Минизонный электронный спектр и транспорт горячих электронов в естественной сверхрешетке политипов карбида кремния тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, доктор физико-математических наук в форме науч. докл. Санкин, Владимир Ильич

• Санкин, Владимир Ильич
• доктор физико-математических наук в форме науч. докл.
• 1998

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук в форме науч. докл. Санкин, Владимир Ильич

АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ. Карбид кремния, как известно , знаменит прежде всего такими физико-химическими свойствами, как твердость, стойкость в химических агрессивных средах, сохранность полупроводниковых свойств при высоких температурах вплоть до 1000°С, высокая теплопроводность, высокие пробивные поля и многое другое.

Но, по-видимому, наибольший интерес вызывает существование полятипов в виде различных кристаллов БЮ с большими и очень большими размерами элементарной ячейки или, так называемых, сверхструктур. Практически во всех политипах, кроме основной периодичности, равной постоянной решетки, можно выделить дополнительную периодичность размером в несколько й даже несколько десятков постоянных решетки. Такая сверхпериодичность получила название естественной сверхрешетки (ЕСР). Кроме вопроса о природе таких сверхструктур, огромный интерес вызывает вопрос о том, какое влияние это явление оказывает на электронные свойства политипов. Безусловно эта проблема является фундаментальной , но несомненно и то, что результаты такого исследования представляют большой практический интерес, поскольку речь идет о свойствах собственно кристаллов 81С, практическая ценность которых не вызывает сомнений.

Интерес к системам со сверхпериодичностью возник в середине 60-х годов после опубликования Л.В. Келдышем работы [I*], в которой предлагалась идея создания с помощью акустической волны сверхрхпериодичности в кристалле, что, в свою очередь, приведет к расщеплению непрерывной н широкой зоны в последовательность узких зон или минизон. Приложение сильного электрического поля к такой системе предполагало возникновение режима брэгговского отражения электронов [2*] и, как следствие, возникновение отрицательной дифференциальной проводимости (ОДП). Можно утверждать, что эта идея симулировала создание искусственных сверхрешеток [3*] на основе последовательности гетеропереходов, которые и по сей день являются Агентом многочисленных исследований. Но глазной задачей этих работ фапась и является задача обнаружения ОДП, что, к сожалению, на ч одняшний день практически не удалось. Проблема электронного 1:^спорта в сильных электрических полях в системе ЕСР политипов £ Ьбида кремния, которая является предметом внимания настоящей = !;оты, до сих пор не исследовалась. Однако из оптических исследований , * Iведенных воФТИ им. А.Ф.Иоффе Г.Б.Дубровским, А.А.Лепневой и ,Р ад ова новой,было известно [4*], что некоторые полосы поглощения в ! итипах БЮ могу быть относеиы за счет переходов между электронными минизонами , которые обусловлены ЕСР. Таким образом, весьма актуальная проблема, не разрешенная на искусственных СР, обязательно должна была стать предметом исследования на ЕСР политипов З^С хотя бы потому, что в структурном совершенстве такие ЕСР имеют неоспоримые преимущества перед искусственными СР, в частности, благодаря отсутствию интерфейсов. Технологически задача создания экспериментальных структур на БЮ в своей основе сводится к росту качественных эпитаксиалъных не гетеро, а гомослоев, положительный опыт в решении ее был накоплен, и в России, и за рубежом. Результатами данной работы должны были стать ответы на весьма принципиальные физические вопросы : существует ли ванье- штарковская локализация (ВШЛ) в кристаллах, реализуется ли экспериментально режим блоховских осшшшшй (БО) или брэгговского отражения , а также многочисленные другие явления, вытекающие из теории, является ли ЕСР в БГС сулественным фактором или некой уникальностью дальнего порядка, не оказывающей сушестченного влияния на электронные свойства. Естественно ожидаемым результатом этой работы должны были стать и новые данные , важные для принятия приборных решений.

ЦЕЛЬ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ. Целью настоящей работы являлось всестороннее изучение особенностей электронного транспорта в ЕСР политипов карбида кремния в сильных электрических полях. Задачи настоящей работы состояли в следующем:

-разработать методику исследования зонной и экситонной структуры политипов карбида кремния;

-провести исследование на предмет определения основных параметров , зонной и экситонной структуры политипов карбида кремния; -разработать методику создания совершенных р-п-переходов для изучения ударной ионизации и лавинного электрического пробоя; -провести исследования для получения основных характеристик ударной ионизации и лавинного пробоя для двух основных направлений поля параллельно $ | С и перпендикулярно Г1С оси ЕСР полнтипсгв 51С; -разработать методику исследования ванье -штарковской локализации в широком диапазоне электрических полей;

-провести исследования вольт-амперных характеристик (ВАХ) ЕСР политипов карбида кремния р сильных электрических полях по обнаружению ОДП , обусловленного ЕЮ;

- провести исследования вольт-амперных характеристик ЕСР политипов карбида кремния в сильных электрических полях по обнаружению ОДП обусловленного электро-фононным резонансом в режиме ванье-штарковских лестниц;

-провести исследования, вольт-амперных характеристик ЕСР политипов карбида кремния в сильных электрических полях по обнаружению ОДП , обусловленного режимом полной локализации нижней минизоны; -провести исследования вольт-амперных характеристик ЕСР политипов карбида кремния в сильных электрических полях по обнаружению ОДП , обусловленного режимом межминизонного резонансного туннелирования; -разработать методику исследования ударной ионизации в режиме чисто электронного возбуждения;

-исследовать специфику ударной ионизации в режиме чисто электронного возбуждения;

-разработать методику 'измерения насыщенных скоростей вертикального дрейфа электронов;

- провести исследования насыщенных скоростей вертикального дрейфа электронов в ЕСР политипов карбида кремния.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ РАБОТЫ. Проведено систематическое исследование экситоцного электропоглощения (ЭЭП) в политипах 4Н-И 6H-SiC. Получены спектры непрямых оптических переходов. Определены основные энергетические параметры зкситона, спин- орбитальное и кристаллическое расщепление валентной зоны, ширина запрещенной зоны, энергии основных фононов, формирующих непрямые экситонные переходы, получена структура фононного спектра для переходов с .различной поляризацией света Е !! С и Е 1 С. Теоретико-групповой анализ симметрии фононного спектра позволил произвести локализацию минимума зоны проводимости в зоне Бриллюэна.

Проведено исследование ударной ионизации и лавинного пробоя в ряде политипов 4Н-, 6Н-, 10Н-. 15R-, 21R-SiC, Показано резкое различие в характере ударной ионизации для направлений электрического поля Fl | С и F1C.

Установлена монополярность ударной .'.ионизации для Fi I С и биполярность для Fi. С. В результате проведенного анализа показана определяющая роль ВШЛ в депрессии электронного компонента ударной ионизации для Fl I С.

Поведение дырочного компонента ударной ионизации для FÜO четко показало отсутствие влиянья на него ВШЛ, что однозначно доказывает отсутствие реального минизонного расщепления в спектре валентной зоны политипов карбида кремния.

В силу нетривиальности механизма разогрева электронов, характеры лавинного пробоя для IIIС и Р1 С коренным образом отличаются друг от друга. Это, в частности, касается величин пробойных полей, пространственной однородности распределения электронно-дырочной плазмы, температурных коэффициентов напряжения лавинного пробоя, аномальной зависимости напряжения пробоя от ширины запрещенной зоны.

Предложена методика и разработана экспериментальная триодная структура для наблюдения ВШЛ в широком диапазоне электрических полей.

Показано, что в 4Н-, 6Н- и в 8Н-5Ю наблюдаются особенности ВАХ в виде сильной ОДП, обусловленной БО электронов в первой минизоне.

Рост внешнего электрического поля приводит к дискретности до того квазинепрерывного электронного спектра , что позволило наблюдать в туннельных перескоках электронов между соседними ячейками электро-фононные резонансы.

Обнаружено падение туннельного тока , обусловленное полной локализацией первой минизоны.

Делокализация электрона происходит путем резонансного туннелировакия в вышележащую минизону, свидетельством чему явился резкий рост тока.

Небольшое увеличение поля приводит к началу процесса локализации во второй минизоне, что выражалось в последующем за всплеском тока достаточно сильном его падении

Разработана методика прямого наблюдения электронного компонента ударной ионизации.

Установлено, что электронный компонент ударной ионизации для И 1-е вплоть до Р=0.9 Р), практически равен 0. Здесь -поле лавинного пробоя.

Показана возможность измерения насыщенных скоростей вертикального дрейфа с помощью специальной экспериментальной структуры.

Определены значения насыщенных скоростей электронов 4Н-, 6Н-, 8Н~ и 21 {^¡С. Показана их корреляция со степенью локализации в самой ЕСР.

Полученные результаты имеют большое практическое значение. Такие данные, как зависимость напряжения пробоя от ориентации базовой плоскости р-п-перехода, от концентрации донорной примеси, зависимость напряжения пробоя от температуры, связь микроплазменного пробоя с кластерами углеродных вакансий , особенности шнурования лавинного тока и другие данные являются важным материалом для практических разработок. Полученные ВАХ с падающими ветками создают основу для уникальных генераторов СВЧ-сигнала. Среди созданных в процессе выполнения данной работы новых приборов такие, как высоковольтные до 1800 В диоды и лавинные фотодиоды на основе полупроводника с ЕСР, солнечнослепые фотоэлементы, аналоги pin диодов. Предложенные приборы и приборные структуры защищены восьмью авторскими свидетельствами.

НА ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ СЛЕДУЮЩИЕ НАУЧНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ:

1. Структура зкситонных переходов в 6H-SÍC и в 4H-SÍC: спектр фононов, участвующих в непрямых оптических переходах, спин-орбитальное и кристаллическое расщепление валентной зоны, спектр возбужденных состояний экситона.

2. Локализация минимума зоны проводимости в зоне Бриллгоэна 4Н-и бН-SiC: теоретико- групповой анализ симметрии фононов. формирующих непрямые оптические переходы, сравнение с экспериментом, определение точки минимума зоны проводимости в зон? \ Бриллюэна. 1 '

3. Для широкого диапазона электрических полей , направленных ч параллельно оси ЕСР FÍ! С, ударная ионизация монополярна, ионизирующие носители - дырки. Предложена и теоретически проанализирована модель дырочной ионизации.

4. Электронный компонент ударной ионизаичи для F| I С подавлен. Прямым экспериментом установлено, что вплоть до 0.9 от величины пробойного поля процессы, связанные с разогревом электронов, не наблюдаются и напротив наблюдаются эффекты, указывающие на доминирование процессов ванье-штарковской локализации ( ВШЛ) в этой области полей. Делокапизаиия электрона происходит в результате резонансного туниелирования электрона во вторую минизону, где возможен более эффективный разогрев за счет существенно более широкой {примерно а 4 раза) минизоны.

5. Ударная ионизация для РХС биполярна. Отношение дырочного к электронному коэффициентов ударной ионизации Р /а < 2. Это доказывает факт отсутствия локализации электрона в этом кристаллографическом направлении.

6. Лавинный пробой для IIIС обнаруживает , несколько особенностей. Аномально большая величина пробойного поля (в 2-3 раза . больше ожидаемого для

§= 3.065эВ), отрицательный температурный коэффициент лавинного пробоя и аномальная зависимость пробойного поля от Ей, обусловлены нетривиальным механизмом разогрева электронов в минизонном спектре зоны проводимости политипов БхС.

7. Характер лавинного пробоя для Р±С не имеет особенностей и. развивается по традиционному для полупроводников сценарию. Величина поля лавинного пробоя более чем в 2 раза меньше, чем для ИI С.

8. Электронно-дырочная плазма (ЭДП)» возникающая при лавинном пробое с Р[| С в виде однородно светящегося пятна , с увеличением тока эволюционирует, превращаясь в набор дискретных точек (диссипативных структур). Эффект обусловлен нетривиальным механизмом разогрева электронов, в котором некоторую, хотя и небольшую роль, играет элехтрон-электрои рассеяние. .Не оказывая практического влияния на интенсивность генерации ЭДП, оно при этом радикально меняет ее пространственное распределение. Предложен и теоретически проанализирован новый механизм образования днссипативных структур в ЭДП. Подчеркнем, что ничего подобного не происходит, когда Р1С.

9. Шнурование лавинного тока является результатом тепловой неустойчивости распределения диссипативных структур, чем и объясняется поведение шнура, не характерное для теплового шнура.

10. Отрицательная дифференциальная проводимость электронов (ОДП) з режиме блоховских осцилляций (БО) в 6Н-51С.

Н. ОДП электронов в режиме БО в 4Н-51С. •

12. ОДП электронов в режиме БО в Ш-БЮ.

13. ОДП электронов в режиме электрофононных резонансов в 6Н-и 4Н~51'С. Штарковская энергия совпадает с энергиями фононсз

14. ОДП электронов в режиме полной локализации первой минизоны в бН-ЗЮ. Определение ширины первой минизоны Е| «256мэВ.

15.Резонансное туннелирование электронов и определение энергетического зазора между первой и второй мииизонамй «175мэВ

16. ОДП электронов во второй минизоне. Начало процесса локализации во второй мишпоне. р0гтм$СКйЯ госу/. ■ / я Л''¿ел

17. Насыщенные скорости вертикального дрейфа политипов 4Н-, 6Н-, 8Н-и 2 IR-SiC. Корреляция между параметрами естественной сверхрешетки (ЕСР) и величинами скоростей как иллюстрация зависимости степени локализации от периода ЕСР.

18. Высоковольтные р-п~ переходы и лавинные фотодиоды на основе полупроводника с ЕСР карбида кремния, солиечнослепые карбидкремниевые фотоприемники для УФ - спектрального диапазона и аналоги pin диодов с высокой степенью модуляции проводимости.

Полученные в работе результаты способствуют формированию нового научного направления: осцилляционный транспорт в полупроводниковых сверхрешетках.

ПРИОРИТЕТ РЕЗУЛЬТАТОВ. Все полученные в работе результаты имеют мировой приоритет. Структура экситона, параметры расщепления валентной зоны, локализация минимума зоны проводимости по сей день являются единственными экспериментальными данными, которы" широко цитируются в литературе. Данные по ударной ионизации, монополярность ударной ионизации для Fj|C, характеристики лавинного пробоя, определяющее влияние ВШЛ на указанные процессы являются новыми результатами и не только для политипов SiC. Большой резонанс и признание получили результаты по всестороннему исследованию процесса ВШЛ. Впервые полученные эффекты* ОДП для различных режимов ВШЛ являются давно ожидаемым экспериментальным подтверждением теоретических предсказаний. Данные этого исследования активно формируют новые взгляды на различные аспекты практического использования SiC.

ДОКЛАДЫ И ПУБЛИКАЦИИ . Автором сделано 19 докладов'на международных и 21. на Всесоюзных и Российских конференциях. По материалам Диссертации опубливано 75 работ в материалах конференций и таких периодических журналах, как Письма в ЖЭТФ, ФТТ, ФТП, ЖТФ, Письма в ЖТФ, Superlattices and Microstructures. Результаты работы докладывались на следующих конференциях и совещаниях: !1 и Ш Всесоюзные совещания "Физика и технология широкозонных полупроводников" ( Ленинград, 1979г., Мачкала, 1986 г.); II и IV коллоквиумы "Модуляционная спектроскопия", Сухуми, 1975 и 1979; Всесоюзные конференции по физике полупроводников ( Баку, 1982, Минск, 1985, Киев, 1990); Рсесоюзные совещания "Силовые оыстродействующие полупроводниковые приборы",. Таллин, 1984, 1986; Всесоюзная конференция 'Физика и применение контакта металл- полупроводник", Киев, 198?; I, Н и Ш Российские конференции по физике полу пр., Ниж. Новгород, 1993, С- Петербург, 1996, Москва, 1997; Всесоюзные конференции по фотоэлектрическим явлениям в полупроводниках, Ташкент, 1989, Ашхабад, 1991; III, V, VI International Conference on Silicon Carbide and Related Materials, Washington, USA, 1990, 1993, Kyoto, Japan, 1995; Nanostructures: Physics and Technology, international Symposium. St.Petersburg, Russia, 1994,1995, 1997, 1998; 7th, 8th, 9th Int. Conf. on Suparlattice, Microstructures, Microdevices, Banff, Alberta, Canada, 1994, Cincinnati, Ohio, USA, 1995, Liege, Belgium, 1996; 9 th Int. Conf. on hoi carriers in semicond., Chicago, 1995; 1st European conference on silicon carbide and related materials. Heraklion, Crete, Greece, 1996; 15th general conference of conduction matter. Division of European physics society. Baveno Stresa, Italy, 1996; International semiconductor device symposium. Charlottesville, USA, 1997; 24th international Conference on the Physics of Semiconductors, Jerusalem, Israel, 1998. Работа широко апробирована научной общественностью: автор выступал с приглашенными докладами в таких научных центрах России как Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, Санкт-Петербургском государственном университете, Санкт-Петербургском техническом университете Санкт-Петербургском электротехническом университете, ФТИ им А.Ф.Иоффе РАН, в лабораториях ФТИ им. А.Ф.Иоффе РАН, а также в Howard University (USA).

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Минизонный электронный спектр и транспорт горячих электронов в естественной сверхрешетке политипов карбида кремния»

Несмотря на то, что карбид кремния уже задолго до начала данной работы считался перспективным полупроводниковым материалом, особенно для высокотемпературной электроники, многие его важнейшие и даже уникальные свойства оставались или малоизученными или вовсе не изученными. Достаточно сказать, что такой важный параметр как ширина запрещенной зоны была измерена из вольтамперных характеристик р-п-переходов с точностью до ± 200мэВ. Никаких данных не было о таких основополагающих характеристиках как энергия связи экситона, параметрах расщепления валентной зоны, локализации минимума зоны проводимости.сг -В'пггельных опенок зонных параметров подтипов.

Еще в начале 60-х годов в работах Чойка и Патрика с соавторами [5*, 6* ] было показано, что наиболее эффективно представлять фононные спектры в политипах Б1С не в зоне Бриллюэна, а в большой зоне [7*], что фактически определяло политипы как сверхструктурные объекты, тоесть обладающие естественной сверхрешеткой (ЕСР). Однако, к сожалению, не произошло развитие этих представлений на электронную систему политипов. Как указано выше, первым свидетельством влияния сверхструктурных особенностей политипов на электронный спектр явились полосы поглощения, обнаруженные Бидерманом [8*] и интерпретированные в работе [4*] как межминизонные переходы. Подгоночные расчеты, проведенные в [4*,6*],позволили сделать некоторые предположения относительно параметров потенциальных барьеров и других характеристик минизонного Спектра. Однако никакими другими данными, и в первую очередь данными по транспорту в сильных электрических полях, это очень интересное явление не было подтверждено.

