Объемный шум I/f и шумовая спектроскопия локальных уровней в материалах полупроводниковой электроники тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

на правах рукописи

2 3 ДПР Ш

Румянцев Сергей Львович

объемный шум 1/г и шумовая спектроскопия локальных уровней в материалах полупроводниковой электроники

специальность 01.04.10-физика полупроводников и диэлектриков

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико - математических наук

Санкт-Петербург 1996 г.

Работа выполнена в Физико-техническом.институте им.А.Ф.Иоффе РАН.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук,

■ профессор P.A.Сурис, доктрр технических наук,

профе ссор С.А.Корнилов, доктор технических наук,

профессор О.Г.Вендик.

Ведущая организация: Санкт-Петербургский Государственный

технический университет.

Защита состоится О Ь 1996 г.

в ^О час, на заседании диссертационного совета Д.003.23.02 при Физико-техническом институте им, А.Ф.Иоффе РАН по адресу: 194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул. 26.

' Отзывы о диссертации в двух экземплярах, заверенные печатью, просим направлять по вышеуказанному'адресу ученому секретарю диссертационного советё.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке ФТИ им.А.Ф.Иоффе.

Автореферат разослан 1996г.

Ученый секретарь диссертационного совета, доктор физико-математических наук

_1996г.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность теш. В огромном числе самых разнородных объектов и физических систем спектральная плотность флуктуаций Б зависит от частоты измерения 1 по закону Б ~ Г'^.где г=1. Это явление, известное как шум 1/1 (фликкер - шум), интенсивно исследуется уже более полувека. Опубликованы сотни оригинальных работ и десятки обзоров (см., например, [1,2]). В каждой монографии о шумах шуму 1/1 обычно посвящается отдельная глава. В течение последних 20 лет проблемы, связанные с шумом 1/1, каждые 2 года обсузздаются на Международных конференциях.

Такой интерес к исследованию флуктуационных явлений со спектром 1/1 обусловлен как важными практическими, так и глубокими физическими причинами.

В большинстве полупроводников и полупроводниковых приборов шум со спектром 1/1 преобладает в области частот Ш02-!-10вГц. Уровень этого шума ограничивает параметры таких важных полупроводниковых приборов, как полевые и биполярные транзисторы, диода Ганна, лавинно-пролетные диоды, лазерные генераторы. Рабочая частота генераторов (в том числе СВЧ и оптических генераторов) флуктуирует, и спектр этих флуктуаций имеет, как правило, вид 1/1. Поэтому именно 1/1 шум определяет возможность применения полупроводниковых приборов в связных и информационных системах, в системах радиолокации и атомных стандартах частоты. Кроме- того, измерение уровня шума 1/1 часто служит удобным методом для неразрушающего контроля надежности и долговечности полупроводниковых приборов, включая полупроводниковые лазеры, светодиоды, межсоединения больших интегральных схем.

К тому моменту, когда мы начинали работу по данной теме, природа шума 1/1 не была достоверно установлена ни для одного полупроводникового материала. Наибольшей популярностью пользовалась гипотеза Хоуге, связывающая объемный шум 1/1 с флуктуациями подвижности, обусловленными рассеянием на колебаниях решетки (см. библиографию в [3]). При этом неявно предполагалось.

что этот механизм универсален не только для полупроводников, но также и для металлов. Существовали также модели объемного 1/1 шума в полупроводниках, развитые в работах £4-7]. Однако вопрос об адекватности . этих моделей существующим экспериментальным данным и их применимости к реальным полупроводниковым материалам оставался открытым.

Трудность выбора адекватной модели при интерпретации экспериментальных результатов в области шума 1/1 объясняется несколькими обстоятельствами. Прежде всего, в структурно совершенных металлах и полупроводниках средняя амплитуда фдуктуаций напряжения (или тока) достаточно мала. Поэтому свойства флуктуаторов, ответственных за возникновение 1/1 шума, очень трудно, а часто невозможно наблюдать в каких-либо других экспериментах. Это обстоятельство в значительной степени лишает обсувдаемые модели шума 1/1 "предсказательной силы" и нередко обрекает исслед зателей шума 1/1 на участь "вариться в собственном соку".

Кроме того, как хорошо известно в настоящее время, шум 1/1 в полупроводниках может быть обусловлен как объемными процессами, так* и процессами на поверхности (поверхностный шум 1/1) и в контактах ("контактный" шум). Поверхностный, контактный и объемный шумы могут, ■ в принципе, иметь совершенно различную природу. Задача разделения этих потенциальных источников шума на практике часто оказывается непростой. При изменении внешних условий, например температуры, преобладающий механизм шума 1/1 может изменяться. Наконец, далеко не очевидно, что во всех полупроводниках механизм шума 1/1 один и тот же.

Другим видом низкочастотного шума, проявляющимся в диапазоне частот является генерационно- рекомбинационный шум,

обусловленный флуктуациями заселенности локальных уровней. Поскольку этот вид шума проявляется в том же диапазоне частот, что и 1/1 шум, в большинстве случаев невозможно исследовать природу 1/1 шума, не выделяя при этом генерационно-рекомбинационный шум.

Измерения температурной зависимости генерационно-рекомбинационного шума позволяют, в принципе, . определить параметры шумящего уровня, что представляет предмет шумовой спектроскопии. Однако, исследования последних лет показывают, что очень часто сечения захвата на уровни, обнаруживаемые в шумовой спектроскопии, очень сильно (экспоненциально) зависят от температуры. К моменту начала работы над темой диссертации эффективной методики определения параметров локальных уровней в такой ситуации разработано не было.

Кроме того, исследование уровней, проявляющихся в генерационно-рекомбинационном шуме, валено также и с точки зрения понимания природы 1/1 шума, поскольку, согласно представлениям, развиваемым в настоящей работе, 1/1 шум как раз и представляет собой суперпозицию генерационно- рекомбинационных процессов. При этом уровни, исследуемые методом шумовой спектроскопии, расположены, как правило, в той же области запрещенной зоны, что и уровни (или сплошной спектр уровней), ответственные за I/f шум.

Цель работы. В настоящей работе была поставлена цель -исследовать низкочастотный шум и, в особенности, шум вида 1/1 в основных материалах современной полупроводниковой электроники: Si, GaAs, SIC. Представлялось важным не только разработать методики, позволяющие получить прямой ответ на вопрос о природе 1/1 шума в том или ином полупроводниковом материале, но и попытаться установить связь шума 1/1 с другими физическими явлениями, а также сформулировать такие вопросы, связанные с природой 1/1 шума, которые допускают прямую экспериментальную проверку.

В работе была поставлена такке задача разработать новые методы шумовой спектроскопии, позволяющие определять параметры локальных уровней в условиях, когда сечение захвата носителей экспоненциально зависит от температуры.

Научная новизна. Все основные научные результаты, позволившие сформулировать выносимые на защиту научные положения, получены впервые.

—разработан и применен метод исследования низкочастотного шума в условиях сильного геометрического магнитосопротивления.

- исследован 1/1 шум в n-GaAs в условиях разогрева носителей тока сильным электрическим полем.

- обнаружено и детально исследовано влияние неосновных носителей, создаваемых зона-зонным светом или путем инжекции через р-п-переход, на шум 1/1 в Sl, GaAs и SIC.

- исследован новый тип долговременной ' релаксации фотопроводимости в SI и G^As, обусловленный той же причиной, что и шум 1/1 - существованием хвоста плотности состояний вблизи края запрещенной зоны.

-показано, что некоторые дефекты, вносимые в объем S1 и GaAs,увеличивают уровень I/f шума, не меняя при этом его природу.

- предложен', развит и применен новый подход к анализу данных шумовой спектроскопии.

Научная и практическая ценность работы. В работе разработаны новые экспериментальные методы, позволяющие исследовать природу низкочастотных шумов и," в-частности, природу шума вида I/f в полупроводниках. Применедие этих' методов позволило установить природу 1/1 шума в исследованных образцах SI, GaAs, SIC современного качества.

Разработанные в работе новые методы шумовой спектроскопии позволили решить важную научную проблему - определение параметров локальных уровней в полупроводниках в условиях, когда сечение захвата носителей экспоненциально зависит от температуры.

Понимание природы низкочастотного шума в полупроводниках имеет большое практическое значение, поскольку именно этот вид шума определяет работоспособность и возможность применения полупроводниковых приборов в различных устройствах и, преаде всего, в приборах СВЧ диапазона.

ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ, ВЫНОСИМЫЕ НА ЗАЩИТУ

1. В основных материалах полупроводниковой электроники -кремнии и арсениде галлия, а также в карбиде кремния — объемный шум 1/1 может быть обусловлен флуктуациями заполнения уровней хвоста плотности состояний в запрещенной зоне полупроводника. Именно этот механизм является преобладающим в чистом структурно совершенном п-СаАБ (по=1013см"э) и сильнолегированном п-СаАэ (по=1017^5"Ю17см~э) при комнатной температуре, в структурно совершенном п-Б1 при Т<120К. Этот же механизм является преобладающим в п-бН-БЮ при Т£350-5-400К.

2.Исследования спектральной плотности шума в условиях сильного геометрического магнитосопротивления, а также в условиях разогрева носителей электрическим полем, позволяет установить флуктуации подвижности или числа носителей ответственны за низкочастотный шум (в том числе и за шум 1/Г). Измерения в условиях геометрического магнитосопротивления позволяют также отличить объемный шум от поверхностного.

3. Наличие уровней в хвосте плотности состояний, флуктуации заполнения которых обусловливают возникновение шума 1/1, обусловливает также существование долговременной релаксации фотопроводимости, слабо зависящей от температуры и электрического поля. Такой тю1 релаксации фотопроводимости обнаружен и исследован теоретически и экспериментально в п-СаАз и п-31.

„4. Шум 1/1, обусловленный флуктауциями заполнения уровней хвоста плотности состояний, в общем случае немонотонно зависит от концентрации введенных, неосновных носителей. В п-ОаАз и п-Б1 экспериментально обнаружена и исследована немонотонная зависимость шума 1/1 от интенсивности зона-зонной подсветки. В п-бН-БЮ инжекция дырок через р-п-переход приводит к уменьшению уровня 1/1 шума.

5. Искусственно введенные в полупроводниковый материал дефекты, увеличивающие плотность уровней в хвосте плотности состояний полупроводника, увеличивают амплитуду шума 1/1, не меняя его природы. Эффект увеличения шума 1/Г под дейстшюм

введенных дефектов экспериментально обнаружен и исследован в п-ваАв, подвергнутом одностороннему деструктивному сжатию, и в п-БЮ, дефекты в который вводились в результате отжига при пониженной температуре после нейтронного легирования.

6. Разработан метод .шумовой спектроскопии, позволяющий определить, зависит ли сечение захвата носителей на уровень экспоненциально (о-^ехрС-Е/КГ)). В случае, когда положение уровня в запрещенной зоне Ео и энергия являются величинами одного порядка, метод позволяет определить все параметры локального уровня: положение в запрещенной зоне Ео, концентрацию уровня параметры экспоненциальной зависимости сечения захвата от температуры - »о и

7. Разработан метод определения параметров локального уровня в условиях, когда температурная зависимость шума определится, в основном, экспоненциальной зависимостью сечения, захвата от температуры (©•=о'оехр(-Е1/к!Г)), то есть в условиях Е1»ЕС (Е0 -положение уровня в запрещенной зоне). Введение неосновных носителей в объем полупроводника за счет освещения зона-зонным светом или инзкекции через р-п-переход создает условия для контролируемой перезарядки локального уровня. Анализ генерационно-рекомбинационного шума в таких условиях позволяет определить все параметры"локального-уровня даже при Е4»ЕС.

Апробация работы.

Основные результаты, составившие содержание диссертации, докладывались на X Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Минск, 1985), на V Всесоюзной конференции "Флуктуационные явления в физических системах" (Паланга, 1988), на Всесоюзном семинаре "Шумовые и деградационные процессы в полупроводниковых приборах" (Черноголовка, 1990), на Всесоюзном семинаре - совещании "Низкочастотные шумы в полупроводниковых приборах и устройствах" (Черноголовка, 1991), на VI Всесоюзной конференции "Флуктуационные явления в физических системах" (Паланга, 1991), на II Научной конференции "Фотоэлектрические явления в полупроводниках" (Ашхабад, 1991), на Международной

конференции "Noise In Physical Systems and 1/f Fluctuations" (Kyoto, Japan, 1991), на Мевдународной конференции "International Semiconductor Device Research Symposium" (Charlottesville, USA, 1993),на Мевдународной конференции "Noise In Physical Systems and 1/f Fluctuations" (St.Louis, USA, 1993), на 7-ой Вильнюсской конференции "Fluctuation Phenomena In Physical Systems" (Palanga, Lithuania, 1994),на Международной конференции "Noise in Physical Systems and 1/f Fluctuations" (Palanga, Lithuania, 1995).

Результаты работы докладывались также на ■ семинарах лабораторий "Физики полупроводниковых приборов" и "Неравновесных процессов в полупроводниках" и на семинаре сектора "Теоретических основ микроэлектроники" ФТМ им.А.Ф.Иоффе.

Публикации. По. теме диссертации опубликовано 28 научных работ, в том числе 20 статей в отечественных и зарубежных журналах и 8 тезисов докладов на Всесоюзных и Международных конференциях. .

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность проблемы, сформулированы основные задачи исследования и положения, выносимые на защиту.

Первая глава носит обзорный характер.

В разделах I.I.I. и I.I.2. анализируются результаты исследований шума 1/1 в полупроводниках.

Шумом вида I/f, или фликкер-шумом принято называть флуктуацйи, спектральная плотность мощности которых Sx(i) примерно обратно пропорциональна частоте анализа 1.

К моменту начала работы над темой диссертации были подробно исследованы статистические се йства шума вида I/f. Исследования, проведенные в ряде работ [8,9], показали, что в большинстве случаев 1/1 шум - это стационарный случайный процесс с гауссовской функцией распределения.

Другим важным вопросом о природе 1/1 шума является вопрос о том, что именно флуктуирует: либо электрический ток только проявляет флуктуации сопротивления, которые есть и в отсутствие

тока, либо 1/1 шум есть следствие неустойчивости потока носителей. С ростом тока уровень шума' 1/1 растет, как правило, пропорционально квадрату, тока: ~ I2. Это обстоятельство указывает на то, что флуктуирует сопротивление образца И, а ток лишь выявляет эти флуктуации,. ' :

Еще более серьезным доказательством того, что флуктуирует сопротивление,а ток служит лишь "индикатором" этих флуктуаций, является классический эксперимент Р.Восса и Дж.Кларка [10].

Известно, что 1/1 шум может быть связан с процессами в объеме, на поверхности или в приконтактных областях образцов.

Уже в первых работах по исследованию объемного 1/1 шума в полупроводниках отмечалось, что уровень 1/1 шума зависит от степени дефектности материала. Сравнительно недавно было опубликовано несколько работ (см, например, 111,12]), в которых связь уровня 1/1 шума со структурными дефектами была доказана прямыми экспериментами. В этих работах образцы Б! и СаАз подвергались различного рода облучениям: имплантации ионов бора в 31, облучению СаАз электронами и ионами. Было показано, что дефекты, вводимые при облучении, увеличивают уровень 1/1 шума. Последующий отжиг образцов уменьшал 1/1 шум.

Таким образом, исследования 1/1 шума в и СаАз с искусственно введенными дефектами позволили заключить, , что дефекты, вводимые при облучении, могут обусловливать 1/1 шум. Оставалось, однако, неясным,- чем вызван 1/1 шум в исходных образцах. Либо . остаточные структурные, дефекты, всегда присутствующие в реальных кристаллах, ответственны за формирование 1/1 шума, либо облучение создает новый, / дополнительный источник 1/1 шума, а в исходном материале.1/1 шум обусловлен другой причиной. "'

В 80-х годах в литературе велась интенсивная \ дискуссия по поводу того, флуктуации числа носителей ¿п или их подвижности <5р0 обусловливают объемный 1/1 шум в полупроводниках. Измерения флуктуаций Холловского напряжения позволяют, в принципе, ответить на этот вопрос [13]. Недостаток данного метода состоит в-гом, что в сравнительно слабом магнитном поле р0В0йГразница в шумах,

рассчитанная исходя из гипотезы о флуктуациях ¿п и слишком мала, чтобы можно было делать вывод об определящем вкладе флуктуация подвижности или числа носителей в 1/1 шум. В очень сильных магнитных шлях (см..например, С141) необходимо учитывать эффект квантования в магнитном поле. Однако такой анализ ни в одной из работ проделан не был.

В настоящее время предложено очень много моделей 1/1 шума в полупроводниках и металлах. Однако, лишь идея, согласно которой 1/1 шум обусловлен суперпозицией релаксационных процессов с очень широким набором времен релаксации, не вызывает серьезных возражений.

Наиболее убедительная модель объемного шума 1/1 в полупроводниках, связывающая это явление с суперпозицией процессов с широким распределением времен релаксации, развита в работе [151. Краткое изложение модели [15] приводится в разделе 1.Г.З.

