Tranzijentna spektroskopija manjinskih nosioca

Gabrijela Markota∗

Fizicki odsjek, Prirodoslovno-matematicki fakultet, Bijenicka 32, Zagreb

Mentor: dr.sc.Ivana CapanInstitut Ruder Boskovic, Zavod za fiziku materijala, Bijenicka 54, Zagreb

Ideja ovog rada je proucavanje zamki manjiskih nosioca koristeci tranzijentnu spektroskopiju ma-njinskih nosioca MCTS (minority carrier trensient spectroscopy) u n-tipu 4H-SiC Schottky diode.Zbog odlicnih elektricnih svojstava i raznih primjena u uredajima, upravo ovaj SiC politip je najis-trazivaniji od svih politipa SiC. Metode tranzijentne spektroskopije su neizostavne pri proucavanjudefekata zbog visoke osjetljivosti te visoke energijske razlucivosti. Zamke manjinskih nosioca sunam pak bitne za uhvat naboja i rekombinacijske procese, a upravo manjinske nosioce najboljekarakteriziramo MCTS i Laplace-MCTS tehnikama.

I. TEORIJSKI UVOD

Tijekom godina razvoj metoda izrada sve boljih i vecihpoluvodickih dioda uvelike je doprinio i razvoju detek-tora koji temelje svoj princip rada na poluvodickim di-odama. Poluvodicke diode se izvode na temelju PN-spojaili na temelju spoja metal–poluvodic tzv. Schottky dioda(SBD – “Schottky barrier diode”). Diode se mogu razvr-stati po materijalu na kojemu su radene (silicij, germanij,galijev arsenid, silicijev karbid). Poluvodicki detektori sunajcesce silicijske ili germanijske poluvodicke diode, kojise mogu razlikovati po vrsti monokristalnog materijala.Jedna od najvecih prednosti poluvodickih detektora uodnosu na ostale (scintilacijske, plinske ionizacijske. . . )velika je energijska rezolucija, koja je posljedica cinjeniceda je za stvaranje para elektron - supljina potrebna ener-gija od samo nekoliko eV [3]. Velika gustoca detektorskogmaterijala koju SiC posjeduje pokazuje da nije potrebnavelika debljina osjetljivog podrucja kako bi se cestica pot-puno zaustavila, odnosno da bi izgubila svu svoju ener-giju u detektorski osjetljivom podrucju. Osim za nabi-jene cestice, poluvodicki detektori se koriste i za detekcijugama-zracenja (germanijski detektor), i neutrona.

Osnovna znacajka monokristala tih elemenata, kao idrugih poluvodickih materijala, je da su energije elek-trona koji sudjeluju u vodenju struje ogranicene na tzv.valentni pojas, koji bi u osnovnom stanju (na apsolutnojnuli) bio potpuno popunjen, i na tzv. vodljivi pojas, kojibi u osnovnom stanju bio potpuno prazan. Izmedu ovadva pojasa je tzv. zabranjeni pojas. Na apsolutnoj nulipoluvodic ne bi vodio struju, bio bi izolator. Termickauzbuda bi u idealno cistim i pravilnim kristalima uzroko-vala malu vodljivost zbog prijelaza malog broja elektronaiz valentnog u vodljivi pojas. Dodavanjem relativno vrlomalih kolicina atoma iz trece skupine periodnog sustavaelemenata (obicno bora), odnosno iz pete skupine (obicnofosfora), jako se promijene svojstva tih materijala. Oda-bir tih atoma kojima se ovi kristali ”dopiraju” je takav

∗ gabrijela.markota@gmail.com

Slika 1: Shematski prikaz poluvodicke diode i processtvaranja naboja u osiromasenom sloju pod utjecajem

vanjskog pobudenja.

da oni u zabranjenom pojasu stvaraju lokalna elektron-ska stanja koja bitno mijenjaju vodljiva svojstva polu-vodickog materijala. Dopiranjem borom stvaraju se upoluvodicu ”akceptorska” stanja i oni postaju poluvodicip-tipa, a dopiranjem fosforom stvaraju se u poluvodicu”donorska” stanja i oni postaju poluvodici n-tipa. Lo-kalna akceptorska stanja nalaze se u zabranjenom pojasumalo iznad gornjeg ruba valentnog pojasa te ovi vodiciimaju svojstva vodica s pozitivnim pokretnim nositeljimanaboja. Lokalna donorska stanja nalaze se u zabranje-nom pojasu malo ispod donjeg ruba vodljivog pojasa teovi vodici imaju svojstva vodica s negativnim pokretnimnositeljima naboja.