В то же время после появления работы Есаки и Тсу {3*] началась интенсивная деятельность по созданию и исследованию так называемых искусственных сверхрешеток (СР), которые в первую очередь рассматривались как оптимальные объекты для обнаружения эффектов финитного транспорта в сильном электрическом поле. Впервые Зинер и Блох [7*,8*3 на основе квантово-механических принципов движения электрона в твердом кристаллическом теле показали, что при наличии разогрева электрона в сильном электрическом поле его движение становится финитным за счет брэгговских отражений от края зоны Бриллюэна и последующего обратного движения против поля. Таким образом, движение электрона вместо квазисвободного будет осцилляционным, а средний ток в кристалле будет равен нулю. Это означало, во первых, локализацию электрона и, во-вторых, возникновение в кристалле ■ падающего участка вольт-амперной характеристики или отрицательной дифференциальной проводимости (ОДП). Впоследствии Ваиье [2*] теоретически обосновал справедливость указанных представлений и ввел в научный обиход квант полевой энергии еРап, косящей название штарковской энергии . Здесь е - заряд электрона, Р -электрическое поле, <1 - постоянная решетки или СР, п - целое число, равное 1,2,3. Реализация этих эффектов в условиях широких разрешенных зон невозможна из-за необходимости недопустимо больших полей. Поэтому был предпожен способ создания объектов с узкими электронными зонами с помощью искусственных СР, представляющих собой последовательность гетеропереходов с периодом, в несколько раз превышающим постоянные решетки обоих кристаллов, образующих гетеропереход. В результате в таком объекте, кроме потенциала с периодом, связанного с постоянной решеток, за счет потенциального скачка энергии на границе гетероперехода возникает дополнительный потенциал с существенно большим периодом. Как известно, вследствие •действия сверхпотенциала непрерывные зоны расщепляются на узкие зоны или минизоны, что позволяет реализовать квантовый транспорт при умеренно больших полях. Многочисленные исследования были проведены на таких объектах с различными параметрами минизонного спектра, но, строго говоря, явных доказательств обнаружения ОДП, обусловленной ванье- штарковским квантованием, не было получено в течение почти 20 лет. Существенным недостатком гетеропереходной СР является наличие интерфейсов, которые представляют собой центры рассеяния электронов, подавляющего когерентность электронной волны. При этом оптическими методами ванье-штарковское квантование и блоховские осцилляции (БО) были обнаружены многими исследовательскими группами'[12*, 13*]. Лишь спустя 20 лет после начала исследований появились работы нескольких исследовательских групп, результаты которых свидетельствовали о наблюдении эффектов ванье- штарковского квантования и в электронном транспорте [14*-16*]. К сожалению, эти результаты не получили широкого развития.

Карбидкремниевая ЕСР могла в силу своих достоинств, в первую очередь совершенства ее кристаллической структуры и отсутствия интерфейсов, стать одним из наиболее подходящих объектов для исследования эффектов ВШЛ и в последующем стать основой для большого спектра новых приборов. Для этого необходимо было выполнить •определенный объем всесторонних исследований, результаты которых прежде всего дали бы однозначные доказательства наличия минизонного спектра, позволили бы оценить его параметры и перспективность с точки зрения дальнейшего исследования квантового транспорта в сильных электрических полях. Именно такому исследованию посвящена настоящая работа. Для реализации поставленной задачи были использованы разнообразные методики оптических и электрических измерений, разработаны оригинальные экспериментальные структуры, проведен теоретический анализ полученных результатов. В данной работе получены данные, показывающие изменения в экситошгой и зонной структуре наиболее распространенных политипов 4Н и 6Н под действием сверхрешеточного потенциала; впервые проведено исследование квантового транспорта и получены свидетельства развития процесса ваньештарковского квантования в виде отрицательной дифференциальной проводимости и межминизонного туннелирования; впервые получены всесторонние данные, характеризующие процессы ударной ионизации и лавинного пробоя в полупроводниках со сверхрешеткой.

2. ЭКСИТОННЫЕ И ЗОННЫЕ ПАРАМЕТРЫ ПОЛИТИПОВ КАРБИДА

КРЕМНИЯ

2.1. Исследование края поглощения 4Н и 6Н карбида кремния .Как отмечалось выше,к моменту начала данной работы в знаниях об экситонной структуре и зонной структуре карбида кремния существовал серьезный пробел, который мог быть устранен постановкой новых исследований на основе эффективных методик. Одним из наиболее информативных является изучение экситонного края поглощения. Карбид кремния непрямозонный полупроводник, в котором оптические переходы происходят при участии фононов. Политипы карбида кремния характеризуются большой элементарной ячейкой и большим числом атомов в ней, что предполагает большое число фононных ветвей. Например, в 6Н карбиде кремния должно быть 33 оптических и 3 акустических ветви, что существенно усложняет структуру края поглощения. По этой причине традиционные интегральные методики исследования края поглощения оказываются менее информативными по сравнению с методиками модуляционными или дифференциальными, которые позволяют сделать значительно более резкой структуру непрямых переходов. Наиболее эффективны такие методики для измерения непрямых экситонных переходов, коффициент поглощения которых выражается формулой а~ А(Ьсо -Е„)^2 + В, • (2-1) где А * константа, о - частота фотона, Е„ = Ей - Ех ± к8, Ев - ширина запрещенной зоны, Е* - энергия связи экситона, к9- энергия фонона, "+" соответствует оптическому переходу с участием фонона, тому же с испусканием фонона, В - фоновое поглощение, которое может превышать основное и не зависеть от Ьш.

В таком случае выгодным оказывается измерять производную от выражения (2-1) da>'dl;~A/2(hcú - Enf!2 d(hm - En)/d$+dA/d$ (ha - En)1'7.

2-2)

Первый член в (2-2) резко возрастает, когда Йсо - Е„ -»■О, то есть в точке, соответствующей порогу поглощения. В качестве переменной могут быть выбраны частота со или энергия экситонного уровня Е„ . Дифференцирование по частоте можно осуществить, используя луч света, модулированный по частоте. Положим, что частота изменяется во времени по закону: о~а)0 + (а>) cos Qt. (2-3)

Тогда коэффициент поглощения будет описываться выражением = а„+ a cos Qt. (2-4)

Если А а измерено, то производная будет определяться отношением

Следовательно, когда значение Д со мало, то Л а пропорционально do/ do). Модуляцию по частоте падающего пучка можно осуществить колебанием щели, дифракционной решетки, зеркала монохроматора и т.д. [ 17*], Надо сказать, что изменение пропускания Л Т составляет ничтожную долю от пропускания Т, в среднем ДТ/Т = 10"' -к Ю-*, Причем, как показано выше, чем меньше эта величина, тем лучше выполняется условие пропорциональности Да~» da/ dco.

Однако при измерениях изменения интенсивности света возникают практические трудности. Если интенсивность прошедшего через образец света I Tío, то производная di,/ dco будет равна

Из (2-6) следует, что измеряемый сигнал состоит из производных от пропускания (полезный сигнал) и спектра источника света. При этом последняя может давать сигнал в виде ложных максимумов, искажающих истинный сигнал. Полому данная методика использовалась в данной работе лишь для выяснения влияния электрического поля на оптические da/ dco = Д а/ А со

2-5У di,/ da = dT/dco +. TdU da.

2-6) переходы вблизи порога, тоесть в узком спектральном диапазоне. В частности, в [7] с помощью данной методики определялась величина вероятности нахождения электрона и дырки в одной точке пространства, необходимая для построения теоретической формы линии электропоглощения,предложенной в [18*].

Упомянутые выше методические трудности не возникают при измерении производной по энергетическому зазору Е„. Изменение Е„ можно достигнуть путем приложения к кристаллу переменного внешнего электрического поля. В этом случае производная пропускания будет следующей: аТ/к^ ~ (со - т» уф <1Ег/йР. (2-7)

Производная имеет особенность в пороговой точке и, следовательно, в спектрах Т должна быть резкая структура. Теория процесса электромодуляции сложнее теории процесса модуляции длины волны, поскол! ку включает в себя и теорию воздействия на оптические параметры. Однако при малом уровне воздействия сами параметры изменяются на пренебрежимо малую величину. Но наличие этого воздействия увеличивает значение полезного сигнала и, следовательно, информативность получаемых спектров. Это обстоятельство было подтверждено данными настоящей работы и других работ [ 19*,20*].

Температуры, при которых производились измерения, составляли 2К, ПОКиЗООК.

Для экспериментов по электропоглощению использовались кристаллы п и р типов электропроводности, а также кристаллы с р-п-переходами, имеющими достаточно широкую область объемного заряда (ООЗ). При обратном смещении на р-п- переходе в 10В ширина ООЗ составляла 3*-4мкм. Р-п-переходы использовались для измерений при температуре ЗООК, поскольку в монокристаллах карбида кремния при Т = 300К невозможно создать электрические поля величиной в 104 В/см из-за достаточно высокой электропроводности. Кристаллы р- типа электропроводности использовались для измерений при температурах 1 ЮК и 2К, а кристаллы п-типа электропроводности с концентрацией Ш - На (3 +5)1016см'3.

Образцы для измерений вырезались в виде прямоугольной призмы с длиной светового пути 0.3 2мм. Призма была ориентирована таким образом, чтобы проходящий свет был поляризован перпендикулярно EJLC или параллельно Е||С оси ЕСР.

Электрические контакты к образцам наносились на поверхности, перпендикулярные оси ЕСР, поэтому электрическое поле в кристалле было параллельно оси. ЕСР.

К образцам прикладывалось электрическое напряжение следующего вида: V0 ■+ Veos £2t, что обеспечивало измерение первой гармоники сигнала. В принципе,использование такой методики позволяло надеяться на получение, наряду с информацией о собственно экситонных параметрах, также возникновение ванье-штарковской лестницы:

Е„ = £„ + cFdn • . (2-8), где п принимает положительные и отрицательные значения 0, 1, 2, 3. •Безусловно вероятность такого наблюдения была невысокой из-за большой ширины экситонных линий,размытых участием фононов.

2.2. Фононная структура спектра эксятонного поглощения Политипы 6Н и 4Н БЮ являются одноосными кристаллами и анализ стектров эксятонного поглощения для обеих поляризаций света Е Л.С и Е|| С представляет в этом случае значительный интерес. Структура оптических переходов должна быть, следующей: I) переходы в основное состояние экситона, связанное с тремя валентными подзонами, отщепленные спин-орбитальным и кристаллическим взаимодействием; 2) переходы в возбужденные состояния экемтона. Каждый из перечисленных переходов характеризуется в принципе своим набором фононов, который определяется симметрией "исходных состояний, то есть симметрией одной из трех валентных подзон и симметрией конечного состояния, а именно, симметрией минимума зоны проводимости. Отсюда следует, что набор фононов или фононная структура каждого из переходов должны зависеть от поляризации света.

На рисунках 1 и 2 представлены соответственно спектры экситоиного элекгропоглошення политипов 6Я- и 4Н- 8¡С. полученные при 2К. Расшифровка указанных спектров была бы практически невозможна, если бы ранее не были получены спектры при температуре ЗООК.; Эти спектры снимались на образцах с р-п-мереходом ;'причем' свет направлялся не перпендикулярно, как это было :-преимущественно, во- всех других . ' . 16 ; работах, а параллельно плоскости р-п- перехода, что увеличивало путь прохождения света и тем самым очень существенно увеличивало величину сигнала. Последнее было крайне важно, так как интенсивности спектральных полос с поглощением фонона ожидались весьма слабыми из-за сравнительно большой энергии фононов. Так энергия наименьшего фонона примерно вдвое превышала кТ для 300К. Действительно представленные спектры содержат серию резких пиков, каждый из которых обусловлен оптическим переходом с энергией Е„ из выражения (2-1) при участии определенного фонона. Однако для определения энергии фонона надо знать энергию положения экситонного уровня Е8Х = Ев - Ех. Если она не известна, то энергию фонона и Еех можно определить из высокотемпературного спектра, в котором имеются оба компонента оптического перехода с испусканием и поглощением фонона. Такая зеркально-симметричная картина была получена в спектре ЭЭГ1 для обоих поляризаций света ЕХС и Е||С при ЗООК. Это позволило определить энергию поперечного акустического фонона, которая оказалась различной для каждой поляризации света, что свидетельствовало о расщеплении данной дваждывырожденной , акустической ветви. Величина этих фононов составила ТА] = 43.5мэВ (Е||С) и ТА2 = 46.5мэВ (Е1С), а величина Еах 2.98^ эВ. После этого определение энергии и идентификация других фононов в спектре на рис. 1 не представляло труда. Значение энергии фононов политипа 'бН-ЭЮ для обеих поляризаций света представлены в табл. 1 для переходов, связанных с верхней валентной подзоной Г6 Величина Е8Х при Т = 2К составила Е^, =3.024 эВ, что совпало с данными по люминесценции свободного экситона[21#).

Аналогичный анализ был проведен и для политипа 4Н-5Ю. Правда, при этом не использовалось высокотемпературное измерение, а энергия фононов определялась от положения экситонного уровня Екх = 3.265 эВ, известного из работы [22*]. Эти значения представлены в табл.1. Сравнивая фоно.нную структуру обоих политипов между собой, можно отметить ее почти полную анизотропность в бН-БНЗ и нес.киданно абсолютную изотропность в 4Н-51С. Эта особенность станет понятной после теоретико-группового анализа фононных спектрбв, который будет проведан в следующем разделе.

2.3. Теоретико-групповой анализ фононного спектра и локализация ' минимума зоны проводимости в 6Н- и 4Н -$¡0.

Непрямой оптический переход можно представить как прямой

Рис. 1. Спек-тр ЭЭП бН^С. Г = 24 кВ/см. Здесь и на рис.2 сплошная линия- Е||С. штриховая? ЕХС; Т ^ 2К. виртуальный переход из начального состояния в некоторое промежуточное. Матричный элемент такого перехода отличен от нуля, если прямое произведение Г^ хГ,,хГ, содержит единичное представление. Здесь Г; -симметрия волновой функции начального состояния, Гр - симметрия фотонов, и Гг -симметрчя волновой функции конечного состояния. Начальным состоянием являются состояния валентной зоны. Последняя в карбидокремниевых политипах 4Н и 6Н, точечная симметрия которых принадлежит к С<„4, расщеплена на три подзоны спин-орбитальным и кристаллическим взаимодействием. Несколько предваряя последующее изложение, заметим, что в политипах карбида кремния спин-орбитальное расщепление составляет порядка 5-7 мэВ, а кристаллическое расщепление почти на порядок больше. Столь малое значение спин-орбитального расщепления означает интенсивное-смешивание двух верхних валентных подзон.

Рнс.2. Спектр ЭЭП 4Н-$1С. Т» 12.5 кй/см. Т = 2К.

Сравнительно большое значение кристаллического растепления позволяет для описания симметрии волновых функций электрона использовать однозначные представления. Тогда две (верхние валентные подзоны будут иметь симметрию Гб, а отщепленная кристаллическим полем валентная подзона-симметрию Г,.

Введем обозначения для непрямых переходов: А - переходы из Г(, для поляризации Е1С, В - то же для Е||С, С - переходы из Г, для Е||С. Иногда, избегая повторений, будем опускать слово переходы. Определение возможных промежуточных состояний в точке Г для гексагональной симметрии СбУ4 произведено с помощью таблицы характеров для точек на оси Г - А [23*]. Возможные промежуточные состояния приведены на рис. 3. Их рассмотрение показывает, что в точке Г для 6Н не должно быть промежуточных состояний Г6,поскольку в противном случае в эксперименте наблюдались бы переходы из Г) для Е1С. Следовательно, виртуальный переход для непрямого перехода В может происходите

19

Таблица I. Фононы, участвующие в непрямых экситонных вереходах, связанных с валентными подзонами Г* и Г>.

Энергии фоноиов, мэВ Валентная зона

6н «ю 41 я-ж е11 с Е±С Е||с Е1С . та, = 43,5 ьа = 77,5 то = 97 ь02=112 таг=46.5 ьа = 77.5 ш, « 103 та, = 46 та, = 51 ьа = 77 то = 97 ьо « 107 та, = 46 таг = 51 ьа = 77 то = 97 ьо - 107 Г6 ьа - 77 ьо, = 103 та2 = 51 та2 « 51 Г, г„ ; / Е||С: г5 Е1С

Тг \ Е1С зо на Го Е1С г, Е1С проводимости Г, ; Е||С .

Г6 Валентные подзоны Г,

Рис.3. Возможные промежуточные состояния в точке Г дчя непрямых оптических переходов из верхней Гл и нижней П валентных подчон . только между состояниями Ес и ЕШУ, где Е, - состояние минимума зоны проводимости, Е,„„ - промежуточное состояние в валентной зоне, расположенное в той же точке к-пространства по отношению к Ес.

Симметрия фононов в различных точках зоны Бриллюэна Для определения симметрии фононов в различных точках гексагональной зоны Бриллюэна (ЗБ) (исключая Г) использованы характеры неприводимых представлений в соответствующих точках[23*]. Неприводимые представления (НП) фононов, участвующих в непрямом переходе, определяются приведением прямого произведения неприводимых представлений тех состояний, между которыми происходит акт рассеяния.

Для этого необходимо задаться точкой в ЗБ и одним из НП в этой точке для минимума зоны проводимости (МЗП), после чего можно определить промежуточные состояния (ПС) в валентной зоне (ВЗ) для обеих поляризаций света.

Зона проводимости (ЗП) в карбиде кремния, как и в других полупроводниках , образована из з-состояний,и ее симметрия описывается одномерными неприводимыми представлениями. Поэтому рассматриваются только одномерные НП,такие, как К1; Кг, Мь М2, А| и т. д.

Рассмотрим ось К-Р-Н. Для этого достаточно получить симметрию фононов в одной из точек на данной оси. Пусть МЗП находится в точке К. Симметрия ПС в точке К в ВЗ будет следующей: К|, то симметрия ПС в валентной зоне будет К, для Ej|C и К3 для Е±С; если НП для МЗП К2, то симметрия ПС в ВЗ будет К2 для Е||С и К 3 для Е1С.

Допустим МЗП имеет симметрию К,. В правой части каждого из нижеприведенных равенств мы имеем НП для фононов. соответствующих переходам А, В и С. В левой части равенства: левый член - НП для ПС в ЗП или ВЗ; правый член -НП для минимума ЗП или вершины ВЗ (Гб или Г,). ".

A) Г, х К, = К,Г2 х К, = К2 Г5 х К| ~ К3 К3хГ6 ~ К, + К2 +К3

B) К| х ГУ = Кз

C) Г, хК, =К, ' К, хГ, = К,

Неприводимое представление К2 для минимума зоны проводимости с точки зрения последующей локализации МЗП ничего нового по сравнению с К| не дает. То же относится и к НП Д2, Д з, Д 4 для оси Г-Д- А, М2, М; и М4 для М-Ц-L, F2, В,, (В2), для осег Z-F-R и Т -B-S.

Далее рассмотрим ось Г-Д-А. В качестве примера возьмем точку Д. Симметрия промежуточных состояний в валентной зоне будет: А, для Е||С; А 6 для Е1.С. НП для фононов в точке А;

A)Г!хД,= Д! Г2ХД|>Д2 Г5 хД,=Д5 д6 х г6-д| + д2 + д5

B) А,хГ6 = Д6

C)Г|хД,«Д1 Д.хГ^Д,

Для оси М-и-Ь симметрию фононов рассмотрим на примере точки М. Симметрия ПС в ВЗ будет: М, для Е||С; М2 для Е1.С; М? для ЕХС. НП ДЛЯ ФОНОНОВ В ТОЧКЕ М:

A)Г,хМ1=М1 Г2хМ1=М4 Г5хМ1=М1+М4 М2хГ6 = М| + М4 М3 к Г( = М| + М.(

B) М, х Г6 - М2 + М3

C)Г,хМ,»М, 'М,хГ,~М,

То же самое проделаем для точек общего положения, лежащих на оси е-т-к., т-8-5, (т'-в'-б'), имеющих близкие таблицы характеров. Для примера рассмотрим точку Р. Симметрия ПС в точке Р будет: Р! для Е||С и для Е1С; Р2 для Е1С. НП для ФО! юнов в точке Б:

A) Г| х Р, = р'| Г2хР, = Р2

Р,х г6 = Р, + Р2 Р2 X г(, = Р, + Р2

B) Р|Х Г6 =Р| + Р2

C) Г, X Р, ■= Р,

Локализация минимума зоны проводимости в 6Н- и 4И-81

Сравним симметрию фононов с экспериментальным фононным спектром (табл. I). Рассмотрение начнем с политипа бН^С.

Ось К-Р-Н. Для симметрии фононов В мы имеем только одно дваждывырожденное ; КП К3. которое не может быть НП для невырожденных фононных ветвей ЬА и ЬО, а также ТА, поскольку эта ветвь расщеплена кристаллическим полем и, следовательно, с нее снято вырождение.