Рассматриваемая в модели ситуация описывается следующей простой картиной. В п- материале имеется мелкий донорный уровень с глубиной залегания Е<1 и концентрацией Ма, полностью ионизованный при температуре измерений, так что концентрация свободных носителей п^!^. Уровень Ферми Ер лежит ниже, чем Еа и его положение определяется выражением:

Ер = ИГ-1п (Кс/На), (1.1)

где N. -эффективная плотность состояний в зоне проводимости (энергия отсчитывается в глубь запрещенной зоны от края зоны проводимости).

В работе [151 принималось, что вблизи края зоны проводимости существует хвост плотности состояний,экспоненциально спадающий в глубь запрещенной зоны:

р(Е) = р(0)е~е/ео , (1.2)

ео~ постоянная, характеризующая скорость спада плотности

состояний.

Согласно многофононной модели захвата, предполагается, что сечение захвата на уровень хвоста <>п экспоненциально убывает с ростом,энергии Е [16]. Зависимость постоянной времени захвата на уровень тс ~ определяется выражением:

с

те(Е) = ^(0)8^*1 = тооеЕ/£1,

где гоо - постоянная времени захвата на уровни при Е=0, -постоянная, характеризущая уменьшение сечения захвата с ростом энергии Е. •

Флуктуации заселенности уровней такого рода хвоста плотности состояний и обусловливают 1/Г шум. Данная модель позволила не только сконструировать спектр шума вида 1/1, но и объяснить все особенности влияния света на шум.

В разделе 1.2 проанализированы существующие методы шумовой спектроскопии. Показано, что . достаточно часто сечение , захвата уровней, обнаруживемых при измерении генерационно-рекЬмбинационного шума, экспоненциально зависит от температуры.

Тем не менее, разработанной методики определения параметров центров> в таких условиях из данных шумовых измерений не существует. Исключение представляет метод, предложенный в работе [17]. Однако практически ¡этот метод может быть использован только при условии, что уровень Ферми пересекает исследуемый уровень в температурном диапазоне, использованном для измерений.

Глава 2 посвящена исследованию влияния внешних физических воздействий на шум 1/1 в полупроводниках.

В разделе 2.1 предложен новый метод, позволяющий разделить вклад флуктуаций числа носителей бп и их подвижности <5м во флуктуации сопротивления ¿п. Этот же метод позволяет дифференцировать объемные и поверхностные источники шума. Идея метода состоит в следующем.

Известно, что в образцах вида диска' Карбино или в коротких

СЬ/<а«1) образцах (Ь - расстояние мезду контактами, с1 - размер контактов) в магнитном поле Во, перпендикулярном электрическому полю, возникает геометрическое магнито-сопротивление. При этом подвижность р в присутствии магнитного поля связана с подвижностью при Во=0 соотношением:

л = -2---(2.1)

1 + ЧА>

Дифференцируя уравнение (2.1) по ^получим выражение для флуктуаций :

Из (2.2) следует, что при роВ0=1 то есть

флуктуации подвижности вообще не вызывают флуктуаций м-

Экспериментально исследовались- образцы п-СаАз с уровнем легирования Ыаа1015см~э. Измерения показали, что относительная спектральная плотность флуктуаций напряжения Э^/Ц2 не зависит от величины магнитного поля в диапазоне 0<^оВо<3. Такой результат находится в качественном противоречии с предположением о флуктуации подвижности йа как источнике шума 1/1. С другой стороны, полученные результаты естественно объясняются исходя из предпосылки о флуктуациях концентрации носителей, не зависящих от магнитного поля.

Измерения флуктуаций в условиях геометрического магнитосопротивления позволяют также сделать вывод о поверхностной или объемной природе 1/1 шума.

Действительно, можно представить два поверхностных источника шума: I - боковую поверхность образца, 2 - приконтактные области.

. В этих случаях источники шума можно описать эквивалентными схемами, в которых шумящее сопротивление включено параллельно или последовательно объемному сопротивлению образца. Анализ обоих схем приводит к сильной зависимости уровня шума от р.оличлпц

магнитного поля, которая экспериментально не наблюдается.

Следовательно, измерения в условиях сильного геометрического магнитосопротивления позволяют сделать вывод, что в исследованном слаболегированном n-GaAs источники шума I/f расположены в объеме.

Отметим, что в пользу объемного источника шума I/f в исследованных образцах n-GaAs свидетельствует также и тот факт, что различные обработки поверхности исследованных образцов не влияли на уровень I/f шума.

Авторы работ [18,19] повторили наши эксперименты. Результаты обеих работ полностью согласуются с результатами наших исследований.

В разделе 2.2.' описаны результаты исследований I/f шума в n-GaAs в условиях разогрева носителей сильным электрическим полем. Измерения показали, что уровень относительной спектральной плотности флуктуат,ий тока Sj/I2 не зависит от электрического поля в диапазоне от слабых, негреющих полей. до поля,в 4 раза превышающего пороговое поле эффекта Ганна. Магнитное поле также не оказывало влияния на уровень шума. Поскольку концентрация электронов не зависит от электрического поля, полученные результаты естестветао объясняются исходя из гипотезы о флуктуациях числа носителей как источнике I/f шума. .

В разделе 2.3 исследовано влияние неосновных носителей на шум I/f в GaAs, Si, SIC. В предыдущих разделах 2.1, 2.2 было показано, что в слаболегированном n-GaAs шум I/f связан с объемными флуктуациями числа электронов. Оставалось, однако, неясным, каков механизм объемных флуктуация числа носителей со спектром вида I/Í. •' .

В 1987 г. нами был обнаружен эффект перестройки, спектра низкочастотного шума в GaAs под действием света лампы накаливания (раздел 2.3.1). В отсутствие освещения спектр шума имел обычный вид, характерный для шума I/f. Освещение образцов светом с интенсивностью, обеспечивающей уменьшение сопротивления всего на О Л-fl%, приводило к существенному уменьшению шума в области низких частот (КЮ3Гц) и заметному увеличению шума в области относительно высоких частот анализа (ШОэГц). Анализ

спектрального состава света, влияющего на шум, показал, что в эффекте перестройки спетра шума важны только кванты с энергией, близкой к ширине запрещенной зоны GaAs. Этот факт указывает на то, что основную роль играют дарки, возникающие под действием света в объеме образца.

Оценки, основанные на анализе характерных температур, при которых свет не влияет на 'шум, повышает его во всем диапазоне частот наблюдения или обусловливает немонотонную зависимость от интенсивности освещения, показывают, что шум I/f -обусловлен Флуктуациями заселенности системы близко расположенных уровней или сплошного спектра уровней в непосредственной близости от края зоны проводимости ( в п- материале). Такого рода хвосты плотности состояний существуют в лк-Зых реальных кристаллах (см. .например, [20] ) и обусловлены несовершенствами кристаллической решетки: примесями, дефектами, локальными напряжениями. Создаваемые при освещении зона-зонным светом в объеме образца дырки захватываются на уровни хвоста плотности состояний, изменяют степень заполнения уровней и изменяют уровень I/f шума. Таким образом, хвосты плотности состояний, обусловленные несовершенствами кристаллической решетки,. являются естественными "кандидатами" на роль источников шума I/f. Указанные эксперименты послужили основанием для разработки Н.В.Дьяконовой и М.Е.Левинштейном модели объемного шума I/f в полупроводниках [15].

Отметим, однако, что природа шума I/f в различных полупроводниковых материалах может быть различна. Для последующих исследований были выбраны: Si - как основной на сегодняшний день материал полупроводниковой электроники; GaAs — со сравнительно высоким уровнем легирования КГ=Ю17см"э, широко использующийся в современных GaAs СВЧ приборах; SIC - широкозонный полупроводник, широко использующийся в высокотемпературной электронике.

Исследование перестройки светом шума I/f в силыюлегировашюм (NdsIQ17cM~9) СаАз (раздел 2.3.2) позволило заключить, что при но слишком высокой температуре Т<500К преобладает тот же источник шума, что и в слаболегированном n-GaAs,- флуктуации млсол'лпюоти

уровней хвоста плотности состояний вблизи зоны проводимости. При высокой температуре Т>540 преобладающий вклад в шум дает какой-то другой механизм, не связанный с флуктуациями заселенности уровней в хвосте плотности состояний.

В разделе 2.3.3 описаны результаты исследований перестройки светом шума 1/1 в 81. Образцы изготавливались из п-31, полученного методом бестигельной зонной плавки, ; с удельным сопротивлением р=200-г-3000м-см (по=2'Ю13см~а), плотностью дислокаций ~ 3-Ю^см-2,подвижностью электронов ^йО.Ш^/В-с при ЗООК и ^=1.8м2/В-с при 77К. Все измерения, проводились при температуре Т<125К. Анализ спектрального состава света, влияющего на шум, ' показал, что именно при указанных температурах в исследованных образцах Б1. преобладает объемный 1/1 шум.

