Elektrische Charakterisierung Bauelement-relevanter ... · Elektrische Charakterisierung Bauelement-relevanter Defekte in 3C- und 4H-Siliziumkarbid Der Naturwissenschaftlichen Fakultät

Elektrische Charakterisierung

Bauelement-relevanter Defekte

in 3C- und 4H-Siliziumkarbid

Der Naturwissenschaftlichen Fakultät

der Friedrich-Alexander-Universität Erlangen-Nürnberg

zur

Erlangung des Doktorgrades Dr. rer. nat.

vorgelegt von

Bernd Zippelius

aus Neustadt a. d. Aisch

Als Dissertation genehmigt von der Naturwissen-

schaftlichen Fakultät der Friedrich-Alexander-Universität

Erlangen-Nürnberg

Tag der mündlichen Prüfung: 23. Februar 2011

Vorsitzender derPrüfungskommission: Prof. Dr. Rainer Fink

Erstberichterstatter: Prof. Dr. Heiko B. Weber

Zweitberichterstatter: Prof. Dr. Thomas Seyller

Summary

Silicon carbide is a wide bandgap semiconductor and therefore a candidate for highpower device applications. It exists in a huge variety of polytypes; for device applica-tion the most common polytypes are the cubic 3C-SiC and the hexagnoal polytypes4H- and 6H-SiC. The bandgap is varying between 2.3 eV and 3.3 eV [Yos95]. Furtherproperties are a high breakdown eld ((0.8 . . . 3)MV/cm [Lev01]) and a large ther-mal conductivity 4.9Wcm−1K−1 [Har95]. Due to these properties and the resistanceagainst chemicals and radiation silicon carbide is a very suitable candidate for app-lications in harsh environments.Today two inch, three inch and four inch wafers of 4H-SiC and 6H-SiC are commer-cially available with a high crystalline quality. First exemplars of six inch 4H-SiCwafers have been presented by Cree at the European Conference of Silicon Carbideand Related Materials in 2010 which should lead to a further cost reduction of de-vices. At the moment SiC Schottky diodes with blocking voltages up to 1700 kV arecommercially available from Inneon [Inf10] and Cree [Cre10]. Now focus is comingto the switching elements, especially the MOSFETs. Still they are suering fromlacking performance due to the properties of the SiC/SiO2-interface. Much eort isput on the passivation of interface states near the conduction band edge of 4H-SiCwhich are responsible for the poor performance.Furthermore intrinsic defects seem to be the main candidates for a still very lowcarrier lifetime which is still at least three orders of magnitude lower than the valuesfor silicon. A deep understanding of intrinsic defects is therefore crucial for impro-vement of bipolar devices.Due to its isotropy 3C-SiC seems a suitable candidate for application of MOSFETs athigh currents (> 100A) in an intermediate voltage range up to 1200V [Nag08]. Thevalence band edge is aligned for all polytypes and because of the smaller bandgapof 3C-SiC interface states are lying resonant in the conduction band and should notlead to a degradation of the MOSFET performance. But in particular the blockingbehavior of 3C-SiC pn junctions is still not sucient for a commercial application.In the framework of this thesis Hall-eect measurements on 3C-SiC substrate materi-al have been conducted. Furthermore 4H-SiC epitaxial layers have been characterizedwith respect to intrinsic point defects by means of Deep Level Transient Spectros-copy (DLTS). Temperature dependent IV-characteristics of 3C-SiC pn-diodes havebeen conducted and a model for a mechanism of the generation of leakage cur-rent by thermally-assisted tunneling has been developed. The inuence of dierentlyincorporated nitrogen for the passivation of states at the SiC/SiO2-interface was in-vestigated. Therefore Hall-eect measurements on N2O-oxidized and on overoxidized

i

ii

N/Al-coimplanted MOSFETs have been performed. The results obtained from thiswork are summarized in the following:

Electrical properties of 3C-SiC substrates

Temperature dependent Hall-eect investigations on 3C-SiC substrates fabricated byswitch-back epitaxy [Yag06] on Si(001) have been conducted. Therefore little rodsoriented in [110]- and [110]-direction have been prepared in order to investigate theinuence of the crystal orientation on the electrical properties of the material. Thefollowing results can be recorded:

• For the little rods oriented in [110]-direction, the activation energy of thenitrogen donor results in ∆ED = 17 meV at a concentration of ND =3.99 × 1017 cm−3 and a very high compensation of Ncomp = 3.92 × 1017 cm−3.For the [110]-orientation these values slightly deviate giving ∆ED = 14 meV,ND = 3.99 × 1017 cm−3 and Ncomp = 3.94 × 1017 cm−3 staying within the un-certainty of the error bar.

• Hall mobility at room temperature for [110]-orientation is µH([110]) =177 cm2/Vs and in [110]-direction it results in a nearly twice as large valueof µH([110]) = 334 cm2/Vs. The dierence in the Hall mobility could be causedby increased scattering at neutral traps lying parallel to the carbon terminatedstacking faults oriented in [110]-direction

Model of the leakage current in 3C-SiC pn-diodes

Temperature dependent measurements of the reverse characteristics of 3C-SiC pn-diodes reveal the following results:

• Due to the inhomogeneous distribution of extended defects among the diodesthe obtained IV-reverse characteristics deviate in a wide range.

• The temperature dependence of the leakage current could be modeled bythermally-assisted tunneling in particular for reverse voltages VR > 70 V.