То же самое относится и к оси Г-Д-А. И здесь для симметрии фононов В мы имеем только одно дваждывырожденное НП А 6.

ОСИ Е-Б-Я, Т-В-Б, (Т'-В'-8'). Для точек на этих осях симметрия фононов А и В описывается одинаковыми НП., что не соответствует наблюдаемой анизотропии фононного спектра.

Таким образом, остается единственная ось М-и-Ь. Симметрия фононов А, В и С согласуется с экспериментально наблюдаемой анизотропией А и В и общими фононами в переходах А и С. На этом основании можно утверждать, что точка локализации МЗП в 6Н-51С находится на оси М-и-Ь зоны Бриллюэна. Единственным несоответствием является наличие ЬА-фонона в А и В переходах. В межзонных переходах в Ое [24*] наблюдался запрещенный ТА- фонон, что объяснялось следующим образом: неравновесные электроны, обладая кинетической энергией, занимают некоторую область в к-пространстве А к, которая определяется условием (Ь2/2ш*) (Дк) » кТ. В этом случае часть электронов будет находиться уже,, например, не в точке М, а вблизи ее, где симметрия разрешает участие ЬА-фонона. Из предыдущего вытекает, что этот переход разрешен в точке общего положения.

Таким образом, местом наиболее вероятной локализации МЗП является ось М-и-Ь. К такому же заключению пришли авторы [25*]. В работе [26*] из сравнения массы плотности состояний с массой в одной долине получена оценка числа долин в количестве 2-3. Тогда точкой МЗП будет М.

Согласно широко распространенной точке зрения, ось М-и-Ь и, следовательно, точка М могут являться местом локализации МЗП в 4Н

Изотропность фононных спектров в переходах А и В исключает это. В то же время, используя результаты анализа, приведенные выше можно заключить, что точкой локализации МЗП должна быть одна из точек общего положения на осях L-F-R, T-B-S, (T'-B'-S*). Принимая во внимание, что точками локализации МЗП в политипах 2Н и 6Н являются, соответственно,точки К [27*, 28*] и М, можно предположить, что линия М-К является местом локализации МЗП политипов 2Н, 4Н и 6H-SiC, а изменение точки локализащш МЗП происходит под действием сверхпотенциала.

2 .4. Энергетическая структура экситона в 6Н и 4H-SÎC.

В спектральной области спектра ЭЭП 6H-SÎC 3.14 - 3.19 эВ (рис.1) наблюдается серия интенсивных линий, резко различающихся для ELC и Е||С. В спектре для Е||С наблюдаются четыре линии: 3 - 3.149 эВ; 1 - 3.157 эВ; 2 - 3.168 эВ; 4 - 3.176 эВ. Погрешность в определении спектрального положения указанных линий составляла ± 0.001 эВ. В спектре для поляризации Е1С две линии: 1 - (3.158 ± 0.001) эВ и 2 - (3.167 ± 0.001) эВ. Отсюда видно, что две линии 3 и 4 имеют место только в спектре для Е||С, а линии 1 и 2 присутствуют в-обоих спектрах с точностью до погрешности измерений. .

Были проведены измерения зависимости ширины наблюдаемых линий от величины приложенного поля. Выяснилось, что линии 1 и 2 очень сильно уширяются при увеличении поля, особенно линия 2, в то время как ширина линий 3 и 4 практически не зависит от изменения поля от 18 кВ/см до 84 кВ/см. Поведение последних было аналогично поведению спектральных линий в области 3.05 - 3.14 эВ (разделы 2.1, 2.2), рассмотренных выше и характеризующих переходы в основное состояние экситона, связанное с верхней валентной подзоной.

Первое, что следует из рассмотрения спектрального положения этих линий, это то. что они не являются фононным продолжением спектральной области 3.05 - 3.14 эВ. Расстояние линий 1, 2, 3 и 4 от Esx намного больше любого известного фонона и не соответствует сумме каких-либо двух фононов. Эти линии безусловно имеют экситонную природу, о чем свидетельствует интенсивность сигнала электротглошения, сравнимая с интенсивностью линий основного экситонного состояния. С учетом схемы возможных переходов в политипах SiC 6Н и 4Н в разделе(р) 2.2. можно предположить, что указанные линии обусловлены: 1, 2 - переходами в возбужденные состояния экситонов, связанных с верхними валентными подзонами, 3,4 - с переходами в основное состояние экситона. связанного с кристаллически отщепленной валентной подзоной.

Возбужденные состояния экситона

Уширение линий 1 и 2, в особенности 2, при увеличении электрического поля показало, что эти линии могут соответствовать уровням возбужденных состояний экситона. Фононная структура основного и возбужденных состояний экситонов должны быть идентичны. Действительно, поскольку рассматриваются разрешенные переходы в 2б, Зэ экситонные состояния, то симметрия основного и возбужденных состояний будет совпадать. Это означает, что правила отбора для разрешенных фононов будут совпадать.Из предыдущего(р. 2.4) известно, что лишь 1А -фонон проявляется в спектрах для Е||С и Е±С. Учитывая вышесказанное, можно предположить, что линии ЬА, 1 и 2 (рис.1) образуют экситонную серию с п = 1,2,3, расположенные друг относительно друга по закону Ех/п2, где Ех - энергия связи экситона. Из спектра (рис.1) можно легко убедиться, что это действительно так. Расстояние между любыми пиками ЬА, 1 и 2 определяет энергию связи экситона Е, = 78 ± 1.5 мэВ. Согласно [29*], определяем: энергию связи, невозмущенную кристаллической анизотропией; приведенную эффективную массу ц= 0.42шо и боровский радиус экситона, равный а« = 12.5 А. Значение критического поля ионизации или распада экситона Е| = Ех/еа<, составило 580 4- 625 кВ/см.

Аналогичный анализ для 4Н -БИТ показал, что линии спектра ЭЭП для 4Н - 5Ю(рис.2) ТА|\ ТА2' и ТА2' + 5 обусловлены переходами в возбужденное состояние экситона, связанное с двумя верхними залентными подзонами, а линии ТА и ТА' индуцированы,соответственно,переходами в основное и первое возбужденное состояние экситона, связанное с кристаллически отщепленной валентной подзоной.

Отсюда энергия связи экситона равна Ех =20 мэр ( ± 1.5мэВ. Приведенная эффективная масса ц =0. !47ш0. а<> = 36А и Е1= 55кВ/см.

Итак, мы имеем резкое изменение, в 4 раза, значения В„ при переходе от политипа 4Н- к 6Н- БК! Интересно, что именно в 4 раза изменяется значение Ех при переходе от трехмерного к двумерному экситону. Несомненно, что и в нашем случае имеет место переход от трехмерного (4Н) к двумерному (6Н) под действием одномерного сверхпотенциала.

Таким образом, вслед за изменением точки локализации МЗП мы обнаруживаем еше одно весьма существенное свидетельство влияния ЕСР на экситонно-зонные параметры политипов 5Ю.

Структура валентной зоны 4Н- и 6Н- БЮ

Все линии спектра ЭЭП на рис.1 в области 3.1 - 3.14 эВ имеют дублетную структуру, причем величина дублетного расщепления одинакова для ТА|, ТА2, ЬА, ТО, Ш| и Ь02 полос. Коротковолновая линия дублета обозначена на рис. 1 как 5 и так же обозначим величину расщепления 5 = (6.5 ± 0.001) мэВ. Постоянное значение расщепления во всех фононных полосах свидетельствует о том, что коротковолновый компонент дублета является повторением длинноволнового компонента и, скорее всего, связан со спин-орбитальным расщеплением валентной зоны.

Аналогичное дублетное расщепление фононных полос наблюдается и в спектре ЭЭП 4Н-8Ю,лишь величина расщепления составила 5 = (5.0 ± 0.001) мэВ. Заметим, что спин-орбитальное расщепление (СОР) атома углерода составляет достаточно близкую величину, а именно 5 мэВ. Вполне возможно, что меньшее значение СОР для 4Н-Б1С носит закономерный характер. Как известно, для оценки СОР в одноосном кристалле используется правило "двух третей1'! 17*], согласно которому СОР одноосного кристалла составляет 2/3 от СОР кубического кристапла. Тогда СОР гексагонального политипа 2Н-8!С составит 2/3 от СОР кубического политипа ЗС. Политипы 4Н и 6Н являются промежуточными, поэтому СОР 4Н-Б1С как более гексагонального оказывается меньше, чем бН-БЮ.

Согласно высказанному выше предположению (р.2.4), линии спектра ЭЭП бН-БЮ для Е(|С 3 и 4 (рис.1) обусловлены переходами в основное состояние экситона, связанное с валентной подзоной, отщепленной кристаллическим полем. Расстояние между максимумами этих линий составляет (26 ± 1) мэВ, что соответствует разнице в энергиях ЬА и ЬО| фононов (табл. I).

Это позволяет идентифицировать линии 3 и 4 соответствующими переходами с участием ЬА LO^ фононов. Согласно данным р.2.2,названные фононы участвуют в переходах для ЕЮ, обозначенных буквой А в р.2.3. Добавим, что в р.2.3 переходы, связанные с ГУдля Е||С, обозначены буквой С. Идентичность фононов в переходах А и С должна быть обусловлена идентичной симметрией фононов. Сравнение симметрии фононов в точке М (р. 2.3) показывает, что такая идентичность действительно имеет место и выражается неприводимым представлением Мь обидим для переходов А и С. Таким образом, можно заключить, что линии 3 и 4 обусловлены переходами в основное состояние экситона, связанное с валентной подзоной, отщепленной кристаллическим полем. Расстояние между ЬА и 3 или Ш, и 4 максимумами дает величину кристаллического расщепления А = 53мэВ± 1мэВ[4].

Таблица 2,

Энергии экситониых уровней и расщеплений валентной зоны, эВ бН-БЮ Т-2К 4Н- БЮ Т = 2К

1 Основное состояние экситона п = ! 3.024 3.265

Первое возбужденное состояние экситона п = 2 3.083 3.280

Второе возбужденное состояние экситона п = 3 3.094

Энергия связи экситона 0.078 0.020

Ширина запрещенной зоны 3.102 3.285

Кристаллическое расщепление валентной зоны 0.053 0.083

Спин-орбитальное расшеплснне валентной зоны 0.0065 0.005

В разделе 2.4. были высказаны, соображения, согласно которым полосы ТА - ТА' (рис.2) обусловлены переходами в основное и возбужденное состояния экснтонов, связанных с валентной подзоной, отщепленной кристаллическим полем. Поскольку в этом случае проявляется только один фоной, для его идентификации привлекалось дополнительное соображение. Величина кристаллического расщепления в политипах должна расти с увеличением степени гексагональности политипа. Степень гексагональности 6Н- и 4Н-51С соответственно Ь -33% и К = 50%, и поэтому "Дан > 53мэВ и, следовательно, искомый фонон должен оыть одним из фононов ТА| или ТА>. Тогда величина кристаллического расщепления будет равна А = (88 ± ПмэВ или А = (83 ± 2)мэВ. Однако н» прямой линии, отражающей зависимость Д (Ь), построенной на данных для трех политипов кубического ЗС (Д= 0), 4Н и 6Н более предпочтительной оказывается величина Д = (83 ± 2)мэВ [5]. Таким образом, три значения Д, одно из которых для кубического политипа 3 С (Ь=0) является априори точным и равным Д=0 , а два других - результаты эксперимента для 4Н и 6Н, хорошо ложатся на прямую линию, что означает линейную зависимость А от И. Отсюда можно прогнозировать значения Д для любого политипа. В частностидяя политипа 2Н (Ь=100%) оно составит Д = 170 мэВ.

Основные величины, характеризующие энергетические параметры экситона в 6Н- и 4Н-Б1С, приведены в табл.2.

3. УДАРНАЯ ИОНИЗАЦИЯ В ПОЛИТИПАХ КАРБИДА КРЕМНИЯ

Ударная ионизация - одна из важнейших характеристик любого полупроводникового материала. Так же, как и в газах, ударная ионизация в полупроводниках является физической основой работы многих полупроводниковых приборов. Для карбидокремниевых приборов, преимущества которых обусловлены прежде всего высокими значениями пробивных полей, данные по ударной ионизации были остро необходимы. Однако в литературе была известна только одна работа [30*], результаты которой оказались неожиданными. В частности,величины пробивного поля были в 4- 5 раз ниже приведенных в других работах, согласующихся друг с другом. Скорее всего, некорректность данных работы [30*] объяснялась несовершенством экспериментальных образцов.

Крайне интересной представлялась проблема ударной ионизации в политипах БЮ с точки зрения наличия в них естественной сверхрешетки (ЕСР). До постановки настоящей работы вопрос об ударной ионизации в полупроводниках со сверхрешеткой в литературе не поднимался.

3.1. Измерение ударной ионизации в политипах карбида кремния

Исследование ударной ионизации проводилось с помощью методики фотоумножения [12]. На образец с р - п-переходом направлялся свет с энергией 3.2 +4.0 эВ перпендикулярно плоскости р - п-перехода. Структура р - п-перехода была резкой и асимметричной Р' -Ы или Р'-Ы-где Р+- сильно легированная до Н,-^ » !021 см° дырочная область, N -электронная область, легированная на 3-4 порядка слабее и >Г -сильнолегированная электронная область с N<1 -А'а » 1021 см" . В качестве контактов использовались напыленный при Т=850К А1 и вожженный при 'Г

1300K Ni. Экспериментальные образцы изготавливались в виде мезаструктур диаметром 200 - 400 мкм.

К образцу подводилось обратное смещение, с увеличением которого росло и поле в р - n-переходе. Для устранения пробоя по боковой поверхности меза-структуры производилась обработка этой поверхности протонами с энергией 30 - 150 кэВ [20].Наведенный фототок в поле р-п-перехода умножается вследствие ударной ионизации. В процессе эксперимента определялся коэффициент умножения М как отношение умноженного фототока к фототоку при М = 0. Поскольку диффузионная длина дырок и электронов не превышала О.Змкм [14], а ширина р - п-перехода была примерно такой же, раздельное измерение дырочного и электронного коэффициентов умножения Мр и М„ в такой системе невозможно. Соотношение коэффициентов ионизации электронного а и дырочного р не известны, поэтому для их оценки используем выражения, пригодные для крайних случаев [121: •

1) сх = р а(р)= l/M2(Frn/Xm)dm/dFn,, (3-1)

2) а(6) =0

Р(а)= 1 /M(Fm/Xm)dM/dFra, (3-2), где FTO - максимальное поле в р - n-переходе, Хт - ширина р - п-перехода. Для определения Fm и ХГ(, снимались зависимости емкости от напряжения C(V). Величина контактного потенциала составила Vx =(2.7 -2.9)В.

Отсутствие р - п- переходов с однородным лавинным пробоем являлось пк зной причиной того, что к моменту начала данной работы не было ни одного исследования по ударной ионизации, и некоторое время в процессе выполнения работы наши попытки провести такие исследования были бесплодны. Но, благодаря проведенному анализу, были найдены технологические условия создания совершенных р - п-переходов [13], объяснена природа низковольтных микроплазм и сформулирована модель вакансионных кластеров [15]. На совершенных р - n-переходах повышение напряжения до пробоя не сопровождалось возникновением микроплазм, а сам пробой представлял собой поле, состоявшее из нескольких областей, с некоторым различием в интенсивности свечения между ними. В таких р - п-переходах обеспечивались однородность распределения электрического поля и, следовательно, корректность в измерениях коэффициентов ионизации от поля.

Полученные экспериментальные данные были обработаны по формулам (3-1) и (3-2). Интересно, что а предположении а - ¡5 кривая а(Р) не только не проявляла тенденции к экспоненциальному росту, но даже начинала падать при некотором поле. Как известно, такое не отмечалось ранее, когда аналогичная процедура применялась, например, в кремнии.

Разумный экспоненциальный рост, кривых а(Р) был получен только для случая а ф) = 0. Экспериментальная кривая достаточно хорошо согласовалась с расчетной кривой [31*] при следующих параметрах: длина свободного пробега электрона (дырки) равна 23&, Ьсоо/Е;= 0.026, где Ига» -120 мэВ - энергия оптического фонона, а Е; = 1.5Е,, - пороговая энергия ионизации. Итак, можно заключить, что в 6Н -81С поведение ударной монизации носит монополярный характер.

Подчеркнем, что это явление наблюдалось з геометрии, когда электрическое поле параллельно оси ЕСР. Поэтбму была предложена модель разогрева электронного газа в узкой зоне или мииизоне. Как отмечалось выше, в работе [•'*] высказано предположение о том, что в энергетическом спектре зоны проводимости имеются большие (порядка десятых электрон-вольта) разрывы, сужающие ширину зоны до нескольких десятых электрон-вольта. В то же время в валентной зоне таких разрывов нет. Наличие таких разрывов исключает возможность разогрева электрона до большой энергии без рассеяния на фононах. Поэтому можно предположить, что дырки ионизуют сильнее, чем электроны, и измеренный коэффициент связан именно с ними. Для доказательства высказанных предположений было необходимо:

1. показать другими независимыми методами существование эффекта монополярной ионизации.

2. получить объективные доказательства дырочной ионизации'.

3. показать, что монополярность ионизации жестко связана с направлением поля вдоль оси ЕСР.

3.2. Зависимость ударной ионизации от ориентации электрического поля

Для выяснения влияния ориентации поля относительно оси ЕСР необходимо было создать р-п-переход на плоскости, параллельной оси ЕСР[16, 17, 22, 24, 25]. Ранее р-п-переходы на этой плоскости не формировались. Проблема заключалась в том, что эта плоскость является местом выхода дислокаций и ее структурное качество существенно уступает базальной плоскости. Поэтому такая подложка удовлетворительного качества является большой редкостью . Именно с отбором качественных подложек связана основная трудность получения р-п-переходов, в которых поле ИЛС. Структуры р-п-переходов с Р||С и Р1С были идентичными.

Измерения в р-п-переходах с Р±С показали, что фотоумножение в таких переходах появлялось лишь в непосредственной близости от пробоя, причем коэффициент умножения возрастал с полем более резко, а его максимальная величина была меньше, чем у аналогичных р-п-переходов с РЦС. Такие особенности характерны для р-п-переходов с близкими коэффициентами ионизации электронов и дырок. Анализ зависимости коэффициента умножения М от поля показал, что коэффициенты ионизации электронов и дырок действительно различаются существенно менее, чем на порядок. Их величины удалось оценить из выражения [32*]:

Р = М[ к(М- и Г'аМШ, (3-3) где к = а / р предполагается постоянным. Если для РЦС экспоненциальный ход зависимости Р(Г') мог быть получен только для а = 0, То для РХС экспоненциальный ход зависимости Р(Г') был получен при р/а -2 -5-5, что означало биполярный характер ударной ионизации. Это коррелирует с выше сделанным предположением, поскольку перпендикулярно оси ЕСР электронный спектр непрерывный и поэтому характер ионизации биполярный. В зависимости р ~ ехр (-ро/Т) параметр ионизации одинаков для обоих направлений поля. Это не удивительно, так как и для Р1С дырки, вероятно, ионизуют сильнее.

3.3. Исследование шума лавинного умножения

Одним из наиболее чувствительных инструментов определения характера ударной ионизации является исследование шума лавинной ионизации. Обычно экспериментальные результаты представляют собой зависимость спектральной плотности шума гш от коэффициента умножения М. Согласно [33*], когда а или р равно С, гш ~ М2, если в область умножения инжектируются, в основном, сильно ионизирующие носители. В случае же смешанной инжекции г„, ~ М", где п > 2. Если а - р, то \2Ш ~ М3 независимо от соотношения начальных токов.

