дальнейшем свойства свечения изучались на

диффузии бора и алюминия [17] или путем вплавления алю­ миния и кремния [41] в кристаллы а -SiC (6Н) с элект­ ронной проводимостью. Особенностью переходов являют­ ся высокие обратные токи, которые хотя и уменьшаются после травления образцов, но остаются слишком большими, чтобы быть связанными с тепловой генерацией носителей

наблюдается умножение фотоносителей, созданных в кри­ сталлах при освещении р-стороны переходов ртутно-квар­ цевой лампой [42].

Одновременно с ростом токов при повышении напря­ жения появляется голубое или зеленое свечение, исходя­ щее из области перехода (рис. 18.1). Цвет свечения за­ висит от структуры исходных кристаллов и введенных примесей. Эти наблюдения относятся к обычным образцам, у которых переходы расположены настолько глубоко, что коротковолновое излучение, возникающее при про­ бое, полностью поглощается в кристалле. Если светящие­ ся точки расположены не глубже 10~4 см под поверхностью кристалла, то спектр излучения содержит кванты, энер­ гия которых превышает ширину запрещенной зоны карби­ да кремния (рис. 18.2). В таких условиях спектры излу­ чения оказываются почти одинаковыми для образцов, отличающихся электропроводностью, составом и режимом приготовления р — «-перехода [43]. С ростом напряжения увеличивается и доля коротковолнового излучения, свя­ занного с рекомбинацией «горячих» носителей. Для срав­ нения на рис. 18.2 приведен также спектр излучения пе­ рехода, включенного в прямом направлении.

В пределах коротких импульсов (10 мксек) люминес­ ценция не достигает насыщения, что связано, по-видимо­ му, с конечным временем расширения переходов и уста­ новления определенной концентрации ионизованных цент­

122

ров свечения. После выключения очередного импульса свет плавно спадает в течение нескольких десятков микро­ секунд [42].

При обратном напряжении V < 3 в на кривых фотото­ ка (см. рис. 18.1) в большинстве случаев наблюдается го­ ризонтальный или пологий участок, соответствующий оп­ ределенному числу носителей заряда, создаваемых светом вблизи р —«-перехода и разделяемых полем. Увеличение

ударной ионизации решетки в стационарных условиях невозможно.

Если найти значения М, соответствующие различному F 0 (напряжению, приложенному непосредственно к обла­ сти перехода), и перейти затем к зависимости N (F0),

то в координатах In N и Fq1 последние представляют собой прямые линии, наклон которых увеличивается при повышении температуры (рис. 9.1). Это отвечает случаю одинаковых коэффициентов ионизации электронов и

123

дырок для переходов, у которых напряженность поля 8 ~

~ Fq2 [44]. В других случаях опыту лучше соответствует предположение о том, что дырки не производят ионизации [45, 46]. Если коэффициенты умножения не превышают двух, оба эти варианта практически неразличимы. Так как высота барьера ец> на границе р- и «-областей SiC равна примерно 2 эв, величиной еф, вообще говоря, не сле­ дует пренебрегать, особенно при небольших F 0.

Если принять определенный вид зависимости яркости

т. е. в обоих случаях зависи­ мость N (&) может быть представлена в виде N ~ ~ ехр (— с$~2), что соответствует варианту равных коэф­ фициентов ионизации для электронов и дырок.

Измерения яркостей и токов при различных температу­ рах показывают, что величина с в последнем уравнении увеличивается с повышением температуры [47]. На рис. 18.3 приведены как опытная зависимость от температуры коэффициента Ьиз соотношения In N ~ [—b(V0 + ф)-4/3],

124

60 (Т) можно пренебречь. Кривая Ъ (Т) на рис. 18.3, полученная при b0 = const и Ноз = 0,095 эв [49], хорошо согласуется с опытной зависимостью этого коэффициента от температуры.