• By adding an additional shunt resistance the t of the simulated curves to theexperimental ones could be improved.

• The values for the density of states originating from extended defects are takenas a rough estimate for the real density of states.

• The activation energy Ea of the reverse current and its dependence on voltagecan be modeled also in dependence of the temperature.

iii

Intrinsic point defects in 4H-SiC

Dierently grown n-type 4H-SiC epitaxial layers were characterized by means ofDeep Level Transient Spectroscopy (DLTS) with respect to intrinsic point defects.The results are summarized in the following:

• Double correlated DLTS measurements result in a neutral charge state of theZ1/2-defect after the emission process in agreement with [Dal97]. Calculationsof the energies of carbon vacancies (VC) by Hornos et al. [Hor10] result invery similar values, therefore, the VC seems to be a probable candidate for theZ1/2-defect.

• By using iridium as a metal for Schottky-contacts it was possible to investigatethe EH6- separated from the EH7-defect. The Schottky barrier of Ir on n-type4H-SiC permits the detection of the EH6-defect with a strong suppression ofthe EH7-component.

• DDLTS measurements result in an acceptor-like behavior of the EH6-defect.The activation energy resulted in EC−ET(EH6) = (1.203± 0.005) eV and theelectrical capture cross section was determined to be in the range of σ(EH6) ≈(1.2 . . . 4.7)× 10−16 cm2.

• By tting the experimental spectra the activation energy of EH7 was determi-ned to be EC − ET(EH7) = (1.58 ± 0.05) eV with an electrical capture crosssection of σ(EH7) ≈ (1.9 . . . 7.1)×10−14 cm2. At the present point of knowledge,its charge state cannot be stated.

• For the EH6/7-center, it is assumed that it consists of a carbon vacancy and asecond partner e. g. a nitrogen donor forming a nitrogen carbon vacancy com-plex (N−VC) or with a second carbon vacancy generating a carbon divacancyVC − VC. The dierence in the activation energy of the EH6- and EH7-defectcould be explained by the orientation of this pair either parallel or perpendi-cular to the c-axis.

• A defect labeled by X appearing at high C/Si ratios could be assigned toUT1-center, a defect described in the literature by Danno et al. [Dan07b]. Itsactivation energy lies in the range of EC − ET(X) ≈ (1.30 . . . 1.45) eV with anelectrical capture cross section around σ(X) ≈ (1.1 . . . 11)×10−14 cm2. Possiblecandidates for the origin of this defect could be interstitial carbon (Ci), carbonantisites (CSi) or silicon vacancies (VSi) and/or their combinations.

Electrical properties of 4H-SiC MOSFETs

The results of the Hall eect investigations on N2O-oxidized and overoxidized N/Al-coimplanted MOSFETs are summarized in the following:

iv

• The density of states at the interface near the conduction band edge measuredby Hall eect consists of so-called near interface states (NITs) and states loca-ted directly at the SiC/SiO2-interface. The values of the density of states incre-ase starting from the N2O-oxidized MOSFETs Dit(N2O) ≈ 4× 1013 eV−1cm−2

over the not-annealed N/Al-coimplanted samples Dit(N/Al-impl.) ≈ (5 . . . 8)×1013 eV−1cm−2 to the highest values obtained from the annealed N/Al-coimplanted MOSFETs Dit(N/Al-impl.& ann.) ≈ 6× 1013 eV−1cm−2.

• The Hall mobility at room temperature for N2O-oxidized MOSFETs at a ga-te voltage VG = 25 V is µH(N2O) = 65 cm2/Vs. In the case of the N/Al-coimplanted and not-annealed MOSFETs a Hall mobility in the range ofµH(N/Al-impl.) = (96 . . . 144) cm2/Vs was measured for VG = 25 V which isdecreasing with increasing implanted Al-dose. The MOSFETs which have beenannealed before the oxidation process show a nearly constant Hall mobility inthe range of µH(N/Al-impl.& ann.) = (76 . . . 84) cm2/Vs. The decrease of Hallmobility with increasing Al concentration is due to a reduced saturation of in-terface states by the incorporated nitrogen. The density of states lying deeper inthe band gap of 4H-SiC is increasing from the not-annealed N/Al-coimplantedover the N2O-oxidized to the annealed N/Al-implanted MOSFETs.

• Stress tests of not-annealed N/Al-coimplanted MOSFETs at elevated tempe-ratures (T = 375K) show a strong shift of the threshold voltage and a changeof the shape of the transfer characteristics. The stability of N2O-oxidized andof annealed N/Al-coimplanted MOSFETs is increased showing only a smallchange in threshold voltage at T = 375K.

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 3

2 Thermisch aktiviertes Tunneln in 3C-SiC pn-Übergängen 52.1 Eindimensionale Bandstruktur eines pn-Übergangs . . . . . . . . . . . 52.2 Dreiecksbarriere: Fowler-Nordheim-Tunneln . . . . . . . . . . . . . . . 82.3 Thermisch aktivierter Tunnelstrom . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102.4 Beschreibung des Modells . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

3 Experimentelle Grundlagen 153.1 Kapazitäts-Spannungs-Messungen (CV) . . . . . . . . . . . . . . . . . 153.2 Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS) . . . . . . . . . . . . . . . 163.3 Doppelt korrelierte DLTS (DDLTS) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 193.4 Hall-Eekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

3.4.1 Hall-Eekt im Kanal von MOSFETs . . . . . . . . . . . . . . . . 203.4.2 Hall-Eekt in Stäbchenanordnung . . . . . . . . . . . . . . . . . 21