Для измерений шума использовались те же структуры, которые описаны в р. 3.1. Фототек в образце возбуждался лампой ДРш - 500 с фильтром УФС-6 или без фильтра. В умножении участвовали все дырки, возбужденные на длине W+ Ьр, и электроны, возбужденные на длине примерно 1/6№+ Ье. Здесь - ширина области пространственного заряда р-п- перехода, Ц и Ц - диффузионная длина дырок и электронов. Для сильно легированной Р* -области Ц« 0. Поэтому соотношение электронов и дырок, инжектированных в область умножения,составляло 0.1 0.15.

На рис.4 представлены зависимости ¡2Ц, М) для двух образцов с разным напряжением пробоя Уь (кривые 1 и 2) при Р||С [21, 30, 35, 36, 46]. На кривой 1 отчетливо видны два участка: первый участок описывается зависимостью гш ~ М2' 3±005, второй участок - ¡2Ш - М26± 0 05. Кривая 2, в

Рнс.4. Спектральная плотность шума < ¡У > в зависимости от коэффициента умножениям, 1.2 * Р||С, 3 - р1С. УЬ: Л - 70; 2 -190; 3 - 41. На вставке - М - 1(1') для образцов 1.2, основном, описывается зависимостью г.,, ~ М''"'5. Как указано выше, соотношение электронов и дырок, инжектированных в область умножения составляло 0.1 + 0.15. Отсюда следует однозначный вывод. что во всех указанных случаях зависимости 12ш М) характеризуют умножение, в котором дырки ионизуют сильнее, чем электроны, то есть Р>а. Некоторое превышение зависимости ¡2Ш М) над квадратичной обусловлено небольшой долей электронной примеси, порядка ~ 0.12, в общем инжекшонном токе. Оценки показывают, что при условии обратного соотношения, а именно а> Р,показатель степени был бы п =4+5.

Для образца с Упр—190В во всем диапазоне электрических полей до 4500 кВ/см р>а, а для образца с Уяр =70В соотношение между Р и а меняется, о чем свидетельствует излом на кривой 1. Выражение для избыточного шума [34*] при Мр » Ме может быть записано следующим образом:

Ое£Г- (Мр / 1-0 [ I - (I- 1Лс) {( Мр - 1)/М,}2], (3-4) где Г = Лп0 / ^ = ^п0 + 1р0, к = р/а, { ~ 0.1. Для кривой 2 при Мр = 40 Ое(Г -2.5, а на первом участке кривой I при Мр = 10 Ое(Т = 2.1. Полученные из (3 - 4) значения 1/к = 0 +0.02, что практически означает р»а во всей области эффективного умножения до Р,„ = 5300 кВ/см. Подчеркнем, что приведенный разброс значений 1/к - результат нечувствительности теоритического метода к изменению 1/к в данном диапазоне.

Участок 2 на кривой 1, где п =2.6, свидетельствует о том. что при РП1=5500 кВ/см возникает электронный компонент ударной ионизации, но при этом он остается меньше дырочного компонента ударной ионизации. Оценка с помощью выражения (3 - 4) при Мр = 20 дает к = б, что показывает тенденцию на выравнивание обоих компонентов при ?,„ ~ 5800 кВ/см. Это не удивительно, поскольку наличие лавинного пробоя в этих р-п-переходах само по себе требует такого выравнивания, иначе говоря, при Р(а) = 0 лавинный пробой невозможен. Комментарии по вопросу о механизме возникновения электронного компонента в условиях: минизонного спектра могут быть даны после изучения электронной ионизации в чистом виде при полном исключении дырочной ионизации. Для этого необходимо разработать другую структуру вместо использованного Р+- N - перехода. При таком подавляющем преобладании дырочной ионизации в новой структуре необходимо полностью исключить инжекцию дырок в область умножения. По этой причине инвертированная диодная структура Ы" - Р - Р" не дает нужного эффекта.

Необходимая структура для исследования электронной ударной ионизации была разработана [39] и на ней проведены прямые измерения электронного компонента ударной ионизации. Было установлено, что в условиях минизонного спектра признаки присутствия электродного компонента ударной ионизации вплоть до 0.9РЬ не наблюдаются. Здесь Рь -поле лавинного пробоя. При этом отчетливо проявляются эффекты ванье-штарковской локализации, само наличие которых исключает возможность ударной ионизации. Подробно об этих эффектах пойдет речь в главе 5.

Одним из наиболее убедительных доказательств определяющего влияния минизонной структуры зоны проводимости на характер ударной ионизации для РЦС было бы отсутствие такого влияния для 1\1С направления,в котором нет сверхструктуры. Проведенные исследования показали (рис.4, кривая 3), что для Р1С характер ударной ионизации заметно меняется в сторону биполярности, о чем свидетельствует и характеристика шума ~ М2'9* 0 05, При этом оцененное отношение р/сх составило к =1 +2 во всем измеренном диапазоне полей.

Таким образом, результаты данного исследования показали:

1. Монополярность ударной ионизации для направления поля вдоль оси ЕСР (РЦС) в широком диапазоне электрических полей, не имеющая аналогов среди известных полупроводников.

2. Подавляющее преобладание дырочного компонента ударной ионизации для РЦС.

3. Бйполярность ударной ионизации для Р1С.

4. Определяющее влияние минизонной структуры зоны проводимости и процессов ванье-штарковской локализации на характер ударной ионизации для Р||С.

3.4. Дырочная ионизация в подтипах карбида кремния

Всесторонне изученная ударная ионизация. в политипе 6Н-Й1С могла служить своеобразным эталоном при сравнительном анализе характера ударной ионизации в различных политипах БЮ. В общем случае это позчоляло установить характер ударной ионизации, существенно ограничивая необходимый набор экспериментов. Именно таким образом [23] были получены результаты еще для четырех политипов 3)С 4Н, ЮН, 15К, 2111 для направления электрического поля РЦС. Как и в случае 6Н-5)С применение формулы для биполярной ионизации (3-1) не дало разумного результата и обработка полученных экпернментапьных данных фотоумножения производилась по формуле для монополярной ионизации (3-2). Кривые р ~ f(l/F) были подобны между собой. Следовательно, ударная ионизация для всех приведенных политипов в указанном диапазоне полей Fra= 1000: 4- 5000 кВ/см является резко монополярной и осуществляется дырками.

Данные эксперимента описываются экспонентой р ~ exp(-F<>/F), где Fo- некое характеристическое поле. Полученной зависимости можно дать следующую теоретическую интерпретацию [17]. Заметим, что Р пропорционален интегралу

QO p(F)~ J"w,(fi)f(p, F) d3p/(2Kh)3, О-в) где s, пороговая энергия ударной ионизации (УИ), Wj (б) - вероятность ударной ионизации, f( р, F) -функция распределения (ФР) дырок по импульсам. Так как ФР экспоненциально спадает с ростом энергии, то интеграл (3-6) пропорционален значению ФР на пороге УИ, то есть P(F) ~ fo tef), (fo-симметричная часть ФР).

Аналогично [35*] нами был использован метод расчета асимптотики ФР в системе из двух подзон тяжелых и легких дырок. В последней длина свободного пробега велика и поэтому разогрев дырочного газа происходит по подзоне легких дырок. Разогрев при этом является баллистическим, то есть больших энергий достигают дырки, избежавшие столкновений с фононами. Число таких дырок, то есть асимптотика ФР, определяется вероятностью баллистического пролета, 1 él -1 которая равна ехр{— J 2, (s1) de' }. Тогда для коэффициента УИ е о ' получим:

P(F)=asexp(-F0/F), (3-7) dë где F0 = "У——. 0

Длина свободного пробега ?ц определяется рассеянием из подзоны легких дырок в подзону тяжелых дырок (рассеяние внутри подзоны легких дырок значительно слабее вследствие малой плотности состояний.в этой подзоне). В полнтипах БЮ роль подзоны легких дырок играет отщепленная кристаллическим полем подзона Г1 (р. 2.4). При этом А = 53 мэВ и А ~ 83 мэВ соответственно для 6Н и 4Н (табл.2), что намного меньше Ев. На основе предположения, что доминирующим является рассеяние на оптических деформационных фононах с энергией Ьш, был произведен расчет А.,(е). В целях упрощения расчета пренебрежем различием в частотах поперечных и продольных оптических колебаний. Отметим, что структура края валентной зоны в БЮ весьма сложна: расщепление энергетических уровней спин- орбитальным и кристаллическим взаимодействием, спектр вблизи края зоны тяжелых дырок сильно анизотропен. Однако в области больших энергий, Е>Ег, которые наиболее интереснм, влияние перечисленных факторов на зону легких дырок в значительной мере ослабевает. Это обстоятельство позволяет в первом приближении ограничиться сферически симметричным гамильтонианом и пренебречь членами, ответственными за спин- орбитачьное и кристаллическое расщепление валентной зоны. В такой модели точке р=0 соответствуют три блоховские амплитуды V, = X, = У, = Ъ. преобразующиеся как соответствующие координаты. Опуская подробности промежуточных вычислений, приведем конечные результаты. Длина свободного пробега будет следующей: где р - плотность кристалл?., а -постоянная решетки, с!« - деформационный потенциал. Ш|, гти, - ма:сы легких и тяжелых дырок,соответственно. При получении (3-8) учитывалось лишь.спонтанное испускание оптических фононов, то есть предполагалось, что кТ« Ь.ш. Для Го было получено следующее выражение:

3.8)

3-9)

2а~е\{р\ио

Сравнение F0 с экспериментальными данными затруднено из-за отсутствия каких-либо данных о величине гщ. Поэтому воспользуемся знанием F„ = 12000 кВ/см и из (3-8) получим для mi значение ~ 0.15 гп0, что хорошо согласуется с обычно наблюдаемым значением m|/mh в других полупроводниках. Это сравнение вполне уместно, поскольку валентная зона не имеет минизонных расщеплений. При расчете были использованы следующие значения параметров SIC: р = 3.2г/см3, mh =* 1.6 ш0 , Eg ж 3.065эВ (табл2), Ьш = 110 мэВ (табл.1), do = 69.3 эВ.

Таким образом, данная теория неплохо описывает процесс дырочной УИ в SiC и является дополнительным подтверждением справедливости проведенной интерпретации экспериментальных данных по У И в политипах SiC, согласно которой депрессия электронного компонента УИ происходит вследствие мшизонной структуры зоны проводимости политипов SiC.

4. ЛАВИННЫЙ ПРОБОЙ В ПОЛИТИПАХ КАРБИДА КРЕМНИЯ.

Лавинный пробой (ЛИ) является важнейшей характеристикой полупроводника; От других видов электрического пробоя ЛП отличается тем, что возникает благодаря ударной ионизации (У И) электронов и дырок с примерно равной эффективностью а » ß. Тогда, возникнув от единичного акта ионизации процесс будет самоподдерживающимся. Вольтамперная характеристика (ВАХ) р-п - структуры будет представлять собой практически вертикальную линию, показывающую резкий рост тока. Если a(ß) я 0, то процесс УИ не будет самоподдерживающимся, а рост тока с увеличением напряжения будет иметь монотонный, хотя, возможно, и экспоненциальный характер. Напряжение и поле ЛП определяют предельные параметры самых разных приборов как слаботочных, так и сильноточных, как низкочастотных, так и сверхвысокочастотных. Исследование ЛГ1 в карбиде кремния предпринималось до начала проведения настоящей работы {36*, 37*]. Авторами названных работ отмечалось два обстоятельства: 1) пробой носил микроплазменный характер; 2) зависимость напряжения пробоя от концентрации донорной примеси была более пологой, чем та,что обычно наблюдалась в большом количестве полупроводников; 3) величины напряжений пробоя были аномально велики, более чем вдвое превышали пробойные напряжения оцененные из зависимости Уь ~ КтЫ,), хотя, вследствие микроплазменного пробоя, не достигали максимальных значений.

Объяснить второе и третье обстоятельство авторы не смогли. Безусловно для прояснения этого вопроса авторам были необходимы данные исследования УИ, которые стали физической основой для выбора направления и интерпретации результатов исследований ЛП в настоящей работе. Специфика разогрева электронного газа в условиях минизонного спектра являлась главной причиной многочисленных аномалий лавинногс пробоя, о которых пойдет речь ниже [19,26, 33, 34, 45, 48]. Главными составляющими данной работы были сравнительные исследования ЛП в политипах 4Н, 6Н, 8Н, ЮН, 15Л, 21К и 2711, как объектах с различным набором параметров ЕСР, а также в одном политипе, но с взаимно ортогональным направлением электрического поля.

Основой результативности этой работы,в первую очередь, явилось создание р-п - переходов с однородным лавинным пробоем [13]. Пространственная однородность электрического поля контролировалась пс виду пробойной люминесценции, представлявшей собой сплошное светящееся пятно с небольшими различиями в интенсивности отдельных 34 областей. Достаточно высокая пространственная однородность электрического поля обеспечивала хорошую воспроизводимость и корректность измерений параметров УИ и ЛП.

4.1 Лавинный пробой в политипах карбида кремния при различных температурах решетки.

Лавинный пробой представляет собой процесс, протекающий при предельных для данного образца напряжениях и достаточно больших токах, соответственно при этом неизбежны заметные тепловыделения и, следовательно , повышение температуры.Будет ли повышение температуры идти по произвольной нарастающей и будет ли иметь тенденцию к стабилизации определяется, прежде всего, зависимостью напряжения ЛП от температуры. Большинство полупроводников имеют так называемый положительный температурный коэффициент напряжения лавинного пробоя (ТКНП), что означает увеличение напряжения пробоя с повышением температуры и является фактором, стабилизирующим ЛП. Механизм этого эффекта заключается в том, что с повышением температуры возрастает интенсивность рассеяния и, следовательно, уменьшается длина свободного пробега носителей заряда, а это приводит к увеличению поля и соответственно напряжения ЛП.

Большой интерес к изучению ЛП в карбиде кремния стимулировался наличием высоких пробивных полей и перспективой создания мощных лавинно-пролетных диодов. Поэтому знание температурных характеристик ЛП было остро необходимо и для практических целей.

Результаты исследования температурной зависимости ЛП в политипах 4Н, 6Н, ЮН, 15R, 21R карбида кремния[17, 23] не менее, чем на тридцати образцах с различным содержанием донорной примеси, показали отрицательное значение ТКНП (табл.3).

Под образцами подразумевается кристаллическая пластина размером 40 - 60 мм2, на которой сформировано 40 - 60 чипов. Каждый чип являлся объектом для исследования. Экспериментальные объекты объединяло наличие в них однородного лавинного пробоя и направление поля параллельно оси ЕСР, F||C.

Очевидно, что отрицательный ТКНП обусловлен спецификой разогрева электронного газа. Как показано в р. 3.3, электронный коэффициент УИ а» 0 до некоторого значения поля, после которого увеличение поля вызывает возникновение а и очень быстрое его нарастание до величины, сравнимой с р. Механизм разогрева электронов в условиях минизонного спектра заключается в возможности увеличения энергии перпендикулярного полю движения Е(кг ) за счет энергии движения, параллельного полю E(k|¡). Электрон набирает энергию, двигаясь параллельно полю в первой минизоне, и в результате рассеяния на фононах энергия Е(кц) перекачивается в энергию E(k¿ ), а, как известно, энергетический спектр Е(кх ) непрерывен. В работе [38*] численным расчетом по методу Монте-Карло показано, что энергия Е(кц) достигает максимального значения порядка ширины первой минизоны Et и не изменяется лри последующем увеличении поля. В то же время Е(кх ) достигает величины в (3*4) Е) и т?кже перестает зависеть от поля. В [39*] та же задача была решена аналитически и получено выражение для Е(кх ) в виде электронной температуры Тэ *= Т{1 + (Et / &«)'}, гдеТ - температура решетки, fio - энергия оптического фонона. Из этого выражения видно, что эффективность разогрева в минизоне растет с повышением температуры решетки. Но оценка электронной температуры дает величину много меньшую, чем та, которая необходима для ионизации. Поэтому этот канал разогрева может рассматриваться как первая фаза разогрева. Второй фазой электронного разогрева может явиться туннелирование в вышележащую минизону, ширина которой существенно шире первой минизоны, что в принципе позволяет достичь электронного разогрева, необходимого для ионизации.

Таким образом, рассмотрение возможной модели электронного разогрева показывает, что интенсивность электронного разогрева в сверхрешетке для поля, направленного вдоль ее оси, растет с повышением температуры. Следовательно, наблюдаемый в полнтипах SiC при F||C отрицательный ТКНП вполне закономерен и является еще одним подтверждением минизонного характера электронного спектра в политипах SiC.

Чтобы приведенная трактовка была еще более убедительной, требовалось показать, что ТКНП в образцах с f1c положительный. В противном случае указанная интерпретация не была бы однозначной. Подчеркнем, что образцы для F|[C и F1C вырезались из одного кристалла, чтобы исключить влияние различий в примесном составе образцов. Как известно, отрицательный ТКНП наблюдается в полупроводниках, легированных глубокой примесью.

ТКНП в образцах с F1C оказался положительный (табл.3). Этот простой результат является весьма убедительным свидетельством предложенного механизма разогрева электронов в ЕСР политипов карбида кремния.

3.2. Зависимость напряжения пробоя от концентрации донорной примеси, ориентации электрического поля и ширины запрещенной зоны.

Согласно универсальной, но эмпирической формуле [40*], справедливой для большинства полупроводников, напряжения пробоя (НП) резкого асимметричного р-п-лерехода является следующей функцией:

Vb= 60(E^l.l)3/2{(Nd- NJ/IO'V'4, (4-1) где Eg в эВ, Nd- N, в см"\ a Vb в В.

Выше упоминалось, что в [36*] ход зависимости Vb ~ f(Nd- Na) был более пологим по сравнению с другими полупроводниками. Полученные б данной работе результаты свидетельствует о следующем: 17 Зависимость Vb ~ f(Nd- N,) для Fj|C практически совпала с приведенной в (4-1) [23].

2. Зависимость Vb ~ f(N,r Na) для F1C была несколько более пологой [23]. но тоже достаточно близкой к (4-1).

Совпадение с (4-1), наблюдаемое в случае FHC. не противоречит высказанной модели ЛГ1. Физические причины, обуславливающие

Таблица 3.

Политип 5|С

Ширина депре -лценной зоны, эВ. Г=300К

Максималь ное лекгрич. поле невинного пробоя резкого асимметрия ного р+-п перехода, п«1.2- 10й см Ю-6 В/см

Максимальн. электрич. поле лавинного пробоя резкого асимметричного р+- п-перехода, п з

10"4 В/см 8

1.2 10

Р1С,

Температ. коэффициент лавинного пробоя, ШС,104К-'

Температ. коэффициент лавинного пробоя, Р±С, Ю4 К'1

4Н

6Н

ЮН

15Я

2Ш

3.25

3.065

3.095

2.995

2:865

5.9

Уь=90В)

5.5 (Уь =78В)

4.6 (Уь =55В)

5Л(Уь *76В)

4.7 (Уь =57В)

3.7 (Уь 41.7В)

-4.6

-3.25

1.5

-1.4

- 1.93

-1.2 зависимость Уь ~ N3) сохраняют справедливость и в условиях полупроводника с ЕСР. Что касается несколько более пологой зависимости для Р±С, то здесь, скорее всего, сказались дополнительные центры рассеяния, связанные с повышенной плотностью дислокаций на плоскости

112 0, о чем упоминалось в р. 3.2.

