Artykuł metodologiczny

Pomiary żywotności nośników w półprzewodnikach metodą rozpadu fotoprzewodnictwa mikrofalowego

36.8K wyświetleń

⸱

DOI:

10.3791/59007

⸱

18 kwietnia 2019

 ,  , 
1Department of Electrical & Mechanical Engineering, Nagoya Institute of Technology, 2Frontier Research Institute for Material Science, Nagoya Institute of Technology

W tym artykule

Podsumowanie

Jako jeden z ważnych parametrów fizycznych w półprzewodnikach, żywotność nośnika jest tutaj mierzona za pomocą protokołu wykorzystującego metodę mikrofalowego rozpadu fotoprzewodnictwa.

Streszczenie

Ta praca przedstawia protokół wykorzystujący mikrofalowy rozpad fotoprzewodnictwa (μ-PCD) do pomiaru czasu życia nośnika w materiałach półprzewodnikowych, zwłaszcza SiC. Zasadniczo nadmiar nośników w półprzewodniku generowany przez wzbudzenie rekombinuje z czasem, a następnie powraca do stanu równowagi. Stała czasowa tej rekombinacji jest znana jako czas życia nośnika, ważny parametr w materiałach i urządzeniach półprzewodnikowych, który wymaga bezkontaktowego i nieniszczącego pomiaru, idealnie osiągniętego przez μ-PCD. Podczas naświetlania próbki część mikrofal jest odbijana przez próbkę półprzewodnikową. Współczynnik odbicia mikrofal zależy od przewodności próbki, która jest przypisywana nośnikom. W związku z tym zanik czasowy nadmiaru nośników można zaobserwować poprzez detekcję odbitego natężenia mikrofal, którego krzywą rozpadu można analizować w celu oszacowania czasu życia nośnika. Wyniki potwierdzają przydatność protokołu μ-PCD w pomiarze czasu życia nośnika w materiałach i urządzeniach półprzewodnikowych.

Wprowadzenie

Nadmiarowe nośniki w półprzewodnikach są wzbudzane optycznie poprzez wstrzykiwanie fotonów o energii większej niż przerwa między pasmem przewodnictwa a pasmem walencyjnym. Wzbudzone nadmiarowe nośniki zanikają następnie w wyniku rekombinacji elektronowo-dziurowej w czasie określonym jako czas życia nośników, co ma istotny wpływ na działanie urządzeń półprzewodnikowych podczas pracy. Jako jeden z kluczowych parametrów urządzeń i materiałów półprzewodnikowych, czas życia nośników jest bardzo wrażliwy na obecność defektów w tych materiałach, co wymaga zastosowania wygodnej metody jego oceny. J. Warman i M. Kunst opracowali technikę przejściową, którą nazwali mikrofalsową przewodnością rozdzielczą w czasie (TRMC), wykorzystującą absorpcję mikrofal do śledzenia dynamiki nośników ładunku w półprzewodnikach1. Inni badacze zaproponowali przejściową fotoprzewodność (TPC), znaną również jako zanik fotoprzewodności mikrofalowej (μ-PCD), która jest powszechnie stosowaną techniką kwalifikacji materiałów w przemyśle półprzewnikowym ze względu na bezkontaktowy i nieniszczący pomiar czasu życia nośników. W szczególności dla węglika krzemu (SiC) można zastosować trzy główne techniki: µ-PCD, fotoluminescencję rozdzielczą w czasie (TR-PL) oraz absorpcję wolnych nośników rozdzielczą w czasie (TR-FCA)2,3,4,5,6,7. Wśród tych technik najszerzej stosowana jest metoda µ-PCD, ponieważ w porównaniu z dwiema pozostałymi wykazuje niewrażliwość na chropowatość powierzchni (tj. jest mierzalna dla dowolnej danej chropowatości powierzchni8,9,10) oraz wysoką czułość sygnału dla wzbudzonych nośników (tj. przy zastosowaniu optymalnego komponentu mikrofalowego). Ogólnie rzecz biorąc, metoda µ-PCD jest preferowana do pomiaru czasu życia nośników w SiC i innych materiałach półprzewodnikowych2,5,6,1,12,13,14,15,16,17,18,19.

W niniejszej sekcji szczegółowo opisano protokół pomiarowy i zasadę działania μ-PCD1,20,21. W zasadzie metoda ta wykorzystuje odbite mikrofalowe promieniowanie jako sondę. Współczynnik odbicia mikrofal próbki R(σ) jest równy stosunkowi natężenia mikrofal odbitych P(σ) do natężenia mikrofal padających Pin, zgodnie z Równaniem 1:

Wzór na współczynnik odbicia \( R(\sigma) = \frac{P(\sigma)}{P_{in}} \). (1)

Poprzez naświetlanie laserem impulsowym przewodność próbki σ zmienia się na σ + Δσ; podobnie R (σ) przekształca się w R(σ + Δσ). Zatem ΔR jest określone przez równanie 2:

Wykres równania stanu statycznej równowagi ΔR=R(σ+Δσ)-R(σ); analiza różnicy ciśnień. (2)

W przybliżeniu perturbacyjnym (małe Δσ) R(σ + Δσ) rozwija się w szereg Taylora, aby otrzymać