3.5 Probenpräparation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 233.5.1 Chemische Reinigung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 233.5.2 Kontaktpräparation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 233.5.3 Thermische Behandlung (RIA) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.5.4 Reaktives-Ionen-Ätzen (RIE) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.5.5 Herstellung von 3C-SiC pn-Dioden . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.5.6 Herstellung von 4H-SiC MOSFETs . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.5.7 Verwendete Mess-Aufbauten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

4 Experimentelle Ergebnisse 274.1 Materialeigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27

4.1.1 Hall-Eekt-Untersuchungen an 3C-SiC Substraten . . . . . . . . 274.1.2 DLTS-Untersuchungen an 4H-SiC Epitaxie-Schichten . . . . . . . 29

4.2 3C-SiC pn-Dioden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 334.3 Elektrische Charakterisierung von 4H-SiC MOSFETs . . . . . . . . . . 35

4.3.1 Kennlinien . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 354.3.2 Hall-Eekt-Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 384.3.3 Ausgeheilte N/Al-implantierte MOSFETs . . . . . . . . . . . . . 41

5 Diskussion 455.1 Elektrische Eigenschaften von 3C-SiC Substraten . . . . . . . . . . . . 45

5.1.1 Analyse der freien Elektronenkonzentration . . . . . . . . . . . . 45

v

vi Inhaltsverzeichnis

5.1.2 Einuss der Kristallorientierung auf die Hall-Beweglichkeit . . . 485.2 Intrinsische Punktdefekte in 4H-SiC Epitaxie-Schichten . . . . . . . . . 52

5.2.1 Dominierende intrinsische Defekte in 4H-SiC: Z1/2 und EH6/7 . . 525.2.2 Feldabhängigkeit der Aktivierungsenergie . . . . . . . . . . . . . 535.2.3 Der X-Defekt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

5.3 Modell zum Leckstrom in 3C-SiC pn-Dioden . . . . . . . . . . . . . . 685.3.1 DLTS-Untersuchungen an ausgedehnten Defekten . . . . . . . . 685.3.2 Modellierung des Leckstroms in 3C-SiC pn-Dioden . . . . . . . . 69

5.4 Elektrische Eigenschaften von 4H-SiC MOSFETs . . . . . . . . . . . . 775.4.1 Stabilität von N/Al-implantierten Oxiden . . . . . . . . . . . . . 775.4.2 Bestimmung der Grenzächenzustandsdichte Dit . . . . . . . . . 795.4.3 Elektronenbeweglichkeit im Kanal der untersuchten MOSFETs . 90

6 Zusammenfassung 97

7 Ausblick 101

Anhang 103

A Probenverzeichnis 103A.1 3C-SiC pn-Dioden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103A.2 4H-SiC n-Kanal MOSFETs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103

B Materialparameter und Naturkonstanten 105B.1 3C-SiC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105B.2 4H-SiC . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105B.3 Verwendete Naturkonstanten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106

C Symbolverzeichnis 107

Literaturverzeichnis 111

Inhaltsverzeichnis 1

Des fraises en cette saison?

(Gaius Bonus, Römischer

Zenturio, in: Asterix der

Gallier)

1 Einleitung

Siliziumkarbid (SiC) ist ein indirekter Halbleiter mit groÿer Bandlücke. Es existiert ineiner Vielzahl von verschiedenen Kristallformen; die für Bauelemente am häugstenverwendeten sind die hexagonalen Polytypen 4H- und 6H-SiC sowie der kubischePolytyp 3C-SiC. SiC hat eine Reihe herausragender physikalischer Eigenschaften,z.B. eine groÿe Bandlücke, welche je nach Polytyp 2.3 eV bis 3.3 eV beträgt [Yos95].Weitere Eigenschaften sind die hohe Durchbruchfeldstärke (0.8MV/cm. . . 3MV/cm[Lev01]) und die groÿe Wärmeleitfähigkeit von 4.9Wcm−1K−1 [Har95]. Diese Eigen-schaften und die hohe chemische Stabilität sowie die Strahlungsfestigkeit machen SiCzu einem Material, welches unter extremen Umweltbedingungen eingesetzt werdenkann.Auf der europäischen Konferenz für Siliziumkarbid ECSCRM 2010 wurde von Creeerstmals ein 4H-SiC Wafer mit einem Durchmesser von 6 Zoll präsentiert, was zueiner Kostenreduktion bei der Herstellung von Bauelementen führen dürfte. Beson-ders Metall-Oxid-Halbleiter(MOS)-Feld-Eekt-Transistoren (MOSFETs) auf 4H-SiCerscheinen wegen der groÿen Volumenbeweglichkeit und der kleinen Anisotropie vielversprechend für die Anwendung in der Hochleistungselektronik. Trotzdem habendie MOSFETs auf SiC-Basis noch nicht die hohen geforderten Standards erreicht.Die Beweglichkeit der Ladungsträger im Kanal erreicht noch nicht die Werte wieim Volumen, was die Stromdichte in Vorwärtsrichtung limitiert und somit zu einemerhöhten On-Widerstand führt. Es wird vermutet, dass Zustände an der SiC/SiO2-Grenzäche und besonders sog. Near-interface-Zustände (NITs) im Oxid zur Streu-ung von Ladungsträgern und teilweisem Einfang beitragen. Es wurden deshalb ver-schiedene Versuche unternommen, um die Zustandsdichte zu verringern und die Leis-tung von 4H-SiC MOSFETs zu verbessern; besonders die Behandlung mit Stickstozeigte eine eindeutige Reduktion der Grenzächenzustände.3C-SiC erscheint wegen seiner Isotropie ein sehr geeigneter Polytyp für Anwendungenvon MOSFETs für hohe Ströme (> 100A) im mittleren Spannungsbereich bis 1200V[Nag08]. Auf Grund der für alle Polytypen bei gleicher Energie liegenden Valenz-bandkante und der für 3C-SiC kleineren Bandlücke benden sich die Near-Interface-Zustände resonant im Leitungsband und sollten zu keiner Beeinträchtigung des La-dungstransports im Kanal von MOSFETs führen. Wegen ungenügender Kristallqua-lität ist besonders das Sperrverhalten von 3C-SiC pn-Dioden ist noch unzureichend,was einer kommerziellen Nutzung im Wege steht. In der vorliegenden Arbeit wur-den Hall-Eekt-Messungen an 3C-SiC Substrat-Material sowie an 4H- und 3C-SiCMOSFETs durchgeführt. Die 4H-SiC MOSFETs wurden bei Anwesenheit von Stick-sto unterschiedlich prozessiert und der Einuss auf die elektrischen Eigenschaftenund die Konzentration der Zustände an der SiC/SiO2-Grenzäche untersucht. Wei-