Величина напряжения пробоя для РЦС.как и в [36*, 37*] оказалась существенно более высокой в 5-7 раз, чем оцененная из (4-1) й выше, чем в [36,*,37*] на 15-30%. Последнее обусловлено однородностью ЛП в наших р-п- структурах. Аномально большое НП в политипах Б [С дш: Р||С качественно объясняется в рамках предложенной модели ЛП. НП в условиях полупроводника с минизонной структурой электронного (дырочного) спектра является функцией не только Ек, но и параметров минизонного спектра Е[ и Е|2. В разделе 3.3 было показано, что существует широкая область полей, в которой а~0,и только перед самым пробоем а становиться отличным от 0 и очень быстро нарастает. Механизм активизации элетронного компонента УИ рассматривался в р. 4.1. За счет интервала электрических полей между областями, где а~0 и а*0, создается избыточное возрастание электрического поля и напряжения ЛП.

Напряжения ЛП для р-п-структур с Р1С оказалось в два-три раза меньше, чем при Р}|С. Однако следует отметить, что и в этом случае оно превысило оценочное напряжение ЛП по формуле (4-1) более, чем вдвое.

4.3. Образование диссипативных структур и шнурование тока ■ при лавинном пробое. Распределение электронно-дырочной плазмы (ЭДП) в плоскости р-п-перехода можно изучать визуально благодаря излучению ЭДП в видимой области спектра (светлоголубое свечение). Экспериментальное исследование поведения ЭДП, возникающей при однородном ЛП обратносмешенного р-п-перехода, показало, что ЭДП расслаивается по площади р-п-перехода в случае РЦС, начиная с плотностей тока » (10 4-20) А/см2 [26,42,45,48]. Расслоение проявляется в смене (по мере увеличения тока) однородной по плошали картины пробоя (рис.5,а) на неоднородную (рис. 5, б). С ростом тока яркость свечения ЭДП в одних местах увеличивается, а в других - падает, и при >100 А|см2 картина пробоя представляет собой большое количество ярких точек на темном фоне. Размеры точек и расстояние между ними составляют 1-4 мкм. При импульсном режиме характер картины не зависит от длительности импульса в диапазоне тр = 10"5 -И0'7 с. и определяется лишь значением плотности тока. Дифференциальное сопротивление образцов в области токов, где реализуется расслоение ЭДП, оказывается положительным. Увеличение температуры решетки Т| от 300 до 600К приводит к увеличению }с примерно в два раза. Напротив, при охлаждении образца ]с уменьшается, но при Т| <230К расслоение ЭДП не наблюдается вплоть до 500 А/см2. При отклонении направления электрического поля р-п перехода от оси ЕСР более, чем на 10° , расслоение не наблюдается и ЭДП остается однородной вплоть до ] = 500 А/см2.

Рис.5. Излучение при лавинном пробое бН-ЗЮ р-п-псрсхода: а - однородная картина, б - расслоение тока.

Отметим, что наблюдаемый эффект расслоения ЭДП реализуется лишь в достаточно однородных образцах, в которых при малых токах пробой не микроплазменный, а однородный по площади р-п - перехода. В образцах с малым количеством микроплазм эффект расслоения ЭДП реализуется в однородных участках структуры {г.ие микроплазм).

Как было показано в р.4.1., разогрев в'условиях минизонного спектра происходит благодаря рассеянию,на фононах: Но при увеличении плотности тока1 растет концентрация электронов п и возрастает частота электрон-электронных столкновений. При таких стол кновениях, как и при электрон-фононных столкновениях, увеличивается энергия перпендикулярного движения, то есть растет концентрация горячих электронов и, следовательно, с ростом п увеличивается скорость ударной ионизацииНаблюдаемый эффект расслоения, по-видимому, и связан с возникновением при больших плотностях тока возрастающей зависимости от п. Ниже будет показано, что, несмотря на незначительность доли электрон-электронных по сравнению, с электрон-фононкыми столкновениями в процессе электронного разогрева, их вклад в развитие процесса неустойчивости пространственного распределения ЭДП оказался решающим. Этот случай является яркой иллюстрацией роли малого по абсолютной величине, но нелинейного фактора, в определении синэкергетического сценария развития того или иного процесса.

Распределение концентрации электронов и падения напряжения V по площади р-п-перехода (оси х и у) приближенно описывается уравнением непрерывности числа частиц: f-ЯД.л + яиСяЛ--~~~z ~ (4-2) dt ТГ("У) Т" и баланса плотности тока в структуре . dV ~ ~ i с —= crJV¿\tV~en\Vn+(V-V)p, (4-3) где D- коэффициент биполярной диффузии; т„ = w/|vn(; w- толщина области пространственного заряда (ОПЗ) р-п- перехода; v„— дрейфовая скорость электронов; р = W/ег; W иа > толщина и проводимость полупроводниковой базы (квазинейтральной области структуры); Неэффективная толщина поперечного растекания тока в базе (fV¿W); т, -время рекомбинации носителей в ОПЗ; V - полное напряжение на структуре; с- удельная емкость р-п-перехода; Д = c?/dx! + é/dy2 (ось Z выбрана в направлении оси ЕСР). Линеаризуя уравнения (4-2) и (4-3) относительно малых флуктуаций 5 F, 5n~exp (ikjr. L -yt) вблизи исходного однородного состояния V= Fb и п = П|„ получим дисперсионное уравнение, из анализа которого следует, что распределение концентрации ЭДП и соответственно плотности тока по площади р-п-перехода оказывается неустойчивым (Rey < 0) при положительной дифференциальной проводимости структуры, т.е. при $

Если условие (4-6) не выполняется, то возникает апериодическая неустойчивость (1ту =0) ЭДП относительно флуюуаций с волновыми числами вблизи к, ^Ко-ОхЬ)''^"3, когда £>£„, где £определяется из уравнения

- (21шг

4-7) (4-8)

4-9)

Л = ел/,|у„|; Л = (йг,/2- характерная биполярная диффузионная длина носителей в ОПЗ р-п-перехода в направлениях х,у; Ь =(а\¥V¡, ! Л - характерная длина изменения падения напряжения на р-п-перехсде(для неоднородных возмущений К вблизи V- V и ). Используя характерные значения ст = 20 Ом"'см'', = 3 • I О'2 см, V,, = 50В, Л = 20 А/см2, ™ =2- КГ'

А ' ТТТ ** ' см, v,, = 10'см/с, с = 2-10 яф/См', О « 1 см /с и полагая п «2- 10''см, Г 100, получим - 2- 10"1, а « 1, т.е. условие расслоения ЭДП (4-8) значительно мягче условия возникновения колебаний (4-6), Таким образом, ЭДП расслаивается уже при малых значениях д НО*4. Эти значения отвечают малым значениям п и .1. Согласно (4-7), период критической флуктуации Ьц = я/к() » 3-10"4 см, что соответствует экспериментально наблюдаемому расстоянию между яркими точками расслоившейся ЭДГ1.

Расслоение лавинного тока связано с тем, что при малом локальном увеличении лавинного тока в области размера с1 ~ ко"1 (1<

Такое лавинообразное нарастание плотности лавинного тока в области размером <1«Ь практически не подавляется падением напряжения на квазинейтральных областях структуры вследствие сильного растекания тока по этим квазинейтральным областям. Именно поэтому расслоение лавинного тока наблюдалось при положительном дифференциальном сопротивлении р-п- структуры: однородное увеличение лавинного тока полностью подавляется соответствующим однородным увеличением падения напряжения на квазинейтральных областях.

Проведенное рассмотрение не учитывало возможный джоулев разогрев р-п-структуры поданной на нее мощностью Р = IV. В статическом режиме это справедливо при малых токах и хорошем теплоотводе .При больших токах использовался импульсный режим.

Если джоулевым разогревом пренебречь нельзя, то эволюция нитей лавинного тока в статическом режиме, а также кинетика расслоения лавинного тока будут существенно отличаться от рассмотренных. Это связано с тем, что напряжение пробоя падает, а скорость ионизации растет с температурой. С помощью численного моделирования [48] установлено, что такое уменьшение напряжения лавинного пробоя приводит к тому, что по мере увеличения тока и соответствующего увеличения температуры 'Г размер или диаметр нитей тока становится больше, а их число уменьшается. В конечном итоге, начиная с некоторого достаточно большого тока I = ^ > 1с все нити тока сливаются в одну, образуя одиночный шнур тока и на ВАХ р-п-структуры возникает небольшая по абсолютной величине отрицательная дифференциальная проводимость структуры [19].

Однако многие качественные свойства этого шнура принципиально отличаются от тепловых шнуров, образующихся при тепловой неустойчивости в различных распределенных системах [41*]. Так, по мере увеличения полного тока рассматриваемый ионизационный шнур в отличие от теплового шнура не сужается, а, наоборот, расширяется и плотность тока в центре шнура уменьшается [19]. Эти качественные отличия рассматриваемого ионизационного шнура от теплового связаны с тем, что существование ионизационного шнура так же, как и многочисленных нитей, существующих при отсутствии заметного ажоулевого разогрева, обусловлено зависимостью от п. В результате случайного локального перегрева какой-либо нити ток в этой нити начинает увеличиваться за счет перекачки тока из близлежащих нитей и, таким образом, их число уменьшается. Джоулов разогрев решетки здесь играет вторичную роль, вызывая перекачку многочисленных нитей тока в одиночную нить - шнур тока. Эти же качественные выводы о влиянии джоулева разогрева решетки на свойства нитей тока подтверждаются экспериментальными (рис.б а,б,в,г) и численными исследованиями кинетики расслоения тока [48]. шшш

• Я»®«!

Ж А - • ад

1

Л .' - . ж г, г' «кг нв . - • • 1

1 * л4:

РС —с-1 »;■ "ТГ—м

1'ис.б. Кинетика нитей лавинного тока в импульсном режиме. /М. мке: 0 2(а), 1.2 (6)

Рассмотренная система относится к классу активных систем с диффузией, нелинейная теория диссипативных структур в которых развита в [42*, 43*]. В частности, в [43*] отмечалась возможность образования сложных устойчивых двумерных статических структур, которые и наблюдаются в изученной системе. Однако рассмотренный в настоящей работе механизм расслоения ЭДГ1 и образования диссипатнвных структур предложен впервые.

5. КВАНТОВЫЙ ТРАНСПОРТ В ЕСТЕСТВЕННОЙ СВЕРХРЕШЕТКЕ ПОЛИТИПОВ КАРБИДА КРЕМНИЯ

По результатам исследования ударной ионизации и лавинного пробоя в восьми полнтипах ЗтС были сделаны два главных вывода: 1) В одноосных политипах карбида кремния в направлении оси ЕСР электронный спектр имеет выраженную миннзонность.

Квазисвободный электронный транспорт в диапазоне средних значений электрических полей от 1 ООО до 2500 кВ/см практически подавлен процессами ванье-штарковской локализации (ВШЛ).

2) В дырочном спектре никаких особенностей, связанных с влиянием ЕСР, не было обнаружено. Дырочный транспорт в указанном диапазоне полей является квазисвободным.

Но ударная ионизация и лавинный пробой представляют собой конечную фазу процесса ВШЛ. Начало этого процесса происходит при гораздо более низких значениях полей, где, согласно теоретическим предсказаниям, должно наблюдаться множество интересных эффектов.

Результат решения задачи о развитии процесса ВШЛ в кристаллах широко известен как трансформация под действием электрического поля непрерывного зонного спектра в дискретные уровни, локализованные в пространстве, так называемые ванье-штарковские лестницы [2*]. При этом расстояние между уровнями (штарковская энергия) определяется как

Д Е=еГа. /' (5-1)

Здесь е. Г, а являются, соответственно, зарядом электрона, электрическим полем и периодом кристаллической решетки.

Практическое обнаружение эффектов ВШЛ возможно только при использовании сверхрешетки (СР), обладающей спектром носителей заряда, состоящим из узких зон, известных как минизоны. Для подобных объектов теоретически предсказан ряд эффектов ВШЛ, связанных с возникновением отрицательной дифференциальной проводимости (ОДП).

Принципиальная возможность получения ОДП, связанной с индуцированной полем локализацией, на искусственной СР была показана в [3*]. Пороговое поле ее возникновения определялось как еР,^///г- критерий Есаки-Тсу (Е-Т), (5-2) еР,с1>2яТ]/1 - критерий блоховских осшшляций(БО). (5-3)

Здесь Г} и г являются, соответственно, постоянной Планка и временем рассеяния электронов, а с1-периодом СР. Критерии (5-2) и (5-3) означают., что ОДП, связанная с этими эффектами, возникает тогда, когда частота осцилляций еР,с1//) или превышают частоту рассеяния.

В эффекте, рассмотренном выше, штарковская энергия еРс! еще настолько мала, что квазинепрерывность первой минизоны сохраняется, то есть на ее ширине укладывается много штарковских уровней. По мере дальнейшего роста поля размер области, в которой локализован электрон 1-Е ¿еР, уменьшается. Здесь Е^ширина первой минизоны. Минизона при этом разрушается, и спектр приобретает вид дискретных энергетических уровней. Электронный транспорт в такой системе описан теоретически с [44*,45*]. Проводимость в этой области электрических полей становится возможной за счет перескоков между дискретными штарковсхичи уровнями с участием фононов. При этом предсказана ОДП, связанная с резонансами фононных переходов. Поля, соответствующие таким резонансам,оиределяются как с>Г(1п-!]а)> (5-4)

Здесь Т](о - энергия соответствующего фонола, п принимает значения 1. 2. 3.

При еще больших электрических полях штарковская энергия достигает такой величины, что ни ширине минизоны укладывается только один уровень. Это г случаи был рассмотрен теоретически в [46*]. Был предсказан эффект ОДП с пороговым полем ^ • ' .

Е=Е,/2ес1

5-5).

Еще одним возможным механизмом проводимости в режиме ВШЛ является межминизонное резонансное туннелирование, рассмотренное в работе [47*]. Оно возникает в случае, когда высота ступени ванье-штарковской лестницы еРс! равняется энергетическому зазору между первой и второй минизонами Е|7: еГ<1~Еи. (5-6)

Однако, в ряде теоретических работ [48*, 49*] ставится под сомнение корректность решений, в которых было получено существование ВШЛ. В значительной степени это связано с отсутствием убедительных экспериментальных подтверждений этого явления.

В данной работе для исследования ВШЛ нами предложен объект, существенно отличающийся от использовавшихся ранее, а именно ЕСР, которую содержит большинство политипов карбида кремния. Следующим естественным шагом в развитии этих исследований была попытка прямого наблюдения эффектов ВШЛ в электронном транспорте посредством изучения вольтамперных характеристик кристаллов, содержащих ЕСР, в сильных полях. Из изложенных выше результатов следует, что успех здесь зависит от возможности получить чистый электронный ток, так как дырочный компонент, не подверженный влиянию ВШЛ, маскирует особенности ВАХ и не позволяет наблюдать искомые эффекты. Попытка решить эту задачу наиболее простым способом, то есть использованием карбида кремния с проводимостью п-типа, потерпела неудачу. Проблемы были связаны с недопустимо большими плотностями тока при полях

Р>10^В/см, с влиянием контактов, а также с неоднородным распределением поля в образце. В связи с этим была разработана оригинальная экспериментальная структура, удовлетворяющая следующим требованиям:

1) измеряемый ток в образце является чисто электронным:

2) электрическое поле в образце однородно;

3) током в образце можно управлять, независимо ст поля. Создание триодной экспериментальной структуры, удовлетворяющей этим требованиям, позволило исследовать электронный транспорт в разных политнтш, в широком диапазоне полей и наблюдать эффекты, связанные с разными фазами ВШЛ. $.1. Методика эксперимента,

Триодная структура, разработанная для изучения электронного транспорта в карбиде кремния а сильных полях, обладает рядом существенных отличий от традиционного транзистора, на которых следует остановиться отдельно [27, 39].

Основным ее элементом является база, легированная глубокой акцепторной примесью (скандием) с энергией ионизации Е>0.5 эВ. Это позволяет достигать при комнатной температуре концентрации дырок

10 п э~10 см"-'. Характеристические времена деионизашш такой примеси з

0 т -2 области объемного заряда при р~10 см"-1 превышают 10 с. Это означает, что прямосмещенный эмиттерный п+-р-переход может быть открыт только * -2 постоянным напряжением или импульсами с длительностью (>10 с.

Однако, после того, как потенциальный барьер понижен, инжекция, которая является тактически безынерционным процессом, может осуществляться

-6 короткими импульсами с длительностью С< 10 с.

Рассмотрим теперь коллекторный р-п+-переход. При его обратном смещении установление электрического поля в базе определяется процессом ионизации глубокой акцепторной примеси, время которого также достаточно велико. Поэтому, если обратное смещение осуществляется достаточно короткими импульсами, акцепторные уровни в Лазе остаются нейтральными, концентрация дырок, как было сказано, не превышает 10 см"-\ что соответствует экранированию элегического поля на длине более 10 см. Таким образом, при ширине базы 5-10 мкм экранирование поля будет очень слабым и поле в базе может считаться тактически однородным. Его величина будет определяться как Р=\;Ду, где "'-величина импульса напряжения на базе, а \у~ширина базовой области.

Поиниип работы описанной структуры состоит в следующем.

Обратное импульсное смешение Уг) с периодом ^-10 с прикладывается между коллектором и эмиттером. Прямое постоянное смещение .V тикладывается к переходу эмиттер-база. Связанный с ним ток эмиттер' 7 8 база практически не влияет на величину инжекции из-за большого (10 -10 Ом) сопротивления р-области. Задача этого смещения - понизить высоту контактного барьера. Импульсное напряжение, приложенное между коллектором и эмиттером, обеспечивает однородное электрическое поле, которое, распространяясь через базу, достигает открытого эмиттерного перехода и вызывает инжекцию. Ток инжекции растет вместе с V , однако, он может быть ограничен изменением Уь. Сопротивление базовой области з < при протекании импульсного тока уменьшается в 10-10 раз, благодаря тому, что инжектированные в базу электроны подхватываются полем и пролетают базу, достигая коллектора. Таким образом, в экспериментальной структуре реализован инжекционно-пролетный механизм протекания тока. Описанная электрическая схема соответствует транзистору, включенному с общим эмиттером.

В данной экспериментальной структуре реализованы все перечисленные выше условия, необходимые для изучения электронного транспорта в сильных полях в условиях ВШЛ. Через базу протекает чистый электронный ток, управляемый постоянным смещением, не влияющим на величину поля в базе. Поле на всей ширине базы при этом практически однородно. Впервые эта экспериментальная структура описана нами в [39]. Позднее триодная структура была применена в работе [15*], причем ее использование обосновывалось теми же соображениями.

При создании описанной экспериментальной структуры на подложке п-типа сублимационным сэндвич-методом были выращены эпитаксиальные пленки политипов 4Н-, 6Н-, 8Н- и 2легированные скандием. Надо отметить, что проблема управляемого роста того или иного политипа практически не решена и поиск нужного объекта требует отбора из большого числа, образцов. Далее на пленке р'типа создавался слой п+ толщиной в 1-2 мкм. Толщина базового слоя определялась прямыми измерениями ширины области люминесценции, исходящей из торца готовой трехслойной структуры. Обычно толшина базового слоя была в пределах 5-10 мкм. После этого методом фотолитографии изго,тавливалясь экспериментальная структура. Диаметры коллектора, базового электрода и эмиттера составляли,соответственного мкм, 400мкм и 200мкм.

В процессе измерений фиксировался ток в цепи эмиттера. При изменении импульсного напряжения базовое смещение обычно поддерживалось постоянным. Кроме того, для наблюдения за состоянием экспериментальной структуры фиксировались постоянные токи в цепях эмиттера и базы.

5.2 Ванье-штарковская локализации з политипах карбида кремния.