Poluvodicka dioda je poluvodic s n-p spojem. Ako sedioda spoji na napon u vodljivom smjeru, a to je akoje napon strane p-tipa na visem potencijalu od stranen-tipa, kroz diodu ce teci struja. Nas ce prvenstveno za-nimati sto se desava kada se dioda spoji sa suprotnompolarizacijom napona, u tzv. zapornom smjeru. To suuvjeti u kojima rade poluvodicki detektori. U trenutku

2

prikljucivanja u poluvodicu se stvori elektricno polje. Un-poluvodicu donorska stanja dala su elektrone koji supod djelovanjem polja povuceni ka pozitivnoj elektrodi,a zaostali su lokalni pozitivni ioni donorskih stanja kojinisu pokretni. Dakle, stvori se nepokretan sloj pozitiv-nog naboja u n-poluvodicu. Slicno tome, u p-poluvodicupozitivne supljine, koje su nastale prijelazima elektrona ulokalna akceptorska stanja, pod djelovanjem elektricnogpolja povucene su ka negativnoj elektrodi, a zaostanuvezani elektroni u akceptorskim stanjima. Dok u po-luvodicu postoji elektricno polje u dijelovima volumenagdje ima pokretnih nositelja naboja, oni ce se pod dje-lovanjem polja gibati i dalje razdvajati. Tako nastajestanje u kojem imamo prostornu raspodjelu vezanih elek-tricnih naboja oko n-p spoja, pa tako i elektricno poljesamo u tom sloju vezanih naboja. Taj se sloj naziva”osiromaseni” sloj. Slika 1.

Ako se u osiromasenom sloju n-p diode, koja je spo-jena u zapornom smjeru, nekim procesom stvore pokretninositelji naboja, oni ce se pod djelovanjem polja brzo gi-bati. Tako struja kroz diodu u ovim uvjetima izravnoodrazava proces uzbudivanja elektrona u vodljiv pojas i/ili supljina u valentni pojas. Poznati su mnogi procesiovog uzbudivanja, a za nas je vazan proces kojim elek-tricki nabijene cestice relativno visoke energije prolazekroz osiromaseni sloj. Brze cestice izbacuju elektrone izsvih stanja u stanja vise energije. Nakon niza vrlo brzihsudarnih procesa u osiromasenom sloju, izvjestan brojelektrona nade se u vodljivom i podjednak broj supljinau valentnom pojasu. Elektricno ih polje privuce premaelektrodama i tako nastaje elektricni puls koji se mozemjeriti i tako dobiti podatak o energiji cestice.

I.1. Silicij-karbid SiC

Silicij-karbid (SiC) je kristalna struktura silicija i ug-ljika. To je poluvodicki materijal koji posjeduje niz svoj-stava koja ga cine pogodnim za detekciju zracenja. Sirokienergijski procjep, mala intrinzicna koncentracija naboja,mala struja curenja, veliki napon proboja, dobra toplin-ska vodljivost, cvrstoca te otpornost na visoke tempera-ture i razine zracenja samo su neka od obiljezja po ko-jima je bolji od silicija (Si), najkoristenijeg materijalau poluvodickim detektorima. Navedene karakteristikesu bolje od silicijevih sto SiC cini podobnijim materija-lom [1]. U elektronici mu je najveca prednost mogucnostrada u uvjetima visoke temperature, radijacije, frekven-cije i elektricne snage. Takoder, u slucaju silicij-karbidapotrebna je veca energija za pomak atoma iz polozajau kristalnoj resetci sto ga cini otpornijim na izlozenostzracenju i bolji je u izradi detektora zracenja [2]. Na de-tektore gradene od SiC moguce je primijeniti vrlo velikenapone bez znacajnog rasta struje curenja (eng. leakagecurrent), sto omogucava velike iznose i vecu homogenostelektricnog polja u detektorski aktivnom podrucju. Ja-kost elektricnog polja u podrucju osiromasenja vazna jezbog utjecaja na vrijeme skupljanja naboja na elektro-

dama [3], a homogenost elektricog polja vazna je kako biodaziv detektora bio jednak bez obzira na mjesto stva-ranja para elektron-supljina. Struja curenja kroz polu-vodicki materijal treba biti sto manja kako bi se smanjiosum i minimalna amplituda signala koji je moguce de-tektirati. U Schottky diodama najveci dio struje curenjacine generacijska struja i povrsinska struja. Struja cure-nja ima izrazitu ovisnost o temperaturi, stoga su detek-tori efikasniji na manjim temperaturama. Takoder, onaraste i s reverznim naponom. Kako zelimo postici stovece podrucje osiromasenja s manjim naponom, koristese materijali sto vece otpornosti[3]. Za smanjenje takvihi slicnih efekata ulozeni su veliki napori u proizvodnji,koristenjem sto ciscih kristala i naprednih tehnika na-parivanja metalnih kontakata i elektroda, te razvojemefektnih zastitnih stitova koji blokiraju lateralno curenjestruje.

Silicij-karbid kao i vecina slozenih materijala mozedoci u brojnim polimorfnim oblicima, sto znaci da kris-talna resetka moze imati razlicite konstrukcije. Naj-poznatiji polimorfni oblici su 3C-SiC, 4H-SiC i 6H-SiC.Oni se u jednoj dimenziji ravnine periodicki ponavljajui prvi broj u nazivu je upravo period tog ponavljanja.Oznake C (“cubic”) i H (“hexagonal”) odnose se napravilnu strukturu resetke svake od tih pojedinih rav-nina. Najpozeljnija svojstva za detektore pokazuje 4H-SiC zbog najsireg zabranjenog pojasa (3.23 eV), veli-kog napona proboja i izotropne mobilnosti elektrona isupljina. Njena struktura je prikazana na Slici 2 i mozese uociti heksagonalna struktura i periodicno ponavljanjeravnina oznacenih s A, B i C redoslijedom A-B-C-B.

Slika 2: Shematski prikaz kristalne strukture 4H-SiC.