3

4 Kapitel 1. Einleitung

terhin wurde der Sperrstrom von 3C-SiC pn-Dioden temperaturabhängig gemessenund Deep-Level-Transient-Spectroscopy (DLTS) an 4H-SiC Epitaxie-Schichten imHinblick auf dominierende Punktdefekte vorgenommen. In diesem Zusammenhangwurde der Z1/2- und der EH6/7-Defekt untersucht, wobei ersterer einen wesentlichenEinuss auf die Lebensdauer von Ladungsträgern hat.Die Arbeit ist wie folgt gegliedert:

• Kapitel 2 beinhaltet eine Beschreibung eines thermisch-aktivierten Tunnel-Prozesses, welcher die dominierende Rolle bei Leckströmen in 3C-SiC pn-Dioden spielen könnte.

• In Kapitel 3 wird die experimentelle Vorgehensweise zur elektrischen Charak-terisierung der Wafer (3C-SiC Substrate, 4H-SiC Epitaxie-Schichten) sowie derBauelemente (3C-SiC pn-Dioden, 4H-SiC MOSFETs) erläutert und die dafürverwendeten Apparaturen beschrieben.

• In Kapitel 4 werden die experimentellen Ergebnisse dargestellt.

• Die Ergebnisse aus Kapitel 4 werden in Kapitel 5 diskutiert. Die Hall-Eekt-Untersuchungen an unterschiedlich orientierten in Stäbchenform präparierten3C-SiC-Substraten werden im ersten Abschnitt diskutiert. Im zweiten Ab-schnitt wird eine mögliche chemische Zusammensetzung der dominanten in-trinsischen Punktdefekte Z1/2 und EH6/7 in 4H-SiC diskutiert. Weiterhin wirdim dritten Abschnitt ein Modell zur Simulation des Leckstromes von 3C-SiCpn-Dioden mittels thermisch aktiviertem Tunneln vorgestellt. Die Ergebnisseunterschiedlich mit Sticksto prozessierter 4H-SiC MOSFETs und der Einussder SiC/SiO2-Grenzäche auf deren elektrischen Eigenschaften werden im letz-ten Abschnitt analysiert.

• In Kapitel 6 wird eine Zusammenfassung der Ergebnisse dieser Arbeit gegebenund in Kapitel 7 erfolgt ein Ausblick über weitere mögliche Forschungsarbeiten.

2 Thermisch aktiviertes Tunnelnin 3C-SiC pn-Übergängen

3C-SiC ist auf Grund der hohen Ladungsträger-Beweglichkeit im Volumen und dernicht vorhandenen Anisotropie ein interessanter Polytyp für Bauelemente. Wegen derkleineren Bandlücke von 3C-SiC gegenüber von 4H- und 6H-SiC und der Tatsache,dass die Valenzbandkanten dieser SiC-Polytypen bei der gleichen Energie liegen, be-nden sich die sog. Near-Interface-Traps (NIT) resonant im Leitungsband [Afa97b].Die NITs sind ca. 2.8 eV unterhalb der Leitungsbandkante von SiO2 lokalisiert undwerden für die Reduktion der Beweglichkeit im Kanal von Metall-Oxid-Halbleiter-Feld-Eekt-Transistoren (MOSFETs) verantwortlich gemacht [Afa97a]. Das Haupt-problem von 3C-SiC besteht darin, das Material in hinreichend hoher Qualität zuzüchten. Die Züchtungsmethode der switch-back-epitaxy (SBE) [Yag06] auf Si-Substrat führt durch die unterschiedlichen Gitterkonstanten von Si und 3C-SiC zugroÿen Verspannungen und zur Ausbildung von ausgedehnten Defekten, wie z. B.Versetzungen oder Stapelfehler (SF). Sie sind die dominierenden Defekte in 3C-SiC und es wurde ein direkter Zusammenhang von SF-Dichte und den gemessenenLeckströmen an pn-Dioden beobachtet [Kaw10].Unterhalb der Durchbruchfeldstärke wird der Leckstrom idealer pn-Dioden durch dieKonzentration der Minoritätsladungsträger bestimmt und hängt nicht von der ange-legten Spannung ab. In Anwesenheit von elektrisch aktiven Defekten ist es möglich,dass Elektronen und Löcher von dort aus ins Leitungs- bzw. Valenzband gelangenund somit ein zusätzlicher Generationsstrom erzeugt wird. Dieser allein kann jedochdie Höhe und Temperaturabhängigkeit der gemessenen Leckströme nicht erklären,so dass ein Modell basierend auf thermisch-aktiviertem Tunneln entwickelt wurde,womit die gemessenen Abhängigkeiten des Leckstromes bis auf kleinere Abweichun-gen quantitativ wiedergegeben werden.

