Spektroskopia pojemnościowa wybranych defektów w ...

zaporowym (w przypadku pułapek nośników większościowych) moŜna zdefiniowaćkoncentrację głębokich pułapek, która wyraŜa się w następujący sposób:NNd2∆C(0≅ . (2.21)Ct)PrzybliŜoną naturę równania (2.21) pokazano w pracach [16, 19, 22, 24] a bardziej dokładnewyraŜenia przedstawiono w pracach [16, 24]. JednakŜe istnieje dość duŜo przypadków, gdzierównanie (2.21) nie moŜe być stosowane. Tak na przykład, stosowanie materiałucienkowarstwowego moŜe doprowadzić do powaŜnych błędów przy określeniu koncentracjigłębokich stanów defektowych, gdy głębokie stany występują jako pułapki nośnikówwiększościowych. W podrozdziale 2.6 będą rozpatrzone ograniczenia równania (2.21) orazpokazana poprawka umoŜliwiająca otrzymanie prawdziwych wyników koncentracji głębokichpułapek za pomocą DLTS.2.4. Koncepcja „okna szybkości” w niestacjonarnej spektroskopii głębokich poziomów.Oryginalną metodę pomiarów szybkości emisji nośników ładunku oraz jej zaleŜności odtemperatury ze zmian pojemności nierównowagowej złącz półprzewodnikowych zaproponowałD.V. Lang [22]. Metoda ta polega na moŜliwości ustanowienia „okna szybkości” emisji, przyktórym aparatura pomiarowa rejestruje zmiany pojemności złącza tylko wtedy, gdy szybkośćemisji nośników ładunku przyjmuje określone, zadane elektronicznie wybranym „oknem”,wartości. Z równań (2.17) i (2.18) wynika, Ŝe szybkość emisji jest zaleŜna od temperatury, a toznaczy, Ŝe zmieniając temperaturę próbki w ustalonym „oknie szybkości” moŜna obserwowaćemisję odpowiadającą róŜnym głębokim pułapkom.Do wyboru „okna szybkości” w metodzie DLTS oryginalnie uŜyto układu z podwójnymintegratorem typu „box-car”, który mierzy róŜnicę pojemności∆ C w dwóch punktachczasowych: t 1 oraz t 2 , jak pokazano na rys. 2.7. Zgodnie z równaniami (2.17) i (2.18) szybkośćemisji jest bardzo mała dla niskich temperatur i staje się znacznie większa ze wzrostemtemperatury. Związana z nią wielkość∆ C obszaru ładunku przestrzennego po wyłączeniuimpulsu zapełniającego jest minimalna dla skrajnie niskich oraz wysokich temperatur. Jak widaćz rys. 2.7, dla tych temperatur szybkość emisji nośników „nie mieście się” w ustalonym „oknie”z dobranymi czasami t 1 i t 2 . Z rys. 2.7 równieŜ widać, Ŝe wielkość C t ) − C() przechodzi(1t2przez maksimum, kiedy τ , odwrotność szybkości emisji, staje się mniej więcej równa czasowiseparacji bramek: t2 − t1. W taki sposób wielkości t 1 i t 2 określają „okno szybkości” emisji przy23