I.2. Defekti u kristalu

Defekti u poluvodicu narusavaju periodicnost kristalnestrukture i mogu unijeti energijske nivoe unutar energij-skog procijepa. Nastanak defekata u kristalu SiC nas-taje tijekom njegovog epitaksijalnog rasta odnosno to-kom proizvodnje. Opcenito, prisutnost defekata u SiCuzrokuje smanjenje zivota manjinskih nosioca, povecanjereverzne struje zasicenja i uhvat nosioca naboja koji ne-gativno djeluju na rad detektora zracenja. Zbog toga je u

3

interesu pri proizvodnji kristala SiC postici sto manji brojelektricki aktivnih defekata u kristalu. Stoga je karakteri-zacija defekata prisutnih u neozracenom i ozracenom 4H-SiC materijalu nuzna za daljnje povecanje otpornosti nazracenje i efikasnosti detektora, kontroliranja koncentra-cije prisutnih defekata, ali i za razvoj drugih elektrickihkomponenti napravljenih od 4H-SiC.

Slika 3: Shematski prikaz tockastih defekata.

Najjednostavniji tockasti defekti su vakancija odnosnopraznina, medupolozajni atom tj. atom koji nije sas-tavni dio kristalne strukture, zamjenska primjesa ilimedupolozajna primjesa (Slika 3). Uz njih su mogucii slozeniji tockasti defekti koji ukljucuju veci broj atomanpr. parovi intersicija, divakancije VC − VSi, ukljikovCSi i silicijev SiC anti-site. Buduci da imamo dvije vrsteatoma u SiC i zbog pripadne kristalne strukture, mogucje veci broj konfiguracija defekata. Npr. vakancija mozestajati na dva razlicita polozaja u kristalnoj resetci, s lo-kalnom hegsagonskom ili kubicnom simetrijom. Vakan-cija silicija ima vecu formacijsku energiju od vakancijeugljika pa stoga ocekujemo da njezina koncentracija jemanja za nekoliko redova velicine od koncentracije vakan-cije ugljika. Obje intrinsicne vakancije VC i VSi i silicijevanti-site SiC su elektricki aktivni, dok ugljikov anti-siteCSi nije elektricki aktivan defekt. Dusiku je energijskinajpovoljnije biti na polozaju ugljikovog atoma, dok fo-sfor preferira polozaj silicijevog atoma [4].

I.3. Plitki i duboki energijski nivoi

Energijske nivoe mozemo podijeliti na plitke i dubokeprema polozaju unutar energijskog procijepa (Slika 4).Duboki nivoi su udaljeni za nekoliko vrijednosti karak-teristicne energije kBT od krajeva vrpci (gdje je kBTBoltzmannova konstanta i T temperatura), a plitki ni-voi se nalaze blize vrpcama [12]. Defekti u poluvodicunarusavaju periodicnost elektronskog potencijala u kris-talu i mogu unijeti energijske nivoe unutar energijskogprocijepa. Elektricki aktivni defekti unosenjem energij-skih nivoa unutar energijskog procijepa utjecu na elek-tricna svojstva poluvodica. Na sobnoj temperaturi plitki

nivoi zbog svog energijskog polozaja su ionizirani, a du-boki nivoi znatno manjim udjelom. Donori unose plitkedonorske nivoe, predaju elektrone u vodljivu vrpcu i timepostaju pozitivno nabijeni. Akceptori unose plitke ak-ceptorske nivoe, primaju elektrone iz valentne vrpce itime postaju negativno nabijeni. Atomi iz dusikove sku-pine periodnog sustava su donori, a atomi iz borove sku-pine akceptori. U slucaju silicija, plitki energijski nivoiuvode se dopiranjem silicija sa atomima III i V grupeperiodnog sistema. Dopirajuce primjese zauzimaju sup-stitucijska mjesta u resetci i formiraju kovalentne veze scetiri susjedna silicijeva atoma. Primjese V (III) grupemozemo promatrati kao nepokretne naboje +e (-e) i do-datni elektron (supljina). Takav sistem moze se opisatimodelom vodikovog atoma. Primjese iz V grupe (npr.fosfor s ionizacijskom energijom 0.044 eV) i III grupe(npr. bor s ionizacijskom energijom 0.046 eV) nazivajuse donori i akceptori. Duboki energijski nivoi defekata(ili zamki) uvode energijske nivoe dublje unutar zabra-njenog pojasa energija, na polozaj koji cemo oznacavatis ET . U termodinamici, ionizacijsku energiju EC − ETopisujemo kao promjenu Gibbsove energije ∆Gn do kojedolazi pobudivanjem elektrona s dubokog nivoa u vod-ljivu vrpcu, tj.

EC(T )− ET (T ) = ∆Gn(T ) = ∆Hn − T∆Sn (1)

gdje su ∆Hn i ∆Sn odgovarajuce promjene entalpije ientropije. Na jednak nacin se dobiva i ionizacijska ener-gija supljina ET−EV . Duboki nivoi defekata mogu egzis-tirati u vise od dva nabijena stanja. Naboj dubokih nivoadefekata oznacava se prema naboju defekta prije i poslijeemisije nosioca. Prijelaz (emisija) elektrona s negativnonabijenog defekta na neutralni defekt oznacava se (-/0)i naziva se jednostruki akceptorski nivo, a prijelaz (emi-sija) supljine s pozitivno nabijenog defekta na neutralnioznacava se (+/0) i naziva se jednostruki donorski nivo.Analogno je i za dvostruke akceptorske odnosno donorskenivoe.