2.1 Eindimensionale Bandstruktur einespn-Übergangs

Für die Entwicklung des Modells des thermisch-aktivierten-Tunnelns ist es nötig,die Bandstruktur des untersuchten pn-Überganges zu kennen. Im Folgenden werden

5

6 Kapitel 2. Thermisch aktiviertes Tunneln

die Schritte zur Berechnung der Bandstruktur des pn-Übergangs kurz skizziert. Dererste Schritt beinhaltet die Integration der eindimensionalen Poisson-Gleichung

∂2ϕ

∂x2= −%(x)

εε0

, (2.1)

Abb. 2.1: Abrupter pn-Übergang. (a) Verteilung der Ladungsdichte (b) Verteilungdes elektrischen Felds (c) Energiebänder

wobei %(x) die Netto-Ladungskonzentration am Punkt x ist. Für die folgenden Be-rechnungen wurde immer von einem abrupten pn-Übergang ausgegangen, d. h. mit

2.1. Eindimensionale Bandstruktur eines pn-Übergangs 7

einer Akzeptorkonzentration NA auf der p-Seite und einer Donatorkonzentration ND

auf der n-Seite (s. Abb. 2.1(a)). Für % gilt somit

%(x) =

0 für x < −wp

eNA für − wp ≤ x < 0

−eND für 0 ≤ x ≤ wn

0 für x > wn

, (2.2)

wobei wp bzw. wn die Breite der Raumladungszone im p-Typ bzw. n-Typ Halbleiterist. Es ergibt sich nach einmaliger Integration von Gl. (2.1) für das elektrische Feld(s. Abb. 2.1(b))

F (x) =

0 für x < −wp

eNA

εε0(x+ wp) für − wp ≤ x < 0

− eND

εε0(x− wn) für 0 ≤ x ≤ wn

0 für x > wn

. (2.3)

Nach nochmaliger Integration erhält man den Potentialverlauf und damit auch denVerlauf des Leitungsbands (s. Abb. 2.1(c)):

EC(x) =

eNA

εε0w2

p für x < −wp

− eNA

2εε0(x2 + 2wpx) für − wp ≤ x < 0

eND

2εε0(x2 − 2wnx) für 0 ≤ x ≤ wn

− eND

εε0w2

n für x > wn

(2.4)

Der Energie-Nullpunkt liegt demnach bei EC(x = 0). Das Valenzband EV verläuftunterhalb parallel zu EC im Abstand von Egap. Es wird eine Temperaturabhängigkeitnach [Gol01] angenommen, welche für 3C-SiC durch

Egap(T ) = Egap(T = 0 K)−6000 eV

KT 2

T + 1200 K(2.5)

beschrieben wird. Zur Berechnung der Fermi-Niveaus im Volumen wird wegen derrelativ groÿen Aktivierungsenergien der Dotierung (N, Al) in SiC zunächst die Kon-zentration der freien Ladungsträger (n bzw. p) mittels Lösung der Neutralitätsglei-chung

n+NK,n =ND

1 + gDnNC

exp[

∆ED

kT

] (2.6)

p+NK,p =NA

1 + gApNV

exp[

∆EA

kT

] (2.7)

bestimmt. Dabei sind NK,n (NK,p) die Kompensation des n-Gebiets (p-Gebiets), ND


(NA) die Donatorkonzentration (Akzeptorkonzentration), gD (gA) die Entartungs-faktoren der Donatoren (Akzeptoren), NC (NV) die eektive Zustandsdichte desLeitungsbandes (Valenzbandes) und ∆ED (∆EA) die Aktivierungsenergie der Dona-toren (Akzeptoren). Die eektiven Zustandsdichten des Leitungs- bzw. Valenzbandssind gegeben durch

NC = 2MC

(2πm∗nkT

h2

) 32

(2.8)

NV = 2MV

(2πm∗pkT

h2

) 32

. (2.9)

Dabei bezeichnetMC die Anzahl der Minima des Leitungsbands undMV die Anzahlder Maxima des Valenzbands. Die Fermi-Niveaus im Volumen sind dann mit derBoltzmann-Näherung durch

EC − EFn,Bulk = kT ln

[NC

n

](2.10)

EFp,Bulk − EV = kT ln

[NV

p

](2.11)

gegeben [Dim06]. Die Diusionsspannung Vbi berechnet sich zu

eVbi = Egap − (EC − EFn,Bulk)− (EFp,Bulk − EV) = kT ln

np

NCNV exp[−Egap

kT

] .