При исследовании влияния света на шум 1/1 в был обнаружен новый эффект немонотонной зависимости уровня шума от интенсивности света.

На рис.1а представлены зависимости относительной

-130

я

т

ч:

\ со

-150

■МО Гц

-___»--""О'-в-л " V

/"«ОГц .

*г

-Д---&

^тги,

.,601—I—I—1—I—I -10 -8 -6 -4 -2 О

13

12

N 0(1

11

10

г: /

/ л

/ / \\

/ / \\

£ /

/ \

.6/

-21 -19 -17 -15

Рис.1

спектральной плотности шума Su/lf от относительной подсветки для фиксированных частот анализа. Зависимости сняты при освещении образца лампой накаливания при номинальной потребляемой мощности. Непосредственное освещение соответствует интенсивности света Jo. Свет ослаблялся с помощью калиброванного набора нейтральных фильтров. Сплошные горизонтальные линии - уровень темнового шума. Из рисунка видно, что заметное влияние на шум оказывает даже световой поток лампы, ослабленный в 10°-5-10р раз. На рис.16 показаны результаты численного расчета в рамках модели [15]. Видно, что модель описывает достаточно тонкие детали эффекта: как в эксперименте, так и в расчете максимум на кривых зависимости шума от интенсивности света сдвигается в область больших интенсивностей с ростом чгзтоты анализаÍ

В разделе 2.3.4 описаны результаты исследований I/í шума в п-бН-SIC. Для анализа физической природы источников шума была использована методика, примененная ранее для исследования Т/Г шума в SIC и GaAs и состоявшая в, перезарядке ответственных за формирование 1/Г шума уровней .неосновными носителями. Для создания неосновных носителей в n-SIC использовалась инкекция дырок через прямосмещецный р+-п-переход в узкий (толщиной С 0.2 мкм) канал 6H-S1C полевого транзистора. Исследование шума проводилось с использованием полевых транзисторов с затвором в виде р+-п-перехода, изготовленных фирмой Cree Res.,Inc. (уровень легирования n-канала N,-Nasl017cM~3).

. Несмотря на принципиально другой способ введения неосновных носителей в объем образца, характер их влияния на спектр шума 1/Г был качественно такой же, как и в Si и GaAs: на низких частотах дырки, введенные в канал транзистора( уменьшали шум, на высоких частотах спектр шума не менялся или менялся слабо. Эти результаты позволили заключить, что объемный 1/Г шум в SIC обусловлен флуктуациями заселенности уровней хвоста плотности состояний вблизи края зоны проводимости.

Глава 3 посвящена исследованию нового вида долговременной релаксации фотопроводимости.

Одна из основных трудностей при интерпретации экспериментальных результатов исследования шумов в полупроводниках и металлах обусловлена малой амплитудой флуктуаций. Поэтому свойства примесей и дефектов, предположительно ответственных за возникновение шума 1/Г в полупроводниках и металлах, очень трудно, а часто и невозможно наблюдать в каких-либо других экспериментах.

В данной главе показано, что модель 1/Г шума (раздел 1.1.3, [15]) предсказывает существование долговременной релаксации фотопроводимости, обусловленной тем же механизмом, что и 1/Г шум.

Рассмотрим качественно кинетику спада собственной фотопроводимости с учетом существования хвоста плотности состояний, в котором сечение захвата электронов экспоненциально зависит от глубины залегания уровней (раздел 3.1). Пусть образец совещен светом, создающим в полупроводнике электроны и дырки. При освещении наряду со свободными дырками в валентной зоне имеется определенная концентрация дырок, захваченных на рекомбинационные уровни и на уровни хвоста. После выключения света свободные дырки и .вурки на рекомбинационных центрах исчезают за время, меньшее 1СГ=*1СГйс. Остаются дырки, захваченные на уровни хвоста, и избыточные электроны, число которых равно . полному числу захваченных дырок. Эти избыточные электроны и определяют избыточную фотопроводимость д» ' на временах 1;>1СГ=с после выключения света.

В рассмотренной в разделе 1.1.3 модели шума 1/Г предполагалось, что чем глубже лежит уровень, принадлежащий хвосту плотности состояний, тем больше время захвата на него электрона. Таким образом, следует ожидать, что кинетика спада фотопроводимости будет характеризоваться широким диапазоном времен релаксации г, причем максимальные значения т могут быть очень большими.

В рассматриваемой картине для рекомбинации электрона и дырки, захваченной на уровень хвоста, не нужно преодолевать никакого энергетического барьера. Поэтому следует ожидать, что кинетика спала фотопроводимости будет относительно слабо зависеть

от температуры. Этим указанный механизм долговременной релаксации принципиально отличается от двух других, хорошо известных механизмов - релаксации, вызванной наличием уровней прилипания и долговременной релаксации, обусловленной наличием в полупроводнике пространственно неоднородных энергетических барьеров [21]. В обоих последних случаях рекомбинация связана с преодолением энергетических.барьеров и, как следствие, постоянная времени спада экспоненциально возрастает с понижением температуры.

При наличии уровней прилипания или барьерного механизма к гашению долговременной релаксации приводит так называемая "инфракрасная подсветка", то есть освещение полупроводника светом с энергией • фотонов Е <Е . Поскольку - рассматриваемый механизм релаксации не связан с преодолением энергетического барьера , инфракрасное гашение в данном случав не должно наблюдаться.

. Кроме того, от барьерного механизма релаксации, для которого, как известно, характерно полевое гашение долговременной фотопроводимости, обсуждаемый механизм должен отличаться слабой зависимостью от напряженности поля в условиях разогрева носителей. Как и слабая чувствительность к температуре, это обстоятельство связано 'с отсутствием энергетических барьеров, препятствующих рекомбинации.

Данный тип фотопроводимости был обнаружен и исследован в образцах гИЗаАз и п-Б1 (разделы 3.2, 3.4).

На рис.2 показана кинетика спада фотопроводимости при 300К для одного из образцов ваАз при возбуждении светом лампы накаливания, пропущенного через монохроматор и механический модулятор. На вставке к рис.2 показана кинетика спада

фотопроводимости при возбуждении импульсом света СаАз лазера длительностью 10~7с. В полном соответствии с предсказанием теории данный тип фотопроводимости характеризуется широким набором характерных времен релаксации, возбуждается тем же самым светом, который оказывает влияние на спектр шума 1/1, не гасится импульсами греющего электрического поля, не чувствителен к инфракрасной подсветке и слабо зависит от температура.

2.0

4

200

I, ИКС

300

0.0

0

5

10

15

20

. I

г, мс

Рис.2

Исследованиа фотопроводимости при 77К обнаружили существование в п-СаАэ и п-Б! фотопроводимости, обусловленной барьерным механизмом [21]. Поскольку этот тип фотопроводимости чувствителен к греющему электрическому полю, эксперименты с гашением фотопроводимости импульсами электрического поля позволили различить два механизма фотопроводимости, проявляющиеся при 77К.

Исследования долговременной релаксации фотопроводимости в показали также, что при 300К амплитуда фотопроводимости существенно меньше, чем в ОаАБ. Данный факт естественно объясняется меньшей концентрацией уровней в хвосте плотности состояний в 31, чем в СаЛв.

В 31, в отличие от СаАБ', амплитуда не- подавляемой полем компоненты долговременной релаксации заметно растет при переходе от 300 к 77К. Несколько удлиняется также время спада. Различия эти носят, однако, количественный характер и объясняются тем, что в энергетический зазор между положением уровня Ферми при 300 и 77К значительно больше, чем в СоАэ. Для кремния (Ыай2-Ю1эсм"э) при изменении температуры от 300 до 77К значение энергии Ферми изменяется на 0.28эВ: от 0.36 до 0.08 от дна зоны проводимости. В то же время аналогичное изменение для СаАэ (Ыа=101=см"э)

составляет лишь ОЛЗэВ: от 0.16 до О.ОЗэВ. Соответственно и количество уровней в хвосте плотности состояний, лежащих ниже уровня Ферми и ответственных за фотопроводимость в Б1, меняется значительно сильнее, чем в БаАз при изменении температуры от 300 до 77К.

Глава 4 посвящена исследованию влияния искусственно введенных дефектов на шум 1/1 и долговременную релаксацию фотопроводимости.

Результаты исследований, описанных в главах 2, 3, были интерпретированы в рамках.модели 1/1 шума (раздел 1.1.3, [15]). Согласно данной модели, шум 1/1 обусловлен флуктуациями заселенности уровней, образующих хвост плотности состояний, который связан с существованием в реальном кристалле различного рода структурных несовершенств. Этот же хвост плотности состояний ответственен за специфический механизм долговременной релаксации фотопроводимости (глава 3). Увеличение степени дефектности материала должно вести к увеличению плотности состояний в хвосте и, как следствие, к увеличению уровня 1/1 шума и амплитуды фотопроводимости.