Slika 4: Shematski prikaz interakcija nivoa s vrpcama.Oznacene su vjerojatnosti emisije en i uhvata cnelektrona te vjerojatnosti emisije ep i uhvata cp

supljina. S lijeva na desno su oznaceni dogadaji ukojima sudjeluju duboki nivoi: tuneliraje kroz barijeru,generacija i rekombinacija nosioca naboja, zarobljavanje

nosioca naboja te kompenzacija slobodnih nosiocanaboja. U desnom dijelu slike su prikazali plitki i

duboki nivoi.

4

I.4. Interakcija dubokih nivoa s vrpcama

Na Slici 4 su prikazane moguce interakcije dubokih ni-voa s vrpcama. Vjerojatnosti uhvata elektrona i supljineu duboki nivo su oznacene s cn i cp, a vjerojatnosti emi-sije elektrona i supljine u valentnu i vodljivu vrpcu suoznacene s en i ep. Elektricki aktivni defekti se moguponasati kao rekombinacijski ili generacijski centri, ali ikao zamke za elektrone ili supljine. Dodavanjem odgo-varajucih primjesa u poluvodicki materijal moze se sma-njiti formiranje najutjecajnijeg rekombinacijskog centra,koji smanjuje vrijeme zivota nosioca naboja te povecatiefikasnost detekcije detektora. Pretpostavimo koncentra-ciju NT dubokih nivoa energije ET u poluvodicu. Dubokinivo moze izmjenjivati elektrone i supljine s vrpcama kaosto je prikazano na Slici 4. Nadalje, duboki nivoi prido-nose smanjenju vremena zivota nosioca naboja u polu-vodicu (prosjecno vrijeme izmedu generacije i rekombi-nacije nosioca naboja) i povecavaju struju u nepropus-noj polarizaciji diode (povecavaju generacijsku struju istruju tuneliranja) [13]. Emisija elektrona iz dubokog ni-voa i uhvat supljine u duboki nivo dogadaju se na popu-njenim dubokim nivoima (koncentracije nT ), dok emisijasupljine iz dubokog nivoa i uhvat elektrona u duboki nivodogadaju se na praznim dubokim nivoima (koncentracijeNT -nT ). Vremenska promjena koncentracije popunjenihdubokih nivoa iznosi:

dnTdt

= −(en + cp)|nT |+ (cn + ep)(NT − nT ) (2)

gdje su en (ep), cn (cp) definirani kao broj elek-trona (supljina) emitiranih iz dubokog nivoa u vod-ljivu (valentnu) vrpcu u jedinici vremena, broj elek-trona (supljina) uhvacenih u duboki nivo iz vodljive (va-lentne) vrpce u jedinici vremena, tim redom. Vjerojat-nost uhvata elektrona cn je po definiciji:

cn = σn < vn > n (3)

gdje je σn udarni presjek za uhvat elektrona, n koncen-tracija elektrona u vodljivoj vrpci te < vn > prosjecnatermalna brzina elektrona dana s:

< vn >=

√3kBT

m∗e(4)

gdje je m∗e efektivna masa elektrona. Za velik brojdubokih nivoa udarni presjek za uhvat elektrona σn imaovisnost oblika:

σn(T ) = σ∞ exp(−∆EσkBT

) (5)

gdje je ∆Eσ energijska barijera za uhvat elektrona i σ∞udarni presjek u granici T → ∞. Takvu ovisnost udar-nog presjeka o temperaturi mozemo objasniti postoja-nje odbojne Coulomb barijere oko zamke dubokog nivoa

koju lakse prelaze elektroni s vecom termalnom energi-jom. Za negativniju zamku odbojna Coulomb barijera cebiti veca. Stoga temperaturnu ovisnost udarnog presjekaza uhvat elektrona i njegov iznos mozemo koristiti kaokriterij za razlikovanje negativnih zamki od neutralnihi pozitivnih [14]. U termodinamickoj ravnotezi vrijediprincip detaljne ravnoteze prema kojem je jednak brojuhvacenih i broj emitiranih elektrona iz dubokog nivoa uvodljivu vrpcu (6) te broj uhvacenih supljina je jednakbroju emitiranih supljina u valentnu vrpcu (7).

ennT = cn(NT − nT ) (6)

ep(NT − nT ) = cpnT (7)

Vjerojatnost emisije elektrona mozemo zapisati kao:

en(T ) = KTσnT2 exp(−−E

an

kBT) (8)

gdje je KT=3.625 x 1021cm−2s−1K−2 temperaturno neo-visna konstanta i:

Ean = ∆H −∆Eσ (9)

σan =g0g1σ∞ exp(−∆S

kB) (10)

gdje su g0 i g1 degeneracije praznog i popunjenog du-bokog nivoa. Iz izraza (8) vidimo kako pomocu Arrheniusgrafa ovisnosti ln(en/T