Wzór na równowagę statyczną ΔP/Pᵢₙ= [δR(σ)/δσ]Δσ, równanie; zastosowanie edukacyjne. (3)

podczas gdy Δσ staje się

Wzór na zmianę przewodnictwa Δσ=q(μp+μn)Δp; równanie istotne w badaniach nad półprzewodnikami., (4)

gdzie q jest ładunkiem elementarnym, μp jest ruchliwością dziur, μn wynosi ruchliwość elektronów oraz Δp jest nadmiarowa koncentracja nośników. Z poprzednich równań wynika, żeSchemat równowagi statycznej ΣFx=0; koncepcja edukacyjna dotycząca równowagi sił i momentów.ΔR oraz Δp są powiązane poprzez

Symbol równania zmiany rezystancji dla analizy przewodnictwa.. (5)

Zależność odbicia mikrofal od stężenia nadmiarowych nośników pozwala metodzie μ-PCD na obserwację zaniku czasowego nadmiarowych nośników, co można wykorzystać do oszacowania czasu życia nośników w materiałach półprzewodnikowych.

Protokół

1. Przygotowanie próbki

  1. Przygotować epiwarstwę 4H-SiC typu n (tabela materiałów).
  2. Przemyć próbkę acetonem, a następnie wodą, każdy przez 5 minut, używając
  3. myjka ultradźwiękowa.
  4. Użyj pistoletu do azotu, aby usunąć wilgoć z powierzchni próbki.

2. Przygotowanie roztworów wodnych

  1. Przygotować po 1 M H2SO4, HCl, Na2SO4, NaOH lub HF w stężeniu 1 % wag. Wybierz i przygotuj roztwór wodny do pomiaru.
  2. Przygotuj komórkę kwarcową o wymiarach 5 mm (długość) x 20 mm (szerokość) x 40 mm (wysokość), a następnie wlej do niej roztwór wodny. Przygotować próbkę należy umieścić w kuwe, a następnie zanurzyć ją w roztworze wodnym.
    UWAGA: Do całkowitego zanurzenia próbki wymagane są co najmniej 4 ml roztworu wodnego w kuwetce kwarcowej. Podczas zmiany roztworu należy potraktować próbkę czyszczeniem ultradźwiękowym przy użyciu acetonu i czystej wody.

3. Przygotowanie sprzętu pomiarowego

  1. Włącz zasilanie lasera impulsowego 266 nm, aby wzbudzić źródło światła. Następnie ustaw tryb lasera w trybie czuwania.
  2. Połącz laser impulsowy i oscylator za pomocą Bayonet Neill-Concelman (BNC). Włącz oscylator i wprowadź falę impulsową o częstotliwości 100 Hz do impulsowego lasera.
  3. Podłącz fotodiodę do akwizycji wyzwalacza przez kanał wejściowy wyzwalacza oscyloskopu za pomocą BNC.
  4. Włącz zasilanie fotodiody.
  5. Naświetlić laser impulsowy i umieścić aperturę falowodu mikrofalowego na ścieżce optycznej światła laserowego w kierunku prostopadłym do światła.
    UWAGA: W tym drugim procesie eksperymentator powinien nosić okulary ochronne podczas naświetlania laserowego.
  6. Zainstaluj półlustro na ścieżce optycznej lasera impulsowego, jak pokazano na rysunku Rysunek 1, i odbij impulsowy laser do fotodiody.
  7. Włącz oscyloskop, a następnie ustaw jego próg wyzwalania na napięcie wystarczające do zasygnalizowania z fotodiody.
    UWAGA: Wartość progowa może być mniejsza niż szczyt sygnału wyzwalającego. Kiedy niezamierzone odbite światło dostaje się do fotodiody, oscyloskop wyświetla częstotliwość, która znacznie różni się od częstotliwości impulsowego lasera. W takim przypadku powtórz krok 3.6.
  8. Sprawdź częstotliwość wyzwalania za pomocą oscyloskopu i dokładnie dostrój oscylator.
  9. Przełącz tryb laserowy w tryb czuwania.
  10. Podłącz diodę barierową Schottky'ego do falowodu mikrofalowego w celu wykrywania odbitego mikrofal i kanału wejściowego sygnału oscyloskopu za pomocą BNC.
  11. Przyłóż napięcie robocze 9,5 V do diody Gunna.
  12. Umieść ogniwo kwarcowe (krok 2.2) na stojaku przed otworem tak blisko, jak to możliwe. Napraw taśmą.

