Емкостная спектроскопия дефектов в гетероструктурах для многопереходных солнечных элементов со слоями разбавленных нитридов AIIIBV-N тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, кандидат наук Баранов Артем Игоревич

• Баранов Артем Игоревич
• кандидат наук
• 2019

Оглавление диссертации кандидат наук Баранов Артем Игоревич

ВВЕДЕНИЕ

Глава 1. ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР

Введение

1.1 Развитие солнечной энергетики

1.2 МСЭ на подложках Ge и GaAs

1.2.1 InGaAsN на Ge

1.3 МСЭ на подложках Si

1.3.1 GaAs на Si

1.3.2 GaP на Si

1.3.3 InGaPAsN на Si

1.3.4 Зонная структура и свойства разбавленных нитридов

1.3.5 Альтернативные пути роста GaP на Si подложках

Выводы к Главе

Глава 2. ЭКСПЕРИМЕНТЫ И МЕТОДЫ

Введение

2.1 Методы роста

2.1.1 Молекулярно-пучковая эпитаксия

2.1.2 Плазменно-стимулированное атомно-слоевое осаждение

2.2 Постростовая обработка

2.2.1 Формирование контактов

2.2.2 Методы травления

2.2.3 Постростовая технология формирования меза-структур

2.3 Экспериментальные методы

2.3.1 Вольт-амперная характеристика

2.3.2 Квантовая эффективность и оптические измерения

2.3.3 Вольт-фарадная характеристика

2.3.4 Спектроскопия полной проводимости

2.3.5 Нестационарная спектроскопия глубоких уровней

2.3.6 Структурные методы

2.4 Компьютерное моделирование

Выводы к Главе

Глава 3. СОЛНЕЧНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ НА ОСНОВЕ InGaAsN

Введение

3.1 Подготовка образцов

3.2 Фотоэлектрические свойства

3.3 Емкостные измерения

3.3.1 Квазиравновесные емкостные измерения

3.3.2 НСГУ измерения

3.4 Структурные свойства

3.5 Компьютерное моделирование внешней квантовой эффективности

Выводы к Главе

Глава 4. СОЛНЕЧНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ НА ОСНОВЕ InGaPAsN

Введение

4.1 Однопереходные СЭ, выращенные на GaP подложках

4.1.1 Описание образцов

4.1.2 Квантовая эффективность и вольт-амперные характеристики однопереходных солнечных элементов

4.1.3 Спектроскопия полной проводимости

4.1.4 Вольт-фарадные характеристики

4.1.5 Нестационарная спектроскопия глубоких уровней

4.2 Двухпереходные солнечные элементы на Si подложках

4.2.1 Описание образцов

4.2.2 Квантовая эффективность и вольт-амперные характеристики многопереходных солнечных элементов

4.2.3 Емкостные измерения двухпереходных солнечных элементов

4.3 Влияние постростового отжига вне ростовой камеры

Выводы к Главе

Глава 5. ПЛАЗМОХИМИЧЕСКОЕ ОСАЖДЕНИЕ СЛОЕВ ОаР

Введение

5.1 Описание образцов

5.2 Электронные свойства

5.3 Влияние АС-ПХО ОаР на качество кремниевых подложек

Выводы к Главе

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

СПИСОК СОКРАЩЕНИЙ И УСЛОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ПРОЕКТА

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

ПРИЛОЖЕНИЕ А. ФОРМИРОВАНИЕ КОНТАКТОВ К ОДНОПЕРЕХОДНЫМ СЭ НА ПОДЛОЖКАХ ОаР

ПРИЛОЖЕНИЕ Б. СПЕКТРАЛЬНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СЭ С РАЗБАВЛЕННЫМИ НИТРИДАМИ

ПРИЛОЖЕНИЕ В. ФОРМИРОВАНИЕ КОНТАКТОВ К МНОГОПЕРЕХОДНЫМ СЭ на ПОДЛОЖКАХ

ВВЕДЕНИЕ

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Емкостная спектроскопия дефектов в гетероструктурах для многопереходных солнечных элементов со слоями разбавленных нитридов AIIIBV-N»

Актуальность работы

Современные способы получения электроэнергии имеют ряд недостатков, главными из которых являются конечность их ресурсов, опасность эксплуатации для человека, а также негативное влияние на окружающую среду. Поэтому в последнее время во всех развитых странах мира происходит переход к возобновляемым и неопасным для природы источникам энергии, одним из которых является солнечная энергетика. Она основана на прямом преобразовании солнечного излучения в электричество, а прибор, позволяющий сделать это, называется солнечный элемент (СЭ). На сегодняшний день наиболее популярными являются СЭ двух типов: на основе кремния и многопереходные СЭ (МСЭ). Кремниевые фотопреобразователи имеют преимущество в виде низкой стоимости и относительной простоты производства, например, методом плазменно-стимулированного химического осаждения из газовой фазы (ПХО), что делает их оптимальными для применения в наземной солнечной энергетике. С другой стороны, достигнутый ими КПД составляет 26.7%, что очень близко к теоретически достижимому пределу, а дальнейшее его повышения происходит только из-за оптимизации конструкции всего прибора. Тем не менее, это значение являются низким по сравнению с рекордным КПД МСЭ 46%, поэтому они активно используются в космосе, где важнейшим параметром является именно он. Однако их стоимость чрезвычайно высокая из-за дорогостоящего оборудования, а процесс создания существенно усложняется из-за применения таких методов как молекулярно-пучковая (МПЭ) и газофазная эпитаксия (ГФЭ) для роста III—V полупроводниковых слоев. Кроме того, наиболее популярные МСЭ - это трехпереходные СЭ на основе системы GaInP/GaAs/Ge, выращенные на дорогой подложке Ge, и как в случае однопереходных кремниевых СЭ теоретическое значение КПД практически достигнуто и его повышение происходит только за счет оптимизации конструкции. Таким образом, в солнечной энергетике наметился ряд проблем, которые требуют поиска новых материалов для создания высокоэффективных СЭ и перехода на более дешевые подложки для МСЭ. Следовательно, в диссертации были предложены и изучены новые подходы, позволяющие повысить их КПД и уменьшить конечную стоимость.

Развитие эпитаксиальных технологий в конце 1990-х годов позволило успешно выращивать III-V соединения типа GaAsN и GaPN с содержанием азота на уровне нескольких процентов, которые получили название разбавленные нитриды (dilute nitrides), и открыло возможности для их использования в МСЭ. Тем не менее, из-за неравновесных условий роста при пониженных температурах, необходимых для встраивания азота, происходит сильное дефектообразование, что сильно ухудшает качество таких растворов и приводит к

неудовлетворительной эффективности приборов, поэтому изучение роли и свойств дефектов является критически важным и актуальным.

При добавлении в GaAsN индия и (или) сурьмы можно получить раствор с шириной запрещенной зоны 1 эВ и одновременно добиться его согласованного роста на GaAs или Ge подложках для создания трехпереходного GaInP/GaAs/InGaAsNSb и четырехпереходного GaInP/GaAs/InGaAsNSb/Ge СЭ с эффективностью, значительно превышающей современные аналоги. В текущей работе были исследованы свойства СЭ со слоями InAs/GaAsN, выращенными перспективным методом субмонослойного цифрового раствора (sub-monolayer digital alloy) МПЭ.

Далее, тройное соединение GaPN может быть решеточно-согласованным с кремнием и выращенным на его подложке, а добавление индия и (или) мышьяка варьирует ширину запрещенной зоны в диапазоне 1.5-2.1 эВ при сохранении значения постоянной решетки. Это открывает возможности для интеграции оптоэлектронных приборов с активными III-V слоями и развитой кремниевой технологии, в частности, для создания МСЭ на его дешевых подложках. Следовательно, в диссертации были исследованы свойства выращенных МПЭ однопереходных СЭ на подложках GaP и МСЭ - на Si с активными слоями (In)GaP(AsN) различных составов.

Несмотря на достигнутые успехи в использовании МПЭ для роста МСЭ, ее высокая стоимость применения препятствует производству приборов для массового потребления в наземной энергетике. Поэтому переход к менее затратным методам роста, как, например, ПХО, является большим вызовом для электроники. В диссертации были исследованы новейшие слои GaP, выращенные на Si подложках современным методом плазменно-стимулированного атомарно-слоевого осаждения (plasma-enhanced atomic-layer deposition, PE-ALD, АС-ПХО), и однопереходные СЭ на гетеропереходах GaP/Si.

Таким образом, становится очевидным, что изучение свойств СЭ, представленных выше, является актуальным для дальнейшего успешного развития солнечной энергетики.

Цель работы.

Исследование электрофизических свойств солнечных элементом с активными слоями полупроводниковых растворов разбавленных нитридов соединений III-V для повышения эффективности работы монолитных многопереходных фотоэлектрических преобразователей солнечной энергии.

Для достижения обозначенной цели были сформулированы следующие задачи:

1. Исследовать электрические, фотоэлектрические и оптические свойства полученных образцов различными методами, включающими в себя измерения вольт-амперных характеристик, спектров квантовой эффективности, отражения и пропускания при различных внешних условиях.

2. Исследовать свойства дефектных уровней в полученных образцах различными емкостными методами, включающими в себя измерения вольт-фарадных характеристик (ВФХ), спектроскопии полной проводимости (СИП), нестационарной спектроскопии глубоких уровней (НСГУ) при различных внешних условиях.

3. Разработать компьютерную модель и провести расчет выращенных структур и сопоставить их расчетные характеристики с экспериментальными данными.

4. Определить наиболее перспективные технологические подходы к формированию полупроводниковых растворов разбавленных нитридов соединений III—V.

Научная новизна:

1. Впервые показано, что слой /-InОaAsN с шириной запрещенной зоны 1.03 эВ толщиной 900 нм обладает низким уровнем акцепторного легирования (менее Ы015 см-3) при комнатной температуре и концентрацией дефектных уровней ниже Ы014 см-3.

