Поэтому, трудно однозначно утверждать, с чем  связана наблюдаемая температурная зависимость V_d (T). Наблюдаемое приближение зависимости V_d (T) к линейному при высоких температурах свидетельствует о том, что почти все основные мелкие примесные центры ионизированы.

Рис. 13. Температурная зависимость контактной разности потенциалов

ГП n-6H-SiC-p-(SiC)_1-x(AlN)_x. (x=0.15) 

     Изучение  вольтамперных характеристик полупроводниковых  р-п-структур дает возможность определить ряд важнейших параметров не только контактирующих материалов, но и свойств переходной области. Так, ВАХ используется для определения контактной разности потенциалов и энергетических разрывов краев зоны проводимости и валентной зоны на границе раздела гетероперехода. Из анализа прямых и обратных токов в р-п-переходах определяют время жизни и диффузионные длины неравновесных носителей заряда. ВАХ позволяет выяснять механизм электрической проводимости, оценить глубины залегания мелких и глубоких уровней и т.д.

     На  рисунке 14 представлены прямые ветви  ВАХ [15] гетероструктур n-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x для 2-х составов, х=0,10 (кривая 1) и х=0,15 (кривая 2) соответственно, снятых при комнатной температуре в полулогарифмическом масштабе.

     На  этих характеристиках можно выделить два участка. Прежде всего, следует отметить, что ВАХ представленных гетеропереходов в области малых токов описывается законом , где β в этой области токов составляет 1,83 для х=0,15, что указывает на наличие термоинжекционной компоненты тока, которая соответствует теории Шокли-Нойса-Саа рассматривающей рекомбинацию в слое объемного заряда. 

Рис.14. Прямые ветви ВАХ ГП n-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x: 1-х=0,10;   2-х=0,15. 

     В области больших напряжений (V>2-2,5 В) прямой ток описывается выражением J = J₀ exp(AV), где А принимает значения 5-10. Например, для ГП n-SiC/p-(SiC)_0,85(AlN)_0,15 при 2,4В < V < 3,2В значение A=5.25. Наблюдающиеся на прямых ВАХ изломы при V≈ 2,4 В (рис.14), видимо, связаны с изменением величины и формы потенциального барьера на переходе или же с включением иного механизма токопереноса (например, туннелированием дырок через барьер в валентной зоне). В результате роста суммарного тока, возможно, и наблюдается увеличение крутизны ВАХ за точкой излома.

     Температурная зависимость ВАХ ГП n-6H-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x описывается выражением: J=J₀ exp(AV)exp(BT), где А и В -константы, не зависящие от V и Т. Результаты исследований температурной зависимости прямой ветви ВАХ в диапазоне 77К-420К для ГП n-6H-SiC/p-(SiC)_0,85(AlN)_0,15 приведены на рис.15. Максимальная температура при исследованиях ограничивалась температурой плавления индиевого контакта к подложке. 

Рис.15. Температурная  зависимость ВАХ ГП n-6H-SiC/p-(SiC)_0,85(AlN)_0,15

       На  температурных зависимостях прямых ветвей ВАХ, построенных в полулогарифмических координатах (рис.15) существуют два участка, связанные с различными механизмами переноса тока, изломы наблюдались при напряжениях -2,1; 2,4; 2,6 и 2,8 В, причем токи излома с температурой увеличиваются.

       Видимо, такое поведение тока может быть связано с изменением природы барьера по мере увеличения смещения, которое приводит к изменению уравнений, описывающих ВАХ, и вызывает, изменение наклона или излом кривой. Правда не всегда именно этот эффект может определять изменение наклона наблюдаемых ВАХ, поскольку наклон может меняться и по другим причинам [4].

     На  рис.16 приведены обратные ветви ВАХ  гетероэпитаксиальных структур n-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x при разных значениях х. В обратном направлении ток не насыщается, как в обычных р-n- переходах на SiC, а растет с увеличением напряжения, оставаясь много меньше тока при прямом смещении. Причем, с увеличением концентрации A1N в ЭС обратные токи также растут. Обратные ветви ВАХ изученных гетероструктур описываются выражением I_s=Bexp(-eV//βkT), где В - коэффициент, слабо зависящий от температуры, β-коэффициент неидеальности, и имеет значения в пределах 1,5-2,0, имея тенденцию к снижению при росте температуры.

Рис.16. Обратные ветви ВАХ ГП n-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x при Т-300К.

1-х=0,15;   2-х=0,24;   3 - х=0,73. 

     Рассматриваемые гетеропереходы, как и большинство  других реальных гетероструктур, неизбежно имеют на границе раздела нарушения кристаллической решетки из-за несоответствия параметров решетки, а также различные дефекты и включения. Такие неоднородности, независимо от их характера, приводят к нарушению картины электрического поля, к появлению областей с повышенной напряженностью. В тех местах, где напряженность электрического поля оказывается больше, развивается пробой.

     В связи с тем, что плотность  дефектов распределена статистически, пробой по каждому из них приводит к некоторому росту тока через переход. Таким образом, при лавинном пробое n-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x гетеропереходов по дефектам получается обычно "мягкая" обратная ветвь ВАХ, что несколько затрудняет анализ обратных характеристик. Наблюдаемые относительно низкие напряжения и достаточно большие токи утечки при обратном смещении ГП объясняется различного рода неоднородностями в области объемного заряда, которые возникают при наличии ростовых дислокаций из-за рассогласования параметров решеток подложки SiC и ЭС (SiC)_1-x(AlN)_x.

      Другой  причиной отсутствия на обратной ветви  ВАХ участка постоянного тока, видимо, являются процессы генерации и рекомбинации носителей в p-n-переходе, которые идут значительно интенсивнее в структурах изготовленных из полупроводников с большой шириной запрещенной зоны, т.е. с малой собственной концентрацией носителей п.