4. Pomiar i zapis danych

  1. Włącz oscylację światła laserowego i naświetl światło na próbkę.
  2. Umieść płytkę półfalową (λ/2), polaryzator i miernik mocy na ścieżce optycznej (Rysunek 1).
  3. Naświetl impulsowy laser do miernika mocy, jak pokazano na Rysunek 1. Sprawdź intensywność wzbudzenia lasera.
  4. Dostosuj kąt λ/2, aby kontrolować intensywność wzbudzenia.
    UWAGA: λ/2 zmienia kierunek polaryzacji światła laserowego, podczas gdy polaryzator przekazuje tylko jeden kierunek polaryzacji światła, za pomocą którego kontrolowana jest intensywność wzbudzenia. Gęstości wstrzykiwanych fotonów są ustawione na 8 x 1013 cm−2, a dla lasera 266 nm gęstość nośnika wzbudzenia w 4H-SiC wynosi 4,5 x 1017 cm−3.
  5. Wyjmij miernik mocy ze ścieżki optycznej.
  6. Dostosuj czas/div i V/div oscyloskopu tak, aby sygnał szczytowy był wyświetlany na oscyloskopie.
  7. Dostosuj amplitudę i fazę kuchenki mikrofalowej za pomocą tunera E–H. Sprawdź oscyloskop i poszukaj tunera E–H, w którym sygnał szczytowy jest maksymalny. Nieudana regulacja tunera Eh powoduje utratę sygnału, jak pokazano na Rysunek 2.
    UWAGA: Wzmacniacz służy do wzmocnienia sygnału zaniku w przypadku niewystarczająco dużego sygnału w stosunku do szumu tła lub gdy nie jest on obserwowany nawet po wyregulowaniu tunera E–H. Wzmacniacz jest umieszczony pomiędzy diodą barierową Schottky'ego a kanałem wejściowym sygnału oscyloskopu za pomocą BNC, jak pokazano na Rysunek 1.
  8. Powtórz kroki 4.6 i 4.7, aby zakończyć strojenie.
  9. Dostosuj czas/div oscyloskopu i naszkicuj krzywą zaniku w obszarze pomiaru na oscyloskopie.
  10. Uśrednij sygnał dowolną liczbę razy, aby poprawić stosunek sygnału do szumu.
  11. Zapisz dane pomiarowe jako plik elektroniczny w pamięci, a następnie wyjmij je z oscyloskopu.

5. Przetwarzanie danych

  1. Zaimportuj dane sygnału do komputera osobistego.
  2. Wykreśl krzywe zaniku otrzymane w eksperymencie w funkcji czasu.
  3. Oblicz średnią wartość poziomu szumu tła, odejmij ją od sygnału zaniku i wykreśl jako funkcję czasu.
  4. Znajdź wartość szczytową sygnału zaniku uzyskaną w kroku 5.3, a następnie podziel sygnał zaniku przez wartość szczytową.

Wyniki

Rysunek 1 przedstawia schematyczny diagram aparatury μ-PCD, składającej się z mikrofalowego źródła o częstotliwości 10 GHz, falowodu pasma X oraz falowodu prostokątnego. Mikrofale zostały skupione przez falowód z podwójnym grzbietem i skierowane na próbkę. Moc wyjściowa diody Gunna wynosiła 50 mW, a szum fazowy wynosił niemal -80 dBc/Hz.

Rysunek 3 przedstawia krzywą zaniku μ-PCD dla próbki n-typu 4H-SiC o grubości 10 μm, wzbudzonej na powierzchni Si falami o długości 26 nm w powietrzu; zmienną zależną był sygnał μ-PCD (V) w skali logarytmicznej, a zmienną niezależną czas (μs). Szczytowe napięcie sygnału przed wzmocnieniem wynosiło około 0,046 V. Ponadto zaobserwowane napięcie składowej prądu stałego (DC) odbitej mikrofalowej, uzyskane w trybie DC oscyloskopu, było rzędu kilku woltów. W miarę postępu rekombinacji nadmiarowych nośników w czasie, przewodnictwo próbki oraz odbicie mikrofal malejące.

Rysunek 4 przedstawia znormalizowaną krzywą zaniku μ-PCD z Rysunku 3. Normalizacja umożliwia porównanie stałych czasowych przy różnych intensywnościach szczytowych. Zazwyczaj szacowanie czasu życia nośników na podstawie krzywej zaniku przeprowadza się z wykorzystaniem parametru czasu życia 1/e τ1/e, który określa czas potrzebny do spadku intensywności sygnału z poziomu szczytowego do wartości 1/e (~0,368). Należy zauważyć, że zanik µ-PCD nie był pojedynczą funkcją wykładniczą, a na τ1/e wpływała zarówno rekombinacja objętościowa, jak i powierzchniowa. Jednakże porównanie stałej czasowej próbek o różnej grubości lub różnym stanie powierzchni wymagało przyjęcia parametru odniesienia. Zastosowanie τ1/e było wygodne ze względu na korzystny stosunek sygnału do szumu w początkowej części krzywej zaniku oraz prostotę analizy danych. W celu charakterystyki sygnału µ-PCD przyjęto również takie parametry jak czasy połowicznego zaniku, I40/Imax oraz stała kD2,23,24. W rzeczywistości τ1/e został przyjęty w standardzie SEMI: SEMI MF 15358 jako standard pomiaru czasu życia nośników w Si. Dla krzywej zaniku na Rysunku 4 wartość τ1/e wynosiła w przybliżeniu 0,34 μs.

Na Ryc. 5 przedstawiono kwarcową kuwetę zawierającą roztwór wodny z próbką osadzoną na ściance, umieszczoną na statywie przed aperturą1. Intensywność mikrofal naświetlających oraz mikrofal odbitych od próbki, a także stosunek sygnału do szumu μ-PCD, zależały odległości między próbką a aperturą, która w warunkach idealnych powinna być jak najmniejsza. W rzeczywistym pomiarze uzyskano minimalną możliwą odległość; pomiar z użyciem kwarcowej kuwety dał wartość 0,5 mm, co odpowiadało grubości szkła kuwety kwarcowej.