2) o 1/(kBT ) mozemo odrediti Eaniz nagiba pravca te σan iz odsjecka pravca na osi ordinata.U slucaju kada je udarni presjek σn temperaturno neo-visan Ean odgovara aktivacijskoj energiji (entalpiji). Ar-rhenius graf prikazan je na Slici 13. Prethodni izvodiucinjeni su za elektrone koji su vecinski nosioci u n-tipu4H-SiC Schottky diode. Za supljine odnosno manjiskenosioce vrijedi:

dpTdt

= (en + cp)(NT − pT )− (cn + ep)pT (11)

gdje je pT broj popunjenih zamki sa supljinama. Vje-rojatnost uhvata supljina cp iznosi:

cp = σp < vp > p (12)

gdje p predstavlja koncentraciju supljina u valentnojvrpci, σp udarni presjek za uhvat supljine, a < vp >prosjecnu termalnu brzinu supljine:

< vp >=

√3kBT

m∗p(13)

5

gdje je m∗p efektivna masa supljine. Udarni presjek zauhvat supljina σp iznosi:

σp(T ) = σ∞ exp(−∆EhσkBT

) (14)

gdje je ∆Ehσ energijska barijera za uhvat supljina. Vje-rojatnost emisije supljina mogu zapisati kao:

ep(T ) = KTσpT2 exp(−

−EapkBT

) (15)

Energiju i udarni presjek supljina mozemo dobiti naanalogan nacin kao i za elektrone - iz Arrhenius grafa(Slika 15) odnosno preko jednadzbi:

Eap = ∆H −∆Epσ (16)

σap =g0g1σ∞ exp(−∆Sp

kB) (17)

II. MJERNI UREDAJ I EKSPERIMENTALNEMETODE

II.1. Mjerni uredaj i uzorak

Tipicni mjerni postav (Slika 5) sadrzi kapacimetar kojimjeri kapacitet uzorka, ADC za akvizaciju tranzijenta ka-paciteta, DAC za primjenu napona i elektricnih pulsevana uzorak (ukoliko radimo DLTS mjerenje), te tempe-raturni kontroler. Na nasem postavu, izvore svjetlosti(sto su LED ili LD) montiramo ispred optickih prozorakriostata u kojem se nalazi uzorak.

Blizi prikaz dijela kriostata u kojem je smjesten uzorandan je na Slici 6.

Za MCTS mjerenja ce se koriste uzorci s polupropus-nim Schottky kontaktom, dok za DLTS se koriste i uzorcis debljim nepropusnim Schotky kontaktom. Na Slici7 uzorak s elektricnim kontaktom u zadebljenom dijelunikla.

Pri istrazivanju mjerenja sam izvrsavala na nekolikouzoraka. U ovom radu prikazujem mjerenje na uzorkuMCTS3, n-tipu 4H-SiC Schottky diode.

II.2. Tranzijentna spektroskopija manjinskihnosioca

Tranzijentnim spektroskopijama mozemo proucavatielektricki aktivne defekte u poluvodicu [15]. Jedna odnjih je tranzijentna sprektroskopija manjinskih nosioca(eng. minority carrier transient spectroscopy - MCTS)koja manjinske nosioce u Schottky diodama pobuduje

Slika 5: Mjerni postav za metode tranzijentnespektroskopije.

Slika 6: Prikaz dijela kriostata u kojem je smjestenuzorak.

tako da primjenjuje pulseve svijetlosti uz konstantan re-verzni napon. Na takav nacin pulsevima koji imaju ener-giju visu od energije procjepa popunjavamo zamke zasupljine unutar podrucja osiromasenja. Prvu eksperi-mentalnu primjenu generacije manjinskih nosioca upo-trebom svjetla s energijom nesto iznad energije procjepakao tehnike za manipulaciju popunjenosti dubokih sta-nja opisali su Hamilton i suradnici [16], a tehnika se zvalametoda uhvata manjinskih nosioca (eng. minority carriercapture - MCC). Kasnije je ta metoda razvijena u metodutranzijentne spektroskopije manjinskih nosioca koja jeglavna tahnika u mom istrazivanju. Za energiju upadnesvjetlosti nesto vecu od energijskog procjepa, svjetlost

6

Slika 7: Shematski prikaz 4H-SiC Schottky diode.

prodire na dubine iza podrucja osiromasenja te generiraparove elektron-supljina u materijalu. Zbog elektricnogpolja u podrucju osiromasenja i difuzije supljina postojistruja supljina kroz podrucje osiromasenja. Na takavnacin se dogada uhvat supljina iz valentne vrpce u du-boke nivoe. Na Slici 8 je prikazan energijski dijagramSchottky diode.

Slika 8: Shematski prikaz uhvata i emisije supljina.

Nakon pulsa svjetlosti (Slika 9, (a) ) dolazi do emisijesupljina iz dubokih niva u valentnu vrpcu te eksponen-cijalnog tranzijenta kapaciteta (Slika 9, (b) ). Takoder,koristit cu metodu tranzijentne spektroskopije manjin-skih nosioca visoke rezolucije tzv. Laplace-MCTS. KodLaplace-MCTS metode koristimo Laplace transformacijuna izmjerenim tranzijentima kapaciteta; mjerenja tranzi-jenta se provode na nizu temperatura. Laplace transfor-macija nam daje funkciju spektralne gustoce f(s) u ovis-nosti o emisiji (Slika 16), iz koje mozemo odrediti emisijeprisutnih nivoa. Laplace DLTS tehnika daje red velicinevecu energijsku rezoluciju od MCTS tehnike.

Slika 9: (a) Primjenjeni pulsevi svjetlosti. (b) Kapacitetuzorka tijekom MCTS mjerenja.