Полученные в результате измерений К-образные В АХ для политипов 4Н-, 6Н-И вН-БЮ представлены на рис. 7 [41, 44, 47, 49, 51, 54, 55, 64 - 67, 69, 72, 73, 75] . Пороговые поля начала падающих участков

ВАХ, то есть возникновения ОДП, составили: в разных образцах 8Н F. -l.lxlO5 В/см, 6Н F,~1.5xI05 В/см и4Н F,~2.9xl05 В/см. Ft определялось с погрешностью около 10%, связанной, в первую очередь, с неточностью определения ширины базового слоя. Из рис.7 видно, что полученные ВАХ качественно близки, однако, пороговые поля существенно различаются. Заметим, что на рис. 7 представлены структуры, на которых N-образная ВАХ проявилась наиболее отчетливо. В ряде образцов падение тока не превышало 20%, кроме того, в многих случаях наблюдению эффекта препятствовали неконтролируемые утечки тока и микроплазменныт пробой. ВАХ 30% образцов даже при отсутствии подобных утечек сохраняла монотонность вплоть до полей пробоя [49].

Для численных оценок по выражениям (5-2) и (5-1) требуется значение времени рассеяния т, которое можно оценить по формуле т=т*р/ /е. Но при этом эффективную массу ш* и подвижность ц нужно определять 4

4Н Е О

01

2 • -Electric fiele! х 10'5 (V/cm) 3

Рис.7. I-F характеристика экспериментальных структур. m;i основе 4Н-, 6Н- и Ш - Sit. при больших полях, близких к пороговым. Для таких оценок были использованы результаты измерений насыщенной скорости дрейфа электронов для F||C vs. Электрические поля Fs, при которых происходило насыщение дрейфовой скорости,составили 135кВ/см, 140кВ/см и 155кВ/см, а сами vs 1.0-1Q6 см/сек., 2.0- 106 см/сек. и 3.3- 106 см/сек для 8Н, 6Н и 4Н, соответственно. Отсюда ц и ш* определялись по формулам [40*]: i = vs/Fs, (ä-7) т* = 8Ер/ЗпуД (5-8) где Е„ = 106 мэВ -усредненная энергия оптического фонона (табл.1). Время

-13 -13 -13 рассеяния оказалось t= 1.6x10 сек., t=3xl0 сек. и t=5.9xl0 сек.-для 4Н,

6Н и 8Н, соответственно. Периоды ЕСР составляют d=5xl0"^ см для 4H-SiC d= 7.5х10"^см для 6H-SiC и d—10x10"^ см для 8H-SiC. Пороговые поля по Ч-Т критерию (5-2) составили: 80 кВ/см, 27 kB/см и 10.6 кВ/см для 4Н, 6Н и 8Н, соответственно, что существенно меньше приведенных выше экспериментальных значений 290 кВ/см,150 кВ/см и 110 кВ/см» соответственно. Пороговые поля по БО критерию (5-3) 500 кВ/см, 170 кВ/см и 65 кВ/см существенно ближе экспериментальным значениям, а учитывая 30% погрешности в определении vs, степень совладения достаточно высокая. Поэтому наблюдаемые эффекты скорее коррелируют с режимом блоховских осцияляций, чем с Есаки-Тсу режимом.

По-видимому, наблюдаемую ОДП можно объяснить и другими причинами. Известно, что N-образная ВАХ возникает также и при рекомбинационной неустойчивости, когда носители тока захватываются на отталкивающие центры [50*]. Однако, времена пролета электронов через базовый слой t<10-'° сек. существенно меньше времени рекомбинации, что уменьшает вероятность этого процесса. Кроме того, в случае рекомбинационной неустойчивости пороговые поля для политипов 4Н, 6Н и 8Н были бы практически одинаковыми.

Таким образом, представляется обоснованной интерпретация наблюдавшихся эффектов в рамках теории ВШЛ. Параметры эффектов соответствовали критериям ВШЛ, а различие пороговых полей для трех политипов соответствовало различию в параметрах сверхрешетки между ними. Возрастающая ветвь ВАХ справа от пороговой точки может быть объяснена ростом инжекции при увеличении поля, а также поперечным разогревом электронов. Кроме того, не все электроны, участвующие в протекании тока» подвержены ванье-щтарковскому квантованию. В силу геометрии экспериментальной структуры, протекание тока в ней возможно и в направлениях, отличных от оси ЕСР. Наблюдаемая для этих политипов ОДП в режиме БО рассматривалась как начальная фаза процесса ВШЛ.

5.3. Исследование ВШЛ в сверхсильном электрическом поле. до сих. пор речь шла об эффектах ВШЛ в сильном поле, при котором, однако, расстояния между уровнями штарковской лестницы малы настолько, что минизону можно считать квазинепрерывной, то есть Е]»еР& При дальнейшем росте электрического поля непрерывность электронного спектра нарушается, а область, в которой локализуется электрон, уменьшается. Поля, при которых ее размер существенно меньше длины свободного пробега, то есть

Е}/еР«1, ■ (5-9) мы будем называть сверхсильными.

С целью исследования дальнейшего развития процесса ВШЛ при таких полях экспериментальная методика была несколько модифицирована [53, 56]. Это было связано с тем, что методика, описанная выше, не позволяет достичь полей выше 5x10^ В/см из-за возникновения локального пробоя. Основное изменение условий эксперимента состояло в том, что на коллекторный переход, помимо импульсного, подавалось постоянное напряжение, смещающее его в обратном направлении. Это приводило к ¿ому, что кроме импульсного напряжения, однородного по всей базовой области, в области объемного заряда коллекторного перехода было сосредоточено значительно более сильное постоянное поле. Поскольку данный переход образован сильно легированной п+- областью с Ыс1-Ма=(3-„}х101^ см'З, а также р'областыо с На-Ы<1<2х]0^см"3, переход можно считать резким и асимметричным, а электрическое поле в нем -меняющимся с координатой линейно. Максимальное поле на границе между р и п+областями при этом составит [40*]

Р =2У(еЫ/2ЕУ)!/2,

5-Ю) где ¿-диэлектрическая проницаемость, а М-Т^-И^ Среднее поле внутри каждой из областей будет равно половине максимального. В этой схеме роль импульсного поля заключалась в том, чтобы обеспечить инжекцию электронов в базу и их дрейф в область сильного поля.

I - Р характеристики политипа 6Н, показанные на рис. 8, содержат пять особенностей, отмеченных цифрами 1, 2, 3, 4, 5. Область!

•500 ! 50 400 350 300 250

50 100 50 .0

Рнс.8.1-Р характеристика экспериментально!'! структуры на основе 6Н - Я^С ( случай сверхсильных полой) Комментарии в тексте. характеризуется пороговым полем бООкВ/см, Представляется маловероятным, что этот эффект обусловлен БО электронов, то есть начальным этапом процесса ВШЛ. Как было указано выше, для БО

- 5 i У у \ \ \ у' / \ 1,.

Electric field (kV/cm) пороговое поле составляет около 150 кВ/см. В данной схеме опыта реализовать столь малые поля не удается, так как даже при отсутствии внешнего поля контактный барьер р-n- перехода составляет 2.7 В, что соответствует среднему полю в области объемного заряда, превышающему 150 кВ/см. Для дальнейшего уменьшения поля необходимо инвертировать внешнее напряжение на коллекторном переходе, но при этом трехэлектродная стру ктура становится неработоспособной.

Для политипа 6Н пороговое поле 600 кВ/см соответствует штарковской энергии 45 мэВ, что свидетельствует о возможности сильной локализации, приводящей к нарушению условия квазинепрерывности электронного спектра в первой минизоне. При этом проводимость может осуществляться путем перескоков электронов между квазидискретными уровнями с участием фононов. Теоретическое рассмотрение этого механизма проводимости выполнено в работах [45*,46*]. Физические модели, положенные в основу расчета, в них были различными и , соответственно, различными оказались и предсказанные результаты. Общим для этих работ является вывод о том, что ВАХ должна иметь вид резонансов с пороговыми полями возникновенйя ОДП, определяемыми соотношением eFdn=const (5-11).

В [45*] константой являлось значение энергии фонона, а в [46*] - ширина первой минизоны Ej. Индекс п=1, 2, 3,. соответствует числу слоев сверхрешетки, через которые прыгает электрон.

На ВАХ полгтипа 6Н особенности 1, 2 и 3 характеризуются штарковскими энергиями 45, 80 и 103 мэВ,соответственно, которые близки к энергиям поперечного (46 мэВ) и продольного (77мэВ) акустически фононов, а также продольного оптического фонона (103-112 мэВ) в минимуме зоны проводимости (табл.1)- Таким образом, ОДП, наблюдаемая в областях 1, 2 и 3, может быть интерпретирована как электронные прыжки между соседними уровнями штарковской лестницы с участием фононов. При этом пороговые поля возникновения ОДП удовлетворяют (5-3) при п=1, то есть переходам между соседними узлами СР. Переходы между узлами с п>1 не наблюдаются, поскольку они реализуются при существенно более низких полях, которые в данном опыте, как уже отмечалось, технически недостижимы. Кроме того, низкие поля могут привести к нарушению условия сильной локализации (5-10), что сделает наблюдение эффекта невозможным. Также следует отметить, что переходы с п>1

57 являются более тонкими эффектами и их наблюдение можзт Оыть затруднено из-за разного рода утечек в объеме и на поверхности, поскольку при исследованиях в сильных полях остро стоит проблема качества кристаллов. Таким образом, принципиальная возможность наблюдение мультипликативной серии с п> 1 представляется сомнительной.

Штарковская энергия, соответствующая пороговому полю в области 4, составляет 125-130 мэВ, что заметно выше известных энергий фононов в точке минимума зоны проводимости. Поэтому, есть основания для интерпретации наблюдаемого эффекта в рамках модели,рассмотренной в [46*], в которой ширина первой минизоны должна быть кратна штарковской энергии. Согласно результатам [46*], штарковская энергия при пороговом поле составляет 1/2Е}. Отсюда легко получить значение

-250-260 мэВ. Таким образом, впервые выполнена прямая оценка ширины Е}, которая не противоречит интерпретации, приведенной выше р.5.2.) для режима БО.

Область 5 отличается от предыдущих четырех тем, что участку ОДП предшествует резкое увеличение тока. Само по себе резкое нарастание тока в области сильных полей - обычный факт, который сопровождает пробойные явления. Особенность рассматриваемого случая состоит в том, что за ростом тока следует его падение. В процессе наблюдений регистрировался как импульсный ток, связанный с потоком электронов из эмиттера, так и постоянный, обусловленный локальным пробоем и неконтролируемыми утечками в области коллекторного перехода. При этом падение наблюдалось только на ВАХ импульсного тока. Кроме того, излучение, сопровождающее резкий рост импульсного тока гасло при пороговом поле возникновения ОДП.

Наблюдаемые экспериментальные факты можно объяснить следующим образом. Участок резкого нарастания электронного тока связан с резонансным туннелированием электронов из состояний дискретного спектра первой минизоны во вторую минизону, сохраняющую квазинепрерывность. Последующее падение тока может быть связано с КО электронов во второй минизоне. Исходя из простейшего закона увеличения ширины первой минизоны с ростом ее номера, можно считать, что вторая мшшзона примерно в 4 раза шире первой и при имеющихся полях квазинепрерывность в ней еще не нарушается. Поэтому в ней может реализоваться механизм БО электронов. Известно, что межминизонное резонансное туннелирование становится возможным при выполнении (5-6).

Electric field (kV/cm)

Рис.9. l-F характеристика экспериментальной структуры на основе 4И - SiC (случай сверхсильных полей). Комментарии в тексте.

Представляется корректным характеризовать процесс резонансного туннелирования не средним, а максимальным полем в области объемного заряда (5-10). Следовательно, штарковская энергия, соответствующая межминизонному туннелнрованию, составляет около 303 мзВ, что равняется сумме Е(/2 + Е , откуда Ер « 175 яэВ.

При этом сумма значений Е(+ Е)2 + Е2« 1.46 эВ, что находится в хорошем соответствии со спектральным положением межминизонной полосы поглощения, обусловленной переходами между первой и второй минизонами [4*}. •

Использованная методика эксперимента полностью удовлетворяет требованиям исследовачия электронного компонента ударной ионизации. Как следует из вышеизложенного и рис.8, во всей области полей, вплоть до 0.9Fb, доминируют процессы электронной ВШЛ, исключающие возможность электронной У И. Делокализация электрона происходит после его перехода во вторую минизону . Следовательно, возникновение электронного компонента ударной ионизации возможно при полях F>0.9Fb, что согласуется с данными р.3.3.

Аналогичные измерения были выполнены для политипа 4Н. Полученные в результате ВАХ представлены на рис.9. Были обнаружены только две особенности, содержащие ОДП при пороговых талях (1.6

1,7)х10^ В/см и (1.9-2)х10^ В/см, что соответствует штарковским энергиям 80-85 и 96-100 мэВ. Эти значения близки к энергиям продольных акустического LA и оптического LO фононов (табл.1) Других особенностей, связанных с резонансным взаимодействием фононов с состояниями ванье-штарковской лестницы в 4Н не обнаружено. Это можно объяснить тем, что условие сильной локализации в политипе 4Н, имеющем значительно более широкую, чем в 6Н (примерно пропорционально 1/d2) первую минизону, выполняется при более сильных полях, В частности, указанное условие не может выполняться при штарковской энергии, соответствующей энергии поперечного акустического фонона.

Отсутствие особенности, связанной с полной локализацией первой минизоны, можно объяснить тем, что в силу большей ширины первой минизоны в 4Н условие (5-9) выполняется только при очень сильном электрическом поле, превышающем ограничение, связанное с лавинным пробоем.

В заключение отметим, что до настоящего времени сверхрешетки различных политипов карбида кремния остаются единственными объектами, позволяющими наблюдать эффекты ВШЛ в широком диапазоне электрических полей.

5.4. Насыщенные скорости вертикального дрейфа электронов в политипах карбида кремния.

Насыщенная дрейфовая скорость является важнейшей характеристикой полупроводникового кристалла. Она определяет частотные пределы полупроводниковых приборов и следовательно область их наиболее эффективного использования. Все это в полной мере относится и к карбидокремниевым кристаллам. В настоящее время насыщенные дрейфовые скорости экспериментально определены для двух политипов Б ¡С 4Н и 6Н в направлении, перпендикулярном оси ЕСР [51*,52*]. Согласно приведенным данным, значения скоростей совпадают в обоих политипах, что характерно и для многих других параметров в указанном кристаллографическом направлении. Однако для направления вдоль оси ЕСР кристаллов этого, как правило, не бывает. Наличие минизонной структуры в электронном спектре политипов должно сказываться на значениях насыщенных скоростей, другими словами, должна наблюдаться корреляция между параметрами минизонного спектра и значением скорости. Такая зависимость между шириной первой минизоны и дрейфовой скоростью получена аналитически [3*] и наблюдалась в различных объектах с искусственной СР.

До сих пор такие данные для БЮ в литературе отсутствовали. По-видимому, экспериментальные трудности, связанные с созданием микроструктур для токопротекания в направлении оси ЕСР, не позволили решить такую задачу. Однако многие приборы, включая мощные высокочастотные транзисторы, разрабатываются именно для такой геометрии, поэтому решение этой проблемы приобретает еще и практическое значение.

Экспериментальный метод

Наш метод основывается на следующей идее. Если в экспериментальной структуре реализуются режим токов, ограниченных пространственным зарядом, и режим дрейфового тока, то это позволяет получить насыщенную дрейфовую скорость из анализа вольтамперной характеристики (ВАХ). Такой режим для одномерной задачи описывается следующими уравнениями: сГ У/сС\~ = р/£$, . (5-12)

5-13) где V, X, J, р, eS;, v- напряжение на структуре, координата вдоль направления тока, плотность тока, плотность объемного заряда, диэлектрическая константа полупроводника и дрейфовая скорость, соответственно. Отсюда с помощью стандартных преобразований получаем следующее выражение для ВАХ такой структуры:

J~2exvV/w2. (5-14)

Можно показать, что полученная ВАХ состоит из двух областей: первая область, где дрейфовая скорость зависит от поля, и вторая область, где дрейфовая скорость насыщается и не зависит от поля. Если принять, что в первой области скорость изменяется как v ™ f.iV/wy .(5-15) тогда ВАХ этой области будет описываться следующим выражением:

J = 2 EsiiV2/w3 (5-16)

Здесь jul, w являются подвижностью носителей заряда и шириной активной области структуры,соответственно. Следует отметить, что подвижность в (5-15) может сама быть функцией поля и тогда реальная ВАХ будет иметь зависимость,отличную от выражения (5-15).

ВАХ второй области, где v = const, будет описываться следующим выражением:

J - 2 ss v$ V/w2, (5-17) где vs - насыщенная скорость. Таким образом, когда дрейфовая скорость насыщается, мы должны наблюдать линейную область ВАХ.

Экспериментальная структура Для данных исследований была использована структура n1"- р - п+, аналогичная использованной для измерений ВШЛ, описанная в р. 5.1. Благодаря низкой концентрации свободных дырок в базе, практически при любом токе через базу концентрация инжектированных в базу электронов превысит концентрацию дырок, что обеспечит в базе режим токов, ограниченных объемным зарядом. Движение электронов и ток в базе будут дрейфовыми, Это. в итоге, создаст условия, при которых справедливы уравнения (5-11) и (5-12).

Данная методика [70] существенно отличается от традиционно используемой методики насыщения токов, в которой измерения происходят в режиме очень большой плотности тока. Последнее вызывает необходимость принятия специальных мер для теплоотвода и высокого качества контактов. В предложенной методике указанные трудности удается избежать, поскольку плотности токов не превышают 102 А/см\ Отличие состоит и в том, что электроны находятся не в Пг а в р-материале, хотя в данном случае концентрация примеси (порядка 10|7см° ) примерно такая же, что и в n-материале, использованном в [51*,52*]. Последнее обстоятельство не столь важно, поскольку насыщенная скорость , являясь фундаментальной величиной, определяется не примесным рассеянием, а рассеянием на оптических фононах.

0.6

0.5

0.4 0.3 аз

V*

U. 3 О

0.2 0.1 00

0 1С0 200 300 400

Voltage, V

Рис. i 0: ВлХ 'жсперимеагалыюЛ структуры на основе4Н - SiC.

Режпм'работы структуры был аналогичен использованному в р. 5.2.

Экспериментальные результаты и их обсуждение.

Результаты, изложенные ниже, представлены в работах [70, 71, 74,

На рисунке 10 показана ВАХ структуры на основе политипа 4Н-8¡С. Три ВАХ для 4Н? 6Н и 8Н очень похожи между собой и состоят из нелинейной начальной области и последующего линейного участка. ВАХ для 21Ь1 -8ГС не имеет нелинейной начальной области. Согласно вышеприведенному выражению (5), нелинейная область должна соответствовать квадратичному закону изменения тока отнапряжения I ~ V2. Однако на реальной ВАХ ток изменяется по степенному закону с показателем примерно 1.6'., то есть •М/16. Выше было высказано предположение о том, что квадратичный закон может не соблюдаться в случае, если подвижность носителей заряда зависит от поля. По-видимому, в нашем случае эта зависимость от поля выражается законом ц ~ V"0 4 , что в результате и приводит к отклонению начального участка ВАХ от квадратичной зависимости.

Отсутствие нелинейного начального участка на ВАХ 2111 81С обусловлено не физическими причинами. Очень высокое внутреннее сопротивление данных структур, вследствие низких подвижностей электронов, не позволяло регистрировать нелинейный начальный участок ВАХ из-за низких значений токов. Поэтому полученная ВАХ представлена только линейным участком, снятым при достаточно больших полях, обеспечивающих минимальный для регистрации уровень токов. Анализ ВАХ позволил определить насыщенную скорость дрейфа электронов в ЕСР 2111 SiC.Ee величина оказалась чрезвычайно низкой и составила 4,ТО3 см/сек, что является свидетельством высокой степени локализации вследствие очень узкой минизоны. Из рассматриваемых политипое 2111-БКЗ имеет наиболее сложную и .длиннопериодную сверхрешетку. Последнее и обуславливает узкие минизоны.