Rycina 6 przedstawia krzywe wygasania μ-PCD dla 4H-SiC typu n w powietrzu oraz w roztworach wodnych. Próbkę 4H-SiC naświecono światłem wzbudzającym o długości fali 26 nm od strony powierzchni Si. Stosowane roztwory wodne miały, jak wspomniano wcześniej, następujące stężenia: 1 M dla H2SO4, HCl, Na2SO4 lub NaOH, lub 1% wag. dla HF. Stała czasowa krzywych wygasania była dłuższa w przypadku próbek zanurzonych w kwaśnych roztworach wodnych (tj. H2SO4, HCl lub HF), co sugeruje, że roztwory kwasowe pasywowały stany powierzchniowe na powierzchni Si i redukowały powierzchniową rekombinację nadmiarowych nośników.

Rysunek 7 przedstawia zależność pH od τ1/e próbki 4H-SiC typu n wzbudzanej na powierzchni Si światłem o długości fali 26 nm. Wartość pH obliczono na podstawie stężeń molowych H2SO4, HCl i NaOH. Rysunek ten wskazuje na zależność czasu życia nośników od pH roztworów wodnych; zatem niższe pH wywiera silniejszy wpływ na czas życia nośników.

Prędkość rekombinacji powierzchniowej S obliczono w celu odtworzenia wartości τ1/e zastosowanej dla próbek. Model zaniku nadmiarowych nośników opisano w odniesieniach 2 i 3. Aby wyznaczyć stężenie nadmiarowych nośników Dn(x, t), rozwiązano następujące równanie ciągłości. Tutaj Dn(x, t) zdefiniowano jako funkcję czasu t oraz głębokości x w warstwie półprzewodnika; zatem,

Nieliniowe równanie dyfuzji, pochodne cząstkowe, matematyka symboliczna, schemat naukowy.,              (6)

gdzie τB to czas życia w objętości wynikający z rekombinacji Shockleya-Reada-Halla (SRH), Da to ambipolarny współczynnik dyfuzji, B to współczynnik rekombinacji promieniowania, a C to współczynnik rekombinacji Augera.

Na powierzchniach wzbudzonych i pozostałych warunki brzegowe określono zgodnie z równaniem 7:

Równanie dyfuzji w fizyce; wzór na pochodną cząstkową; diagram edukacyjny.i Wzór na równowagę statyczną, \( D_a \frac{\partial \Delta n(W, t)}{\partial x} = S_W \Delta n(W, t) \).              (7)

gdzie S0 i SW oznaczają odpowiednio prędkość rekombinacji powierzchniowej powierzchni wzbudzonej oraz pozostałych powierzchni, a W to grubość warstwy.

Ponadto początkowy profil nadmiarowej koncentracji nośników przy użyciu oświetlenia impulsem światła można wyrazić za pomocą równania 8:

Równanie wykładniczego zaniku Δn(x,0)=g₀exp(-αx) stosowane w badaniach absorpcji przejściowej.                                                      (8)

gdzie g0 to stężenie nośników przy x = 0, a a to współczynnik absorpcji.

Rozwiązanie równania 6 z zastosowaniem warunków brzegowych z równania 7 oraz warunku początkowego z równania 8 pozwoliło na wyznaczenie krzywych zaniku nadmiarowych nośników. W tym procesie wartość S oszacowano poprzez porównanie wartości τ1/e uzyskanych z eksperymentów oraz z obliczonych krzywych zaniku. Metoda najmniejszych kwadratów pozwoliła zminimalizować błędy pomiędzy eksperymentalnym τ1/e we wszystkich warunkach a obliczonym τ1/e przy parametrach S0, Sw i τB.

Zgodnie z Równaniem 6 rekombinacja nośników jest sumą różnych składowych zaniku, a mianowicie rekombinacji powierzchniowej, SRH, radiacyjnej i Augera, przy czym dwie ostatnie charakteryzują się bardzo wysoką gęstością nośników. Z kolei rekombinacja SRH zależy od defektów punktowych i dyslokacji w objętości materiału półprzewodnikowego, które tworzą poziomy energetyczne w przerwie energetycznej półprzewodnika. Poziomy energetyczne te pełnią rolę stopni pośrednich dla przejść nośników między pasmem walencyjnym a pasmem przewodnictwa.

Metoda μ-PCD wykazuje również nieliniowość przy wysokich warunkach wstrzykiwania i przecenia czas życia nośników13,25,26. Rycina 8 przedstawia pomiary μ-PCD w warunkach wysokiego wzbudzenia. Należy zauważyć, że krzywa zaniku dla wstrzykniętej gęstości fotonów 1015 cm−2 stała się bardziej łagodna w porównaniu do gęstości fotonów 1014 cm−2, co wynika z nieliniowości mikrofalowej. Ponadto przykłady pomiarów przedstawione na Rycynie 3, Rycynie 4 oraz Rycynie 6 zostały uzyskane dla wstrzykniętej gęstości fotonów 8 x 1013 cm−2, co skutkowało pomijalną nieliniowością mikrofalową oraz pomijalną rekombinacją Augera i radiacyjną, przy jednoczesnej dominacji rekombinacji SRH i powierzchniowej.