В данной главе показано, что при определенных методах введения структурных дефектов в Б1 и СаАэ можно наблюдать увеличение 1/1 шума на 1-2 порядка. При этом удается показать, что природа. 1/1 шума в дефектном материале остается той же, что и в исходном структурно совершенном материале. Поскольку шум 1/1 в образцах с введенными дефектами вполне определенно связан со структурными несовершенствами, получает прямое экспериментальное доказательство положение о том, что и в исходных образцах п-Б1 и п-СаАз 1/1 шум обусловлен остаточными структурными дефектами, образующими хвост плотности состояний вблизи края зоны проводимости.

В разделе 4.1.1 исследовался шум 1/1 в п-ваАз с дефектами, введенными сильным одноосным сжатием. Такой способ введения дефектов выбран по нескольким соображениям. Прежде всего, изготовление многих полупроводниковых приборов включает в себя

операции, сопровождающиеся очень сильными, а иногда и деструктивными механическими напряжениями. Далее, нарушения решетки полупроводников, возникающие в ходе деструктивного сжатия, к настоящему времени качественно изучены достаточно подробно. С помощью методов дифракции быстрых и медленных электронов, спектроскопии характеристических потерь энергии электронов,- дифракции нейтронов и др. показано, что под воздействием механических нагрузок в структурно совершенной монокристаллической решетке появляются вакансии и кластеры вакансий, дислокации, дисклинации и т.д. По мере роста нагрузки поверхностный слой полупроводника проходит через полукристаллическую, а при определенных условиях и через аморфную фазы. При этом толщина "поверхностного" слоя составляет десятки микрометров, что существенно превышает типичную толщину современных полупроводниковых приборов.

При сжатии сопротивление образцов Салз возрастает. При давлении Р, меньшем некоторой критической величины Р сопротивление образца после снятия нагрузки возвращается точно к тому же значению, что и до нагрукения. Если в процессе сжатия достигается давление Р>РСГ, то сопротивление образца после снятия нагрузки возрастает по сравнению с исходным. Если давление Р>Р-г поддерживается в течение длительного времени, то сопротивление образца Н монотонно увеличивается со временем.

Прежде всего следует отметить, что при Р<3?сг (для некоторых образцов Рсг достигает 20кбар ) спектр ■ шума не изменяется. К изменению уровня шума приводят только нагрузки, обусловливающие деградацию материала.

На рис.3 сплошными линиями показано, как меняется уровень низкочастотного шума по мере нарастания деструкции. В качестве меры деструкции использовано изменение сопротивления образца Н/Ио (^-сопротивление исходного образца). Из рис.3 видно, что уровень шума сильно растет с ростом степени деструкции. Интересно отметить, что уменьшение подвижности как при 300К, так и при 77К ггроявляется только при Н/Л0>2*3. Таким образом, уровень низкочастотного шума оказывается очень чувствительным даже к

-120

а •

\ со

Ц-130

«

от

Г —140

-150

-160 10

а.

- 1.78

1.00 XX.

N. \Ч N X ЧУ V

-

■ > ■ ..»1.1 1 1 1.1 111111 1 ........

10' 10' Гц

10 4

Рис.3

сравнительно слабым деструктивным воздействиям.

Штриховые линии на рис.3 показывают влияние зона7зонного света на спектр шума. Видно, что качественно освещение влияет на шум в образцах, подвергавшихся деструкции, так же, как и в исходных структурно совершенных образцах. По мере нарастания деструкции частота Го, ниже которой свет подавляет шум, а выше -увеличивает,.сдвигается в сторону низких частот. В модели (раздел 1.1.3, [15]).частота Го пропорциональна концентрации созданных светом свободных дырок. Естественно, что по мере деструкции уменьшается время жизни дырок и, следовательно, их концентрация и частота Г .

о

Таким образом, несмотря на то, что уровень шума 1/1 в СаАз в результате введения структурных дефектов возрастает во много раз, характер влияния света на шум не меняется. Этот факт является, на наш взгляд, убедительным доказательством того, что 1/1 шум в исходных образцах и в образцах с введенными дефектами имеет одну и ту же природу и обусловлен структурными дефектам!.

Другим доказательством единой природы 1/1 шума в исходных

образцах и в образцах с введенными дефектами служит сопоставление температурных зависимостей шума. Из температурных. зависимостей шума следует, что как в исходных образцах п-ОаАэ, так и в образцах с введенными дефектами низкочастотный шум представляет собой суперпозицию шума 1/1 и генерационно-рекомбинационного шума двух локальных уровней. При деструктивном сжатии растет как концентрация локальных центров, так и уровень шума 1/1, причем в той же степени. Поскольку основные характеристики шума в образцах, в которых шум увеличился вследствие введения структурных дефектов, остались такими же, что и в исходных, естественно считать, что и в исходном структурно совершенном СаАэ шум 1/Г обусловлен "остаточными" структурными дефектами, неизбежно присутствующими в любом реальном кристалле.

В разделе 4.1.3 описано влияние на шум 1/1 облучения п-СаАз ионами азота с энергией ~ 18МэВ. Такого рода облучение зеркал полупроводниковых СаАэ/СаАЛАз гетеролазеров позволяет создать в области глубиной 5+Ммкм вблизи зеркал эффективный насыщающийся поглотитель и обеспечить генерацию ультракоротких импульсов лазерного излучения длительностью ~ 5пс [22].Предполагается [22], что тяжелые ионы с высокой энергией создают в материале вдоль треков пробега частиц тонкие цилиндрические области-амортизированного материала.

Анализ характера влияния света на шум показал, что полученные результаты не согласуются с простой картиной, предполагающей, что под влиянием облучения ионами азота с высокой энергией в СаАэ возникают только тонкие аморфизированные цилиндры. Результаты свидетельствуют скорее в пользу предположения, что основным механизмом дефектообразования является генерация точечных акцепторных дефектов и уровней, образующих хвост плотности состояний вблизи зоны проводимости.

В разделе 4.2 описаны результаты исследований 1/1 шума и долговременной релаксации фотопроводимости в со структурными дефектами, образующимися при специальных режимах отжига после нейтронного легирования.

Для всех образцов темновые спектры шума представляли собой

обычную суперпозицию шума типа 1/Г и отдельных довольно слабо выраженных лоренцианов. Дефекты, вводимые при нейтронном облучении с последующим отжигом при пониженной температуре, существенно (примерно на 20дБ) увеличивали уровень 1/Г шума при Т-120К. . ■

Несмотря на очень существенное различие в уровнях шума в образцах с разным количеством структурных дефектов, характер влияния света-на 1/Г шум был идентичен. Свет на нижних частотах анализа подавлял шум, на высоких частотах - увеличивал. Немонотонная зависимость шума от интенсивности освещения также наблюдалась для всех образцов.

Таким образом, характер влияния света на 1/Г шум в Б1 свидетельствует о том, что природа шума 1/Г в структурно совершенных образцах, полученных бестигельной зонной плавкой,и в образцах, полученных нейтронным легированием с последующим отжигом в номинальном режиме, та же, что и в с дефектами, обусловленными недостаточным отжигом после нейтронного легирования.

Исследования долговременной релаксации фотопроводимости показали, что по мере ухудшения структурных свойств и ваАз монотонно растет амплитуда фотопроводимости. Даже очень сильные электрические поля не оказывают влияния на кинетику спада фотопроводимости при 300К.

Так же как и в структурно совершенных образцах, при 77К обнаруживаются два механизма фотопроводимости: фотопроводимость, обусловленная барьерным механизмом [21] и чувствительная к импульсам, греющего электрического поля, и фотопроводимость, которая не гасится импульсами электрического поля. Амплитуды обеих компонент растут с ростом степени деструкции.

Таким образом,наблюдается прямая корреляция между степенью деструкции 51 и СаАэ, уровнем 1/Г шума и амплитудой долговременной фотопроводимости, не гасящейся электрическим полем. Возрастание, уровня 1/Г шума, так же, как и возрастание уровня фотопроводимости,естественно связать с повышением по мере деструкции концентрации уровней в хвосте, плотности состояний.

Таким образом, исследования шума I/f и долговременной релаксации фотопроводимости в S1 и GaAs с объемными дефектами, введенными различными- методами, свидетельствуют о том, что природа объемного I/f шума при введении дефектов не меняется. Шум I/f обусловлен структурными несовершенствами, ответственными за формирование хвоста плотности состояний вблизи края зоны проводимости.

