close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Патент BY11643

код для вставкиСкачать
ОПИСАНИЕ
ИЗОБРЕТЕНИЯ
К ПАТЕНТУ
РЕСПУБЛИКА БЕЛАРУСЬ
(46) 2009.02.28
(12)
(51) МПК (2006)
НАЦИОНАЛЬНЫЙ ЦЕНТР
ИНТЕЛЛЕКТУАЛЬНОЙ
СОБСТВЕННОСТИ
(54)
H 01L 21/66
СПОСОБ ВЫЯВЛЕНИЯ ГЛУБОКИХ УРОВНЕЙ В p-n-ПЕРЕХОДЕ
ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО ПРИБОРА
(21) Номер заявки: a 20070639
(22) 2007.05.28
(43) 2008.12.30
(71) Заявитель: Государственное научнопроизводственное объединение "Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по
материаловедению" (BY)
(72) Авторы: Марченко Игорь Георгиевич; Жданович Николай Евгеньевич;
Шведов Сергей Васильевич (BY)
BY 11643 C1 2009.02.28
BY (11) 11643
(13) C1
(19)
(73) Патентообладатель: Государственное
научно-производственное объединение
"Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по
материаловедению" (BY)
(56) АМБРОЗЕВИЧ А.С. и др. Письма в
ЖТФ, 2006. Т. 32. В. 4. - С. 16-23.
SU 1408474 A1, 1988.
SU 1005221, 1983.
SU 1250107 A1, 1987.
JP 61114544 A, 1986.
JP 57099751 A, 1982.
(57)
Способ выявления глубоких уровней в p-n-переходе полупроводникового прибора,
включающий измерение температурной зависимости электрического параметра прибора,
отличающийся тем, что в качестве электрического параметра используют дифференциальное сопротивление на участке пробоя вольтамперной характеристики прибора, измерение температурной зависимости которого проводят при двух значениях постоянного тока
пробоя I1 и I2, на каждой зависимости определяют соответственно температуры Tm1 и Tm2,
при которых достигаются максимумы дифференциального сопротивления, по которым
выявляют наличие глубокого уровня, а идентификацию дефекта, ответственного за этот
глубокий уровень, осуществляют по значению энергии термической ионизации Ε t глубокого уровня, которую вычисляют по формуле:
BY 11643 C1 2009.02.28
12
12
12
I 
Tm2 ⋅ Tm1  E B E f2 − E f1
Et = k
⋅ 1 2 1 2 + ln 2  ,

I1 
Tm2 − Tm1  2 E f2 ⋅ E f1
где k - постоянная Больцмана;
EB - максимальная напряженность поля в области пространственного заряда при пробое;
Ef1 и Ef2 - показатели экспоненты в зависимости от скорости эмиссии носителей заряда
с глубокого уровня при температуре Tm1 и Tm2 соответственно.
Изобретение относится к области испытаний и контроля качества полупроводниковых
приборов и может найти применение при испытаниях полупроводниковых приборов различного типа с лавинным механизмом пробоя, изготовленных на основе полупроводниковых материалов (Ge, Si, A3B5 и т.д.).
Для определения глубоких уровней (ГУ) (выявление наличия ГУ и определение параметра их характеризующего) в полупроводниковых приборах с p-n-переходами с достаточной чувствительностью и пространственным разрешением можно использовать
подход, основанный на анализе вида динамической вольтамперной характеристики (ВАХ)
прибора при низких температурах и сравнении величин напряжения лавинного пробоя
при высокой и низкой температурах. Однако он не позволяет определить параметры ГУ,
идентифицировать примеси или дефекты, ответственные за эти ГУ, что очень важно для
прогнозирования свойств и надежности полупроводниковых приборов.
Известны [1] способы емкостной спектроскопии и спектроскопии полной проводимости ГУ в области пространственного заряда p-n-перехода полупроводниковых приборов,
которые заключаются в измерении барьерной емкости p-n-перехода или его проводимости
при различных температурах, снятии спектров и их анализе, позволяющем судить о степени дефектности полупроводника.
Недостатком этих способов является то, что они дают информацию, усредненную по
всей площади прибора, и поэтому их нельзя применять для идентификации примесей и
дефектов, приводящих к локальному изменению пробивного напряжения p-n-перехода важнейшей характеристики полупроводникового прибора.
Известен [2] способ определения параметров глубоких центров, локализованных в
микроплазменных каналах кремниевых лавинных диодов, путем измерения статистической задержки пробоя первых микроплазм в p-n-переходе на начальном пробивном участке обратной ветви ВАХ.
Недостатком данного способа является то, что он не позволяет определить глубокие
центры при высоких плотностях тока, когда происходит массовый пробой микроплазм.
Наиболее близким по технической сущности к предлагаемому изобретению является
способ определения ГУ в полупроводниковых структурах [3]. Из зависимостей термостимулированной емкости от температуры, дифференциального коэффициента наклона прямой ветви ВАХ от напряжения расчетным путем определена энергия ионизации глубоких
уровней.