Rysunek 6 może służyć jako przykład obliczeń krzywych zaniku dla 4H-SiC typu n z powierzchnią Si wzbudzaną światłem o długości fali 26 nm, odnosząc się do linii przerywanych, gdzie τB = 3 μs oraz S dla powierzchni Si SSi = 20 cm/s lub 70 cm/s. Dla obu wartości SSi dobrze odtworzono eksperymentalne krzywe zaniku zmierzone odpowiednio w pH obojętnym (powietrze, 1 M Na2SO4) i w warunkach kwasowych (1 M H2SO4), co oznacza, że SSi dla 4H-SiC typu n uległo znacznemu zmniejszeniu z 700 cm/s do 20 cm/s w kwasowych roztworach wodnych, ponieważ wodór pasywował stany powierzchniowe na powierzchni Si.

Schemat układu odbicia mikrofal z diodą Gunna, fotodiodą oraz analizą próbki do spektroskopii.
Rysunek 1: Schematyczna reprezentacja μ-urządzenie PCD. Część światła laserowego jest odbijana przez lustro półprzepuszczalne. Odbity laser jest wykrywany przez fotodiodę, a sygnał z fotodiody służy jako wyzwalacz dla oscyloskopu. Dioda Gunna generuje mikrofalę, która jest kierowana przez cyrkulator; następnie mikrofala przechodzi przez aperturę i naświetla próbkę. Mikrofala odbita od próbki wraca do apertury i do cyrkulatora, gdzie jest wykrywana przez diodę barierową Schottky’ego. Na koniec sygnał z diody barierowej Schottky’ego jest rejestrowany przez oscyloskop. Prosimy o kliknięcie tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej figury.

Wykres sygnału mikro-PCD przedstawiający µV w funkcji czasu, wykorzystywany do analizy zaniku fotoprzewodności.
Rycina 2: μ-Sygnał PCD w przypadku niepowodzenia strojenia tunerów E-H. W przypadku niepowodzenia strojenia nie obserwuje się mierzalnego piku. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Wykres krzywej zaniku przedstawiający zależność sygnału od czasu; wynik spektroskopii absorpcyjnej przejściowej.
Rysunek 3: μKrzywa zaniku PCD dla próbki 4H-SiC typu n z wzbudzeniem powierzchni Si za pomocą promieniowania o długości fali 26 nm w powietrzu. Laser impulsowy naświetla próbkę w czasie t = 0 s, w którym intensywność sygnału osiąga maksimum. Rysunek zmodyfikowano na podstawie pracy Ichikawa i wsp.11 za zgodą. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Wykres krzywej zaniku, sygnał μ-PCD w funkcji czasu; pomiar τ1/e, analiza zaniku fotoprzewodności.
Rycina 4: Znormalizowane μKrzywa zaniku PCD dla próbki 4H-SiC typu n z wzbudzeniem powierzchni Si światłem o długości fali 26 nm w powietrzu. Maksymalna wartość krzywej zaniku w Rycina 2 jest znormalizowany do jedności. Wartość linii przerywanej wynosi 1/e, a τ1/e wynosi około 0.34 μs jak przedstawiono. Rysunek został zmodyfikowany na podstawie pracy Ichikawa et al.11 za zgodą. Prosimy kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tego rysunku.

Schemat ogniwa falowodowego z aperturą do wzbudzenia optycznego oraz układem spektroskopowym.
Rycina 5: Obraz μPomiar PCD w roztworze wodnym w kuwecie kwarcowej. Kuwarcową kuwetę umieszcza się na statywie przed aperturą, aby umożliwić μPomiar krzywej zaniku PCD w roztworze wodnym. Wymiary ogniwa wynoszą 5 mm x 20 mm x 40 mm (długość x szerokość x wysokość). Proszę kliknąć tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

wykres zaniku sygnału μ-PCD; wpływ pasywacji chemicznej na prędkość rekombinacji powierzchniowej krzemu.
Rycina 6: Znormalizowane i obliczone μKrzywe zaniku PCD dla próbki 4H-SiC typu n z wzbudzeniem powierzchni Si światłem o długości fali 26 nm, w powietrzu i w roztworach wodnych. Linie ciągłe reprezentują μkrzywe wyników eksperymentalnych PCD dla roztworów wodnych H2O, H2SO4, HCl, Na2SO4, NaOH lub HF. Linie przerywane są krzywymi obliczonymi dla czasu życia nośników objętościowych w warstwach epitaksjalnych, τB = 3 μsoraz prędkość rekombinacji powierzchniowej dla powierzchni Si, SKrzem = 200 cm/s lub 70 cm/s. Rysunek zmodyfikowano na podstawie pracy Ichikawa i wsp.11 za zgodą. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Wykres pH vs. 1/e czasu życia; analiza danych kinetycznych; badanie zależności chemicznej od pH; dynamika zaniku.
Rysunek 7: Zależność pH od τ1/e dla próbka 4H-SiC typu n z wzbudzeniem powierzchni Si za pomocą promieniowania o długości fali 26 nm. Czas życia nośników wzrasta wraz ze spadkiem pH roztworu wodnego. Wynik ten wskazuje, że niższe pH wywiera silniejszy wpływ na czas życia nośników. Rycina została zmodyfikowana na podstawie pracy Ichikawa i wsp.11 za zgodą. Kliknij tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