В главе 5 предлагается новая методика определения параметров локальных уровней в методе шумовой спектроскопии в условиях, когда сечение захвата носителей на уровень экспоненциально зависит от температуры. Определены параметры некоторых уровней в SIC и GaAs.

Рассмотрена наиболее типичная экспериментальная ситуация. В кристалле п - типа существует мелкий донорный уровень с глубиной залегания Ed и концентрацией N,. Величина Nd много больше концентрации всех других уровней в запрещенной зоне. Мелкий уровень полностью ионизован при температурах измерения, так что концентрация свободных носителей n0 = Nd, уровень Ферми Е^. лежит ниже, чем Ed. Положение уровня Ферми определяется выражением (1-Х > ' •

Имеется также уровень с концентрацией Nt и глубиной залегания Ео. Флуктуации заполнения этого уровня определяют наблюдаемые флуктуации сопротивления.

В описанной ситуации выражение для спектральной плотности флуктуаций сопротивления, как хорошо известно (см..например, [17]), может быть записано в следующем виде:

SR т F (1-F) S = -4 = А- , (5.1)

R 1 + Тг<л2

где A=4Nt/VN^, V - объем образца, F - функция заполнения уровня, « - круговая частота, постоянная времени т может записана как

т = т -F , (5.2)

где Tc=(o-vtno Г1 - характерное время захвата электронов на уровень, о- - сечение захвата, vt - тепловая скорость.

Известно несколько способов обработки данных шумовых измерений с целью определения параметров локального уровня.

В последнее время широко используется метод анализа спектров генерационно - рекомбинационного шума, основанный на измерении температурной зависимости постоянной времени т.

Данные шумовых измерений принято представлять в двух формах: в форме температурных зависимостей спектральной плотности шума S(T) при различных частотах наблюдения и в форме частотных зависимостей спектральной- плотности • шума S(I) при различных температурах (удобной -модификацией такой формы является построение зависимостей-Г»S(Г)). С формальной точки зрения оба способа, разумеется, совершенно эквивалентны.

Однако, наш собственный опыт, а также литературные данные (см..например, [23]) показывают, что первый способ является более "помехоустойчивым". На зависимости S(T) удается наблюдать характерные максимумы даже тогда, когда проследить за зависимостью т (Т) в сколько-нибудь широком диапазоне температур при втором способе представления результатов не удается.

На рис.4 показаны температурные зависимости относительной спектральной плотности флуктуаций сопротивления в n-6H-SiC. Для исследований использовались полевые транзисторы, изготовленные фирмой Cree-Res. Inc. и аналогичные по конструкции исследованным в разделе 2.3.4. Для измерений были отобраны транзисторы, в которых при температуре Т>450К генерационно-рекомбинационный шум преобладал над шумом вида 1/Г.

При анализе зависимостей, аналогичных показанным на рис.4, часто предполагается что при температуре Ттах величина т равна 1А>. в этом случае обычно строится зависимость 1п(т) от I/T или 1п(Т2т) от I/T (прямые Аррениуса) и определяемая наклоном этой "зависимости энергия отождествляется с глубиной залегания уровня S0.

- Однако, такой способ определения величины Ео очень часто приводит к явно неадекватным результатам. Действительно, если

РИС.4

сечение захвата с экспоненциально зависит от температры (с=о-оехр (-ЕуКГ)), то, как следует из (5.2), температурная зависимость г определяется либо суммой энергий Е4 и Е0 (т ~ ехр(Е1+Ео), если Р«1), либо только энергией Е4 (т ~ ехр(Е1), . если Ясно, что в такой -ситуации анализ температурных

зависимостей т (1) не позволяет определить энергии Е1 и Е0 по отдельности. Между тем, как показывают наши собственные результаты и анализ литературных данных, экспоненциальная зависимость сечения захвата характерна для уровней, обнаруживаемых в низкочастотных шумах.

В разделе 5.1 предлагается метод, позволяющий определить, величины Е л Ео и все основные параметры уровня. Основная идея метода состоит в том, что анализируется не только температурная зависимость г(Т), но и зависимость от частоты анализа (от температуры) величины Б (см. рис.4).

Рассмотрены два предельных случая: а) (Ег-Ео) ^ 2кТ - во всем температурном диапазоне измерений уровень Ферми лежит ниже исследуемого уровня (уровень практически

пуст, Р « I).

0) (Ео-Ер) ^ 2кг. - во всем диапазоне измерений уровень Ферми лежит выше исследуемого локального уровня (уровень практически заполнен, .

Анализ выражения (5.1) с учетом температурной зависимости сечения захвата показал, что в обоих предельных случаях как зависимости 1п(т) от 1/Т (зависимости Аррениуса), так и зависимости 1п(Зтсо<) от 1п(«) представляют собой прямые линии. Прямые Аррениуса, как и следовало ожидать, определяют либо сумму энергий 24+Е0 (случай а)), либо только энергию Е1 (случай б)). ' Тангенсы углов наклона к оси абсцисс зависимостей 1п(Зтах) от 1п(«) определяются следующими выражениями:

Проделанный анализ позволяет предложить следующую процедуру обработки экспериментальных данных.

Из (5.3а), (5.36) видно, что величина tg ед лежит в интервале от I до 2, если уровень расположен выше уровня Ферми и в интервале от 0 до I, если уровень расположен ниже уровня Ферми. Следовательно, измерив зависимости спектральной плотности шума от температуры для нескольких частот анализа, построив зависимость 1п Зтш< как.функцию 1п по величине tg еа легко определить выше или ниже уровня Ферми расположен исследуемый уровень. Зная качественно положение уровня, из выражений (5.3а) или (5.36), с учетом величины энергии, даваемой прямой Аррениуса, легко найти Энергии Е1и Е0. Затем, иг абсолютных значений шума к постоянной временит, можно определить все остальные параметры уровня (см.(5.1),(5.2)).

В разделе 5.2 описанный метод используется для анализа 'параметров локальных уровней в ваАз с различным уровнем легирования. Анализ экспериментальных данных показал, что часто реализуется случай, когда Е1»Е0. В этом случае tg ев=1 и определить глубину залегания уровня, используя предложенную

Ч ва

2Е + Е

О 1

(5.3а), tg 9я = —--— (5.36).

О 1

Случай а)

случай б)

методику, затруднительно. Физически это означает, что все температурные зависимости шума определяются только зависимостью от температуры сечения захвата о. Температурные зависимости Б(Т) и т(Т) не содержат информации о положении уровня Е0.

В разделе 5.3.1 показано, что . перезарядка уровней неосновными носителями может позволить определить глубину залегания""уровня Ео и в этом случае. Неосновные носители могут быть введены в объем полупроводника либо зона-зонной подсветкой, либо инжекцией через р-п - переход. Для определенности, рассматривается полупроводник п-тша.

Неосновные носители (дырки с концентрацией р), захватывался, на уровни, ответственные за низкочастотный шум в полупроводниках, способны сильно изменить функцию заполнения уровней Р. Изменение Р влечет за собой изменение уровня шума при неизменном сечении захвата с.

■ Анализ характера влияния неосновных носителей на шум показал, что амплитуда шума Бтау (см. рис.4) уменьшается при введении дырок, е.сли уровень расположен выше уровня Ферми, и увеличивается, если уровень расположен ниже уровня Ферми.

Таким образом, по знаку производной СБ^/йр можно определить выше или ниже уровня Ферми расположен исследуемый-уровень.

Для уровня, лежащего выше уровня Ферми, сЕт<1х/йр ~ - ехр[(ЗЕо+Е1)/кТ]. Следовательно, если измерить значение г = ¿Втах/йр для нескольких частот анализа ю = 2*1 (то есть для нескольких значений температуры Ттох), а затем построить зависимость 1п г от 1/Ттах, то наклон прямой зависимости 1п г от 1/Ттах определится величиной ЗЕо+Е . Определив значение в е ЗЕо+Е1 и зная величину Е4 из темновых измерений, можно найти глубину залегания уровня Е0- Заметим, что с практической точки зрения наличие множителя 3 перед Е0 весьма важно. Как показывает опыт численных расчетов и анализа экспериментальных данных, при Е„ < ОЛЕ, наклон темновой зависимости 1п Б от

* о 1 та>:

1п ы, определяемый величиной (2Ео+Е1)/(Е0+Е1)^1.1 (см. выражение. (5.3а)), при практически достижимой экспериментальной точности

невозможно отличить от единицы. Однако, наклон, соответствующий Хв в а 1.31^, легко отличить от наклона, соответствующего величине гв.е а ■ .

В разделе 5.3.2 перезарядка уровней неосновными носителями использовалась для определения параметров локального уровня в п-бН-БЮ (рис.4).

