Файл: Верещагин, И. К. Электролюминесценция кристаллов.pdf

§ 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