wykres sygnału μ-PCD; zanik gęstości fotonów w czasie; badanie optyczne półprzewodników.
Rysunek 8: μKrzywa zaniku PCD dla 4H-SiC typu n przy gęstości wstrzykiwanych fotonów wzbudzenia wynoszącej 1014 lub 1015 cm−2 na powierzchni krzemowej (Si-face) za pomocą promieniowania o długości fali 26 nm. Pomiar przy wysokim wzbudzeniu i gęstości fotonów wynoszącej 1015 cm−2 powoduje bardziej stopniową krzywą zaniku niż w przypadku niższej gęstości fotonów, co wynika z nieliniowości odbicia mikrofalowego. Prosimy o kliknięcie tutaj, aby wyświetlić powiększoną wersję tej ryciny.

Dyskusja

W protokole μ-PCD krok 4.7 jest najważniejszym punktem. Stroik E–H został zintegrowany z przesuwalnym zwarciem odpowiednio w płaszczyznach E i H. W związku z tym przesuwanie zwarcia stroika E lub stroika H zmienia amplitudę i fazę odbitej mikrofalowy i maksymalizuje amplitudę sygnału. Strojenie ma duży wpływ na kształt krzywej zaniku i musi być wykonywane ściśle. W przypadku słabej mocy sygnału, gdy strojenie może być utrudnione, można zastosować kilkanaście uśrednień strojenia. W przypadku nieudanego strojenia krzywe zaniku μ-PCD nie są widoczne; obserwuje się jedynie sygnał szumowy oscyloskopu. Rycina 2 przedstawia przebieg sygnału z oscyloskopu w takim przypadku.

Pomiar próbek o wysokiej rezystywności jest łatwy, ponieważ nie istnieje dolna granica przewodności. Gdy rezystywność próbki jest niska lub gdy próbka jest gruba, efekt naskórkowości mikrofal nie jest pomijalny. Odległość, przy której natężenie pola elektrycznego mikrofal spada do 1/e wartości początkowej, określa się mianem głębokości wnikania. Schemat chromatografii, symbol δ, rozdział DNA, technika oczyszczania białek., co wyraża równanie 9:

Obliczanie równania równowagi statycznej δ, wzór matematyczny, zastosowanie edukacyjne.                                    (9)

gdzie ω to częstotliwość kątowa mikrofal, a ε, ρ i μ reprezentują odpowiednio stałą dielektryczną, oporność właściwą i przenikalność próbki. W przypadku Si i SiC przybliżone wartości δ dla mikrofal o częstotliwości 10 GHz wynosiły 9 mm przy 50 Ω∙cm, 2 mm przy 10 Ω∙cm, 50 μm przy 1 Ω∙cm oraz 150 μm przy 0,1 Ω∙cm. W związku z tym pomiary próbek o typowej grubości (kilka stu mikronów) przy oporności poniżej 0,1 Ω∙cm będą wiązały się z utratą dokładności wyznaczenia δ. Z drugiej strony, w niniejszym protokole promieniowanie mikrofalowe i optyczne pada z przeciwnej strony wafla. Pomijalny efekt naskórkowości wskazuje na lepsze promieniowanie mikrofalowe i optyczne z tej samej strony.

Dolne granice zależą od rezystywności i grubości próbki wynikającej z jej oddziaływania z mikrofalą. Dla próbek o wysokiej rezystywności typowe dolne granice nadmiarowych nośników są rzędu 1012 cm−3. Z drugiej strony, przy nadmiarze nośników przekraczającym 1016 cm−3 należy uwzględnić rozpraszanie elektronów i dziur, co omówiono w odniesieniu 13.

Krzywe zaniku μ-PCD stały się łagodniejsze przy wysokiej gęstości wzbudzenia ze względu na brak proporcjonalności odbiciowości mikrofalowej do koncentracji nadmiarowych nośników, co sprawia, że Równanie (3) traci swoją ważność13,25,26, a wartość τ1/e byłaby przeszacowana. Rycina 8 przedstawia krzywą zaniku μ-PCD dla n-typu 4H-SiC poddanego chemiczno-mechanicznemu polerowaniu powierzchni, przy wzbudzeniu powierzchni Si za pomocą promieniowania o długości fali 26 nm przy wysokiej intensywności wzbudzenia.

Ponadto rozdzielczość czasowa zależy od parametrów aparatury pomiarowej, takiej jak źródło wzbudzenia, oscyloskop i wzmacniacz. Przykładowo, w niniejszej badaniu aparatura składała się z lasera impulsowego o szerokości impulsu 1 ns jako źródła wzbudzenia oraz oscyloskopu o pasmie częstotliwości 50 MHz. W konsekwencji minimalny mierzalny czas życia oszacowano na 2 ns.

Jak wspomniano wcześniej, μ-PCD jest bardzo użyteczne w charakterystyce półprzewodników, takich jak Si. Niemniej jednak jego zastosowanie można rozszerzyć na inne materiały, na przykład na materiały fotoaktywne, w tym TiO227,28,29,30.

Ponadto, poza μ-PCD, TR-PL2 a TR-FCA, przedstawione w poprzednich sekcjach, to dwie pozostałe techniki pomiaru czasu życia nośników. TR-PL pozwala obserwować zmianę w czasie fotoluminescencji wywołaną rekombinacją nośników, natomiast TR-FCA umożliwia obserwację zmiany w czasie absorpcji światła sondującego4W szczególności absorpcja swobodnych nośników występuje, gdy podczas wzbudzenia nośników na próbkę naświetla się światło o energii mniejszej niż przerwa wzbroniona.3Niemniej jednak, w porównaniu z tymi dwiema metodami, μ-Metoda PCD bezpośrednio obserwuje przewodność elektryczną za pomocą mikrofal, charakteryzuje się wysoką chropowatością powierzchni oraz czułością sygnału, co czyni ją bardziej idealną metodą pomiaru czasu życia nośników w zastosowaniach dla urządzeń półprzewodnikowych.

Oświadczenia

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Podziękowania

Ta praca była wspierana przez Nagoya Institute of Technology w Japonii.

Materiały

Lista materiałów użytych w tym artykule
NazwaFirmaNumer katalogowyKomentarze
Epiwarstwa 4H-SiC typu nAscatron AB http://ascatron.com/Sample
266 nmlaser impulsowy CryLaS GmbH http://www.crylas.de/FQSS 266-50 Wzbudzenie źródła światła
FotodiodaTHORLABS https://www.thorlabs.com/index.cfmDET10A/MDetekcja sygnału wyzwalającego
Dioda barierowa Schottky'egoASI http://www.advancedsemiconductor.com/1N23WEDetekcja mikrofal odbitych
Dioda pistoletu Microsemi https://www.microsemi.com/MO86751CŹródło generowania mikrofal
Tuner EH SPC ELECTRONICS CORPORATIONkomponent mikrofalowy
CyrkulatorSPC ELECTRONICS CORPORATIONkomponent mikrofalowy
Falowód prostokątnySPC ELECTRONICS CORPORATIONKomponent mikrofalowy
Falowód z podwójnym grzbietemSPC ELECTRONICS CORPORATION komponent mikrofalowy
Uchwyt kryształkowySPC ELECTRONICS CORPORATIONkomponent mikrofalowy
AcetonKANTO CHEMICAL CO., INC.GE00001Czyszczenie próbek
Kwas siarkowyKANTO CHEMICAL CO., INC.GE00257Kwaśny roztwór wodny
Kwas solnyKANTO CHEMICAL CO., INC.GE00238Kwaśny roztwór wodny
FluorowodórKANTO CHEMICAL CO., INC.18083-1BKwaśny roztwór wodny
Wodorotlenek soduKANTO CHEMICAL CO., INC.37184-00Alkaliczny roztwór wodny
SiarczansoduKANTO CHEMICAL CO., INC.37280-00Neutralny roztwór wodny
http://www.spc.co.jp/index.html http://www.spc.co.jp/index.html http://www.spc.co.jp/index.html http://www.spc.co.jp/index.html http://www.spc.co.jp/index.html https://www.kanto.co.jp/ https://www.kanto.co.jp/ https://www.kanto.co.jp/ https://www.kanto.co.jp/ https://www.kanto.co.jp/ https://www.kanto.co.jp/