2. Впервые показано, что с ростом толщины слоя /-InОaAsN, выращенного в виде цифрового раствора InAs/GaAsN, происходит увеличение концентрации дефектных уровней с энергией активации 0.20 эВ и 0.50 эВ: ионизация первого приводит к появлению фонового акцепторного легирования при комнатной температуре, а второй является центром безызлучательной рекомбинации. В предложенной компьютерной модели изменение их концентрации полностью описывает изменение фотоэлектрических характеристик СЭ.

3. Впервые показано, что СЭ, выращенные методом МПЭ с активными слоями собственной проводимости на основе четверного раствора GaPAsN обладают лучшими фотоэлектрическими и дефектными свойствами, чем со слоями цифрового раствора InP/GaPN.

4. Впервые с помощью спектроскопии полной проводимости и нестационарной спектроскопии глубоких уровней были определены параметры глубоких уровней в растворах разбавленных нитридов собственной проводимости GaPAsN и InP/GaPN, выращенных методом МПЭ.

5. Впервые показано, что рост аморфного GaP методом АС-ПХО с непрерывной водородной плазмой приводит к лучшей пассивации поверхности подложки кремния, чем рост микрокристаллического GaP, что приводит к меньшей концентрации дефектов и лучшим фотоэлектрическим свойствам.

Практическая значимость.

1. Разработана постростовая технология, включающая в себя метод контролируемого жидкостного травления разбавленных нитридов, для формирования меза-структур и фотопреобразовательных элементов.

2. Для однопереходного СЭ с активным слоем i-InAs/GaAsN создана компьютерная модель, учитывающая влияние дефектных уровней на его фотоэлектрические свойства с целью оптимизации конструкции и ростового процесса.

3. Продемонстрировано преимущество четверного раствора GaPAsN собственной проводимости по сравнению с субмонослойным цифровым раствором InP/GaPN для дальнейшего использования при создания высокоэффективных МСЭ на подложках кремния.

4. Разработан способ повышения внешней квантовой эффективности и уменьшения концентрации дефектных уровней с помощью постростового отжига СЭ с активным слоем четверного раствора GaPAsN.

5. Разработана методика оценки дефектных уровней методом спектроскопии полной проводимости и нестационарной спектроскопии глубоких уровней в верхнем переходе монолитного двухпереходного СЭ с помощью последовательного измерения нижнего перехода и полной структуры.

6. Продемонстрировано преимущество атомно-слоевого режима плазмохимического осаждения по сравнению с непрерывным для роста слоев GaP при температурах ниже 400 °С и создания СЭ на их основе.

Объекты и методы исследования.

В диссертации были проведены исследования фотопреобразовательных элементов и меза-структур на основе разбавленных нитридов, выращенных методом МПЭ, и гетеропереходов на основе GaP/Si, выращенных методом ПХО. Для решения поставленных задач были измерены ВАХ, спектры квантовой эффективности, ВФХ, СПП, НСГУ, а также получены структурные свойства сканирующей и просвечивающей электронной микроскопией, спектроскопией комбинационного рассеяния и др.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. С ростом толщины слоя /-InGaAsN, выращенного в виде цифрового раствора InAs/GaAsN, происходит увеличение концентрации дефектных уровней с энергией активации 0.20 эВ и 0.50 эВ: ионизация первого приводит к появлению фонового акцепторного легирования при комнатной температуре, а второй является центром безызлучательной рекомбинации.

2. Использование мышьяка вместо индия в нелегированных слоях разбавленных нитридов на основе фосфида галлия приводит к снижению концентрации дефектных уровней, связанных со встраиванием азота, и повышению квантовой эффективности фотопреобразовательныхр-1-п структур.

3. Постростовой отжиг разбавленных нитридов GaPAsN на основе фосфида галлия в диапазоне 500-600 °С приводит к уменьшению концентрации глубоких уровней, связанных со встраиванием азота.

4. Увеличение мощности непрерывной водородной плазмы, используемой при росте GaP на подложке кремния методом атомно-слоевого плазмохимического осаждения, приводит к формированию дефектов в гетероструктуре GaP/Si.

Достоверность полученных результатов, приведенных в диссертации, подтверждается использованием широкого спектра экспериментальных методов для исследования репрезентативной выборки образцов, соответствием и согласием их измерений между собой, сопоставлением с расчетами компьютерного моделирования и литературными данными, полученными другими авторами при изучении и анализе похожих структур.

Апробация работы.

Основные результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на национальных и международных конференциях и семинарах: European Materials Research Society (E-MRS) Spring Meeting 2014 (Lille, France, 26-30 May 2014), 2016 (Lille, France, 2-6 May 2016), 2017 (Strasbourg, France, 22-26 May 2017), 2018 (Strasbourg, France, 18-22 June 2018); E-MRS Fall Meeting 2017 (Warsaw, Poland, 18-20 September 2017); 27th International Conference on Amorphous and Nanocrystalline Semiconductors (ICANS) Seoul, Korea 21-25 August 2017; Les Journées Nationales du PhotoVoltaïque, Dourdan, France, 2015, 2016; 29th EU PVSEC 2014 (Amsterdam Netherlands 22-26 September 2014); Международная школа-конференция "Saint-Petersburg OPEN" по оптоэлектронике, фотонике, нано- и нанобиотехнологиям 2016, 2017, 2018 Санкт-Петербург, Российская Федерация; Российская молодёжная конференция по физике и астрономии Физика.СПб Санкт-Петербург, 23-24 октября 2013; 14ая Всероссийская молодёжная конференция по физике полупроводников, наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектроники Санкт-Петербург, 26-30 ноября 2012.

Личный вклад.

В процессе работы над материалами диссертации личный вклад автора заключался в постановке задач и контроле всех этапов в постростовой обработке выращенных структур для создания образцов с параметрами, необходимыми для фотоэлектрических, оптических и емкостных измерений, проведенных непосредственно им самим. Далее, им были проанализированы экспериментальные результаты с учетом выполненного им компьютерного моделирования и литературных данных и сделаны выводы на их основе.

Публикации.

Результаты исследований по теме диссертации опубликованы в 11 работах, в том числе 8 в журналах перечня ВАК, 3 в журналах, рецензируемых в Scopus.

Объем и структура работы.

Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. Полый объем диссертации составляет 185 страниц с 90 рисунками и 5 таблицами. Список литературы содержит 171 наименование.

Глава 1. ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР

Введение

В текущей главе будет дана краткая история развития полупроводниковой солнечной энергетики, будут представлены концепты современных СЭ и существующие проблемы в этой области. Далее, для их решения было предложено несколько перспективных способов создания высокоэффективных СЭ.

1.1 Развитие солнечной энергетики

Начало современной полупроводниковой солнечной энергетики положили исследования в 1930-е годы в Физико-техническом институте серно-таллиевых фотоэлементов с запорным слоем. Они выполнялись под руководством основателя института академика А.Ф. Иоффе, который уже в то время (1938 г.) впервые внес на рассмотрение правительства СССР программу энергетического использования солнечных фотоэлектрических крыш. В 1940 году произошло ещё одно прорывное событие в полупроводниковой технологии: неосознанно впервые был получен p-n переход на кремнии, что открыло возможность создания транзисторов, светодиодов и фотоэлементов для производства электричества. 23 февраля 1940 года американский физик Рассел Ол исследовал «странный» кремниевый образец, вольт-амперные характеристики которого были беспорядочными. Оказалось, что образец реагировал на свет, а степень наблюдаемого фотоэффекта была на порядок выше, чем в традиционных фотоэлементах. Таким образом, Ол случайно получил полупроводниковый солнечный элемент современного вида, который запатентовал в 1946 году. Принцип его действия основан на поглощении веществом излучения с энергией, близкой к ширине запрещенной зоны полупроводника, и образованию носителей зарядка, создающих разность потенциалов и ток. Коллега Ола, У. Браттейн, догадался, что фотоэффект возникает на некоем невидимом барьере между двумя слоями кремния, и он же должен выпрямлять переменный ток. Слои получили название p- (positive, в кремнии были обнаружены следы бора) и n-типа (negative, был обнаружен фосфор) по типу легирования кремния, а барьерная зона стала называться p-n переходом. У. Б. Шокли, У. Браттрейн и Дж. Бардин в американской компании Bell Laboratories открыли и описали эффект поля, который состоит в управлении электрофизическими параметрами поверхности твёрдого тела с помощью электрического поля, приложенного по нормали к поверхности. На основе p-n перехода этой же группой был создан первый в мире полупроводниковый транзистор 23 декабря 1947, что является важнейшим изобретением ХХ века, так как вся современная электроника и наноэлектроника работает на основе полевых транзисторов. 25 апреля 1954 года в Bell Laboratories были продемонстрированы кремниевые солнечные ячейки или элементы (solar cell) с КПД порядка 6%

[1]. Несмотря на небольшое значение КПД первые кремниевые СЭ использовались для серьёзных целей по обеспечению энергией первых искусственных спутников в околоземном космическом пространстве. В 1958 г. были запущены искусственные спутники Земли, оснащенные такими кремниевыми батареями — советский «Спутник-3» и американский «Авангард-1».

Бурное развитие кремниевой технологии в середине ХХ века в полупроводниковой промышленности способствовало исследованиям кремниевых фотоэлементов по всему миру, что предопределило их широкое распространение и по сей день. Фундамент технологии получения, очистки и обработки кремния в промышленных масштабах был заложен ещё в те времена, что позволило отработать её до высокого уровня. Однако с 1950-х годов начинают синтезироваться новые полупроводниковые материалы типа III—V - это поначалу бинарные, а позже многокомпонентные растворы, в которые обязательно входит полупроводник III и V группы таблицы Менделеева, в частности, широко известный материал арсенид галлия (GaAs). Далее были созданы первые СЭ на его основе, но они оказались хуже кремниевых из-за качества материала, технология получения которого еще не была промышленно отработана как кремниевая. Однако, следующие открытия в микроэлектроники позволили материалам III-V доказать свою перспективность в будущем. Так группой ученых Физико-Технического института им. Иоффе под руководством Жореса Алфёрова во второй половине 1960-х годов были выполнены пионерские работы по получению и исследованию «идеальных» гетеропереходов в системе AlAs-GaAs, направленные, в том числе, на совершенствование СЭ. Одним из результатов проведенных исследований гетеропереходов явилась практическая реализация идеи широкозонного окна для солнечных фотоэлементов [2]. Она состоит в использовании полупроводника с большей шириной запрещенной зоны, чем в активной области, для уменьшения потерь носителей заряда на поверхностных состояниях. Это позволило улучшить характеристики солнечных батарей, а их повышенная радиационная стойкость способствовала использованию GaAs элементов в космосе, в частности, станция «Мир» оснащалась ими в 1986 году [3].