Недостаток данного способа заключается в том, что он не выявляет потенциальные
дефекты, проявляющиеся в режиме развитого (установившегося) лавинного пробоя p-nперехода, и имеет низкую точность и информативность в определении ГУ, что ограничивает его возможности.
Задача изобретения - повышение точности и информативности за счет определения
вклада глубоких уровней в изменение величины пробивного напряжения p-n-перехода в
режиме установившегося лавинного пробоя.
Способ выявления глубоких уровней в p-n-переходе полупроводникового прибора
включает измерение температурной зависимости электрического параметра прибора.
2
BY 11643 C1 2009.02.28
Новым, по мнению авторов, является то, что в качестве электрического параметра используют дифференциальное сопротивление на участке пробоя вольтамперной характеристики прибора, измерение температурной зависимости которого проводят при двух
значениях постоянного тока пробоя I1 и I2, на каждой зависимости определяют соответственно температуры Tm1 и Tm2, при которых достигаются максимумы дифференциального
сопротивления, по которым выявляют наличие глубокого уровня, а идентификацию дефекта, ответственного за этот глубокий уровень, осуществляют по значению энергии термической ионизации Et глубокого уровня, которую вычисляют по формуле
12
E1 2 − E1 2
I 
T ⋅ T  E
E t = k m2 m1  B ⋅ f21 2 1f12 + ln 2  ,
(1)
I1 
Tm2 − Tm1  2 E f2 ⋅ E f1
где k - постоянная Больцмана; ЕB - максимальная напряженность поля в области пространственного заряда при пробое; Ef1 и Ef2 - показатели экспоненты в зависимости от скорости эмиссии носителей заряда с глубокого уровня при температуре Tm1 и Tm2
соответственно.
Для скорости эмиссии носителей заряда можно записать
 E B 1 2 
  ,
a = a 0 exp  
(2)
  E f  
а0 - равновесное значение скорости тепловой эмиссии,
2
Ψ  kT 
(3)
 ,
E f = π × 
qZ  q 
где Ψ - диэлектрическая проницаемость полупроводника;
q - заряд электрона;
Z - порядковый номер примеси в периодической таблице Менделеева.
Предлагаемый способ определения ГУ состоит в следующем. Измеряют температурную зависимость дифференциального сопротивления Rd прибора при фиксированных значениях протекающего через него среднего (во времени) тока пробоя I в интервале
температур Т от рабочей температуры полупроводникового прибора TP до температуры
кипения жидкого азота Тα = 77К. Если на зависимости Rd (T) наблюдается максимум, то
делают вывод о присутствии дефектов с ГУ.
Для каждого значения среднего тока I определяют по графику Тm, при которой зависимость Rd (T) достигает максимума. Для каждой пары ближайших значений средних токов I1,I2 и соответствующих им температур Tm1 и Тm2 вычисляют энергию термической
ионизации ГУ Et по формуле (1). Вычисляют среднее арифметическое значение Et всех
полученных таким образом величин Et, которое и является наиболее вероятным значением
важнейшего параметра ГУ - энергии термической ионизации.
На фигуре показаны температурные зависимости дифференциального сопротивления
Rd диода, содержащего (кривые 1 и 2) и не содержащего (кривые 3, 4) однозарядные примеси с ГУ при двух значениях тока I1 (кривые 1, 3) и I2 (кривые 2, 4), причем I2 > I1.
Механизм этого явления состоит в следующем. Рассмотрим, например, p-n-переход с
глубоким донорным уровнем в верхней половине запрещенной зоны. При протекании через него лавинного тока I почти вся область пространственного заряда (ОПЗ) заполнена
электронами с концентрацией
I
n=
,
qVn S
где Vn - дрейфовая скорость электронов; S - площадь.
При высокой температуре скорость тепловой эмиссии электронов с ГУ аn много больше скорости захвата электронов bnn (bn - коэффициент захвата), все ГУ пустые и положи-
3
BY 11643 C1 2009.02.28
тельно заряжены, а величина пробивного напряжения Ub соответствует плотности объемного заряда
ρ = q (Nd + Nt),
где Nd и Nt - концентрация мелких и глубоких доноров в ОПЗ соответственно.
При низких температурах аn уменьшается экспоненциально и an << bnn ГУ заполнены
электронами и нейтральны, поэтому ρ = qNd. В обоих случаях ρ почти не зависит от тока и
ВАХ диода практически линейная, так как определяется объемным зарядом свободных
электронов qn и с саморазогревом прибора, которым соответствуют две компоненты дифференциального сопротивления
Rd = RCO + RTO,
(4)
где RCO - компонента дифференциального сопротивления, определяемая объемным зарядом свободных электронов;
RTO - компонента дифференциального сопротивления, определяемая саморазогревом
прибора.
a
При промежуточных температурах, когда an ~ bnn или n ~ n1 = n , где n1 - конценbn
трация электронов на глубоких уровнях, заполнение ГУ сильно зависит от тока. Поэтому
в формуле (4) появляется дополнительное слагаемое, связанное с перезарядкой ГУ. Если
пренебречь ударной ионизацией ГУ и учесть полевую зависимость скорости эмиссии по
формуле (2), то вместо выражения (4) получается
2N t EB
n1
R d = R CO + R TO + R CO
EdE
(5)
∫
E 0 (n + n )2
Последнее слагаемое в выражении (5) достигает максимума при условии
n ≈ n10
1 E
−  B
2 E
e  f



12
(6)
,
 E 
где n10 ≈ N c exp  − t  , Nc - эффективная плотность состояния в зоне проводимости. От kT 
сюда легко получается формула (1) для энергии термической ионизации ГУ.