Что касается первоначального тока / 0, который по­ падает в область перехода и затем умножается, то сущест­ вуют аргументы в пользу того, что обычно он имеет тун­ нельное происхождение. Во-первых, вплоть до напряже­ ний, при которых начинается ионизация, зависимость

который согласуется с теоретически ожидаемым для тун­

нельного тока в барьере, у которого 8 ~ V V 0 (§ 2). Во-вторых, величина с2 слабо зависит от температуры, немного уменьшаясь с ее увеличением. Так как согласно теории с2 — АЕ3/2, то при упоминавшейся уже величине температурного коэффициента сужения запрещенной зоны для SiC, можно ожидать уменьшения с2 примерно на 2% при повышении температуры на 100°. Это не противоре­ чит наблюдавшимся изменениям с2 (Т) [45, 47].

Учитывая зависимость / 0 (Е0), можно следующим образом записать выражение для яркости свечения пере­

ходов (случай & — У"Vo и а = Р):

не противоречит опыту [46], так как основные изменения яркости определяются двумя последними множителями в уравнении (18.3).

Если считать, что [3 = 0, то для таких же переходов

(18,4)

так как M N = М — 1, а М определяется теперь уравне-

125

нием (7.8), которое для максимального поля &т в пере­ ходе соответствует выражению М = exp [a (8m)W], где W — эффективная ширина барьера (§ 9). Выбор между вы­ ражениями (18.3) и (18.4) на основании существующих измерений В (V) затруднителен, так как эти измерения соответствуют области напряжений, для которых М <] 3, а множитель в фигурных скобках мало отличается от произведения двух последних множителей в (18.3). Кро­ ме того, сами выражения для яркости являются приб­ лизительными.

Хотя первичный ток / 0 имеет признаки туннельного, он возрастает с увеличением температуры [47, 69]. Это, возможно, объясняется тем, что туннелирование проис­ ходит с локальных уровней, заполнение которых элек­ тронами зависит от температуры [47]. Почти экспоненциаль­ ный рост / 0 при повышении температуры Т приводит к такой же общей форме зависимости В (Т) с максимумом, как и в случае надбарьерного тока (§ 13). Кривая В (Т) для одного из переходов приводилась на рис. 13.5.

Свечение, возникающее в переходах, прилегающих к поверхности SiC, сопровождается эмиссией «горячих» электронов. Закономерности этого явления изучались

полученными методом диффузии азота в кристаллы с дырочной проводимостью [55]. Слой с электронной про­ водимостью, через который выходили электроны, имел при этом толщину менее 0,1 мкм. Зависимости эмиссион­ ного тока и интенсивности свечения от напряжения на

теми же.

Таким образом, для р —n-переходов в карбиде кремния результаты широкого круга наблюдений (спектры излу­ чения, эмиссия электронов, умножение фототока, зави­ симость яркости от напряжения) не оставляют сомнений в том, что механизм возбуждения свечения сильным полем является ударным.

б) Инжекционная люминесценция переходов. Харак теристики инжекционной электролюминесценции перехо­ дов в карбиде кремния обладают в целом теми же особен­ ностями, что и характеристики других широкозонных материалов (раздел II). Происхождение этих характе­ ристик не всегда поддается однозначному толкованию.

126

ного заряда (§ 5). При повышении температуры А умень­ шается до примерно 1,5, что можно было бы связать с увеличением относительной роли рекомбинаций по обе стороны от перехода. То, что по крайней мере у диодов с быстрым затуханием свечения, возбуждаемого импульс­ ным напряжением, преобладает рекомбинация в области

импульс напряжения того же направления сильно увели­ чивает время затухания люминесценции, делая его срав­ нимым с временем разгорания [59, 60]. Это явление можно объяснить, если считать, что к моменту выключения на­ пряжения в области перехода на ловушках сохранилось определенное число электронов и дырок, которые после выключения напряжения освобождаются теплом и вы­ носятся полем из перехода. Добавочный импульс ослаб­ ляет этот отвод и дает возможность центрам свечения зах­ ватывать носители по мере их освобождения из ловушек. В этих образцах ширина переходов составляла (1-ь- 2)х X 10“6 см при V — 0.