II.3. Tranzijentna spektroskopija dubokih nivoa

Energijski dijagram Schottky diode na kojem cemoprouciti tranzijentnu spektroskopiju dubokih nivoa (eng.deep level transient spectroscopy - DLTS) prikazan je naSlici 10.

Slika 10: Shematski prikaz uhvata i emisije elektrona

Pri DLTS mjerenju na uzorak je primjenjen reverzninapon te primjenom elektricnih pulseva popunjavaju seduboki nivoi unutar podrucja osiromasenja. Tijekomelektricnog pulsa (Slika 11, (a) ), sirina podrucja osi-romasenja se smanji te se dogada uhvat elektrona iz vod-ljive vrpce u duboke nivoe koji se nalaze ispod Fermi-jevog nivoa. Nakon pulsa, dogada se emisija elektronaiz popunjenih dubokih nivoa koji se sada nalaze iznad

7

Fermijevog nivoa u vodljivu vrpcu.

Slika 11: (a) Primjenjeni elektricni puls (b) Kapacitetuzorka tijekom DLTS mjerenja.

Za eksponencijano smanjenje broja popunjenih du-bokih nivoa dovoljno male koncentracije imamo ekspo-nencijalnu promijenu kapaciteta (Slika 11, (b) ) iz kojemozemo dobiti informaciju o emisiji iz dubokog nivoa.Analiza tranzijenta je ista kao kod MCTS mjerenja, nozbog negativnog naboja elektrona tranzijenti kapacitataimaju suprotan predznak u odnosu na tranzijente priMCTS mjerenju.

I kod DLTS-a postoji metoda visoke rezolucije Laplace-DLTS koja je u potpunosti analogna Laplace-MCTSsamo sto koristi tranzijente kapaciteta iz DLTS mjere-nja.

III. REZULTATI MJERENJA I DISKUSIJA

Na Slici 12 prikazan je DLTS spektar neozracenogn-tipa 4H-SiC Schottky diode. Uocavamo jedan domi-nantni vrh na temperaturi oko 320K. Ovaj vrh je poznatpod nazivom Z1/2 i jedan je od najproucavanijih dubokih

nivoa u 4H-SiC proslog desetljeca [5,6,7]. On odgovaradvostrukom akceptorskom (=/0) stanju vakancije ugljikaVC . Vrh Z1/2 se sastoji od dva preklapajuca vrha Z1 iZ2 koji odgovaraju vakanciji na heksagonalnom mjestuVC(h) i vakanciji na kubicnom mjestu VC(k).Z1/2 defekt je obicno prisutan u koncentraciji u ras-

ponu izmedu 1012 i 1013 cm−3. Uobicajna aktivacijska

Slika 12: Spektar tranzijentne spektroskopije dubokihnivoa (DLTS) za n-tip 4H-SiC Schottky diode (vjerojatnost emisije 50s−1). Postavke mjerenja:

prednapon = -10 V, napon pulsa = -0.1 V, duljinapulsa tP = 1 ms.

energija vrha Z1 je 0.52 - 0.67 eV, a vrha Z2 je 0.45 - 0.71eV ispod vrha vodljive vrpce [7]. Aktivacijska energijavrha kojeg sam uocila na svom uzorku je 0.67 eV ispodvrha vodljive vrpce, odnosno EC − 0.67 sto je prikazanou Arrheniusovom grafu na Slici 13 te udarnog presjekaod 6.7x10−15cm2.

Slika 13: Arrhenius graf aktivacijske energije za DLTSmjerenja n-tipa 4H-SiC Schottky diode

Vrijeme zivota nosioca naboja je obrnuto proporci-onalno koncentraciji Z1/2 dubokih nivoa za njihove kon-

centracije iznad 1 x 1012cm−1[8, 9]. Z1/2 duboki nivo jeefikasan rekombinacijski centar te glavni duboki nivo od-govoran za smanjenje vremena zivota nosioca naboja.Pri radu detektora pozeljno je imati vece vrijeme nosi-oca naboja zbog povecanja CCE (eng. charge collectionefficiency) vrijednosti pa stoga povecanje koncentracijeZ1/2 dubokog nivoa nije pozeljno. Nadalje, visina vrha uDLTS spektru je proporcionalna koncentraciji pripadnogdubokog nivoa. Nije primijecena pojava drugih vrhova

8

Slika 14: MCTS spektar za n-tip 4H-SiC Schottkydiode. Umetnuto: uvecani dio spektra - D centar.

Postavke mjerenja: vjerojatnost emisije: 50s−1

konstantni prednapon VR = −10V , 365nm LEDpobudujuce svijetlo i duljina pulsa tP = 10ms.

Slika 15: Arrhenius graf aktivacijske energije za MCTSmjerenja n-tipa 4H-SiC Schottky diode.

koji bi ukazali na unos novih dubokih nivoa. Parametrireverznog napona, napona pulsa, sirine pulsa i periodaponavljanja pulsa su konstantni potokom mjerenja.

Kako bi dobili nove informacije koje se odnose na ma-njinske nosioce u n - tipu 4H-SiC Schottky diode, koristitcemo MCTS tehniku (prikaz spektra na Slici 14). Tije-kom mjerenja odrzavan je konstantan reverzni napon od-10 V, dok su primjenjivani opticki pobudni pulsevi s 365nm LED svijetlom. Slika 14 prikazuje MCTS spektar zan-tip 4H-SiC SBD. Najizrazeniji vrh, kojeg sam oznacila sB, nalazi se na temperaturi oko 170 K. Takoder uocavamojos tri manja vrha na X1, X2 i D vrh na temperaturamaotprilike 130 K, 225K i 320 K, respektivno.