Дальнейшее развитие технологий роста полупроводниковых материалов позволило сделать КПД солнечных элементов еще больше. До 1980-х годов основным способом роста материалов была жидкофазная эпитаксия, которая позволяла растить простые СЭ на основе одного p-n перехода. Конечно, с каждым годом качество слоев улучшалось, но по-настоящему сильный скачок КПД произошел с появлением и развитием современных эпитаксиальных технологий роста - газофазная и молекулярно-пучковая эпитаксия. Благодаря им КПД СЭ на основе AlGaAs/GaAs стал существенно превышать 20%. Параллельно были развиты новые методы создания кремниевых СЭ, одним из которых является рост аморфного кремния (a-Si) методом ПХО на подложке n-Si, что позволяет создать анизотипный (p+-n) гетеропереход и

получить хорошую пассивацию поверхности монокристаллического кремни. В настоящее время рекордные КПД составляют 28.8 % и 26.7% для однопереходных солнечных элементов на основе GaAs (ГФЭ) [4] and Si (ПХО) [5] соответственно.

Кроме того, начиная c 1960-х годов возникла идея, что если вырастить p-n переход на основе полупроводника с большей шириной запрещенной зоны, а под ним ещё одни переход из материала с меньшей шириной запрещенной зоны, то можно будет поглотить большую часть спектра излучения Солнца. Такие СЭ называются двухпереходные СЭ, а каждый фотоактивный p-n переход называется субэлементом. Как известно, спектр солнечного излучения неоднороден, что показал Ньютон в эксперименте по дисперсии света [6]. Однопереходный СЭ поглощает лишь часть спектра: излучение на энергиях фотонов, близких к ширине его запрещенной зоны. Согласно модели Шокли-Квиссера [7] максимально достижимое значение однопереходного СЭ близко к 30%. Столь малое значение обусловлено различными механизмами внутренних потерь мощности в полупроводнике [8] (рисунок 1.1а). На рисунке 1.1 б визуализированы основные механизмы потерь для однопереходного СЭ на основе кремния, главные два из которых характерны для фотонов с энергией меньше и больше ширины запрещенной зоны полупроводника. Первый обусловлен отсутствие поглощения для фотонов с энергией hv<Eg. Второй связан с тем, что каждый фотон с большей энергией может привести к образованию только одной электронно-дырочной пары, поэтому избыток энергии фотона тратиться на термализацию носителей заряда.

Одним из наиболее эффективных способов уменьшения потерь на термализацию может быть использование двух и более последовательных переходов с разным значением ширины запрещенной зоны. Поэтому в конце 1980-х годов, многие исследовательские группы сконцентрировали свои усилия на разработке различных типов двухпереходных СЭ. На первом этапе лучшие результаты по КПД были получены в механически стыкованных фотоэлементах: каждый p-n переход растится на отдельной подложке, а затем они механически стыкуются, а верхняя подложка удаляется. Дальнейшее улучшение эпитаксиальных технологий сделали возможным практическую реализацию технологии роста многопереходных СЭ на одной подложке в одном процессе с двумя и более p-n переходами. Такие структуры ранее других разработали сотрудники NREL (США). Система Ge/GaAs/GaInP оказалась наиболее используемой при производстве, так как величина постоянной решетки у этих материалов практически одинаковая, а это важнейший параметр, влияющий на качество выращенных полупроводниковых структур. КПД таких элементов превысил 40% в 2007 году [9]. Кроме развития эпитаксиальных технологий велись попытки по увеличению КПД с помощью новых изобретений и постростовых методов. Так на рубеже 1970-х-80-х годов было замечено, что СЭ на основе гетероперехода с GaAs могут эффективно работать при значительном (в сотни и даже

тысячи раз) концентрировании светового потока и выгодно отличаются в этом отношении от кремниевых. В это же время были проведены первые опыты по созданию концентраторных фотоэлектрических модулей с сильноточными гетерофотоэлементами [10].

Рисунок 1.1 - Зависимость внутренних потерь и КПД однопереходного СЭ от ширины запрещенной зоны [8] (а); максимально достижимый показатель поглощения энергии однопереходным СЭ не основе кремния во всем спектре солнечного излучения (АМ1.5) [11] (б).

На сегодняшний день, практически все рекордные значения для КПД СЭ получены с использованием концентрирующих линз, а максимальное значение КПД составляет 46% [12]. Также, солнечные элементы на основе III-V полупроводников используются в космических спутниках и на Международной Космической Станции (МКС) для получения электроэнергии, где важнейшими параметрами является высокий КПД и устойчивость к радиационному воздействию. Таким образом, главной задачей текущей работы является исследовании новых путей повышения эффективности и снижения стоимости МСЭ, основанных на III-V материалах, для космических и наземных применений. Они будут заключаться в новых способах роста III-V полупроводников для дальнейшего применения в активных слоях МСЭ.

1.2 МСЭ на подложках Ge и GaAs

1.2.1 InGaAsN на Ge

Как отмечено выше, наиболее высокими значениями КПД обладают МСЭ на основе III-V материалов, а рекордные значения для таких СЭ при использовании концентрированного излучения уже вплотную приблизились к психологической отметке 50% [12]. Четырехпереходный СЭ, созданный методом сращивания (bonding) двух выращенных структур обладает абсолютным рекордом КПД 46% на основе системы GaInP/GaAs/GaInAsP/GaInAs [13] среди всех известных СЭ на планет. Инвертированный МСЭ на основе InGaP/GaAs/InGaAs,

выращенный метаморфно с последующим переносом на подложку кремния достиг КПД 44.4% [14]. Однако такие методы создания МСЭ существенно ограничивают адаптацию технологии в промышленности из-за сложности технологических этапов, поэтому наибольший интерес представляют монолитные МСЭ, выращенные эпитаксиальными методами без механических операций. КПД таких элементов практически не уступает рекордным значениям и составляет 45.7% для четырехпереходного СЭ на основе системы GaInP/GaAs/GaInAs/GaInAs при кратности солнечного излучения 234 [15]. Согласно опыту предыдущих работ два перехода на основе GaInP (1.85 эВ) и GaAs (1.42 эВ) являются оптимальными и наиболее технологически отработанными для создания СЭ на основе III-V материалов [16]. Изначально в качестве нижнего перехода для создания трехпереходного СЭ на их основе использовался р-п переход в подложке германии. Ширина запрещенной зоны германия составляет 0.66 эВ [16], поэтому длинноволновая часть спектра солнечного излучения может быть эффективно поглощена германиевым субэлементом, а рассогласование постоянных решеток Ge и GaAs составляет всего 0,1%, что позволяет выращивать слои GaAs хорошего качества на подложках германия (рисунок 1.2).

1 А1Р 1 1 1

ЭэР, • Г А X ■ 1-

5 |П0.5 Р -

< о. 1 -г.

/о _

/ | МЭЬА

/ СаАэ) от \ < \ г \ : \

/ -

/ / °

/ веИ / \ СаЭЬ« -

д

1 /ОаГ^Ав, / 1 X /У^ 1пА5 /1 1 / 1пЫхАв 1-х

5.4 5.6 5.8 6.0 6.2

1_а№се Сог^аШ (А)

Рисунок 1.2 - Зависимость ширины запрещенной зоны от постоянной решетки. Серым обозначены растворы, содержащие азот и изопериодичные к Ge и Si [17].

Тем не менее, согласно теоретическим расчетам замена германиевого субэлемента на субэлемент с шириной запрещенной зоны 1.0 эВ позволит увеличить КПД на несколько процентов для трехпереходного элемента, а добавление такого субэлемента в трехпереходный СЭ, выращенный на Ge подложке позволит достичь КПД 52% для концентраторного СЭ [18,19]. Наиболее интересным материалом для этой задачи являются растворы типа InGaAsNSb с малым содержанием азота, которые получили название разбавленные нитриды. Показано, что добавление азота к GaAs приводит к большим параметрам провисания для ширины запрещенной зоны растворов GaNAs: уже при малой концентрации азота в несколько процентов ширина запрещённой зоны существенно уменьшается на сотни мэВ [20]. Добавление индия в раствор