Прикладывая прямое смещение к р-п-переходу затвора, в канал полевого транзистора инжектировались дырки и создавались, тем самым, условия для контролируемой перезарядки исследуемого уровня. Удалось определить все параметры локального уровня в условиях, когда Е1е5Е0.

В Заключении сформулированы основные научные результаты, полученные в диссертации.

I. Показано, что измерения в условиях сильного . геометрического магнитосопротивления позволяют дифференцировать 'поверхностные и объемные источники шума. В исследованных образцах слаболегированного п-СаАэ (1^й10"см"э ) шум 1/1 не связан с процессами на боковой поверхности или в контактах, а имеет объемную природу.

В условиях сильного геометрического .магнитосопротивления флуктуации числа носителей <5п и их подвижности дают

существенно различный вклад во флуктуации сопротивления ¿А. При /и0Вй=1. флуктуации подвижности вообще не вызывают флуктуации бН. Вклад флуктуаций ¿п. во; флуктуации ¿И не зависит от магнитного : поля В .

О

• , 1 Измерения 1/1 шума в слаболегированном п-СаЛз в условиях геометрического магнитосопротивления свидетельствуют о том, что 1/1 шум связан с объемными флуктуациями числа носителей, а не их подвижности.

. 2.Обнаружено, что относительная спектральная плотность флуктуаций тока Бу!* практически не зависит от напряженности электрического поля в диапазоне от слабых, негреющих полей, до

поля, в несколько раз превышающего пороговое поле эффекта Ганна в СаАэ. Показано, что отсутствие зависимости Б1/12 от электричекого поля свидетельствует в пользу механизма флуктуаций числа носителей как источнике 1/1 шума.

3.Обнаружено влияние света на 1/1 шум в слаболегированном (^йЮ^см"3) и сильнолегированном (Л^Ю^см"3) п-СаАз. Анализ влияния света на шум указывает на то, что шум типа 1/1 в СаАз вызван суперпозицией генерационно- рекомбинационных процессов, обусловленных наличием серии близко расположенных уровней (участка сплошного спектра уровней) в запрещенной зоне полупроводника в непосредственной близости от края зоны проводимости (в п - материале).

В сильнолегированном п-СаАз (Г^аЮ^см"3), при температуре Т £540К проявляется механизм 1/1 шума, не зависящий от интенсивности света и слабо зависящий от температуры.

4. Обнаружено. влияние освещения на 1/1 шум в п-Б! при Т<125К. На основе анализа спектральных характеристик света показано, что при указанных температурах 1/1 шум в исследованных образцах имеет объемную природу. Однако с ростом температуры уровень объемного шума 1/1 уменьшается, и при ТзЗООК объемный 1/1 шум, как правило, неразличим на фоне 1/1 шума, обусловленного поверхностными источниками. Анализ в рамках модели 1/1 пума {8] (включая численные расчеты) показывает, что гипотеза о флуктуациях заполнения уровней хвоста плотности состояний вблизи зоны проводимости как источнике объемного 1/1 шума позволяет объяснить всю совокупность экспериментальных результатов.

5. Обнаружен и исследован эффект немонотонной зависимости уровня шума в п-БГ от интенсивности света. На фиксированной частоте анализа очень слабый свет увеличивает шум. С ростом интенсивности света уровень шума растет, проходит через максимум и затем уменьшается, становясь при достаточно сильном освещении меньше уровня темнового шума. С ростом частоты анализа точка.

S3

соответствующая максимуму шума, сдвигается в область больших интенсивностей света.

6. Впервые исследован низкочастотный шум в эпитаксиальных слоях n-6H-SiG приборного качества. Уровень I/г шума при 300К в исследованных структурах характеризуется сравнительно малой величиной постоянной Хоуге <х=5 ■Ю"а+Ю"3. Малые значения a^ICT* свидетельствуют о весьма высоком уровне структурного совершенства исследованного материала, сравнимом со структурным совершенством GaAs эпитаксиальных пленок в каналах полевых транзисторов.

Введение дырок в объем п-бН-SlC путем инжекции через прямосмещенный р-п-переход приводит так же,как и в Si и GaAs, к понижению шума в области спектра вида 1/1 на низких частотах. G ростом частоты анализа разница между шумом в отсутствие и при наличии дырок уменьшается. Анализ экспериментальных данных позволяет заключить, что объемный шум 1/1 в 6H-S1C (как в S1 и GaAs) обусловлен флуктуациями заселенности уровней, образующих хвост-плотности состояний вблизи края зоны проводимости.

7. Исследована долговременная релаксация фотопроводимости в n-Sl и n-GaAs, обусловленная наличием тех же хвостов плотности состояний, которые ответственны за формирование 1/1 шума в S1 и GaAs. Анализ в рамках модели [15] с использованием тех же параметров . уровней хвоста плотности состояний, которые использовались при анализе 1/1 шума, качественно хорошо описывает всю совокупность экспериментальных данных по исследованию долговременной релаксации.

8. Исследован шум 1/1 и долговременная релаксация фотопроводимости в GaAs с дефектами, введенными сильным одноосным сжатием и облучением ионами высокой энергии и в S1 с дефектами, образующимися при специальных режимах отжига после нейтронного легирования. Сопоставление температурных зависимостей шума, характера влияния света на 1/1 шум и долговременной релаксации фотопроводимости в образцах Si и GaAs с различным количеством

структурных дефектов позволило заключить, что I/f шум в исходных образцах и в образцах с введенными дефектами имеет одну и ту же природу и обусловлен - структурными дефектами, которые, в свою очередь, ответственны за формирование хвостов плотности состояний вблизи края зоны проводимости (в п- материале).

9. Развита теория метода шумовой спектроскопии в условиях, когда сечение захвата носителей экспоненциально зависит от температуры: о-=о-оехр (-Е/кТ). Методом шумовой спектроскопии определены параметры локальных уровней с экспоненциальной. зависимостью сечения захвата от температуры в n-GaAs с различным уровнем легирования N^IO^cm"3, 101<3см"э,1017см"э.

10. - Разработан метод определения параметров локального . уровня из данных шумовой спектроскопии в условиях, когда температурная зависимость шума определяется, • в основном, экспоненциальной зависимостью сечения захвата а от температуры (о-^ехрС-Е^КГ)),, то есть в условиях Е1»ЕИ (Е - положение уровня в запрещенной зоне).

11. Методом перезарядки локального уроЕня дырками, вводимыми-через прямосмещенный р-п-переход, определены ..параметры уровня, расположенного вблизи края зоны проводимости в п-бН-SlC. Для данного уровня Е^.ОбэВ, Ео=0.2эВ, Nt=2.1 >101<scm"3, оо=9-10'1Эсм2.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Коган Ш.м. Низкочастотный токовый шум со спектром типа 1 /Г в твердых телах//Усп. Физ. Наук.-1985-Т.45-В.2-С.285-328.

2. Welssman М.В. 1/i noise and other slow, nonexponential kinetics in condensed matter//Rev. of Modern Phys.-1988-V.60-N2-P.537-570.

3. Hooge P.N. 1/f noise sources//IEEE Trans, on ED.-1994-V.41 -N11 -P.1926-1УЛ5.

4. Pellegrini В. 1/tr noise from slngle-energy-level defects

//Phys.Rev.В.-1987-V.35-N2-P.5T1 -580.

5. Folkes P.A. Fluctuating deep-level trap occupancy model

for Hooge's 1/f noise parameter for semiconductor reslator//Appl.Phys.Lett.-1994-V.64-N4-P.487-489.

6. Orlov.V.B., Yaklmov A.V. The further Interpretation of

Hooge's 1/f noise formula//Physlca.-1990-V.B162-P. 13-20.

7. Фукс Б.И. Низкочастотный шум в легированных полупроводниках //ФТП.-I990-T.24-В.II-С.2036-2039.

8. Voss R.P. Linearity of 1/f noise mechanlsms//Phys.Rev.Lett.-1978-V.40-N14-P.913-91 б.

9. Stolslek M., Wolf D. Recent Investigations on the statl-

onarlty of 1/f noise//J.Appl.Phys.-1976-V.47-N1-P.362-364. 10 Voss R.P., Clark J. Flicker (1/f) noise: equilibrium

temperature and resistance fluctuatlons//Phys.Rev.B-1976-V.13-N2-P.556-573.

11. Vandamme L.K.J., Oosterhoff S. Annealing of Ion-Implanted resistors reduces-the 1/f nolse//J.Appl.Phys.-1986-V.59-N9-P.3169-3174. .

12. Ren L. Intrinsic and extrinsic 1/f noise sources In proton -Irradiated n-GaAs epitaxial layers//J.Appl.Phys.-1993-V.74-N7-P.4534-4539. .