(2.12)

2.2 Dreiecksbarriere: Fowler-Nordheim-Tunneln

Das Fowler-Nordheim-Tunneln (auch als Feldemission bekannt) beschreibt den Tun-nelprozess eines Teilchens durch eine Barriere bei Anwesenheit von hohen elektri-schen Feldern.Eine schematische Darstellung eines solchen Tunnelprozesses durch eine Dreiecks-barriere ist in Abb. 2.2(a) gezeigt. Im Folgenden soll am Beispiel eines Elektrons imFestkörper mit eektiver Masse m∗n dieser Tunnelprozess näher erläutert werden.Die Tunnelwahrscheinlichkeit lässt sich über die zeitunabhängige Schrödingerglei-chung

− h2

2m∗n

∂2ψ(x)

∂x2+ V (x)ψ(x) = Eψ(x) (2.13)

2.2. Dreiecksbarriere: Fowler-Nordheim-Tunneln 9

Abb. 2.2: (a) Schematische Darstellung eines Tunnelprozesses bei TemperaturT = 0K. Oberhalb der Fermi-Energie sind keine Zustände besetzt. Es handeltsich um das klassische Fowler-Nordheim-Tunneln. (b) Darstellung für thermischaktiviertes Tunneln. Durch eine Temperatur T > 0K werden Zustände oberhalbder Fermi-Energie EF besetzt, wodurch die Tunnelbarriere für diese Elektronenerniedrigt und verengt wird. Die Tunnelwahrscheinlichkeit nimmt für diese starkzu.

beschreiben. Dabei ist V (x) die Form der Barriere und E die totale Energie deseinfallenden Elektrons mit Wellenfunktion ψ(x). Gl. (2.13) lässt sich umschreiben zu

∂2ψ(x)

∂x2=

2m∗nh2 (V (x)− E)ψ(x). (2.14)

Unter der Annahme, dass sich V (x)− E im Intervall [x, x + dx] nicht ändert, kanndiese Gleichung mit

ψ(x+ dx) = ψ(x) exp [−kdx] mit k =

√2m∗n(V (x)− E)

h(2.15)

gelöst werden. Das Minuszeichen in der Exponentialfunktion wurde gewählt, da einTunneln von links nach rechts angenommen wurde. Mit Hilfe der Wentzel-Kramers-Brillouin-Näherung (WKB) kann für ein sich langsam änderndes Potential die Wel-lenfunktion am Ort x = d mit der Wellenfunktion bei x = 0 ausgedrückt werden[Dim06]:

ψ(x = d) = ψ(x = 0) exp

[−∫ d

0

√2m∗n(V (x)− E)

hdx

]. (2.16)

Die Tunnelwahrscheinlichkeit Ptun,n für eine dreieckige Barriere V (x)− E = ∆En −eFx (F =elektrisches Feld) wird über

Ptun,n =ψ(d)ψ∗(d)

ψ(0)ψ∗(0)= exp

[−2

h

∫ d

0

√2m∗n(∆En − eFx) dx

](2.17)


und anschlieÿender Integration zu

Ptun,n = exp

[−4

3

√2m∗nh

∆E3/2n

eF

](2.18)

berechnet, mit ψ∗(x) der Komplex-Konjugierten der Elektronenwellenfunktion ψ(x).Gl. (2.18) stellt die Tunnelwahrscheinlichkeit für das sog. Fowler-Nordheim-Tunnelndar; sie ist nicht temperaturabhängig.

2.3 Thermisch aktivierter Tunnelstrom

Der Begri des thermisch aktivierten Tunnelns wurde im Rahmen des generalizedthermionic trap-assisted tunneling (GTTT)-Modells in [Sat06] eingeführt. Darinwird eine durch die Fermi-Verteilung beschriebene von der Temperatur abhängi-ge Besetzung von Zuständen mit Elektronen angenommen, wobei diese Elektronendurch eine Dreiecksbarriere tunneln können. Durch die damit verbundene Besetzungvon Zuständen oberhalb der Fermi-Energie EF ergibt sich eine erhöhte Tunnelwahr-scheinlichkeit aus diesen Zuständen.Der Tunnelstrom für Elektronen ins Leitungsband wird beschrieben durch

JR,n =ertun,n

F

(∫ EV

EC

D(E)Ptun,n

1 + exp[

∆En−EkT

] dE

), (2.19)

mit der Tunnelwahrscheinlichkeit Ptun,n aus den mit Elektronen besetzten Zuständennach Gl. (2.18):

Ptun,n = exp

[−4√

2m∗nE3/2

3hFe

]. (2.20)

Dabei ist F das elektrische Feld am Ort des Tunnelereignisses, ∆En die Höhe derTunnelbarriere, die dem Abstand der Fermi-Energie EF zur Leitungsbandkante ent-spricht und rtun,n die energieabhängige Ratenkonstante [Fle92]

rtun,n =

(m∗lm∗r

)5/216πE

3/2l

3h√

∆En − El

. (2.21)

El ist die totale Energie eines von links auf die Barriere zulaufenden Elektrons dereektiven Masse m∗l . Nach dem Tunneln in ein u.U. anderes Material hat das Elek-tron die durch das dortige Potential vorgegebene eektive Masse m∗r .Die jeweils zu überwindende Tunnelbarriere wird durch den Abstand der Energiezum Leitungsband beschrieben, d. h. durch die Integration über die gesamte Band-lücke variiert dieser Wert zwischen 0 und Egap. Durch Faltung der Fermi-Verteilung,der Zustandsdichte und der Tunnelwahrscheinlichkeit wird die Konzentration dertunnelnden Elektronen bei einer bestimmten Energie festgelegt. Dies bedeutet, dassdurch eine geeignete Wahl der Zustandsdichte D(E) und der Fermi-Energie EF im-