Аналогичный эффект наблюдается, если ГУ нейтральны (акцептор в p+n-переходе).
Все сказанное выше справедливо и для этого случая, однако теперь основным механизмом
полевого усиления скорости эмиссии является не эффект Френкеля-Пула, а термополевая
эмиссия, тогда
24m 1
1 −3 2
Ef =
( +
)
,
gh
kT kTω
где m - эффективная масса эмиттируемого носителя заряда; ћ - постоянная Планка;
Тω ≈ 400-900 К.
Пример конкретного исполнения.
В качестве примера приведем реализацию заявляемого способа на партии кремниевых
стабилитронов типа КС620А, используя радиационные дефекты, создающие глубокие
уровни (центры рекомбинации, захвата и рассеяния носителей заряда) в запрещенной зоне
кремния, для имитации возможных изменений напряжения лавинного пробоя (UB) р + nперехода стабилитронов. РД вводились в исследуемые приборы гамма-облучением от источника Со60 дозами 1×104- 1×108 рад на установке "Исследователь".
Облучение стабилитронов может приводить либо к снижению UB, либо к его увеличению. Первый эффект, наблюдаемый на начальном этапе облучения, обусловлен упорядочением структуры исходного кристалла кремния ("залечивание" ростовых и
технологических дефектов). Этот эффект не связан с введением в ОПЗ прибора конкретных типов РД, поэтому применительно к данному техническому решению анализироваться не будет.
4
BY 11643 C1 2009.02.28
Возможности способа продемонстрируем на примере стабилитрона, облученного дозой 1×107 рад, когда наблюдается рост UB, поскольку в этом случае эффект обусловлен
введением РД в ОПЗ, энергетический спектр которых для данного вида облучения достаточно надежно установлен (емкостной методикой).
Величина дифференциального сопротивления исследуемых приборов измерялась при
фиксированных значениях тока и в режиме пробоя при температуре 77-300 К. В схеме измерительной установки применен принцип наложения небольшой величины переменного
тока (не более 5 % от постоянного) частоты 50 Гц на постоянную составляющую и измерения падения напряжения от этого тока на стабилитроне.
В необлученных приборах зависимость дифференциального сопротивления от температуры Rd(T) представляет собой прямую линию с небольшим по величине положительным температурным коэффициентом Rd, что свидетельствует об отсутствии в местах
локализации пробоя (МЛП) исходных приборов дефектов в концентрациях, способных
изменить Ub. На зависимости Rd(T) гамма-облученных стабилитронов обнаружен один
максимум Rd при 220-270 К, что свидетельствует о том, что в тех местах р-n-перехода, по
которым идет ток (МЛП), имеются глубокие энергетические уровни РД. Для проведения
количественного анализа зависимости Rd(T) определялась температура достижения максимума Rd для различных значений токов в диапазоне 3×10-3 и 5×10-3 А, 7×10-3 и 1×10-2,
1,2×10-2 и 1,8×10-2 А, температуры 225 и 229 К, 232 и 239 К, 241 и 250 К. Для каждой пары
токов вычислялась энергия ионизации ГУ обнаруженного дефекта по формуле (1) со значением ЕB, равным 3×105 В/см. Значение Et, с учетом погрешности измерения Rd и Т,
оказалось равным Et = 0,39 ± 0,03 эВ. Такую величину энергии ионизации в гаммаоблученном бескислородном кремнии имеют Е-центр и глубокая дивакансия. Поэтому эти
РД, будучи доминирующими в МЛП, определяют изменение пробивного напряжения p-nпереходов гамма-облученных стабилитронов.
Таким образом, предложенный способ позволяет выявить наличие ГУ в полупроводниковом приборе с p-n-переходом и определить их информативный параметр, позволяющий провести идентификацию дефектов, ответственных за эти ГУ.
Источники информации:
1. Берман Л.С., Лебедев А.А. Емкостная спектроскопия глубоких уровней в полупроводниках. - Л.: Наука, 1981. - С. 80.
2. Булярский С.В. и др. Определение параметров глубоких центров, локализованных в
микроплазменных каналах кремниевых лавинных диодов // Известия вузов. Электроника. 2002. - № 2. - С. 54-59.
3. Амброзевич А.С. и др. Определение глубоких центров структуры на основе твердого раствора InGaN // Письма в ЖТФ. - 2006. - Т. 32. - В. 4. - С. 16-23.
Национальный центр интеллектуальной собственности.
220034, г. Минск, ул. Козлова, 20.
5
Документ
Категория
Без категории
Просмотров
0
Размер файла
109 Кб
Теги
by11643, патент
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа