Безконтактний спосіб визначення рекомбінаційних параметрів в напівпровідниках

1. Безконтактний спосіб визначення рекомбінаційних параметрів в напівпровідниках, що включає нагрівання напівпровідника до температури, вищої за температуру навколишнього середовища, підтримують цю температуру сталою, опромінюють поверхню нагрітого напівпровідника монохроматичним світлом, для якого добуток коефіцієнта поглинання на дифузійну довжину носіїв заряду та добуток коефіцієнта поглинання на товщину напівпровідникового зразка набагато більші за одиницю, який відрізняється тим, що вимірюють нерівноважне теплове випромінювання напівпровідника в області спектра поглинання вільними носіями заряду при опроміненні поверхні нагрітого напівпровідника монохроматичним світлом з різними довжинами хвиль і рекомбінаційні параметри знаходять із отриманої лінійної залежності потужності нерівноважного теплового випро U 2 (19) 1 3 ких контактів є суттєвим недоліком таких методів взагалі, а у випадку дослідження фотомагнітоелектричних та фотомагнітоконцентраційних ефектів коли застосовують зразки складної геометричної форми і на них накладається магнітне поле, це додатково ускладнює процес вимірювання. Практичне застосування наведених аналогів обмежується вузьким діапазоном температур дослідження за рахунок наявності контактів і унеможливлює здійснення неруйнівного експрес-контролю зразків. Відомий спосіб визначення довжини дифузійного зміщення неосновних носіїв заряду у напівпровідниках [Пат.України №67130, МПК G01N27/00], який усуває наведені недоліки. Спосіб включає освітлення поверхні зразка світловим зондом у вигляді смужки і наступне сканування вздовж поверхні зразка в неосвітленій області з вимірюванням струму в колі тонкого дротяного металевого зонда, який знаходиться на відстані 1 d (де d - діаметр зонда). Надання зонду зворотно-поступального коливального руху в напрямку нормальному до поверхні зразка з звуковою частотою призводить до виникнення струму в колі динамічного конденсатора, обкладками якого е вібруючий металевий зонд і напівпровідниковий зразок. Запропонований спосіб потребує наявності складної коштовної системи позиціювання і зондування з керуванням за допомогою комп'ютера, а, головне, має досить велику похибку вимірювань, що обмежує область його застосування. Також відомі способи вимірювання об'ємного часу життя та швидкості поверхневої рекомбінації, засновані на розміщенні напівпровідникової підкладки в середині сенсора з джерелом НВЧ випромінювання, спрямованого на підкладку [див. наприклад: Пат. США №5049816, МПК G01R31/26; Пат. України №57427, МПК G01N27/00; Пат. України №38308, МПК G01N27/00]. Рекомбінаційні параметри визначаються шляхом комп'ютерного аналізу сигналу фотопровідності зареєстрованого з виходу сенсора. Недоліками таких способів є розміщення досліджуваного напівпровідникового зразка в масивному і коштовному НВЧ резонаторному вимірювальному перетворювачі, що виключає можливість проведення високотемпературних досліджень, знання яких важливе при описі робочих параметрів напівпровідникових приладів. За сукупністю ознак найбільш близьким аналогом до способу за корисною моделлю є спосіб, який описано у праці "Определение рекомбинационных параметров полупроводников из спектров возбуждения фотолюминесценции" Пека Г.П., Спектор С.А., Шекель Л.Г. [див.: ФТП, т.9, вып.10, 1975, с.1920-1924], що включає опромінювання напівпровідникового зразка монохроматичним світлом, що поглинається в напівпровіднику і наступне детектування сигналу фотолюмінісценції фотоприймачем. Суть люмінесцентного методу полягає в тому, що при об'ємній генерації люмінесценція досягає максимального значення, тоді як при генерації біля поверхні її значення зменшується за рахунок безвипромінювальної поверхневої рекомбінації. Цей спосіб отримав достатньо широке застосування для безконтактного неруйнівного контролю параметрів прямозонних напівпровідників, 15589 4 для яких ймовірність міжзонної фотолюмінісценції достатньо висока. Тому практичне застосування наведеного способу прототипу обмежується вузьким переліком напівпровідникових матеріалів. Також при підвищенні температури квантовий вихід люмінісценції падає, це обумовлено домінуючою в цих умовах безвипромінювальною Ожерекомбінацією. В основу корисної моделі покладено задачу створення такого способу вимірювання рекомбінаційних параметрів у напівпровідниках, який надав би можливість здійснення безконтактного неруйнівного експрес-контролю широкого спектру напівпровідникових зразків в широкому температурному діапазоні, що не потребує наявності складної коштовної системи позиціювання і зондування з комп'ютерним керуванням. Поставлена задача вирішується шляхом вимірювання нерівноважного теплового випромінювання вільних носіїв заряду в напівпровіднику, що виникає за рахунок внутрішньозонних переходів вільних електронів і дірок, які генеровані за рахунок опромінювання напівпровідникового зразка монохроматичним світлом, що поглинається в напівпровіднику і які знаходяться в тепловій рівновазі з кристалічною граткою [V.К. Malutenko. Thermal emission of semiconductors: investigation and application. Infrared Phys., v.32, 1991, pp.291-302]. Ефективність такого способу, на відміну від найближчого аналога, не залежить від характеру домінуючого механізму рекомбінації (випромінювальна, безвипромінювальна), оскільки інфрачервоне випромінювання виникає за рахунок внутрішньозонних переходів вільних носіїв заряду. Це дозволяє досліджувати рекомбінаційні параметри як у прямозонних, так і в непрямозонних напівпровідниках. Крім того, ефективність такого способу зростає з температурою, на відміну від найближчого аналога, в якому інтенсивність фотолюмінесценції, як правило, спадає з підвищенням температури, що розширює його практичне застосування. Це значно спрощує реалізацію способу і забезпечує можливість безконтактного неруйнівного контролю рекомбінаційних параметрів широкого переліку напівпровідників в широкому температурному діапазоні. Здійснення способу також не потребує дорогого обладнання для позиціювання та зондування. На Фіг.1 наведено функціональну схему реалізації способу. На схемі показано: 1 - монохроматичне джерело світла; 2 - досліджуваний напівпровідник; 3 - нагрівник; 4 - приймач ІЧ випромінювання. Вимірювання за допомогою запропонованого способу проводяться таким чином. Випромінювання джерела світла (1) спрямовують на поверхню напівпровідникового зразка (2), температура якого підтримується вищою за температуру навколишнього середовища за допомогою нагрівника (3). Опромінювання зразка світлом з області фундаментального поглинання напівпровідника забезпечує фотогенерацію вільних носіїв заряду в напівпровіднику, за рахунок чого відбувається зміна потужності теплового випромінювання напівпровідникового зразка в області спектру поглинання вільними носіями заряду. При невисоких рівнях 5 збудження потужність нерівноважного теплового випромінювання АР зразка пропорційна зміні концентрації носіїв заряду AN (ap-an) [V.К. Malutenko. Thermal emission of semiconductors: investigation and application. Infrared Phys., v.32, 1991, pp.291302]. Таким чином вимірюючи потужність АР можна судити про зміну концентрації AN. Саме на цьому ґрунтується корисна модель. З літературних даних [В.К. Субашиев, В.А. Петрусевич, Г.Б. Дубровский. Определение рекомбинационных постоянных из кривой спектрального распределения фотопроводимости. ФТТ, т.II, в.5, 1960, с.1022-1024] відомо, що для концентрації нерівноважних носіїв заряду AN має місце наступний вираз: N s 1 A 1 (1), J0 Dk де Jо - кількість квантів, що падають на одиницю поверхні напівпровідника за одиницю часу, s швидкість поверхневої рекомбінації, D - коефіцієнт дифузії, k , - коефіцієнт поглинання падаючого світла. При цьому умова сильного поглинання означає, що k L>>1 k d>>1 (де L - дифузійна довжина, d - товщина напівпровідникового зразка). Зауважимо, що А не залежить від k . Це дає можливість визначати s за залежністю потужності нерівноважного теплового випромінювання від довжини хвилі світла, що поглинається. Чим менше довжина хвилі збуджуючого світла (а значить вище коефіцієнт поглинання), тим менше товщина приповерхневого шару напівпровідника, в якому воно поглинається, а це призводить до зменшення сигналу нерівноважного теплового випромінювання (який визначається інтегралом надлишкової концентрації по товщині кристалу) внаслідок взаємодії надлишкових носіїв з поверхневими станами. Побудувавши графік лінійної в цій області залежності потужності нерівноважного ТВ напівпровідникового зразка, нормовану на кількість квантів збуджуючого світла, від оберненої величини коефіцієнту поглинання збуджуючого світла, визначеного для різних довжин хвиль, якими опромінюється напівпровідник P/J0 (1/k ) (див. Фіг.2), можна знайти s за формулою: D s (2) a де а - відрізок, що відсікається на осі 1/k продовженням лінійної в області великих k залежності p/Jo (1/k ). Величину L можна визначити за формулою наведеною в роботі [В.К. Субашиев, В.А. Петрусевич, Г.Б. Дубровский. Определение рекомбинационных постоянных из кривой спектрального распределения фотопроводимости. ФТТ, т.II, в.5, 1960, сс.1022-1024]: B L2 h (3), d D s L cth 2L де h - відрізок, який відсікає пряма P/J0=f(1/k ) на осі ординат (див. Фіг.2), В - деякий коефіцієнт. Для визначення дифузійної довжини за формулою (3) потрібно знати велику кількість абсолютних 15589 6 значень параметрів матеріалу і вимірювання проводити в абсолютних величинах. Вимірявши спектральну залежність потужності нерівноважного теплового випромінювання одного і того ж зразка при двох різних значеннях s (можна виготовити зразки однакової товщини з одного й того ж матеріалу, але з різною обробкою поверхні (що дають суттєво різні значення s), або здійснити вимірювання з протилежних поверхонь для одного d товстого 1 зразка з різною обробкою цих 2L поверхонь) і побудувавши графіки P(1/k), знайдемо h1, h2, a1 і а2 (див. Фіг.2). З (3) отримаємо: d h1 h2 L cth 2L h2 h1 (4). a2 a1 d Звідси для товстого і тонкого 1 2L d 1 напівпровідникових зразків отримуємо 2L відповідно: h1 h2 L h2 h1 (5) a2 a1 i h1 h2 d L2 h2 h1 2 (6). a2 a1 Важливо підкреслити, що в (5) і (6), крім величини L, що визначається, не міститься жодного невідомого параметра, тобто L можна знайти з відносних, а не абсолютних вимірювань. Великий інтерес представляє вираз (5), так як він дає можливість знайти L безпосередньо на злитках без виготовлення спеціальних зразків. Для двох тонких зразків, які відрізняються тільки товщиною d, або для одного і того ж зразка до і після зменшення d отримаємо h1 і h2 і одне й те ж значення а. Тоді з (3) випливає: h1 h2 L2 a 1 1 (7) 2 d2 d1 Якщо провести такі вимірювання для декількох значень d, можна побудувати пряму 1/h=f(1/d) при s=const, яка відсікає на осі абсцис відрізок a c . Звідси легко, знайти L. 2 L2 Цікавим частковим випадком запропонованого способу є спосіб двох довжин хвиль. Якщо вибрати такі довжини хвилі збуджуючого світла 1 і 2, для яких k L>>1 і k d>>1, то по відношенню P1 а на цих довжинах хвиль можна визначиP2 ти s: S 1 k , k1 1 D 1 (8) k2 7 15589 де k1 і k2 - коефіцієнти поглинання збуджуючого світла для 1 и 2 відповідно. За формулою (8) для даних k1 и k2 можна наперед побудувати графік залежності s від а, тоді достатньо вимірювати відношення сигналів а, щоб знайти s. Простота способу дозволяє його використання в умовах виробництва. Таким чином, порівняно з відомими способами, спосіб визначення рекомбінаційних параметрів в напівпровідниках, що заявляється, дозволяє забезпечити можливість безконтактного визначення рекомбінаційних параметрів в напівпровідниках у широкому температурному діапазоні і зробити можливим його застосування для неруйнівних експрес досліджень широкого переліку напівпровідників. Комп’ютерна верстка М. Мацело 8 За допомогою наведеної на Фіг.1 установки були проведені вимірювання в зразках кремнію. Результати вимірювань збігалися з значеннями виміряними на тих же зразках способами, які набули широкого розповсюдження [В.В. Батавин, Ю.А. Концевой, Ю.В. Федорович. Измерение параметров полупроводниковых материалов и структур, М., «Радио и связь», 1985, гл.4] і з літературними даними, що підтверджує працездатність запропонованого способу. Зрозуміло, що ця корисна модель не обмежується наведеними прикладами його втілення, використання і апаратної реалізації і може бути модифікований в межах загальної концепції корисної моделі у формулі корисної моделі. Підписне Тираж 26 прим. Міністерство освіти і науки України Державний департамент інтелектуальної власності, вул. Урицького, 45, м. Київ, МСП, 03680, Україна ДП “Український інститут промислової власності”, вул. Глазунова, 1, м. Київ – 42, 01601