InyGai-yNxAsi-x вызвано тем, что при выполнении равенства y=3x четверной раствор становится согласованным по параметру решетки с GaAs или Ge, что создает возможность его эпитаксиального роста на этих подложках, а также позволяет варьировать ширину запрещенной зоны в широком диапазоне и выращивать их с необходимым значением 1 эВ (рисунок 1.2). Такие растворы стали серьезно исследоваться с начала 1990-х годов из-за возможности создания на их основе лазеров с длиной волны 1.3-1.55 мкм на подложках GaAs [21]. Однако существенный прогресс в технологии их роста был достигнут только в последние несколько лет с улучшением эпитаксиальных технологий, например, из-за использования МПЭ вместо ГФЭ. Рекордным КПД для трехпереходного СЭ, выращенного методом МПЭ с нижним субэлементом на основе раствора InGaAsNSb в США, является значение 44% при кратности концентрации солнечного излучения 942 [22]. Группой из Финляндии был получен результат 37-39% при кратности 70 солнц для похожей конструкции трехпереходного СЭ, выращенного методом МПЭ с активным слоем InGaAsNSb в нижнем субэлементе [23], ими же был достигнут КПД=31% для трехпереходного СЭ в условиях освещения АМ0 [24], где нижний переход на основе InGaAsN был выращен методом МПЭ, а верхние методом ГФЭ [25]. Несмотря на достигнутые результаты, использование InGaAsN для создания МСЭ ограничено из-за недостаточных времен жизни в материале [26]. Это обусловлено повышенным дефектообразованием из-за встраивания азота в решетку GaAs при низких температурах роста InGaAsN в сравнении с ростом GaAs, что приводит к образованию большого количества центров безызлучательной рекомбинации. Известно, что при малых временах жизни в активном слое СЭ предпочтительнее использовать p-i-n переход, чемp-n, так как тянущее поле уменьшит рекомбинацию в активной области и улучшит собирание носителей заряда. При росте методом ГФЭ могут встраиваться углерод и водород, что ведет к фоновому непреднамеренному легированию и образованию различных дефектов, негативно влияющих на времена жизни в растворе InGaAsN и КПД СЭ [27]. Поэтому рост методом МПЭ в установке с плазменным источником азота является более предпочтительным, так как позволяет исключить присутствие C и Н в процессе роста. Однако даже при росте МПЭ слои InGaAsN обладают фоновым легирование вплоть до 11017см-3 [28], что приводит к серьезным изменениям зонной диаграммы в i-области, а это при малых временах жизни уменьшает КПД СЭ. Постростовой отжиг является одним из способов улучшения внутренних свойств разбавленных нитридов типа InGaAsN [29-31]. Также для предотвращения большого дефектообразования и фонового легирования в процессе роста было предложено использовать сурьму, которая является хорошим сурфактантом [32-35]. Авторами было показано подавление образования некоторых дефектов в процессе роста и уменьшение фонового легирования в активных слоях разбавленных нитридов. Однако сурьма имеет негативное свойство в виде накопления на поверхности стенок камеры, что приводит к нежелательному встраиванию в слои верхних субэлементов, поэтому для

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Баранов Артем Игоревич, 2019 год

Источник света

Рисунок 2.10 Схема установки для измерения квантовой эффективности «Спектр-СЭ».

Описанная процедура успешно была применена для измерения внешней КЭ в однопереходных СЭ. Однако в МСЭ возникает проблема измерения КЭ для каждого субэлемента отдельно, исключая фототок с других, так как это дает информацию о качестве составляющих его полупроводниковых слоев. Как отмечалось ранее, МСЭ - это каскад однопереходных СЭ с различными значением Её, которые ответственны за поглощение в конкретном диапазоне длин волн, то есть его можно рассматривать как серию последовательно соединенных субэлементов. Следовательно, для измерения одного из них нужно исключить поглощение во всех остальных. Например, их нужно перевести в режим насыщения: в этом случае ток через них не будет зависеть от падающего монохроматического света и диоды будут рассматриваться как шунтирующие сопротивления. Одним из методов насыщения диода является его освещение дополнительным монохроматическим излучением в фоточувствительной области.

Исследуемые в текущей работе двухпереходные СЭ состоят из верхнего субэлемента на основе ОаР(АвК) с Е=1.8-2.1 эВ и нижнего на основе кремниевого с Eg=1.1 эВ. Поэтому верхний субэлемент не чувствителен к инфракрасному (ИК) излучению из-за большого значения ширины запрещенной зоны, а нижний - к ультрафиолетовому (УФ), которое поглощается в Ш-У слое. Таким образом, сначала для измерения КЭ в нижнем субэлементе в режиме короткого замыкания используется засветка УФ-диода верхнего перехода на основе ОаР(АвК), а для измерения КЭ верхнего - ИК засветка кремниевого перехода. В результате, спектры КЭ измеряются отдельно для обоих субэлементов. В случае трехпереходного СЭ, два субэлемента из трех должны быть одновременно в режиме избыточной генерации, а третий измеряется в режиме ограничения по

О

току. Однако, наша задача существенно усложняется для исследуемого трехпереходного СЭ, так как Eg верхнего перехода близка к Eg среднего. Кроме того, когда качество слоев верхних переходов на основе Ш-У слоев низкое, их отклик в виде слабого фототока становится сложно детектируемым на фоне большого тока насыщения от нижнего кремниевого перехода. Тем не менее, внешняя КЭ была измерена для всех одно-, двух и трех-переходных СЭ, выращенных в работе. Ток короткого ^ замыкания может быть рассчитан из спектра внешней КЭ:

где h - это постоянная Планка, c - скорость света в вакууме, X - длина волны свет, P(X) -это спектр солнечного излучения (АМ0, АМ1.5 и т.д.).

Таким образом, внешняя КЭ прямо позволяет рассчитать значение тока короткого замыкания. Она должна быть эквивалентна 100% в идеальном СЭ, но существует огромное количеств причин, приводящих к её уменьшению. Их можно разделить на две группы: оптические и внутренние потери. Первые обусловлены неэффективным поглощением излучения в созданном СЭ из-за отражения, малого коэффициента поглощения в полупроводниковом материале и частичного пропускания света через него. Вторые возникают из-за неэффективного собирания фотогенерируемых электронно-дырочных пар в структуре при нежелательной объемной и поверхностной рекомбинации, термализации носителей заряда и т.д. В работе все СЭ были выращены без антиотражающего покрытия, поэтому также были измерены спектры отражения и пропускания для определения их влияния на значение внешней КЭ. Это позволяет рассчитать спектр внутренней КЭ, которая равна отношению количество электронно-дырочных пар, собранных с СЭ, к числу только поглощенных фотонов в нем. Таким образом, этот параметр определяется исключительно внутренними потерями в структуре, характеризуя качество собирания носителей заряда в ней. Различные емкостные методы позволяют понять природу этих потерь в СЭ и дать рекомендации по дальнейшему улучшению внутренней КЭ в будущих экспериментах.

2.3.3 Вольт-фарадная характеристика

Метод измерения вольт-фарадной характеристики, ВФХ, (capacitance-voltage, C-V) является простым и широко используемым для получения информации о внутренних свойствах полупроводниковых слоев в p-n переходе. Он основан на измерении изменения емкости p-n перехода в зависимости от приложенного напряжения смещения. Толщина области

(2.5)

пространственного заряда, Ж, р-п гомоперехода в стационарном случае без приложенного внешнего напряжения смещения определяется уравнением:

Ш =

2 е5Е0/Ыа +

Ч

( N¿N¡1 )

Уы

(2.6)

Где Ып - это концентрация донорной примеси в п-области, Ыл - концентрация акцепторной примеси в р-области, Уы - это встроенный потенциал, - это относительная диэлектрическая проницаемость материала, 8о - это диэлектрическая проницаемость вакуума. В случае резкого несимметричногор+-п перехода (Ыл>>Ып) уравнение приобретает вид:

№ = Г^ (2.7)

При более точном решении уравнений необходимо учесть вклад основных носителей в плотность пространственного заряда, добавив фактор коррекции kвT/q. Поэтому в уравнении член Уы должен быть заменен на Уы-кТ/ц.

2£с£Г,

Ш= ■ (2.8)

При приложении обратного напряжения смещения к р+-п переходу величина электрического поля в нем увеличивается, расширяя ОПЗ из-за дополнительно заряда в нем, как:

\2ЕяЕп

ш = (Уы -Уа- квт/ч)' (2.9)

где Уа - это приложенное напряжение смещения. Полный заряда в ОПЗ при этом имеет

вид:

= цБ I Ыойх, (2.10)

'о

где £ - это площадь сечения p-n перехода. Следовательно, p-n переход действует как конденсатор, поскольку вариация напряжения приводит к вариации заряда. Кроме того, одновременно можно приложить постоянное напряжение и переменное напряжение с малой амплитудой сигнала. В результате, емкостьp-n перехода будет равна:

й Г™ <М

С = -——= -ЦБ— I Ывйх = -цБЫс—- = аУа аУа )о аУа

ЦЕ3ЕоБ2Ыв

Ь Т1 '

12(УЫ-Уа-^)

(2.11)

Ч

Типичная вольт-фарадная характеристика для резкого p+-n перехода представлена на рисунке 2.11 а. Из (2.11) следует:

1

2

С2 Ц£3£о52Ыв

(Уы -Уа- квТ/д) .

(2.12)

Следовательно, в p+-n переходе с постоянными концентрациями легирующей примеси зависимость 1/С2 от приложенного напряжения V должна быть линейной функцией (график Мотта-Шоттки). Значение её наклона позволяет рассчитать концентрацию доноров в п-слое (N0), а экстраполяция до пересечения с осью напряжения (1/С2=0) - величину Vыi-kT/q (рисунок 2.11 б).

30

г и

е

¡2 20 о

е

г ш

10

1 10

0 -2

Напряжение, В

-1 0 Напряжение, В

Рисунок 2.11 - Вольт-фарадная характеристика С(У) - (а); график Мотта-Шоттки 1/С2(У) - (б).

В более общем случае профиль концентрации легирующей донорной примеси в п-слое может быть вычислен как:

Описанные выше рассуждения могут быть так же применены к диодам Шоттки (металл/полупроводник) и резким гетеропереходам, где область пространственного зарядка возникает из-за энергетического барьера в переходе. Однако стоит отметить два важных нюанса, возникающих при определении встроенного потенциала Уы из линейной экстраполяции функции 1/С2 до оси напряжения и концентрации примеси из ее наклона.

Во-первых, для сильно ассиметричного р-п гомоперехода или гетероперехода, когда значительный изгиб зон приводит к появлению инверсионно слоя в слаболегированном полупроводнике на границе, точка пересечения при экстраполяции 1/С2 не отвечает корректному значению встроенного потенциала. Было показано, что в этом случае значение будет соответствовать равновесной разности потенциалов в обедненной части ОПЗ без учета части в инверсионном слое [121]. Это становится критически важным в случае изучения гетероперехода, когда найденное значение напряжение используется для вычисления разрыва зон на гетерогранице [122], что является некорректным и может привести к серьезным ошибкам [123].