     При обратном смещении перехода диффузионные потоки носителей практически прекращаются, и соответственно прекращается ток рекомбинации в переходе. С увеличением обратного смещения ток термогенерации несколько возрастает из-за увеличения объема p-n-перехода. Таким образом, процесс генерации носителей в p-n-переходе играет значительную роль в случае применения материалов с большой шириной запрещенной зоны, к которым и относятся SiC и твердые растворы -(SiC)_1-x(AlN)_x. С увеличением обратного напряжения плотность тока термогенерации также растет в связи с увеличением толщины р-п-перехода.

 

     

ГЛАВА 3. Энергетические диаграммы  n-SiC/-(SiC)_1-x(AlN)_x

 
 

       Для расчета энергетических структур границы  раздела ГЭС-п-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x использовалась модель Андерсона для анизотипных ГП рассмотренная нами в главе 1, которая предполагает отсутствие зарядовых состояний на границе раздела.

       В принципе профиль энергетических зон  любого ГП в отсутствии состояний на границе раздела зависит от электронного сродства, ширины запрещенной зоны и работы выхода двух полупроводников, образующих ГП. Среди этих параметров электронное сродство и ширина запрещенной зоны являются фундаментальными характеристиками данного полупроводника и не зависит от степени легирования, в то время как работа выхода зависит.

       Поскольку в литературе данные об электронном  сродстве и работе выхода для твердых растворов SiC/(SiC)_1-x(AlN)_x отсутствует, то для решения поставленной задачи необходимо:

• Экспериментально определить значение работы  выхода для различных составов твердого раствора,
• Рассчитать и проанализировать   разрывы зон (ΔE_C,ΔE_V) изгиб зон (V_d1 и V_d2) и размеры переходных областей (x0-x1, х2-х0).

       Работа  выхода для твердых растворов  (SiC)_1-x(AlN)_x рассчитывалась на основе ВФХ ГЭC-n-SiC/p-(SiC)_1-x(AlN)_x , т.к. экстраполяция этой зависимости (напряжение отсечки) дает значение контактной разности потенциала (V_d). Из формулы qV_d = Ф₂ – Ф₁ можно определить работу выхода твердого раствора (SiC)_1-x(AlN)_x.

       Ф2 =qV_d+ Ф₁, где Ф₁- работа выхода 1 - полупроводника 6H-SiC, Ф₁=4,3эВ для монокристаллов 6H-SiC (0001)C с концентрацией примеси 1-5*10¹⁸см^-3[16].

       Определенная  из ВФХ ГП n-SiC/p-(SiC),._x(AlN)^ величина V_d составила:

V_d = 2,9; Ф₂(х = 0.05) = 2,9 эВ + 4,3 эВ = 7,2 эВ

V_d = 3,0; Ф₂(х = 0,54) = 3 эВ + 4,3 эВ = 7,3 эВ

V_d=3,1; Ф₂(х = 0,73) = 3,1 эВ + 4,3 эВ = 7,4 эВ

       В [17] представлены экспериментальные  зависимости ширины запрещенной зоны твердого раствора (SiC)_1-x(AlN)_x от состава для прямых и непрямых переходов, полученные из анализа спектров поглощения, катодо- и фотолюминесценции. Изменение ширины запрещенной зоны от состава рассчитывается по следующему закону:

      (0<x<0,65)                                  (14)

       (0,65<x<1)                                 (15)

причем при х ~ 0.7 твердый раствор становится прямозонным.

       Другая  сложность заключается в определении  электронного сродства твердого раствора (SiC)_1-x(AlN)_x (электронное сродство определяется как энергия необходимая для удаления электрона со дна зоны проводимости). Для определения электронного сродства AlN, мы использовали значение работы выхода Ф = 5,35эВ при T=1000-1600 К [16] и ширины запрещенной зоны при T=1200К E_g = 4,2 – 4,3 эВ [17].

       Глубину залегания уровня Ферми при рассматриваемой  температуре в AlN определяется по выражению:

                                                     (16)

       Из  выражения (16) получаем (E_А - E_c) = 2,2 эВ, а χ= Ф-(E_А -E_c) ⁼ 3,15 эВ, отсюда предполагая, что сродство меняется незначительно от температуры, используем полученные значения χ для построения зависимости электронного сродства от состава (рис. 17). Эту зависимость мы построили исходя из зависимости Е_g от состава, т.к. изменение χ от состава при постоянной температуре будет обусловлено именно изменением E_g от состава [18].

      Из  графических соображений , для n-SiC , δ₁= 0.3 эВ.

      

       Рис. 17. Зависимость электронного сродства ЭС (SiC)_1-x(AlN)_x от состава.

       Для построения энергетической диаграммы  ГП необходимо сначала построить  в отдельности энергетические диаграммы обоих материалов с совпадающими уровнями вакуума.

       При приведении материалов в контакт  происходит выравнивание уровня Ферми, и, из-за различия работ выхода и  ширины запрещенной зоны контактирующих полупроводников, происходит изгиб зон на границе раздела. Для расчета изгиба зон V_d1 V_d2 и размера переходных областей, были использованы результаты решения уравнения Пуассона для анизотипных гетеропереходов. В отсутствии внешнего приложенного напряжения они могут быть определены по формуле:

                                               (17)

                                    (18)

Относительные напряжения в двух полупроводниках  связаны между собой соотношениями:

                                                    (19)

                                                    (20)

где  V_d - полная контактная разность потенциалов.

       Подставив значения соответствующих параметров в выражение (17) и (18), определяем x₀-x₁ и х₂ - х₀. Результаты расчетов и некоторые справочные величины, необходимые для расчетов энергетической диаграммы представлены в табл.1  и 2.