Iz Arrhenius grafa (Slika 15) za aktivacijsku energiju,odredena je pozicija zamki za manjinske nosioce na ener-giji 0.17 eV iznad vrha valentne vrpce EV + 0.17 eV zaB vrh, te EV + 0.64 eV za D vrh. Udarni presjek za Bvrh iznosi 4.1 x 10−20cm2.

Uz ovo, analizirala sam obje zamke na energijama odEV + 0.17 eV za B vrh i EV + 0.64 eV pomocu Laplace-MCTS mjerenja za tri razlicite temperature kao sto jeprikazano na Slici 16. Uocavaju se dobro definirane emi-sijske linije. Promatrani B i D centar nalikuju na pri-mjesu bora na mjestu silicija (BSi) i bora na mjestu ug-ljika (BC), tim redom. Na Slici 14 primjecuje se za jedanred velicine veca koncentracija BSi ( 3 x 1014cm−3) odkoncentracije BC ( 2 x 1013cm−3). Tolika koncentracijabora je izrazito velika za jedan nedopirani SiC. Ako seSiC uzgaja u uvjetima koji su bogati ugljikom tijekomkemijske depozicije iz pare (eng. chemical vapor deposi-tion - CVD), inkorporacija bora je veca nego u slucaju Si- bogatih uvjeta [11]. U uvjetima koji su bogati Si, praznaC mjesta su dostupna za ugradnju bora i BC (D-centar)dominira, dok su pod C - bogatim uvjetima prazna Simjesta dostupna za bor pa BSi (B) dominira. Ovi re-zultati jasno pokazuju da je proucavani uzorak SiC nas-tao u uvjetima bogatim ugljikom C. Kako bi potvrdiliizracunate akceptorske levele BSi i BC na h i k mjestimau resetci koja MCTS ne moze rijesiti, primijenili smoLaplace-MCTS visoke rezolucije. Laplaceova tehnika vi-soke rezolucije daje za red velicine vecu razlucivost ener-gije. U nedavno objavljenom istrazivanju Laplace-MCTSmjerenja za BSi otkrila su jednu emisijsku liniju u nje-govom spektru [10]. BSi signali na h i k mjestima nisurazrijeseni i nisam mogla potvrditi izracunate vrijednostiza razinu akceptora za BSi (k) i BSi (h). Nasuprot BSi,uspjela sam dobiti direktan dokaz da D-centar ima dvijekomponente, odnosno emisijske linije, koje sam oznacilasa D1 i D2. Energije aktiviranja rupe procjenjuju se kaoEV + 0, 47 eV i EV + 0, 59 eV i odgovaraju dubokomakceptoru BC koji se nalazi na k i h mjestu u kristal-noj resetci. Izracunati razmak izmedu BC(k) i BC(h)je malen, otprilike 100 meV. Razmak izmedu BC levelaje skoro 5 puta veci od BSi(k) i BSi(h) sto govori dasu leveli usko razmaknuti. To objasnjava zasto kod togvrha nisam uspjela rijesiti Laplace-MCTS mjerenjima jeroni nisu razlucivi do te razine. Izmjerene vrijednosti zaBC na k i h mjestima nize su od izracunatih vrijednosti,koje su EV + 0, 63 eV i EV + 0, 67 eV za BC (k) i BC(h), respektivno. Moguci razlog tome je sum koji nas-taje pri mjerenju. Postojanje suma potvrduje mali vrhna temperaturi od 300 K koji je zasigurno artefakt pro-uzrocen sumom. Takoder, razlog tome moze biti i utjecajserijskog otpora, velika koncentracija B vrha, postoja-nje dodatnih vrhova koji se ”preklapaju” s D vrhom ilineki drugi utjecaji koji mi nisu poznati. X1 i X2 vrhovinisu bili predmet mog proucavanja posto oni ne dolazeod tockastih defekata. Vrh X1 koji se nalazi na tempe-raturi oko 130 K dolazi od linearne promjene kapacitetau vremenu. Vrh X2 koji se preklapa s B vrhom je ar-tefakt jer tranzijenti kapaciteta nisu eksponencijalni natemperaturama ispod 230 K.

Unatoc raznim ogranicenjima u mjerenju, nedovoljnerazlucivosti u Laplace-MCTS mjerenju, jasno je da pos-toje dvije vrste zamki koji dolaze od defekta bora kojise pojavljuje u SiC Schottky diodi. One zamke (defekt

9

Slika 16: Laplace-MCTS spektar nekoliko temperaturaza n-tip 4H-SiC Schottky diode. Postavke mjerenja:

reverzni napon VR = −10 V, pobudenje 365 nm LEDsvijetlo, duljina pulsa tP = 10 ms

bora) koje se nalaze na mjestima gdje bi trebao biti siliciju resetci su plitki akceptorski nivoi (otprilike se nalaze naEV + 0.2 eV). Nasuprot tome, zamke koje se nalaze namjestima ugljika i koje uvode duboke akceptorske nivoe(u ovom slucaju iznad EV + 0.6 eV) nisu defekti cistogbora, nego njegove primjese; moguce primjese bora i ug-ljika, no i raznih drugih primjesa. Pitanje o kojoj se pri-

mjesi tocno radi moze biti poticaj za daljnje istrazivanje.