Во-вторых, во всех уравнениях выше заряд в ОПЗ возникает от ионизованных доноров, который компенсируется свободными носителями заряда за пределами ОПЗ, где сохраняется электронейтральность. Заряд, отвечающий отклику на переменный сигнал, является свободными электронами, а не ионами, поэтому методика вольт-фарадного профилирования определяет концентрацию свободных носителей заряда, а не концентрацию легирующей примеси. Кроме того, в литературе было показано, что в случае неравномерного распределения легирующей примеси измеряется кажущаяся или эффективная плотность носителей заряда, которая близка к реальной плотности свободных носителей заряда и обозначается Ысу [124]. Другим важным фактором, влияющим на плотность носителей, являются дефектные уровни, возможно присутствующие в полупроводнике. Обычно энергия уровня легирующей примеси в запрещенной зоне полупроводника настолько низкая, что примесь рассматривают как полностью

(2.13)

с

(2.14)

ионизованную при температурах выше 100 К. Однако уровни с большей энергией (100 мэВ или более относительно края зоны) в зависимости от температуры тоже могут быть частично ионизованными, что приводит к температурной зависимости их вклада в Ысу. Таким образом, измерения ВФХ позволяют определить эффективное легирование или плотность носителей заряда в полупроводнике, но для исследования уровней с большей энергией ионизации используются другие популярные методы: спектроскопия полной проводимости и нестационарная спектроскопия глубоких уровней, которые будут описаны далее.

2.3.4 Спектроскопия полной проводимости

Метод спектроскопии полной проводимости (СПП) заключается в одновременном измерении емкости и проводимости как функции от частоты и температуры. СПП широко используется для определения электронных свойств дефектов в полупроводниковых слоях структур с барьерами Шоттки, р-п и р4-п переходами. Первая работа на эту тему была опубликована Лозе в 1975 году [125]. В ней был предложен простой способ определения важнейших параметров дефектного уровня, являющегося ловушкой для основных носителей заряда: его энергетическая позиция на зонной диаграмме (Ет), площадь сечения захвата (о), концентрация (Ыт).

Рассмотрим резкий р+-п переход или структуру с барьером Шоттки для полупроводника п-типа. При приложении переменного напряжения с частотой / происходит осцилляция положения уровня Ферми с этой же частотой в исследуемом образце (рисунок 2.12). Таким образом обеспечивается модуляция концентрации свободных носителей заряда (в данном случае электронов) в ОПЗ, что приводит к изменению заселенности состояний в запрещенной зоне. Значение заселенности состояний определяется одновременными процессами захвата и эмиссии электронов на них при условии, что постоянная времени этих процессов меньше периода переменного сигнала. Это создает дополнительный вклад в изменение заряда, что приводит к увеличению емкости структуры при приложении переменного внешнего напряжения.

Поскольку темп захвата и эмиссии электрона с уровня Ферми в зону проводимости эквивалентны, то вариация заряда на дефектном уровне происходит в случае, если угловая частота переменного сигнала а (эквивалента 2п/, где /- частота переменного сигнала) меньше 2вп, где эмиссия электронов, вп, определяется как:

Е—Е^

еп(Т) = спПсе~^ ,

(2.15)

где Сп - это коэффициент захвата электронов, Ыс - эффективная плотность состояний в зоне проводимости. Поэтому это соотношение определяет некую характерную температуру Т0 и характерную угловую частоту 00 для отклика с заданного дефектного уровня при выполнении условия:

2еп(Т0) = ш0 . (2.16)

Рисунок 2.12 - Схематическое изображение резкогор+-п перехода или барьера Шоттки на полупроводнике п-типа с дефектным уровнем на позиции Ет. Стрелками показаны процессы

захвата и эмиссии электронов для этого уровня.

Когда температура ниже То или угловая частота выше то, то отклика с дефектного уровня не наблюдается, то есть измерения проходят в режиме вымораживания носителей заряда на данном уровне. В этом случае измеряемая емкость является обычной емкостью ОПЗ, что описывалось выше. При повышении температуры или уменьшении частоты значение емкости С(Т$ начинает увеличиваться и на графике зависимости С(Т$ появляется ступень. Появление ступени на кривой емкости сопровождается появлением пика на кривой проводимости и производной емкости ёСМТ и ёСМ/ [125,126]. Так как темп эмиссии увеличивается с ростом температуры, то увеличение частоты приводит к увеличению Т0 и сдвигу ступени емкости в область больших температур на графике С(Т). Аналогично, на графике функции Сф, ступень емкости смещается в область больших частот с ростом температуры.

Качественное изображение зависимости емкости и проводимости при наличии отклика с дефектного уровня показано на рисунке 2.13. Ступени емкости сопровождаются пиками на

кривых проводимости и производной емкости. В текущей работе были использованы оба способа представления измерений. Согласно (2.15) и (2.16) зависимость То от то определяется выражением:

-Еа

2еп(Еа) = 2спПсе*вТо = ^ , (2Л7)

где Еа=Ес-Ет назовем энергией активации дефектного уровня. Коэффициент захвата электронов на него связан с площадью сечения захвата соотношением Оп^пЬл где игь -термическая скорость электронов. Отметим, что положение ступени емкости зависит от значения площади сечения захвата, в то время как её амплитуда прямо определяется концентрацией дефектов независимо от площади сечения захвата. Далее,

о-пУт^с -т^

[о =-еквто, (2.18)

п

При условии, что эффективная плотность состояний и термическая скорость зависят от температуры как ~Т3/2и ~Т1/2, соответственно, то выражение принимает следующий вид:

—Е,

а

¡0 = АТЗеквто , (2.19)

где коэффициент А предположительно должен быть независим от температуры:

А = Узо°Мзоо(Тп (2 20)

А = п(300)2 (2.20)

где Ызоо и изоо - эффективная плотность состояний в зоне проводимости и термическая скорость при 3оо К, соответственно. В результате, энергия активации дефекта может быть определена из зависимости 1п(/0/Тоот обратной температуры или от 1000/То. График такой зависимости называется график Аррениуса, а его качественное поведение показано на рисунке 2.14. Предэкспоненциальный множитель рассчитывается из экстраполяции прямой до точки бесконечной температуры (1000/Те=0 на графике), откуда может быть рассчитана площадь сечения захвата из (2.2о).

'О

л

н о о и

О

дз' -

о о

3

4 о

ра О с. С

А А

|

А

/01 /о2 Частота, Гц

о Л

н о о ы

И

О

Л

н о о Е

ч: о м о п.

С

К

(б)

Л

А

А А

Т01 То2 Температура, К

Рисунок 2.13 - Качественная зависимость емкости и проводимости от частоты для двух разных температур (а); качественная зависимость емкости и проводимости от температур для двух

разных частот (б).

Рисунок 2.14 - График Аррениуса зависимость ¡п([о/То2) от характерной температуры.

Значение концентрации дефектов может быть найдено методом, предложенным Волтером [127]. Он основан на анализе производной емкости по циклической частоте, что позволяет

реконструировать распределение дефектов по энергии, плотность состояний (ПС), в случае измерения р-п и р-г-п перехода. Согласно (2.17), каждой циклической частоте соответствует конкретная энергия при фиксированной температуре:

Еш = квТ1п-^ . (2.21)

ш

ПС в /'-слое в случае p-i-n перехода равна [127]:

V2 dC ш

Nt(EJ = W[qVbi - (ЕГпт-Еш)] du kBT' (222)

где Е/п<ю - положение уровня Ферми относительно края валентной зоны в п-слое р-г-п перехода. В случае резкого р+-п и р-п+ перехода распределение дефектов по энергии рассчитывается как:

3

2У?. йС ш

ЫТ(ЕШ) =--. (2.23)

WjqlqVu - (Ед-Еш)

В текущей работе измерения СПП проводились в азотном вакуумном криостате Janis VPF-100 в диапазоне температур от 78 до 400 К в интервале частот от 20 Гц до 1 МГц с использованием RLC-метра Agilent E4980A-001 в лаборатории GeePs (Франция) и RLC-метра МНИПИ E7-20 в Академическом университете (СПбАУ РАН).

2.3.5 Нестационарная спектроскопия глубоких уровней.

Нестационарная спектроскопия глубоких уровней (НСГУ) является другим методом по обнаружению дефектов в полупроводниках. Она была предложена и разработана в 1974 году Д. В. Лэнгом для исследования глубоких уровней в структурах с ОПЗ [128]. Это нестационарный метод, основанный на измерении временной зависимости релаксации емкости перехода, возникающей сразу после изменения приложенного постоянного напряжения смещения; пример такой зависимости показан на рисунке 2.15. Для пояснения принципа работы НСГУ рассмотрим резкий p+-n переход при приложенном обратном смещении Vo и предположим наличие дефектного уровня с энергией Et выше середины ширины запрещенной зоны в n-слое.

Vo

Co

à к Vpulse • 1 г tpulse

AC(0)

(а)

(б)

exp(-ent)

(C-

Время

Рисунок 2.15 - Временная зависимость приложенного постоянного напряжения смещения (а) и типичная временная зависимость емкости в случае ловушек для основных носителей заряда (б).