В ряду политипов 4Н, 6Н й 8Н величина периода СР возрастает пропорционально номеру политипа от 5А доША. Оценка ширины первой минизоны Е| в бН-БЮ была нами сделана на основе экспериментальных данных исследования ВШЛ (р.5-3). Исходя из соотношения Е1 ~ к/ = тсИ1, можно оценить ширину первой минизоны 'политипоз 4Н и 8Н с аналогичной СР. Согласно вышеуказанным значениям периода СР, Е( для 4Н будет в 2.25 раза больше, а в 8Н примерно в 1.9 раза меньше, чем в 6Н. Полученные значения насыщенных дрейфовых скоростей электронов составляют: для 8И - Ю6 см/сек, для 6Н - 2106 см/сек и для 4Н-3.3-10Л см/сек, что качественно подтверждает зависимость vs - l/cl [3*]. Количественное совпадение вряд ли возможно по двум причинам: 1 .Упрощенность теоретических представлений, основанных на квадратичном законе дисперсии. 2. Экспериментальные погрешности, среди которых прежде всего следует отметить неточность в определении ширины базы W, достигающую ±(10-20)%, что приводит к величине погрешности в определении скорости, согласно (5-17), ±(20-40)% . • Пороговые поля , при которых происходит насыщения дрейфовых скоростей, для ряда политипов 4Н, 6Н и 8Н' составили 1.5510s, 1.4105 I' 1.35-10s В/см. Небольшое различие этих значений может являться результатом отличий объективных характеристик политипов, а также погрешности, о которой говорилось выше. Согласно [3*], дрейфовая скорость в режиме минизонного транспорта

V,| = А • F/B • 1/1 + (F/B): (5-18) где А = d E| /(2ft), В .= h / edt. Для 6Н - SiC Ej = 256мэВ (табл1). Полученное из (5-18) время рассеяния т = 5-10'° согласуется с данными р.5-2.

Из-за технической невозможности регистрировать область перехода от нелинейного к линейному участку на В АХ 21R о пороговом поле можно сказать, что оно не больше, чем 1.6- 105 В/см. Среди рассмотренных нолитипов 21 R-SiC характеризуется чрезвычайно низким значением насыщенной скорости дрейфа электронов, почти на три порядка уступающим значениям для остальных политипов. Это невозможно объяснить в рамках одного и того же механизма электронного транспорта. Если, согласно вышесказанному, скорости 4Н, 6Н,' 8Н неплохо объясняются минизонным транспортом, то величина скорости в 21 R-SiC на два порядка меньше значения, обусловленного минизонным транспортом. Согласно концепции ВШЛ (р.5-3), вследствие очень узкой минизоны электронный спектр 21 R-SiC становится дискретным уже при достаточно низких полях (1-2)-Ю5 В/см. Заметим, что для 6Н эти поля составляют минимум 6-Ю5 В/см, для 8Н - около 4-105 В/см, а для 4Н - около 106 В/см. По этой причине минизонный транспорт при таких полях в 21R невозможен и, по всей вероятности, в 21R реализуется перескоковый механизм электронного транспорта, чем и . объясняется столь -резкое падение дрейфовой скорости в'этом политипе. ■ '.' .'■'. ,"

Суммируя полученные данные, можно сказать, что для политипов 411, 6Н, 8Н наблюдается зависимость дрейфовой., скорости от параметров

ЕСР, которая находится в качественном и количественном соответствии с простой теорией Есаки и Тсу [3]. Этот результат является также независимым подтверждением мииизонного транспорта при полях порядка (1-2)105 В/см в этих политипах, что совпадает с представлениями, изложенными в p.p. 5.2. и 5.3.

Аномально низкое значение дрейфовой скорости в 21R-SiC свидетельствует, что механизм дрейфа меняется при существенном изменении параметров минизонного спектра. В частности, сужение минизоны, как отмечалось в [6,8], приводит к выполнению условий сильной локализации в более слабых полях, последующему подавлению минизонного транспорта и вероятному переходу к механизмам туннельных перескоков между отдельными ячейками в ЕСР.

Основные результаты 5 главы содержатся в таблице 4.

Таблица 4.

Поли-тип SiC Порогов. электр. поле блохов- ских осцилля-ций электронов 10"5 В/см Порогов. электр. поля электро- фононных резокан- сов 10 й В/см Порогов, электр. поле полной локализации первой минизоны 10"6 В/см Порогов. электр. поле резонанс, туннелир. между 1й и 2й минизо- 1ШМИ 10"6 В/см Ширина lit минизоны, мэВ Зазор между 1й и 2й МИШИН зонами, мэВ Насыщенная скорость ирейфа электронов в мииизо-не, FilC, см/сек

4Н 2.9 1.6; 2.0 -500 3.3 10s

6Н 1.5 0.6; 1.1; 1.37 1.8 1.9 260 176 2.0-106

8Н . ■: 1.1 -140 1.0-10*

21R 4.4- 103

6.ПРИБ0РНЫЕ РАЗРАБОТКИ

Как было установлено в гл.4, аномально большое электрическое поле лавинного пробоя (ЛП) возникает при наличии в кристалле минизонного спектра в одном из кристаллографических направлений для одного из носителей. При этом должно быть выполнено два условия: 1) ширина первой минизоныЕг должна быть много меньше ширины запрещенной зоны Ее; 2) ширина зазора между первой и второй минизонами Е21 должна быть достаточно большой, чтобы подавить до определенного предела туннелирование в вышележащую минизону. Для реализации этого положения была создана диодная Рт - К-структура на основе политипа 6Н -БЮ с N<3 - Ма = 1.5-10 см'3. Проведенные измерения

12, 16, 31, 38] показали, что при вполне удовлетворительных параметрах прямой ветки ВАХ напряжение ЛП такой структуры составляет около 1700

В, что в 30 раз превышает напряжение ЛП аналогичной структуры на основе кремния. Нетрудно понять, какие преимущества создают такие рекордные параметры приборов для силовой и мощной СВЧ электроники.

Асимметричный минизрнный спектр в кристалле со сверхрешеткой позволяет получить монополярность ударной ионизации. Последнее дает возможность реализовать на таком кристалле лавинные приемники оптического и радиационного излучения с минимальным уровнем дробового шума [21, 28, 40]. Такие приборные структуры были созданы. Проведенные измерения показали высокие коэффициенты умножения и высокую пороговую чувствительность Б ® 5-Ю'13 Вт/гц1'2 лавчнного фотодиода [40, 46].

В результате исследований свойств активных структур для работ по ударной ионизации, лавинного пробоя, экситонного алектропоглошения и других работ нами были разработаны ультрафиолетовые фотоприемники (ФП) на основе барьеров Шоттки и р-п-переходов [37,43,50]. Для разработки ФП потребовалось проведение исследований, направленных на оптимизацию технологических режимов ростовых и диффузионных процессов [15, 52], на выяснение роли собственных вакансий в пининге уровня Ферми на поверхности и высоты контактного барьера, а также влиянии термического отжига на формирование переходного слоя на границе метаяп-политип карбида . кремнИя [18, 29, 32]. В результате проделанной работы были созданы солнечнослепые ФП для спектрального диапазона 100 - 400 нм с рекордно высокой абсолютной чувствительностью 0.1 - 0.15 А/Вт в максимуме чувствительности А. » 250 нм, которые оформлены в виде корпусированкых приборов.

Выяснение особенностей инжекции в полупроводник , легированный глубокой примесью, при разработке трехэлектродной структуры для проведения цикла экспериментов по квантовому транспорту, привело к созданию р+- тг - п+- структур , Изучение их свойств показало, что данные приборные структуры являются аналогами pin диодов, которые, благодаря глубокой модуляции проводимости, выполняют роль аттюниаторов в том числе и в СВЧ-диапазоне. Экспериментально установлено, что на карбидокремниевых р+- тс - п+ глубина модуляции проводимости п - слоя составляла пять порядков.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. Получены полные данные, характеризующие структуру экситона, которая формируется оптическими' переходами в основное состояние с участием большого числа фононов акустических и оптических ветвей, в возбужденные состояния экситона с п = 2 и п = 3, а также состояниями подзон валентной зоны, отщепленной спин-орбитальным взаимодействием и кристаллическим полем. Определен важнейший параметр кристалла -энергия связи экситона, которая при переходе от 4Н- к 6H-SÍC увеличивается от 20 мэВ до 78 мэВ, что с практической точностью соответствует увеличению в случае перехода от трехмерного к двухмерному экситону. Показана линейная зависимость величины кристаллического расщепления от степени гексагональности политипов, что позволяет определить кристаллическое расщепление валентной зоны в любом политипе, не проводя измерений.

2. Проведен теоретико-групповой анализ симметрии фононов. В результате сравнения с экспериментальным спектром фононов произведена локализация минимума зоны проводимости . Показано, что эта точка находится на оси М -L в 6Н- и в точке общего положения для 4H-SÍC зоны Бриллюэна.Учитывая то, что в 2H-SÍC минимум зоны проводимости по всем данным находится в точке К, можно предположить, что точки минимума зоны проводимости для политипов 2Н, 4Н и 6Н, то есть при изменении гексагональности от 100% до 33%. находятся на линии К - М в зоне Бриллкша.

3. Экспериментальное исследование показало эффективность использования карбидокремниевых триодных структур М" -'я - в которых я - область сформирована глубокой акцепторной примесью, для исследования процессов занье-штарковской локализации (ВШЛ) , Такие структуры позволили получить в импульсном режиме в рабочей области (базе) однородное электрическое поле, инжектировать в базу чистый электронный ток, получить независимое от поля регулирование электрического тока и таким образом не допускать высокой плотности тока в базе, обеспечить отсутствие влияния большого импульсного напряжения на токи утечки >Г-л перехода.

•4. Получены значения насыщенных скоростей вертикального дрейфа электронов, что позволило наблюдать корреляцию между параметрами естественной сверхрешетки (ЕСР) и величиной скорости, в частности, в ряду 4Н, 6Н, 8Н, 2111 скорость падает в соответствии с увеличением периода ЕСР.

5. Исследование вольтамперных характеристик (ВАХ) ЕСР 4Н~, 6Н- и 8Н- Б1С позволило наблюдать большую по абсолютной величине отрицательную дифференциальную проводимость (ОДП) I сз1 ~ КГ* ом"1 в режиме блоховских осцилляций (БО). Пороговые электрические поля, соответственно, 2.9, 1.5 и 1.1 -10 5В/см являются адекватным отражением изменения ширины минизоны и периода ЕСР.

6. В условиях возрастания дискретности электроьного спектра и, следовательно, степени локализации на ВАХ 4Н и 6Н ЕСР наблюдаются несколько областей с ОДП . обусловленных электрофснонным резонансом, то есть туннельным перескоком между дискретными уровнями в соседних узлах ЕСР при совпадении штарковской энергии и энергии фононов. Различное число фононных резонансов, наблюдавшихся в 4Н- и бН^С, обусловлено существенным различием в ширине первой минизоны данных политипов.

7. При некоторых полях происходит разрушение взаимодействия уровней в соседних ячейках, локализация волновой функции в пределах одной ячейки, превращение минизоны в отдельный локальный уровень, расположенный посредине бывшей:, первой минизоны, после -чего туннельный ток начинает падать с возрастанием электрического поля. Это экспериментально былообнаружено 'на ВАХ 6Н-51С ЕСР. По теории этого эффекта критическая Штарко'вская энергия равна половине ширины первой минизоны 1/2Е], что ПОЗВОЛ11ЛО определить Ё| = 25бмэВ.

8. Последующее увеличение поля приводит к делокализации электрона путем резонансного туннелирования во вторую минизону, что экспериментально наблюдается в виде резкого роста тока , Сравнение с теорией этого эффекта позволило определить энергетический зазор между первой и второй минизонами Еи = 175 мэВ.

9. Небольшое увеличение поля на 5% позволило наблюдать ОДП, которая очевидно представляет собой начало процесса локализации во второй минизоне.

10. Показано, что ударная ионизация в политипах БЮ для ИIС монополярна, а ионизирующими носителями являются дырки. Проведено теоретическое рассмотрение дырочной ионизации в БГС, результаты которого согласуются с экспериментом.

П. В режиме чисто электронного возбуждения проведено исследование умножения электронного тока. Никакого умножения вплоть до полей 0.9Рпр не обнаружено. В этой области полей доминирующими являются эффекты ВШЛ, свидетельствующие о глубокой локализации электрона и невозможности его эффективного разогрева. Эффективный разогрев становится возможным после туннелирования электрона во вторую минизону. Делокализованный электрон в избыточно большом поле быстро набирает энергию, достаточную для достижения паритета с дырочным компонентом.

12. Показано, что нетривиальные особенности ударной ионизации имеют место только для $! С, поскольку для Р±С ударная ионизация носит отчетливо выраженный биполярный характер при небольшом преимуществе, примерно в 2 раза, дырочного компонента.

13. Нетривиальный характер электронного компонента ударной ионизации для Г1|С приводит к неклассическим характеристикам лавинного пробоя. Аномальное увеличение поля лавинного пробоя связано с задержкой по полю включения электронного компонента. Отрицательный температурный коэффициент напряжения лавинного пробоя обусловлен механизмом разогрева, где компоненты рассеяния и туннелирования играют заметную роль. Аномальная зависимость напряжения пробоя от ширины запрещенной зоны Е8 связана с тем, что в объектах с минизонным спектром это напряжение зависит не только от,Е§, но и от Е| и Е12, что естественно приводит к неоднозначности относительно Ев.

14. Обнаружено расслоение электронно-дырочной плазмы лавинного пробоя для т! IС и образование дисснпативных структур. Предложен и теоретически проанализирован новый механизм расслоения

ЭДП. Показано. что электрон-электронное рассеяние, являясь несущественным фактором в изменении скорости генерации ЭДП, приводит к радикальному изменению пространственного распределения ЭДП. Таким образом, ЭДП в системе с минизонным спектром является объектом, в котором протекают процессы самоорганизации. На основе предложенной модели удалось объяснить особенности шнурования лавинного тока.

15. Лавинный пробой для FÍ.C не имеет особенностей к аналогичен по основным характеристикам лавинному пробою в известных полупроводниках, что убедительно подтверждает определяющее влияние ЕСР на процессы с Fl I С.

16. Результаты этой работы являются основой многих практических разработок. Такие данные как зависимость напряжения пробоя от ориентации базовой плоскости SiC р-п - переходов, от концентрации донорной примеси, от температурь!, насыщенные скорости вертикального дрейфа, шнурование лавинного тока, природа микроплазменного пробоя являются тем материалом, без которого невозможно создание приборов. В процессе этой работы были впервые созданы высоковольтные до ¡700 В р-n-переходы и лавинные фотодиоды на', основе карбида кремния - полупроводника с ЕСР V карбидокремниевые солнечно-слепые фотоэлементы и аналоги pin диодов, сформулированы принципы новых транзисторных структур.

Само проведение данной работы стало сильным стимулом для создания новых технологий роста эпитакснальных слоев пир типа проводимости.

Список основных публикаций, включенных в диссертацию

1. Дубровский Г.Б., Санкин В.И. Электропоглощение в слое пространственного заряда SiC(6H) - ФТТ 1971, т. 13, в.2, с. 649-652.

2. Дубровский Г.Б., Санкин В.И. Экситонное электропоглощение в 6Н~ S¡C- ФТТ, 1972, т.14, в.4, с.1200-1203.

3. Санкин В.И. Групповой анализ спектра ' экситонного злектропоглощения-ФТТ, 1973, т. 15, в.З, с.961-963.

4. Санкин В.И. Структура экситонного края поглощения в 6H-SÍC -ФТТ, 1975, т. 17/ в.6. с. 1820-1822.

5. Дубровский Г.Б., Санкин В.И. Структура экситонного электропоглощения в 4Н- SiC - ФТТ, 1975, т.17, в.9, С.2776- 277У.

6. Дубровский Г.Б., Санкин В.И. Экситонное элекропоглощение в кристаллах карбида кремния, - В сб„Модуляционная спектроскопия* Сухуми, 1975, с. 107-112.

7. Санкин В.И., Соколов В.И. Форма линии экситонного электропоглощения в 6H-SiC.- В сб. „Модуляционная спектроскопия" Сухуми, 1975, с. 180 - 184.

8. Радованова Е.И., Санкин В.И., Соколов В.И. Электропоглощение связанных экситонов в кристаллах 6H-SiC , легированных бором. В сб. „Тезисы докладов И Всесоюзного совещания по широкозонным полупроводникам" Ленинград, 1979, с. 66.

9. Радованова Е.И., Санкин В.И., Соколов В.И. Электропоглощение связанных экситонов в кристаллах 6H-SiC . - В сб.„ Модуляционная спектроскопия" Сухуми, 1979, с. 151-155.

10. Радованова Е.И., Санкин В.И., Соколов В.И. Электропоглощение связанных экситонов в кристаллах 6H-SiC, легированных бором.- В сб.„Проблемы физики и технологии шмрокозонных полупроводников!" -Л, 1980, с. 309-315.

11. Радованова Е.И., Санкин В.И., Соколов В.И. Особенности йлектропоглощения на связанных экситонах в кристаллах 6H-SiC <В>. - ФТП, 1981, т. 15, в.2, с.241-245

12. Водаков Ю.А., Константинов А.О., Литвин Д.П., Санкин В.И. Лавинная ионизация в карбидокремниевых структурах,- Письма в ЖТФ 1981.Т.7, в.12, с.705-708.

13. Константинов А.О., Литвин Д.П., Санкин В.И. Резкие структурно-совершенные карбидокремниевые р-n-переходы. - Письма в ЖТФ, 1981, т.7, в.21, с.1335-1339.

14. Санкин В.И., Веренчикова Р.Г.,Водаков Ю.А., Рамм М.Г., Роенкэв

A.Д. Диффузионная длина неосновных носителей заряда в 6Н- и 4Н-S'iC.- ФТП, 1982, т.16, в.7, с.1325-1327.

15. Веренчикова Р.Г., Водаков Ю.А., Литвин Д.П., Мохов E.H., Санкин

B.И.,Рамм М.Г., Остроумов А.Г.Г Соколов В.И. Электрофизические характеристики 6H-SiC р-n - переходов с эпитаксиальным Р+ (М) споем. - ФТП, 1982, 16, в.11, с.2029-2032.

16. Константинов А.О., Литвин Д.П., Санкин В.И. Аномалия электронной ударной ионизации в карбиде'кремния и естественная сверхрешетка. В сб. „Всесоюзная конференция по физике полупроводников! Баку, 1982, т. 1, 205-206.

17. Дмитриев А.П., Константинов А.О., Литвин Д.П., Санкин В.И. Ударная ионизация и сверхрешетка в 6Н- SiC. - ФТП, 1983,т.17, в.6, с. 1093-1098.

18. Веренчикова F.f., Санкин В.И. Радованова Е.И. Влияние вакансий на формирование поверхностных барьеров политипов SiC. -ФТП, 1983, т. 17, в. 10, с. 175.7-1760.

19. Водаков Ю.А., Литвин Д.П., Мохов E.H., Роенков А.Д.,'Санкин В.И. Особенности лавинного пробоя в а - карбиде кремния- материале с естественной сверхрешеткой.- Письма в ЖТФ, 1984, т. 10, в.5, с. 303306. ' ^

20. Константинов A.C., Кузьмин А.П., Лебедев М,И., Литвин Д.П., Остроумов А.Г., Санкин В.И , Семенов В.И. Влияние протонного облучения на электрические свойства карбида кремния. ■ 1984, т.54, в.8, с.1622-1624

21. Санкин В.И., Водаков Ю.А., Литвин Д.П. Исследование шума лавинного фотодиода на основе 6H-SiC. - ФТП.1984, т.18; в.12, 21462149.