IV. ZAKLJUCAK

Zbog povoljnih elektricnih svojstava i s obzirom namogucu primjenu u raznim uredajima, n-tip 4H – SiCje najvise proucavan politip SiC-a. Posljedicno, postojipuno vise informacija o elektricnoj aktivnosti vecinskihzamki u odnosu na manjinske zamke. Stoga cilj ovog is-trazivanja je bio proucavanje zamki manjinskih nosioca urastu n-tipa 4H-SiC materijala. Primjenila sam tehniketranzijentne spektroskopije, DLTS i MCTS, te Laplace- MCTS tehniku. Pokazano je da postoje dvije vrstezamki u 4H-SiC Schottky diodi. Defekti cistog bora kojise nalaze na mjestima silicija u kristalnoj resetci pred-stavljaju plitke akceptorske nivoe (EV + 0.17 eV), dokse njegove primjese (vjerojatno primjesa bora i ugljika)nalaze na mjestima ugljika i uvode duboke akceptorskenivoe (EV +0.64 eV). Poznavanje svojstava defekata pri-sutnih u ozracenom i neozracenom 4H-SiC materijalu ko-risno je za povecanje otpornosti na zracenje i efikasnostdetektora te za buduci razvoj drugih elektrickih kom-ponenti napravljenih od 4H-SiC. Daljnja mjerenja i na-prednija analiza potrebni su za precizniju karakterizacijuzamki manjinskih nosioca sto ce biti, nadam se, smjermog daljnjeg istrazivanja.

1 Casady J.B.; Johnson R.W.; Status of silicon carbide (SiC) as a wide-bandgap semiconduct or for high-temperature appli-cations. Solid State Electronics 1996, 39, 1409-1422.

2 Sellina P.J.; Vaitkus J; New materials for radiation hard semiconductor dectectors. Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A 2006,557 479-489.

3 Gnell F. Knoll, Radiation Detection and Measurement, 3rd edition, John Wiley Sons, 2000.4 Greulich-Weber S. EPR and ENDOR Investigations of Shallow Impurities in SiC Polytypes. Phys. Status Solidi A, 1997,

162, 95-151.5 Hemmingsson, C.G.; Son, N.T.; Ellison, A.; Zhang, J.; Janzen, E. Negative-U centers in 4H silicon carbide. Phys. Rev. B

1998, 58, R10119.6 Capan, I.; Brodar, T.; Pastuovic, Z.; Rainer, S.; Takeshi, O.; Shin-ichiro, S.; Takahiro, M.; Luka, S.; Vladimir, R.; Jose, C.;

et al. Double negatively charged carbon vacancy at the h- and k-sites in 4H-SiC: Combined Laplace-DLTS and DFT study.J. Appl. Phys. 2018, 123, 161597.

7 Son, N.T.; Trinh, X.T.; Løvlie, L.S.; Svensson, B.G.; Kawahara, K.; Suda, J.; Kimoto, T.; Umeda, T.; Isoya, J.; Ohshima,T.; et al. Negative-U System of Carbon Vacancy in 4H-SiC. Phys. Rev. Lett. 2012, 109, 187603.

8 Kimoto T.; Danno K.; Suda J. Lifetime-killing defects in 4H-SiC epilayers and lifetime control by low-energy electronirradiation. Phys. Status Solidi B 2008, 245, 1327-1336.

9 Klein P.B.; Shanabrook B.V.; Huh S.W.; Polyakov A.Y.; Skowronski M.; Sumakeris J.J.; O’Loughlin M.J. Lifetime-limitingdefects in n-4H-SiC epilayers. Appl. Phys. Lett. 2006, 88, 052100.

10 Capan, I.; Yamazaki, Y.; Oki, Y.; Brodar, T.; Makino, T.; Ohshima, T. Minority Carrier Trap in n-Type 4H–SiC SchottkyBarrier Diodes. Crystals 2019, 9, 328.

11 Deak P.; Aradi B.; Gali A.; Gerstmann U. Phys. Stat. Sol. B 2003, 235 139-145.12 Schroder, D.K. Semiconductor material and device characterization, 3rd ed. New Jersey: John Wiley Sons, Inc., 2006.13 Racko J.; Pechacek J.; Mikolasek M.; Benko P.; Grmanova A.; Harmatha L.; Breza J. Trap-Assisted Tunneling in the

Schottky Barrier. Radioengineering 2013, 22, 240-244.14 Andersen O.; Dobaczewski L.; Peaker A.R.; Bonde Nielsen K.; Hourahine B.; Jones R.; Briddon P.R.; Oberg S. Piezospec-

troscopic analysis of the hydrogen– carbon complexes in silicon. Physica B 2001, 308-310, 139-142.

10

15 Lang D.V.; Deep-level transient spectroscopy: A new method to characterize traps in semiconductors. J. Appl. Phys. 1974,45, 3023.

16 Hamilton, B.; Peaker, A.R.; Wight, D.R. Deep-state-controlled minority-carrier lifetime in n-type gallium phosphide. J.Appl. Phys. 1979, 50, 6373–6385.