В стационарном случае, в области, где Et уровень лежит выше квазиуровня Ферми, состояния будут пустыми, в то время как, в области, где они лежат ниже него, они будут заполнены электронами (рисунок 2.16а). При этом емкость перехода равна Co и ширина ОПЗ -Wo. Затем к структуре прикладывается импульс положительного напряжения с амплитудой Vpuise и длительностью tpuise, который называется заполняющий импульс, поэтому постоянное напряжение смещения принимает вид Vi = Vo+Vpuise. Это приводит к уменьшению ширины ОПЗ, поток электронов устремляется в обедненную область, соответственно часть пустых ловушек может захватить электроны. Отметим, что если амплитуда Vpuise достаточно большая, что Vi>0, то дырки тоже могут быть инжектированы в ОПЗ и часть из них может быть захвачена на ловушках в n-слое. Степень заполнения ловушек заряда зависит от длительности épuise, а также коэффициентов захвата Cn и Cp для электронов и дырок, соответственно, которые пропорциональны площади сечения захвата. Если ширина импульса достаточно большая, то может быть достигнуто стационарное состояние при смещении Vi, то некоторые дефектные уровни станут полностью заполнены, то пт=Ыт, где Nt - концентрация ловушек и пт -концентрация заполненных ловушек (рисунок 2.16б). После окончания действия импульса смещение возвращается к исходному значению Vo. Далее, заполненные ловушки, которые оказываются выше квазиуровня Ферми для электронов начинают отдавать электроны, которые эмитируются в зону проводимости и выносятся из ОПЗ под действием встроенного электрического поля. Таким образом, наблюдается изменение концентрации ловушек с захваченными носителями со временем, nT(t), что также приводит к изменению ширины ОПЗ, Wo+AW(t), где AW(t) стремится к нулю, когда переход возвращается в исходное стационарное состояние при Vo (рисунок 2.16в).

0

Согласно работам Шокли и Рида [129], Холла [130], при условии, что пренебрегаются процессы захвата во время релаксации емкости при возврате к У0, пт описывается следующим уравнением:

dn-p

— = (МТ- пт)ер - птеп , (2.24)

где en and ep - это темп эмиссии электронов и дырок соответственно. В стационарном случае концентрация занятых электронами ловушек описывается уравнением:

Пт=-—-Кт. (2.25)

ср ~ сп

Будем называть такой дефект ловушкой для электронов в случае еп>>вр (ловушка для основных носителей заряда в слое п-типа, пт=0) и ловушкой для дырок в случае ер>>еи (ловушка для неосновных носителей заряда в слое п-типа, пт=Ыт), разница проходит примерно посередине запрещенной зоны. При условии, что все ловушки были заполнены электронами (пт(0)=Ыт) в момент окончания действия заполняющего импульса решением уравнения (2.24) является:

nT(t) =

вр

■NT + ——NTexp(-(ep + en)t)

о — о 1 о — о 1 ' V V 'Р п)

(2.26)

Следовательно, концентрация заполненных ловушек экспоненциально уменьшается со временем, а в случае е„>>ер\

nT(t) = NTexp(-ent)

(2.27)

Рисунок 2.16 - Пространственное распределение заполненных и пустых ловушек на дефектном

уровне в резкомр+-п переходе: (а) - равновесное состояние при смещении Уо, (б) - при У1=Уо+Урикв в течение действия заполняющего импульса, (в) - сразу окончания его действия и возврата к исходному смещению Уо. Стрелками обозначены ловушки, с которых происходит

эмиссия электронов в зону проводимости.

Эта зависимость прямо связывает временную зависимость концентрации заполненных ловушек с темпом эмиссии электронов, а значит с численными параметрами дефектного уровня (его энергетическое положение и площадь сечения захвата). Однако, не существует методов, которые бы позволяли прямо измерять концентрацию заполненных ловушек. По этой причине было предложено делать это опосредовано через измерение емкости перехода, значение которой связано с изменением степени заполнения ловушек. Емкость р+-п или Шоттки перехода описывается уравнением (2.11), поэтому релаксация емкости к исходному значению Со может быть описана как изменение ширины ОПЗ к значению Що. В случае низкой концентрации дефектных уровней, Мг«Мо, временная зависимость значения емкости, АС(/)=С(/)-Со, связана временной зависимостью значения толщины ОПЗ, АЩ(/), как:

Со Шо

Эмиссия электронов с ловушек после окончания заполняющего импульса приводит к релаксации ОПЗ к своему исходному значению Що вследствие нейтрализации ионизированных доноров электронами на краю ОПЗ. При условии постоянного напряжения смещения это условие описывается следующим выражением [131]:

W0+AW(t) №0-Л0

| = | . (2.29)

При условии постоянной пространственной концентрации донорной примеси и дефектного уровня после интегрирования получаем:

= щ-Ю - А0)2- А±)2 Жо 2М0 Ш2 . ( . )

При условии (2.28):

АСЮ пт(г) №о - Ло)2 - № - л^2

Со 2ЫП Жо

2

(2.31)

Которое в случае Жо>>Ж1>>Ло,1 упрощается до:

АСЮ пт(г)

При условии (2.27) временная релаксация емкости описывается как:

АС (г)

(2.32)

Сп

■ехр(—еп1). (2.33)

Таким образом, временная зависимость емкости при напряжении смещения Уо после окончания действия заполняющего импульса описывается в следующем виде:

с(г) = с0

ыт

(2.34)

На рисунке 2.15б показано типичное поведение релаксации емкости вследствие эмиссии с ловушек для основных носителей заряда. В случае ловушек неосновных носителей заряда еп и — заменяется на ер и + соответственно [128]. Следовательно, во время релаксации

емкость увеличивается в случае ловушек для основных носителей заряда и падает для неосновных. Таким образом, темп эмиссии и концентрация ловушек может быть высчитана из временной зависимости емкости, измеренной при фиксированной температуре. Однако в случае перекрытия откликов с нескольких дефектных уровней с разными темпами эмиссии при одной температуре анализ становится значительно более трудоемким, что препятствует точному определению параметров для каждого уровня в отдельности. Для решения этой проблемы в своей работе Лэнг описал простой метод, основанный на температурном сканировании релаксации емкости. После окончания действия заполняющего импульса измеряется вся релаксация емкости на установке, основанной на высокочастотном аналоговом мостовом измерителе емкости. Далее, процедура повторяется для каждой температуры с определенным шагом в заданном интервале. После получения всех экспериментальных данных, они обрабатываются с помощью специальной математической функции, задающей соответствие между значением температуры и темпом эмиссии. В классическом методе НСГУ спектральная функция 8(Т) определяется как разность между значениями емкости при двух фиксированных моментах времени после начала

релаксации, ¿1 и ¿2. В зависимости от авторов исследований 8(Т) может быть равна как С(^)-С(^) так и ОД-С(Г1) при ¿2> ¿1. В текущей работе функция 8(Т) задана следующим уравнением:

5(Г) = С^) - С(г1) = ДСо[ехр(—е^) - ехр(-е^] , (2.35)

Где ЛСо - это изменение емкости сразу после окончания заполняющего импульса в момент времени ¿=0. Качественное поведение функции 8(Т) в случае одиночной ловушки для основных носителей заряда в структуре [132] показано на рисунке 2.17.

Время

Б(Г)=С(12)-С(11)

Рисунок 2.17 - Качественная иллюстрация температурной зависимости спектральной функции 8(Т) (б), посчитанной как разности емкости в моменты времени ¿1 и ¿2, которые задают

временное окно (а).

Как было сказано выше темп электронной эмиссии с дефектного уровня сильно зависит от температуры:

еп = «ад^е^т .

(2.36)

Поэтому физическая природа существования максимума спектральной функции 8(Т) может быть объяснена достаточно хорошо. При низкой температуре релаксация емкости происходит очень медленно, поэтому С^2) практически одинаковая с С(^) и 8 почти равна нулю. С ростом температуры С(12) начинает быстрее увеличиваться, чем С(^), что приводит к

Е

увеличению значения S(T). Далее, при определенной температуре спектральная функция принимает максимальное значение. При дальнейшем росте температур значение С^2) практически не меняется, а С(^) начинает сильнее увеличиваться и приближается к равновесному состоянию. Это приводит к уменьшению $>(Т), а при очень высоких температурах релаксация емкости к равновесному состоянию происходит быстрее ¿1, поэтому спектральная функция снова становится практически равной нулю. В описанном методе, фиксированное временное окно ¿1 и ¿2 связано с конкретным положением максимума на S(T). Значение темпа эмиссии при этой температуре может быть определено из производной спектральной характеристики 8'(Т):

1п гг/гх

^п('^тах) = 1 . (2.37)

17 — И

Таким образом, каждое временное окно математически задает определенный темп эмиссии, значение которого совпадает с реальным темпом эмиссии с глубоко уровня еп при температуре Ттах.

Далее, необходимо поменять временное окно и найти новое положение максимума по температуре. Таким образом можно построить зависимость функции 1п(еп/Т^^ах) от обратной температуры 1000/Ттах. Полученный график Аррениуса как и в случае СПП позволяет рассчитать значение Еа и о. Кроме того, согласно (2.35) значение Зтах пропорционально ЛСо, а значит концентрации дефектов Ыт. Если длительность ¿ри^е достаточна для заполнения всех ловушек, а время измерения релаксации позволяет зафиксировать эмиссию всех захваченных электронов, то концентрация дефектов в случае одиночного уровня может быть вычислена из Зтах как:

С 2гг/(г-1)

Мт = Ух2Г 1 М0, (2.38)

с0 г — 1

где г=Г/Г2.

Выше было описано классическое применение метода НСГУ для резкого р-п перехода с одиночным точечным дефектным уровнем. В реальных структурах множество факторов приводит к усложнению детектируемого сигнала и проблемам с однозначной интерпретацией результатов, из-за неэкспоненциальной релаксации емкости. Например, это происходит при перекрытии откликов с двух близко расположенных точечных дефектов или отклика с уширенного дефектного уровня, обладающего распределением по энергии. В этом случае форма

8(Т) будет изменяться и пик становится более широким. Более детальное описание анализа НСГУ спектров для уширенных дефектов будет дано в следующих главах, где представлены экспериментальные результаты.