2.4. Beschreibung des Modells 11

mer eine bestimmte Barriere überwunden werden muss, da entweder keine Zuständevorhanden sind oder aber die Fermi-Verteilung sehr stark gegen 0 strebt. Die unter-halb der Fermi-Energie liegenden besetzten Zustände werden ebenfalls berücksich-tigt; sie tragen jedoch auf Grund der deutlich höheren Barriere kaum zum Strombei.Die entsprechenden Gleichungen für das Tunneln von Löchern in das Valenzbandsind für den Tunnelstrom

JR,p =ertun,p

F

∫ EC

EV

D(E)Ptun,p

1 + exp[

∆Ep−EkT

] dE

, (2.22)

und die Tunnelwahrscheinlichkeit der Löcher

Ptun,p = exp

[−

4√

2m∗pE3/2

3hFe

]. (2.23)

Der Abstand ∆Ep ist auf die Valenzbandkante bezogen. Die Ratenkonstante rtun,p

ergibt sich durch Einsetzen der eektiven Massen für Löcher in Gl. (2.21). Der Ge-samtstrom ergibt sich aus der Summe von Gl. (2.19) und Gl. (2.22).

2.4 Beschreibung des Modells

In Halbleitern mit elektrisch aktiven ausgedehnten Defekten bilden sich bandarti-ge Zustände in der Bandlücke aus [Fig90]. Im einfachsten Fall wird eine konstanteRechtecks-Verteilung in der Bandlücke angenommen. In unserem Fall verlaufe dieräumliche Verteilung entlang der Stapelfehler (SF), d. h. in den äquivalenten 111-Ebenen [Nag97]. Diese treen in einem Winkel von 54.7 auf die (001)-Ebene, welchebei den mit switch-back-Epitaxie hergestellten Dioden der Kontaktäche entspricht(s. a. Abb. 2.3). Die Bandstruktur für einen pn-Übergang mit bandartigen Zuständenelektrisch aktiver ausgedehnter Defekte ist schematisch in Abb. 2.4 gezeigt. Unterder (vereinfachenden) Annahme, dass die Zustände der ausgedehnten Defekte einchemisches Potential haben, das sich von dem des Halbleiters unterscheidet undparallel zum Valenz- bzw. Leitungsband des Halbleiters verläuft, ergibt sich dasgezeigte Bild. Ein ähnlicher Verlauf des Fermi-Niveaus wurde für Schottky-Diodenberechnet [Res07]. Aus den temperaturabhängigen Ausläufern der Fermi-Verteilungder besetzten Zustände können Elektronen (Löcher) thermisch über die Barriere∆En(x) = EC(x)−EF(x) (∆Ep(x) = EF(x)− EV(x)) in das Leitungsband (Valenz-band) angeregt werden und zum Leckstrom beitragen.Die angenommenen Fermi-Niveaus laufen ausgehend vom Fermi-Niveau des Volu-mens der n-Seite EFn,Bulk waagrecht in die Raumladungszone bis der Abstand zwi-schen EFn,Bulk und EC bei x = xA der Barrierenhöhe ∆En entspricht. Von diesemPunkt aus läuft das Fermi-Niveau parallel zum Leitungsband bis auf die Höhe desFermi-Niveaus des Volumens der p-Seite EFp,Bulk und geht dann in dieses über. Der


Abb. 2.3: Schematische Ansicht von Stapelfehlern (SF) in 3C-SiC, welches aufundulantem Silizium gewachsen wurde (nach [Yag06]). (a) SF, die C-terminiertsind. (b) SF, die Si-terminiert sind. Es wird angenommen, dass der Stapelfehlerden gesamten Querschnitt der aktiven Fläche durchzieht.

sich damit ergebende Verlauf der Tunnelbarriere für Elektronen ∆En(x) bzw. Löcher∆Ep(x) ist in Abb. 2.5 gezeigt. Die Tunnelbarriere wächst ausgehend vom Volumender n-Seite zunächst quadratisch bis zum Wert ∆En und bleibt danach konstant biszu x = xn,max.

EF(x) =

EC(wp)− Egap + EFp,Bulk −wp < x ≤ xn,max

EC(x)−∆En xn,max < x ≤ xA

EC(wn)− EFn,Bulk xA < x ≤ wn

(2.24)

Auf Grund der als gröÿtenteils konstant angenommenen Höhe der Tunnelbarriereist ein Maximum der Tunnelwahrscheinlichkeit bei x = xn,max zu erwarten, da dortdas elektrische Feld bezogen auf diese Barriere am gröÿten ist. Die Tunnelströmebei x = xn,max dominieren also den gesamten Tunnelstrom und als Folge kann somitder Rechenvorgang auf diesen Bereich beschränkt werden.Die Tunnelwahrscheinlichkeit der Löcher ist bei x = 0, d. h. am pn-Übergang amgröÿten, da dort das elektrische Feld maximal ist und die Tunnelbarriere ∆Ep

niedrig. Wegen der Forderung, dass sich das gesamte System in einem stationärenZustand bendet, müssen die Tunnelraten (=Tunnelströme) für Elektronen undLöcher jeweils gleich sein. Wäre dies nicht der Fall, so würde sich die Besetzungder bandartigen Zustände der ausgedehnten Defekte ändern und man würde einezeitliche Abhängigkeit des Tunnelstromes beobachten. Da Elektronen- und Löcher-tunnelstrom gleich sein müssen, dominiert der langsamere Prozess und es genügtdiesen zu betrachten. Wegen der Lage des Fermi-Niveaus am Valenzband im p+-Gebiet und des dortigen (sehr hohen) elektrischen Feldes, ist die Tunnelrate fürLöcher stets gröÿer und es genügt somit den Tunnelprozess für Elektronen zu be-