Bibliografia

  1. Kunst, M., Beck, G. The study of charge carrier kinetics in semiconductors by microwave conductivity measurements. Journal of Applied Physics. 60 (10), 3558-3566 (1986).
  2. Klein, P. B. Carrier lifetime measurement in n−4H-SiC epilayers. Journal of Applied Physics. 103, 033702(2008).
  3. Linnros, J. Carrier lifetime measurements using free carrier absorption transients. I. Principle and injection dependence. Journal of Applied Physics. 84, 275-283 (1998).
  4. Mae, S., Tawara, T., Tsuchida, H., Kato, M. Microscopic FCA System for Depth-Resolved Carrier Lifetime Measurement in SiC. Materials Science Forum. 924, 269-272 (2018).
  5. Miyazawa, T., Ito, M., Tsuchida, H. Evaluation of long carrier lifetimes in thick 4H silicon carbide epitaxial layers. Applied Physics Letters. 97, 202106(2010).
  6. Kimoto, T., Danno, K., Suda, J. Lifetime-killing defects in 4H-SiC epilayers and lifetime control by low-energy electron irradiation. Physica Status Solidi B. 245, 1327(2008).
  7. Ščajev, P., Gudelis, V., Jarašiūnas, K., Klein, P. B. Fast and slow carrier recombination transients in highly excited 4H-and 3C-SiC crystals at room temperature. Journal of Applied Physics. 108, 023705(2010).
  8. SEMI Standard, SEMI MF1535. , (2007).
  9. Hashizume, H., Sumie, S., Nakai, Y. Carrier Lifetime Measurements by Microwave Photoconductivity Decay Method. ASTM Special Technical Publication. 1340, 47(1998).
  10. Schöfthaler, M., Brendel, R. Sensitivity and transient response of microwave reflection measurements. Journal of Applied Physics. 77, 3162(1995).
  11. Ichikawa, Y., Ichimura, M., Kimoto, T., Kato, M. Passivation of Surface Recombination at the Si-Face of 4H-SiC by Acidic Solutions. ECS Journal Solid State Science and Technology. 7 (8), Q127-Q130 (2018).
  12. Mori, Y., Kato, M., Ichimura, M. Surface recombination velocities for n-type 4H-SiC treated by various processes. Journal of Physics D: Applied Physics. 47, 335102(2014).
  13. Kato, M., Mori, Y., Ichimura, M. Microwave reflectivity from 4H-SiC under a high injection condition: impacts of electron-hole scattering. Journal of Applied Physics. 54, 04DP14(2015).
  14. Kato, M., Matsushita, Y., Ichimura, M., Hatayama, T., Ohshima, T. Excess Carrier Lifetime in p-Type 4H-SiC Epilayers with and without Low-Energy Electron Irradiation. Japanese Journal of Applied Physics. 51, 028006(2012).
  15. Kato, M., Yoshida, A., Ichimura, M. Estimation of Surface Recombination Velocity from Thickness Dependence of Carrier Lifetime in n-Type 4H-SiC Epilayers. Japanese Journal of Applied Physics. 51, 02BP12(2012).
  16. Mori, T., et al. Excess Carrier Lifetime Measurement of Bulk SiC Wafers and Its Relationship with Structural Defect Distribution. Japanese Journal of Applied Physics. 44, 8333(2005).
  17. Jenny, J. R., et al. Effects of annealing on carrier lifetime in 4H-SiC. Journal of Applied Physics. 100, 113710(2006).
  18. Hayashi, T., Asano, K., Suda, J., Kimoto, T. Temperature and injection level dependencies and impact of thermal oxidation on carrier lifetimes in p-type and n-type 4H-SiC epilayers. Journal of Applied Physics. 109, 014505(2011).
  19. Okuda, T., Miyake, H., Kimoto, T., Suda, J. Long Photoconductivity Decay Characteristics in p-Type 4H-SiC Bulk Crystals. Japanese Journal of Applied Physics. 52, 010202(2013).
  20. Schofthaler, M., Brendel, R. Sensitivity and transient response of microwave reflection measurements. Journal of Applied Physics. 77, 3162-3173 (1995).
  21. Beck, G., Kunst, M. Contactless scanner for photoactive materials using laser-induced microwave absorption. Review of Scientific Instruments. 57, 197-201 (1986).
  22. Kolen'ko, Y. V., Churagulov, B. R., Kunst, M., Mazerolles, L., Colbeau-Justin, C. Photocatalytic properties of titania powders prepared by hydrothermal method. Applied Catalysis B: Environmental. 54, 51-58 (2004).
  23. Carneiro, J. T., Savenije, T. J., Moulijn, J. A., Mul, G. The effect of Au on TiO2 catalyzed selective photocatalytic oxidation of cyclohexane. Journal of Photochemistry and Photobiology A: Chemistry. 217, 326-332 (2011).
  24. Luna, A. L., et al. Synergetic effect of Ni and Au nanoparticles synthesized on titania particles for efficient photocatalytic hydrogen production. Applied Catalysis B: Environmental. 191, 18-28 (2016).
  25. Kunst, M., Beck, G. The study of charge carrier kinetics in semiconductors by microwave conductivity measurements. Journal of Applied Physics. 60, 3358(1986).
  26. Kunst, M., Beck, G. The study of charge carrier kinetics in semiconductors by microwave conductivity measurements. II. Journal of Applied Physics. 63, 1093(1988).
  27. Schindler, K. -M., Kunst, M. Charge-Carrier Dynamics in TiO2 Powders. The Journal of Physical Chemistry. 94, 8222-8226 (1990).
  28. Savenije, T. J., de Haas, M. P., Warman, J. M. The Yield and Mobility of Charge Carriers in Smooth and Nanoporous TiO2 Films. Zeitschrift für Physikalische Chemie. , 201-206 (1999).
  29. Colbeau-Justin, C., Kunst, M., Huguenin, D. Structural influence on charge-carrier lifetimes in TiO2 powders studied by microwave absorption. Journal of Materials Science. 38, 2429-2437 (2003).
  30. Kato, M., Kohama, K., Ichikawa, Y., Ichimura, M. Carrier lifetime measurements on various crystal faces of rutile TiO2 single crystals. Materials Letters. 160, 397-399 (2015).

Przedruki i uprawnienia

Tagi

Materia y p przewodnikowew glik krzemupomiar fotoprzewodno cimetoda bezkontaktowatechnika nieniszcz caodbicie mikrofalowenadmiarowe no nikiczas rekombinacji
Pomiary żywotności nośników w półprzewodnikach metodą rozpadu fotoprzewodnictwa mikrofalowego
Skontaktuj się z nami
Poleć bibliotece

Prywatność

Warunki Korzystania

Zasady

Copyright © 2026 MyJoVE Corporation. Wszelkie prawa zastrzeżone.