Другие образцы, содержавшие те же примеси (азот, алюминий и бор), показывали только длительное затуха­ ние, соизмеримое по времени с разгоранием (около 1000 мксек). В этом случае значительная часть рекомби­ наций происходит, по-видимому, в прилегающих к пере­ ходу областях и выброс контактным полем части локали­ зованных носителей не сказывается заметно на времени затухания [59].

Внешний квантовый выход свечения обычно не превы­ шает 10~3 [61], поэтому практически весь ток связан с безызлучательными рекомбинациями и быстро следует за изменением напряжения на переходе. Если считать, что рекомбинации происходят только в слое пространст­ венного заряда, то наблюдаемые часто зависимости В(1) можно объяснить, полагая,что рекомбинации без излуче­ ния идут через глубокие уровни, а с излучением — через мелкие [61]. При достаточно большом напряжении глу­ бокие уровни будут заполнены и безызлучательные рекомбинации будут идти по линейному закону, т. е.

127

/ — р (концентраций инжектированных дырок), в то время как мелкие уровни будут еще свободны и скорость излучательной рекомбинации останется пропорциональ­ ной р2, т. е. В — / 2. При более высоких напряжениях и токах зависимость В (I ) также станет линейной.

Опыты с косо сошлифованными образцами (под малы­ ми углами к плоскости перехода) показали, что свечение простирается от перехода в «-область кристаллов [13]. Этот слой сильно скомпенсирован и образуется, по-види­ мому, вследствие существования двух компонент при диф­ фузии акцептора в кристаллы: быстрой, связанной, вероят­ но, с диффузией по вакансиям кремния или междоузли­ ям, и медленной, определяемой диффузией акцептора по вакансиям углерода[11]. Концентрация акцептора, обусловленная быстрой компонентой в глубине кристалла с электронной проводимостью, меняется относительно медленно с расстоянием, что приводит к появлению ском­ пенсированного слоя толщиной в несколько микрон.

Следовательно, структура плавных переходов скорее имеет вид р — i — п или р — п — п+, где средний слой обладает малой проводимостью [17, 57, 62]. Толщина этого слоя зависит от условий приготовления переходов [57]. Обе модели использовались для объяснения свойств переходов, так как и в этом случае можно ожидать зна­ чения А — 2 [63].

В случае короткой средней области, когда возможны рекомбинации и по обе стороны от компенсированного

рекомбинации) и А — 2. С усилением роли рекомбинации

по сторонам I — п — щ и nt — YI- Если свечение исходит только из средней области, то В — nt и зависимость

В — / будет сменяться зависимостью В — а коэф­ фициент А — уменьшаться. Подобные изменения наблю­ дались на опыте. Для структуры р —п—п+ подробно

С другой стороны, строение переходов не очень сильно отражается на некоторых свойствах свечения; например, резким и растянутым переходам (акцептор — бор) одина-

128

ково присуща сублинейная зависимость В (/). Возможно поэтому, что и в случае переходов с высокоомными слоя­ ми существенную роль играют особенности рекомбинации с участием глубоких уровней, когда может осуществляться закон рекомбинации, промежуточный между линейным и квадратичным. Теория рекомбинации в скомпенсирован­

следует уравнению (1.1). Энергии активации тушения близки к глубинам донорных и акцепторных уровней, участвующих в свечении [17, 18, 61, 68]. Рост яркости с увеличением температуры, наблюдающийся на некото­ рых образцах, связан, по-видимому, с изменением обла­ сти преимущественной рекомбинации. О возможности по­ добного явления уже упоминалось в разделе II, где при­ веден также рис. 4.1, относящийся к карбиду кремния.

Изготовляемые сейчас р — /г-переходы еще несовер­ шенны с точки зрения к.п.д., так как при комнатной