22. Константинов А,О., Литвин Д.П., Санкин В.И. Особенности ударной ионизации в карбиде кремния. В сб. "Силовые быстродействующие полупроводниковые приборы", - Таллин, 1984, с. 111-115.

23. Водаков Ю.А., Литвин Д.П., Санкин В.И., Мохов E.H. Роенков А Д. Ударная ионизация в политипах карбида кремния. - ФТП, 1985, т.19, в.5, с.814-818.

24. Водаков ЮА, Литвин Д.П., Санкин В.И„ Мохов E.H. Роенков А.Д. Новые эффекты при полевом разогреве электронов в кристаллах карбида кремния, обладающих естественной сверхрешеткой. В сб.

X Всесоюзная конференция по физике полупроводников* Минск, 1985 4.2, с.23-24.

25. Водаков Ю.А., Литвин Д.П., Санкин В.И., Мохов E.H., Роенков А.Д. Разогрев электронов в полупроводнике со сверхрешеткой: ударная ионизация в карбиде кремния. - В сб. "Силовые быстродействующие полупроводниковые приборы" Таллин, 1986, с. 123-127.

26. Кернер Б.С., Литвин Д,П., Санкин В.И. Расслоение горячей электронно-дырочной плазмы в a - SiC. - Письма в ЖТФ 1987, т. 13, в. 13, с.819-823.

27. Санкин В.И., Литвин Д.Л/ Мальцев A.A., Наумов A.B., Роенкое

А.Д. - Р -гь -N -структуры на основе карбида кремния с двойной инфекцией. - Письма в ЖТФ 1987 тЛЗ, в.20,;С.1247-125Т.

28. Водаков Ю.А., Веренчикова Р.Г., Санкин В.И., Вольфсон A.A. Особенности барьеров Шоттки Cr-SiC и эффект катодоусиления ■ в тонких структурах. - В сб.: Тезисы Всесоюзной конференции"Физика и применение контакта металл- полупроводник", Киев, 1987, с.46.

29. Веренчикова Р.Г., Санкин В.И. Влияние термического отжига на свойства барьеров Шоттки Cr-SiC п- и р- типа электропроводности,-ФТП 1988, т.22, в.9, с.1692-1695.

30. Санкин В.И. Новые физические аспекты лавинного умножения в а- SiC. -8 сб.Лезисы Всесоюзного совещания "Физика и технология широкозонных полупроводников", Махачкала, 1986, с. 8-9.

31. Наумов В.Д., Водаков Ю.А., Санкин В.И. Прямая ветвь ВАХ эпитаксиальных р-п-переходрв на основе 6Н- SiC. - В сб.: Тезисы Всесоюзного совещания "Физика и технология широкозонных полупроводников", Махачкала, 1986, с. 69.

32. Веренчикова Р.Г., Санкин В.И. Высота барьера в поверхностно-барьерных диодах SiC п и р типа электропроводности. - В сб.: Тезисы Всесоюзного совещания "Физика и технология широкозонных полупроводников", Махачкала, 1986, с. 7.

33. Абакумов А.В/, Литвин Д.П., Санкин В.И., Соколов В.И., Семенов В В. Излучение при однородном и микроплазменном, пробое в карбиде кремния. -В сб.: Тезисы Всесоюзного совещания "Физика и технология широкозомных полупроводников", Махачкала, 1986, с. 7273. '

34. Санкин В.И., Литвин Д.П., Водаков ¡O.A. Вольт-амперная характеристики лавинного пробоя в некубическом карбиде кремния. -В сб.: Тезисы Всесоюзного! совещания "Физика и технология широкозонных полупроводников", Махачкала, 1986, с. 84-85.

35. Санкин В.И., Литвин Д.П., Водаков Ю.А. Специфика ударной ионизации а некубическом карбиде кремния, обусловленная наличием сверхрешетки. - В сб.:Тезисы Всесоюзного совещания "Физика и технология широкозонных полупроводников", Махачкала, 1986, с. 85-86.

36. Санкин В.И. Новые физические аспекты лавинного умножения а a-SiC. -В сб. "Широкозонные полупроводники", ДГУ, Махачкала, 1988, с. 53- 59.

37. Веренчикова Р.Г., Санкин В.И. Поверхностно-барьерный Cr-SiC -фчотодетектор УФ-излучения. - Письма в ЖТФ 1SP-8, т.14, в.19, с. 1742-1746.

38. Наумов A.B., Санкин В.И- Время жизни неравновесных дырок в диодах на основе SiC, - ФТП 1989, т.23, в 6, с.1009-1014.

39. Санкин В.И., Наумов А.В., Рамм М.Г., Вольфсон А.А., Смеркло Л.С. Инжекционно-пролетная структура на основе 6H-SIC. ~ Письма а ЖТФ 1989, т. 15, в. 24, с. 43-46.

40. Санкин В.И. , Водаков Ю.А., Литвин Д.П. Лавинный фотодиод на основе полупроводника со сверхрешеткой a-SiC. - Тезисы докладов на Всесоюзной конференции по фотоэлектрическим явлениям в полупроводниках, Ташкент 1989, с. 55-56.

41. Санкин В.И., Наумов А.В. Эффект Ванье-Штзрка и отрицательное дифференциальное сопротивление в сверхрешетке SH-SiC. Письма в ЖТФ 1990, т.16, в.7, с.91-95. '

42. Ващенко В.А., Водаков Ю.А. Гафийчук В.В., Дацко Б.Й., Кернер Б.С.,, Литвин Д.П., Осипов В.В., Роенков А.Д., Санкин В.И. Эволюция многочисленных нитей лавинного тока в обратносмещенных р-п-переходах на основе 6H-SiC. - Тезисы докладов на XII Всесоюзной конференции по физике полупроводников, Киев, 1990, с. 125-126.

43. Веренчикова Р.Г., Водаков Ю.А., Литвин Д.П., Мохов Е.Н., Роенков А.Д. Санкин В.И. Фотоприемник на основе карбида кремния для УФ- диапазона спектра. - Тезисы докладов на Всесоюзной конференции по фотоэлектрическим явлениям в полупроводниках. Ашхабад, 1991, с! 274.

44. V.!. Sankin, A.V. Naumov, The Wannier- Stark effect and N-shape vo!tage- ampere characteristic in superlattice of 6H-SiC . - Springer proceeding in physics ¡991, 43, p.221-224.

45. Kerner B.S., Litvin D.P., Roenkov A.D., Sankin V.I. Dissipative structures in hot electrone-hoie plasma of hexahonal silicon carbide. -Springer proceeding in physics 1991, 43, p.243-249.

46. Sankin V.i., Litvin D.P., Vodakov Yu.A. Physical and practical aspects of electron heating in superlattice a-SiC. - Proceed ng in Physics 1991. 43, p.225-229.

47. Sankin V.!.,Naumov A.V. The Wannier- Stark effect in superlattice of 6H-SiC. -Superiattice and Microstructures 1991, v.10, N3, 353-356.

48. ВащенкоВ.А.,; Водаков Ю.А. Гафийнук В.В., Дацко Б.Й., Кернер Б.С.,, Литвин Д.П., Осипов В.В., Роенков А.Д., Санкин В.И. Образование и эволюция нитей лавинного тока в обратносмещенных р-п переходах на основе 6H-SiG. - ФТП, 1991, г25, в.7, 1209-1216.

49. Санкин В.И., Наумов А.В., Столичнов И.А. Эффект Ванье-Штарка. Природа отрицательного дифференциального сопротивления в 4Н- и 6H-SiC. - Письма в ЖТФ, 1991, т. 17, в.23, с.38-42.

50. Веренчикова Р.Г., Водаков Ю.А., Литвин Д.П., Мохоз E.H., Роенков А.Д., Саккин В.И. Ультрафиолетовый карбид-кремниевый фотоприемник. - ФТП, 1992, т.26, вД с.1008-1014.

51. Санкин В.И., Наумов A.B., Столичноз И.А. Квантовый эффект отрицательного дифференциального сопротивления в сверхрешетке карбида кремния. Тезисы доклада, I Российская конференция по физике полупр., Ниж. Новгород, 1993, С.237.

52. Sankin V.l., Mokhov E.N. Anomalous increase of the photosensitivity of SiC-photodiodes-//!CSCRM'93, Book of Abstracts, p.11-12. -

53. Санкин В.И., Столичное И.А. Ванье-штзрковская локализация в сверхрешетке гексагонального карбида кремния. -Письма в ЖЭТФ,

1994, т.59, в.10, с.703-706.

54. Sankin V.J., Stolichnov I.A. Wannier-Stark localization effects in silicon carbide superlattice . Nanostructures: Physics and Technology. Internationa! Symposium. St.Petersburg, Russia, June 22-26, 1994, p. 8790. . - ' ' ■ ■ . - .

55. Sankin V.l., Stolichnov I.A. Wannier-Stark quantization in the natural silicon carbide superlattice, 7th Int. Conf. on Superlattice, Microstructures, №icrodevices, Abstr., Banff, Alberta, Canada, August 22-26, 1994, p. 380.

56. Sankin V.l., Stolichnov I.A. Wannier-Stark ladder resonances in silicon carbide superlattice. Nanostructures: Physics and Technology. International Symposium. St.Petersburg, Russia, June 26-30, 1995, p.292-295.

57. V. I.Sankin. Wannier-Stark resonances in silicon carbide superlattice. 9 th Int. Conf. on hot carriers in semicond., Chicago, July31- Aug.4, 1995,

• p.-'. ■ • .:

58. Sankin V.l. Strong .field electron transport in silicon carbide superlattice. - Abstracts lCSMM-8 Cincinnati, Ohio, USA, Aug.20-25,

1995, p. XVI-8.

59. Sankin V.l. Effects of vertical strong field electron transport in silicon carbide superlattice. ICSCRM-95 Kyoto, Japan 1995. Technical Diqest p. 302-303. '

60. Sankin V.l. Strong field electron transport in silicon - carbide superlattice. - Superiattices and Microstruciures 1996, v.18., N4, p.309-313.

61. Санкин В.И., Стол'лчнов И,А. Ванье-штарковские резонансы в условиях сильной локализации в естественных карбидкремниевых сверхрешетках. - Письма в ЖЭТФ, 1996, т.64, в.2, 105-109.

62. Sankin V.l. Effects of vertical strong field electron transport in silicon carbide superlattice. - inst. phys. conf. 1996, v. 142, N2, p.4Q1-405.

63. Санкин В.И., Столичнов И.А., Мальцев A.A. Эффекты сильной ванье-штарковской локализации в политипах карбида кремния 6Н и 4Н. - Письма в ЖТФ, 1996, т.22, в.24, с.29-33,

64. Sankin V.l., Stoiichnov I.A. Wannier-Stark localization effects in the natural silicon carbide superlattice . - Book of abstracts of 1st European conference on silicon carbide and related materials. Heraklion, Crete, Greece, 1996, p.41.

65. В.И.Санкин, И.А. Столичнов. Эффекты индуцированной электрическим полем локализации в натуральной сверхрешетке карбида кремния. -Тезисы докладов JI Российской конф. по физ. полупров, С.-Петербург, 1996, с.338.

66. Sankin УЛ., Stoiichnov I.A. Negative differential conduction in Bloch oscillation regime in hexagonal polytypes 4H, 6H, and 8H- S:C. Abstracts 1CSMM-9, Liege, Belgium, 1996, TuP-63.

67. Sankin V.l., Stoiichnov I.A. The field induced localization and negative differential condation in the natural silicon carbide superlattice. 15th genera! conference of conduction matter. Division of European physics society. Baveno Stresa, Italy, 1996, p.43. .

68. Sankin V.l., Stoiichnov I.A. Electro-phonon resonances in the system of Wannier-Stark "ladder" in hexagonal silicon carbide. 15th general conference of conduction matter. Division of European physics society. Baveno Stresa, Italy, 1996, p.43.

69. Санкин В.И.', Столичнов И.А. Электронный транспорт в условиях ваньё -штарковской локализации в политипах карбида кремния. -ФТП, 1997, т.31, в.5, с.489-495.

70. Sankin V.!., Lepneva A.A., Maltsev A.A. Dramatic influence of the field induced localisation on the electrophysical properties of the silicon carbide polytypes. - Proceeding to .International semiconductor device symposium. Charlottesville, USA, december 10-13, 1997, p. 87-90.

71. Sankin V.l., Lepneva A.A. Drift velosities, Bloch oscillations and electron impact ionization in silicon carbide superlattices. -Nanostructlires: Physics and Technology. Interqational Symposium. St.Petersburg, Russia, June 22-26, 1997, p.155-158.

72. Санкин В.И., Мальцев A.A. Физические аспекты электронного траспорта в естественной сверхрешетке карбида кремния в условиях ванье-штарковской локализации, -Тезисы .докладов II Российской конф. по физ. полупров, Москва, 1997, с.338.

73. Sankin V.l., Stoiichnov I.A. Negative differential conduction in Bloch oscillation regime in hexagonal polytypes 4H, 6H, and 8H. - Superlattices and Micros!, uctures, 1988, v.23, No. 5, p. 999 -100477 ;

74 Sankin V.l., Lepneva A.A. Electron saturated velocities in silicon carbide polytypes for drit direction along crystal axis. - Nanostructures: Physics and Technology. International Symposium. St.Petersburg, Russia, June 22-26, 1998, p.34-37.

75. Sankin V.l., Lepneva A.A., Maltsev A.A. The existence of the Wannier-Stark localization in the natural silicon carbide superiattice. -Absracts of the 24th ICRS, Jerusalem, Israel, 1998, Tu-P91.

Список цитируемой литературы:

1*. Л.В. Келдыш. ФТТ, 1962, т.4, с.2265.

2*. G.N.Wannier. Phys. Rev., 1960, v.l 1, p.432

3*. L.Esaky and R.Tsu. IBM J. Res. Dev., 1970, v. 14, p.61.

4*. G.B.Dubrovskii, AA.Lepneva, E.I.Radovanova. Phys. Status Solidi (b),1973, v.57, p.423.

5*. W.J. Choyke, L.Patrick. Phys. Rev., 1962, v. 127, p.l 869.

6*. D.W. Feldman, James H. Parker, W.J. Choyke, L. Patrick . Phys. Rev., 1969, v.l70, p. 698

7*. Г. Джонс. Зоны Бриллюэна и электронные состояния в кристаллах. Мир, М. 1968.

Б. Biderman. Sol. St, Commuri. 1965, v.3, p.3.43. 9*. Г.Б. Дубровский, Ю.В. Погорельский. ФТП, 1974, т.8, c.S 19. 10*. F. Bloch. Z. Phys. 1928, v.52, p.555. 11*. C. Zener, Proc. R. Soc, London Ser. A, 1932, v.l45, p.523. 12'". E.E. Mendez, F. Agullo-Rueda, and J.M. Hong, Phys.Rev. Lett. 1988, v.60, p.2426.

13*. P.Voisiti, J.Bleuse, C.Bouche, S. Gaillard, c. Alibert, and aA. Regreny. Phys. Rev. Lett. 1988, v.6 Lp. 1639.

14*. 11. A.Sibiile, J.F.Palmier, H.Wang, F. Mollot. Phys. Rev. Lett. 1990, v.64, p. 52.

15*. F. Bettram, F. Capasso, D.L.Sivco, A.L. Hutchinson, S-N. G. Chu, A.Y Cho. Phys. Rev. Lett., 1990, v.64, p.3167.

16*. J. Grenzer, A.A.Ignatov, E. Schomburg, K.F. Renk, D.G. Pavel'ev, Yu. Koschurinov, B. Metzer, S.Ivanov, S. Schaposchnikov, and P.S. Kop'ev. Ann. Physik, 1995, v.4,p.l.

17*. M. Кордона. Модуляционная спектроскопия, "Мир", М, 1972.

18*. A.G. Aronov, I.V. Mochan, V.l. Zemskii: Phys. St.Sol.(b) I97i, v. 45, p.395.

19*. Frova A., Handler P., Germano F.A., Aspnes D.e. Phys. rev., 1966, 145. 575.

20*. Y. Hamacava, P. Handler, and F. A. Germano. Phys. Rev., 1968, v. 167, p.703.

21*. D.R. Hamilton, W.J. Choyke, L.Patrick. Phys. Rfev.,l963, v.131, p.127. 22*. L. Patrick, D.R. Hamilton, W.J. Choyke. Bull. Am. Phys. Soc. 1960, v.5, p.151.

23*. Э. И. Рашба ФТТ, 1959, T.l, c.407.

24*. M. Lax, J. Hopfield, Phys. Rev., 1961, v.124, p. 115.

25*. Priscilla J. Colwell and Miles V. Klein. Phys. Rev. B, 1972, v.6,498.

26*. Г.А. Ломакина. Г.Ф. Холуянов, Р.Г. Веренчикова, E.H. Мох о»,

Ю.А.Водаков. ФТП, 1972, т.6, c.l 133.

27*. F. Herman, J.P. van Dyke, R.L. Hortum. Mat. Res.Bull.,SiC-Issue, 4, 167, 1969, Pergamon Press.

28*. H.G. Junginger, W, van Haeringen. Phys. St. Sol., 1970, v.37, p.709.

29*. J.A: Deverin. Helvetica Physica acta, 1969, v.42, p.397.

30*. G. H. Glover. J. Appl. Phys., 1975, v. 46, p.4842.

31*. G.A. Baraff. Phys. Rev. 1962, v. 128, p.2507.

32*. H. Ando, H. Kanbe. Sol.St. Electron., 1981, v. 24, p.629.

33*. Tarep A.C. ФТТ, 1964, T, 6, C. 1093.

34*. Webb P.P., Mclntyre R.Y., Conradi Y.- RSA Rev., 1974, v.35, p. 234.

35*. З.С. Грибников. ЖЭТФ, 1978, т. 74, с. 2112.

36*. С. van Opdorp, J. Vrakking. J. Appl. Phys. 1969, v.40, p.2320.

37*. W.V. Muench, I.P. PfaiTeneder. 1977, v.48, p.4831.

38*. P.J. Price. IBM J. Res. Dev., 1973, v.17, p.39.

39*. Сурис P.А., Щам:;.алова B.C. ФТП, 1984, r. 18, с 1178.

40* С. Зи. Физика полупроводниковых приборов Москва, "Мир" 1984, с.111.

41*. Бараненкоа А.И., Осипов В.В. Микроэлектроника, 1972, т. 1, с. 63 - 72.

42*. Кернер Б.С., Осипов В.В. - ЖЭТФ, 1978, т.74, с. 1675.

43*. Кернер Б.С., Осипов В.В.- ЖЭТФ, 1980, т.79, с. 2218.

44*. V.V. Bryksin, Yu.A. Firsov and S.A. Ktitorov. Sol. St. Commun. 198!, v 39, p.385.

45*. D.Emin and C.F.Hart. Phys. Rev. B, 1987, v.36, p.2530. 46*. R.Tsii and G.Dohler. Phys. Rev. B, 1975,v.l2,p.680. 47*. Р.Ф.Казаркнов, Р.А.Сурис.ФТП, 1972, т.6. с. 148. 48*. A.Rabinovitch, J. Zak. Phys. Rev. B, 1971 v.4, p.2358. 49+. L. Kieinman, Phys. Rev. B, 1990, v.41, p.3857. 50*. Л.Ф.Волков. Ш.М.Коган. УФН, 96, с. 633-672 (1968)

51*. W.V. Muench and E.Petterpaul J.Appl.Phys. 1977,v.48, р.482.

52*. I. A. Khan and J. A. Cooper. Jr Proceedings ICSCIII-N' 97, Stockholm,

1997, p. 57.

Отпечатано в типографии ПИЯФ РАН

188350, Гатчина Ленинградской обл., Орлова роща •: Зак. 524, тир. 100, уч.-изд. л. 4; 2.12.1998 г. '.