Тем не менее, иногда для разделения близко расположенных точечных дефектов может помочь модифицированный метод НСГУ, получивший название Лаплас-НСГУ (Laplace-DLTS) и заключающийся в математическом анализе релаксации емкости. Для этого необходимо провести очень точные её измерения при фиксированной температуре несколько раз (в текущей работе это 2000-10000 раз) с очень высоким разрешением по времени (частота снятия сигнала). Кроме того, для его корректной работы релаксация емкости должна полностью завершиться, что означает наступление равновесного состояния при возврате к Уо. Далее, предполагается, что неэкспоненциальное поведение релаксации емкости будет описываться спектром темпов эмиссии:

где f(t) - это измеренная релаксация, а F(s) - её спектральная плотность функция [133]. Таким образом, чтобы найти реальный спектр темпов эмиссии, участвующих в релаксации, математический алгоритм делает обратное преобразование Лапласа функции f(t). После его применения должен наблюдаться спектр пиков, похожих на поведение дельта-функции для моно- и мульти-экспоненциальной релаксации, или спектр с перекрывающимися широкими пиками для дефектов с распределением по энергии. Следовательно, этот алгоритм основан на аппроксимации релаксации емкости большим количеством экспоненциальных кривых, в результате чего получается набор темпов эмиссии с дефектных уровней на этой температуре. Применяемый алгоритм считается «хорошо применимым» для анализа структуры, если пики на F(s) очень узкие. Далее эти же измерения проводятся для еще нескольких температур для нахождения F(s), что позволяет построить график Аррениуса. Метод Лаплас-НСГУ является очень эффективным методом для разделения близко лежащих одиночных дефектных уровней, если соотношение сигнал/шум высокое. Однако, для получения адекватных результатов все измерения должны быть очень точными, а увеличение количества дефектов в слое ведет к деградации F(s). Поэтому он практически не применим к анализу уширенных дефектов из-за очень долгой релаксации и перекрытия откликов с непрерывным спектром темпов эмиссии. В текущей работе для проведения измерений Лаплас-НСГУ использовалось коммерческое программное обеспечение "Laplace Transient Processor" [133].

о

(2.39)

Таким образом, метод НСГУ является одним из самых популярных методов для анализа глубоких уровней в полупроводниках, поэтому он активно применялся в данной работе. Используемая экспериментальная установка была создана на основе емкостного моста Boonton-7200 для снятия релаксации емкости на высокой частоте (1МГц) в диапазоне температур от 78 до 400 К.

2.3.6 Структурные методы

Несмотря на то, что главная часть работы посвящена изучению фотоэлектрических и дефектных свойств солнечных элементов, также были использованы различные методы для характеризации структурных свойств слоев. В основном, они применялись для GaP, выращенного методом АС-ПХО на кремниевых подложках, поскольку это относительно новый материал, который не был исследован ранее.

Первый метод - это сканирующая электронная микроскопия (СЭМ), основанная на взаимодействии сфокусированного электронного пучка с образцом, что дает информацию о топографии и качестве его поверхности. Он также позволяет определить толщину выращенных слоев в многослойных структурах, что особенно важно для прецизионного травления одно- и многопереходных СЭ, и исследовать качество границ раздела, например, в гетеропереходе GaP/Si. Второй метод - это просвечивающая электронная микроскопия (ПЭМ) и ее модификация с высоким разрешением, используемые для изучения свойств материала на атомарном уровне. Они основаны на анализе проходящего электронного пучка через структуру. Высокое разрешения ПЭМ-изображения позволяет получить информацию о точном расположении атомов в кристаллической решетке и на границах раздела. Еще одним методом является спектроскопия комбинационного рассеяния (рамановская спектроскопия), позволяющая получить начальную информацию о химическом составе слоев. Она основана на измерении величин колебательных, вращательных и других низкочастотных мод, возникающих в полупроводниковом слое, поскольку они являются уникальными для каждой молекулы и позволяют идентифицировать её.

2.4 Компьютерное моделирование.

Компьютерное моделирование является очень эффективным инструментом для анализа полученных экспериментальных данных, особенно в полупроводниковых приборах. В текущей работе было использовано бесплатное программное обеспечение AFORS-HET (Automat FOR Simulation of HETero structures) 2.5 для расчета работы СЭ [134]. Для этого необходимо задать все слои, описать их оптические, электронные свойства и параметры дефектов в них. Программа автоматически решает уравнения Пуассона и непрерывности в одномерном случае с использованием дрейфовых и диффузионных токов, что позволяет построить зонную диаграмму и извлечь концентрацию носителей заряда и другие важные параметры внутри полупроводника.

Также в модели возможно задать различные внешние условия: прикладываемое постоянное и переменное напряжение смещения, спектральное или монохроматическое освещение, температуру и т.д. Кроме того, могут быть моделированы такие экспериментально измеряемые характеристики как 1-У, С-У, С-Т, С-/, КЭ и др. Помимо широкого спектра применений программа АБОЯЗ-НЕТ обладает удобным и интуитивно понятным интерфейсом для работы в ней.

Выводы к Главе 2

В главе описаны методы роста, постростовой обработки и экспериментального исследования структур. Полученные образцы могут быть разделены на две группы: солнечные элементы, выращенные МПЭ (однопереходные на ОаАБ подложках, однопереходные на ОаР подложках, многопереходные на подложках) и гетеропереходы ОаР/З1, выращенные АС-ПХО. Были разобраны основные аспекты по созданию металлических контактов с требуемыми параметрами. Далее было дано описание фотоэлектрических (ВАХ, КЭ) и емкостных (СПП, НСГУ, ВФХ) методов для изучения созданных образцов, а также программного обеспечения, используемого для их компьютерного моделирования.

Глава 3. СОЛНЕЧНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ НА ОСНОВЕ InGaAsN

Введение

В текущей главе представлены результаты исследования однопереходных СЭ, выращенных на ОаЛБ подложках методом МПЭ с активными слоями цифрового раствора г-1пОаЛвК различной толщины. Были изучены их фотоэлектрические (КЭ, ВАХ) и электрические свойства, а емкостные методы (СПП, НСГУ, ВФХ) позволили получить информацию об их электрофизических свойствах. Далее, компьютерное позволило проанализировать полученные экспериментальные данные.

3.1 Подготовка образцов

Три однопереходных СЭ были выращены МПЭ на основе р-г-п перехода на (100) п-ОаЛБ подложке. Сначала растился нижний слой п-ОаЛБ (толщина 200 нм, уровень легирования 3 • 1018 см-3), затем - нелегированный слой (г) 1пЛ8/ОаЛвК СР различной толщины (900 нм, 1200 нм, 1600 нм). В эксперименте СР 1пЛ8/ОаЛвК была получена путем попеременного роста тройного соединения ОаЛвК толщиной 7-12 нм и двойного 1пЛб толщиной 0.2-0.5 нм (1 МС), а количество периодов определялось заданной толщиной всего слоя. В качестве верхнего слоя использовался р-ОаЛБ толщиной 200 нм и уровнем легирования 11019 см-3. Схематическое изображение структуры представлено на рисунке 3.1. Отметим, что все СЭ были получены без какого-либо антиотражающего покрытия.

р-ваАз 200 нм 11019см3

п-СаАэ 200нм ЗЮ18см~3 п-ваА8 подложка

Рисунок 3.1 - Схематическое изображение СЭ ср-г-п структурой с /-1пЛ8/ОаЛ8К активным

слоем.

Методом вакуумного напыления с тыльной стороны образца был сформирован контакт к подложкам п-типа с помощью соединений Ли/Ое, а к верхнему контактному слою р-типа посредством использования соединения Ли/2п [135]. Линейное поведение ВАХ контактов было получено после быстрого термического отжига в установке Jipiec JetFirst 100 при 380 °С. Для измерения фотоэлектрических характеристик контакт на лицевой стороне был сформирован в виде сетки. Для емкостных измерений формировались сплошные контакты в виде точек с

диаметрами 0.5 мм и 1 мм и последующим жидкостным травлением образцов вплоть до подложки.

3.2 Фотоэлектрические свойства

На установке Accent RPM Sigma (Accent Optical Technologies) с полупроводниковым лазером накачки с длиной волны 778 нм были зарегистрированы спектры фотолюминесценции образцов с InGaAsN при комнатной температуре (рисунок 3.2). В результате, независимо от толщины все образцы имеют яркий пик с энергией перехода 1.03 эВ, что соответствует ширине запрещенной зоны выращенного /-слоя в виде цифрового раствора. Однако, с увеличением толщины слоя с 900 нм до 1200 нм интенсивность катастрофически падает, а при 1600 нм эффект еще больше усугубляется. Такое поведение может быть связано с тем, что в слое InAs/GaAsN увеличивается плотность дефектных уровней, действующих как центры безызлучательной рекомбинации, что приводит к уменьшению концентрации свободных носителей и сигнала ФЛ.

Длина волны, нм

Рисунок 3.2 - Спектры фотолюминесценции образцов со слоями /-InGaAsN разной толщины.

Измеренные спектры внешней квантовой эффективности для всех образцов и спектр отражения для образца с толщиной /-слоя 900 нм представлены на рисунке 3.3. Его максимальное значение внешней КЭ составляет примерно 51%, что соответствует приблизительно 75% внутренней КЭ при учете потерь на отражение из-за отсутствия антиотражающего покрытия. Из графиков следует, что увеличение толщины слоя InGaAsN с 900 нм до 1200 нм приводит к незначительным изменениям: увеличению КЭ в длинноволновом интервале из-за большего поглощения света в /-слое и уменьшению КЭ в интервале коротких длин волн из-за возможного увеличения рекомбинационных потерь в /-слое. При дальнейшем увеличении его толщины до 1600 нм происходит катастрофическое падение величины КЭ практически во всем спектральном диапазоне, что однозначно связано с ростом рекомбинационных потерь в четверном растворе

InGaNAs. Важно отметить, что в области 1100-1200 нм форма спектра для него остается практически постоянной.

^100 .о

I-

о о

ш

<а

| 60 о

40

га ш

т

К К х

3

<и

X

СО

20

80

—900 нм —1200 нм ■—1600 нм

400 600 800 1000 Длина волны, нм

100

80

, 60

Я 40 о.

20

1200

400 600 800 1000 Длина волны, нм

1200

Рисунок 3.3 - Спектры внешней квантовой эффективности (а) и отражения (б) для

однопереходных СЭ с /-InGaAsN.