13. Vaes H.M.J., Kleinpeimlng T.G.M. Hall-effect noise In semiconductors//J.Appl.Phys.-1977-V.48-N12-P.5131-5134.

14. Ren L., Llberls J.S. 1/f noise In the;Hall voltage oT epitaxial n-GaAs//Physica.-1993-V.B183-P.40-44.

15. Дьяконова H.B., Левинштейн M.E. Модель объемного шума I/f в ШЛупроводниках//ФТП.-1989-Т.23-В.2-С.283-291.

16. Abakumov V.N., Perel V.I., Yasslevlch I.N. Nonradlatlve recombination In semiconductors/ Modern problems In condensed matter.science. V.33, North-Holland, 1991,320р.

17. Copeland J.A. Semiconductor Impurity analysis from low-frequency noise spectra//IEEE Trans, on ED.-1971-V.ED18-N1-P.50-53.

18. Song M.H., Mln H.S. Influence of magnetic field on 1/f

noise In GaAs Corbino dlska//J.Appl.Phys.-1985-V.58-N11 -P.4221-4224.

19. Song.M.H., Blrbas,A.N., van der Ziel A., van Rheenen A.D.

Influence of magnetic field, on 1/f noise in GaAs res is tors //J.Appl.Phys.-1988-V.64-N2-P.727-728.

20. Skronskl U., Lagovski J., Milshteln M., Kang C.H.,

Dabi<bvski P.P., Hennel A., Gatos H.C. Effect of plastic deformation on electronic properties of GaAs//J.Appl. Phys. -1987-V. 62'-N. 9-P. 3791 -3798.

21. Шейнкман M.K., Шик А.Я. Долговременные релаксации и

остаточная проводимость в полупроводниках//ФТП.-1976-Т.10-В.2-0.209-233.

22. Портной Е.Л., Стельмах Н.М., Челноков А.В. Характеристики

гетеролазеров с насыщающимся поглотителем, полученным глубокой имплантацией ионов//Письма ЖГФ.-I989-T.I5-B.il-0.44-48.

23. Sodini D., Touboul A., Lecoy G., Savell M. Generation-

recombination noise in the channel of GaAs Schottki-gate field-effect transistora//Electr.Lett.-1976-V.12~N2- P42-43.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ ОПУБЛИКОВАНЫ Е РАБОТАХ:

1. Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Шум 1/f в условиях сильного геометрического магнитосопротивления//ФТП.-I983-T.I7-B.il-C.I830-I834. '

2. Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Шум 1/f горячих электронов в GaAs//<EHI.-I985-T.I9-B.9-C.I65I-I656

3. Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Экспериментальное исследование шума I/f в GaAs в сильных электрических и магнитных полях//

X Всесоюзн. Конф. по Физике Полупроводников. Минск, 1985, часть 3, с.68-69.

4. Киреев О.А..Лебедев Ю.Н., Мустина Н.И. Румянцев С.Л. Шум 1/f в арсенидгаллиевых структурах n+-n-n+ типа//Эл.Техн.,сер.2. Полупр. приб.-I986-B.II-С66-72.

5. Киреев О.А., Румянцев С.Л. О роли поверхности в формировании

шума 1/f в n-GaAs//©rn.-1985-Т.I9-B ЛI-C.2080-2082.

6. Вайнштейн С.Н., Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Подавление светом шума 1/f в арсениде галлия//Письма в ЖТФ.-1987-Т.13-

B.II-C.645-648.

7. Дьяконова Н.В., Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Перестройка светом шума 1/f в арсениде галлия//ФТП.-1988-Т.22-В.6-

C.1049-1052.

8. Дьяконова Н.В., Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Шум 1/f и долговременная релаксация фотопроводимости в GaAs//®Tn.-I989-T.23-ВЛО-С.1828-1833.

9. Гун Е.Г., Дьяконова Н.В., Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Эффект немонотонной зависимости шума 1/i от интенсивности подсветки в S1 и модель объемного шума 1/f в полупроводниках. //ФТП.-I990-T.24-В.5-С.813-820.

10. Дьяконова Н.В., Левинштейн М.Е., Плоткин Д.А.,Румянцев С.Л. Кинетика спада долговременной фотопроводимости в GaAs и модель объемного шума 1/f в полупроводниках//ФТП.-1990-Т.24-

B.5-C.83S-843.

11. Дьяконова Н.В., Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Исследование долговременной релаксации фотопроводимостив SI в связи с проблемой шума 1/f//ФТП.-I990-T.24-В.9-С.I53I-I538.

12. Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Влияние деструктивного одноосного сжатия на шум 1/f в GaAs//®Tn.-I990-T.24-B.I0-

С.1807-1815.

13. Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Релаксация фотопроводгмости и шум 1/f в GaAs, подвергнутом деструктивному сжатию//ФТП.-I99I-T.25-B.I-C.164-167.

14. Дьяконова Н.В., Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Температурная зависимость низкочастотного шума в структурно совершенном и подвергнутом деструктивному сжатию GaAs//®Tn.-I99I-T.25-B.2-

C.355-357.

15. Дьяконова Н.В., Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Новый механизм долговременной релаксации фотопроводимости в S1 и GaAs//Te3H-сы докл. II научн. конф. "Фотоэлектрические явления в полупроводниках", Ашхабад, 1991г., с.60-61.

16. Dyakonova N.V., Levlnshteln M.E., Rumyantsev S.L. I/Г noise In GaAs and Si with induced, structural defects//Proc. oi the Int. Coni. on Noise in Phys. Syst. and 1/Г Fluct. Kyoto, Japan, 1991, p.309-311.

17. Дьяконова H.B., Левинштёйн M.E., Румянцев С.Л. Природа объемного шума 1/Г в GaAs и Si (обзор)//ФТП.-1991-Т.25-

B.I2-C.2065-2104.

18. Гусинский Г.М.,Дьяконова H.B..Левинштейн М.Е..Румянцев С.Л. Шум 1/Г, электрические.и фотоэлектрические свойства GaAs, подвергнутого облучению ионами высокой энергии//ФТП.-1992-Т.26-В.3-G.543-546.

19. Левинштейн М.Е., Румянцев С.Л. Природа объемного шума 1/i в канале арсенидгаллиевого полевого транзистора с барьером Шоттки.//Письма в ЖТФ.-1993-Т.1Э-В.8-С.55-59.

20. Левинштейн М.Е., Палмор Дзк., Румянцев С.Л. Исследование .шума 1/Г в 6H-SiC//miCbMa в ЖТФ.-19УЗ-Т.19-В.16-С.28-32.

21. Dyakonova N.V., Levlnshteln M.E..Rumyantsev S.L. Nature оГ the bulk 1/Г noise in GaAs and S1//AIP Conr.Proc.N285. Noise in Phys. Syst. and 1/Г Fluct., St.Louis, USA, 1993, p.593-598.

22. Levlnshteln M.E., Rumyantsev S.L., Palmour J.W. 1/Г noise

In 6H-SiC//Proc. Int. Semicond. Dev. Res. Symp.,

Charlottesville, USA, 1993, P.701-704.

23. Levlnshteln M.E., Palmour J.VL, Rumyantsev S.L., Nature

of the 1/i noise in 6H-SlC//Semlcond. Sci. Tech.

-1994-V.9-P.2080-2084.

24. Levlnshteln M.E., Rumyantsev S.L. Noise spectroscopy

of local levels In semiconductors// Semicond.Sci.Tech.

-1994-V.9-N6-P.1183-1189.

25. Levlnshteln M.E.,'Rumyantsev S.L., Palmour J.W. low frequency noise in 6H-S1C// The 7th Vilnius СопГ.оп Fluct.Phenomena in Phys. Syst., Palanga, Lithuania, 1994, p.254-259.

26. Levlnshteln M.E., Rumyantsev S.L. Noise spectroscopy оГ local levels in semiconductors// 13 Intern. Coni. on Noise in Physical Systems and 1/Г fluctuations, May 29 -June 3.1995,

Palanga, Lithuania. P.243-246.

27. Dyakonova N.V.,Levinsh.tein M.E.,Palmour J.W.,Runyantsev S.L., A tool for characterization of energy levels in noise spectroscopy using local level recharge by minority carriers //13 Intern. Coni. on Noise in Physical Systems and 1/Г fluctuations, May 29 -June 3,1995, Palanga, Lithuania., pp.251-254.

28. Левинштейн M.E, Румянцев С.Л. Использование зона-зонной подсветки дои определения локализации уровней в методе шумовой спектроскопии//ФТ11.-1995-Т.29- N1-C.140-151.

Отпечатано в типографии ПИЯФ

Зак. 60, тир. 100, уч.-иэд.л. 1,9; 17/Ы996г. Бесплатно