Далее, на рисунке 3.4 представлены измеренные ВАХ для двух случаев: при освещении AM1.5G для СЭ и в темноте для меза-структур. Наилучшей эффективностью обладает образец с 900 нм InGaAsN с параметрами Уос=0.40 В и Лс=15.5 мА/см2. И хотя они не являются рекордными для однопереходных СЭ со сходными материалами, результат достаточно обнадеживающий для роста таких р-г-п переходов в МСЭ. Увеличение толщины активного слоя до 1200 нм приводит к небольшому увеличению Збс и одновременному уменьшению Уос, а при толщине 1600 нм ток короткого замыкания катастрофически падает более чем в два раза. Темновые ВАХи меза-структур имеют классическое экспоненциальное поведение, соответствующее наличию полупроводникового перехода в них, что подтверждается их видом в полулогарифмическом масштабе на рисунке 3.4б: прямая линия при прямом напряжении (коэффициент идеальности п=1.74) и насыщение тока при его больших значениях из-за последовательного сопротивления в образце. Кроме того, отметим низкое значение тока при обратном напряжении, что позволяет проводить емкостные измерения на этих образцах.

0

0

Рисунок 3.4 - Вольт-амперные характеристики СЭ при освещении (а) и меза-структур в темноте

(б).

Таким образом, фотоэлектрические свойства однопереходных СЭ ухудшаются с увеличением толщины активного слоя /-ХпОаЛвК из-за предположительно большей концентрации дефектов, что будет изучено емкостными методами ниже.

3.3 Емкостные измерения

3.3.1 Квазиравновесные емкостные измерения

Вольт-фарадные характеристики структур были измерены на частоте 1 МГц при температуре 300 К в интервале от -1 до 0 В. ВФХ для образцов с толщинами слоев 1200 нм и 1600 нм представлены на рисунке 3.5.

20

5 15 о

е

X

.0 I-о о

! 10 ш

• эксперимент —5е14

— 1е15 —2е15

— 3е15

(а)

/

30

2 25 о 25

в

.0 I-о о

! 20 ш

-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 Напряжение, В

15

3Я 2 Ф

2 м

о г

-0.8 -0.6 -0.4 -0.2 Напряжение, В

Рисунок 3.5 - Экспериментальная и моделированные при разных уровнях легирования ВФХи образца с 1.2 мкм 1пОаЛвК (а), ВФХ и график Мотта-Шоттки для образца с 1.6 мкм 1пОаЛвК

(б) при 300 К.

5

4

1

5

0

0

Емкость образца с 900 нм InGaAsN практически не зависит от приложенного обратного напряжения: это означает, что эффективная толщина ОПЗ ёф полученная из емкостных измерений и определяемая как ёе$=е/С, где е - это диэлектрическая проницаемость, равна толщине /-слоя. Таким образом, он должен быть полностью обеднен в структуре с 900 нм InAs/GaAsN. Согласно рисунку 3.5, в слое с 1200 нм слоем емкость тоже практически не зависит от приложенного напряжения и только при приближении к нулю наблюдается ее небольшое увеличение. Кроме того, емкость 10 нФ/см2 соответствует толщине 1.15 мкм, при условии 8=1.15-10-12 Фсм-1 для GaAs, что также очень близко к физической толщине /-InAs/GaAsN. Полученные результаты свидетельствуют о низком уровне фонового легирования в слоях ь InAs/GaAsN 900 и 1200 нм толщиной. Слабая зависимость емкости от напряжения не позволяет определить точную концентрацию фонового легирования из графика Мотта-Шоттки, поэтому было проведено компьютерное моделирование ВФХ для разных уровней легирования в /-слое толщиной 1200 нм. В предположении, что имеется фоновое легирование акцепторного типа (доказательство будет дано ниже) можно сделать вывод, что концентрация должна быть ниже 1.0 1015 см-3. Напротив, емкость образца с 1600 нм InGaAsN сильно зависит от приложенного напряжения, а функция 1/С2(У) является линейной на всем протяжении, что характерно для измерения в режиме обеднения резкого р-п перехода. Из наклона прямой было получено, что концентрация свободных носителей заряда равна 5.01015 см-3 при 300 К. Стоит отметить, что такое значение было бы детектировано даже в более тонких /-слоях, поскольку измеренная емкость была бы намного больше, чем геометрическая, так как эффективная толщина обедненной области была бы значительно меньше 900 нм. Таким образом, образец с /-слоем 1600 нм обладает большим фоновым легированием при 300 К, чем структуры с менее толстыми InAs/GaAsN. Также были проведены измерения ВФХ при температуре 78 К, которые значительно более слабую зависимость емкости от температуры, что позволяет предположить вклад дефектных уровней в равновесную концентрацию свободных носителей заряда при 300 К. Согласно моделированию, которое будет представлено ниже, собственные слои InAs/GaAsN обладают акцепторным типом легирования. Это является типичной ситуацией для собственных слоев разбавленных нитридов (In)GaAsN, выращенных МПЭ [27,28]. В большинстве работ, это связывается с неравновесными условиями роста при низких температурах, что приводит к формированию большого количества вакансий галлия и дефектов с атомами азота, являющихся акцепторами в разбавленных нитридах, но полное описание и объяснение причин фонового легирования в InGaAsN слоях должно быть сделано в будущих экспериментах. Тем не менее, в исследуемых слоях InAs/GaAsN концентрация фонового легирования в несколько раз ниже, чем в InGaAsN разбавленных нитридах, выращенных МПЭ без использования сурьмы БЬ, в цитируемых ранее статьях (более 1.01016 см-3). Как известно, низкое фоновое легирование

является необходимым для лучшего транспорта и собирания носителей заряда в разбавленных нитридах с низкими временами жизни [33,95,136]. Поэтому предложенный цифровой раствор 1пЛ8/ОаЛвК предпочтительнее четверного 1пОаЛвК, выращенного МПЭ. Возможно, это объясняется низкой концентрацией дефектов в слоях толщиной 900 нм и 1200 нм, что приводит к меньшему вкладу в емкость при комнатной температуре, что будет исследовано ниже.

Как было описано ранее, СПП основана на одновременном измерении емкости и проводимости р-п или р4-п перехода под воздействием малого переменного сигнала на разной частоте при разных температурах. Если уровень Ферми (или квазиуровень Ферми) пересекает дефектный уровень в ОПЗ, то при выполнении условия (2.16) можно детектировать дополнительный вклад в емкость. Поэтому СПП позволяет обнаруживать дефекты в /-1пА8^аАвК слое даже при условии его полного обеднения, а значение емкости при высокой частоте/низкой температуре будет определяться толщиной /-слоя. Ступени на Сф и С(Т) обычно сопровождаются максимумом на графике проводимости, которые достаточно просто позволяют определить характеристическую угловую частоту юо. Однако, часто максимум проводимости плохо различим на графике из-за негативного влияния паразитной шунтирующей проводимости, а также растущей с температурой проводимости постоянного тока, обусловленной его прохождением через переход. По этим причинам графики зависимости проводимости не являются удобными для анализа и не представлены здесь. Положение характеристической частоты при фиксированной температуре может быть определено через зависимость емкости от частоты как положение максимума производной емкости йС/йф или предпочтительнее как положение максимума так называемой дифференциальной емкости йС/й(Ьпф]). Экспериментальные кривые температурной (Т) и частотной (ф) зависимости емкости и дифференциальной емкости представлены на рисунке 3.6 при отсутствии постоянного напряжения смещения. Кривые емкости образца с 1200 нм 1пОаЛвК имеют две серии ступеней (рисунок 3.6б), подтвержденные четкими максимумами на кривых фйС/йф (рисунок 3.6г). Первая серия пиков наблюдается в температурном диапазоне 100-280 К, а вторая - в 320-360 К (для удобства серии ступеней обозначены стрелками для кривых Сф). Эти отклики могут быть вызваны как наличием дефектного уровня в объеме слоя /-1пОаЛ8К так и поверхностных состояний на границе гетероперехода 1пОаЛвК/ОаЛ8. Измерения при разных напряжениях постоянного смещения (не представлены здесь) показали, что положение ступеней емкости не меняется: это означает, что детектируемые отклики обусловлены скорее объемными дефектами, чем поверхностными. Дальнейшее увеличение толщины /-слоя до 1600 нм приводит к существенному увеличению амплитуды ступеней из первой серии, а вторая серия остается практически неизменной (рисунок 3.6в).

35 30

СМ

2! 25

I 5 20 I-

0

1 15 ш

10 5

(а)

-•-100 К -■-140 К -♦-180 К -А—220 К 260 К -к-280 К

-О-320 К -а-340 К

100 1000 104 Частота, Гц

105

106

35

30

5 25

о

В

,-20

о о

5=15

10

. . . . (б)

-•-100 К

-■-140 К

-♦-180 К

-±-220 К

-*-260 К

-к-280 К

на-320 К

-СН340 К

-О-360 К

100 1000 104 105 106 Частота, Гц

35 30

2

О

X ¿20

Б

¡115 ш

10

-320 К -340 К 360 К

тш

1000 104 105 Частота, Гц

106

10

г

и §

ё

0.1

10

100 1000

104

105

106

г

и §

§

0.1

(Л ,/ (д)

-•-100 К Л / \ ■

-■-140 К

-♦-180 К

-ь- 220 К

-»-260 К

-к- 290 К

на-320 К

-£Н340 К

-□-360 К 1./. . V 111 1

100 1000

104

105

106

Частота, Гц Частота, Гц

Рисунок 3.6 - Частотная зависимость емкости и дифференциальной емкости СЭ с /-InAs/GaAsN толщиной 900 нм (а), 1200 нм (б, г) и 1600 нм (в, д) от температуры. Параметры дефектов, Еа и а, в InAs/GaAsN были вычислены по линейной аппроксимации графика Аррениуса для логарифмической шкалы /о/То2, где /о и То - это характеристическая частота и температура соответственно. Отметим, что в то время как ошибка в определении

5