2.4. Beschreibung des Modells 13

Abb. 2.4: Die schematische Darstellung zeigt die Bandstruktur einer 3C-SiC p+n-Diode mit Projektion der Zustandsdichte der ausgedehnten Defekte D(E) auf die(010)-Ebene sowie die Parameter, welche den thermisch aktivierten Tunnelstrombestimmen. Die Einzelbeiträge der getrennt berechneten Ströme für Elektronenund Löcher sind in der unteren Hälfte des Bildes zu sehen. Wegen der niedrigerenBarriere am Punkt des höchsten elektrischen Feldes am pn-Übergang (x = xp = 0)ist der Löcher-Tunnelstrom stets gröÿer als der Elektronen-Tunnelstrom. Da jedocheine zeitlich konstante Besetzung der Zustände D(E) vorausgesetzt wird, müssenbeide Ströme gleich sein, d. h. der Elektronen-Tunnelstrom begrenzt den Gesamt-Tunnelstrom.

rechnen.


Abb. 2.5: Tunnelbarriere für Elektronen (durchgezogene Linie) und für Löcher(gestrichelte Linie). Elektronenbarriere wächst ausgehend vom Volumen der n-Seite(rechts) quadratisch an, bleibt konstant und wächst danach wieder quadratisch.Die Barriere für Löcher verläuft so, dass sich beide Barrieren zum Wert der vollenBandlücke addieren, da die Fermi-Niveaus für Elektronen und Löcher als identischangenommen werden.

3 Experimentelle Grundlagen

3.1 Kapazitäts-Spannungs-Messungen (CV)

Eine Standardmethode um Netto-Dotierkonzentrationen von Halbleitern zu bestim-men ist die CV-Messung. Die CV-Methode beruht auf der Tatsache, dass sich dieBreite der Raumladungszone (RLZ) eines Metall-Halbleiter-Übergangs (Schottky-Kontakt) bei Variation der Sperr-Spannung ändert. Dies gilt ebenso für einen ab-rupten p+n- oder n+p-Übergang, wobei sich die RLZ in diesen Fällen jeweils imWesentlichen über die niedriger dotierte Region erstreckt. Im Folgenden wird nunimmer von einem Schottky-Kontakt auf einem n-Typ Halbleiter ausgegangen.Die Breite der RLZ w eines Halbleiters mit Netto-Dotierung Neff und relativer Di-elektrizitätszahl ε kann analytisch durch Integration der Poisson-Gleichung berechnetwerden [Sze81]

w =

√2εε0

eNeff

(Vbi + VR + kT/e), (3.1)

wobei Vbi die Diusionsspannung und VR die angelegte Sperr-Spannung bezeichnet.Die Messung der dierentiellen Kapazität erfolgt durch Überlagerung des Gleich-spannungsanteils VR mit einer hochfrequenten Wechselspannung kleiner Amplitude(ca. 100mV). Dies führt zu einer periodischen Verschiebung der Ladungsträger amRand der RLZ und zu einer Umladung der achen Dotierung und von tiefen Stör-stellen in Abhängigkeit von deren Umladezeitkonstante τe,n. Bei Verwendung einergenügend hohen Frequenz kann somit nur noch die ache Dotierung umgeladen wer-den (Hochfrequenzfall, d. h. ω−1 τe,n) und es ergibt sich für die Kapazität CHF

CHF =Aεε0

w=

√A2eεε0Neff

2(Vbi + VR − kT/e), (3.2)

wobei A die Kontaktäche, ε0 die Dielektrizitätskonstante des Vakuums und e dieElementarladung ist. Die Netto-Dotierkonzentration erhält man aus der gemessenenKapazität CHF durch Dierentiation von C−2

HF nach VR und es ergibt sich

Neff = − 2

eεε0A2

(dC−2

HF

dVR

). (3.3)

Bei langsamer Variation der Gleichspannung kann damit das Tiefenprol der Dotie-rung bestimmt werden.Die CV-Messungen wurden mit der DLTS-Apparatur durchgeführt, deren Aufbau

15

16 Kapitel 3. Experimentelle Grundlagen

und Funktionsprinzip in Kap. 3.5.7 beschrieben wird. Im DLTS-Aufbau wird eineBoonton 72B Kapazitätsmessbrücke mit einer Messwechselspannung der Frequenz1MHz verwendet, was einer Umladezeit von 0.16µs entspricht.

3.2 Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS)

Die Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS) ist eine Methode, welche es erlaubttiefe Störstellen sehr sensitiv nachzuweisen [Lan74]. So wird die dierentielle Kapa-zität der Raumladungszone als Funktion der Zeit und der Temperatur aufgezeichnet,in der die tiefen Störstellen umgeladen werden. DLTS erlaubt damit die simultaneBestimmung von Konzentration, Aktivierungsenergie und elektrischem Einfangquer-schnitt der untersuchten Störstellen.Im Folgenden wird die RLZ durch eine Schottky-Diode erzeugt und es wird von einerStörstelle in der oberen Hälfte der Bandlücke eines n-Typ Halbleiters ausgegangen.Damit kann die Wechselwirkung der Störstelle mit dem Valenzband vernachlässigtwerden, d. h. es nden nur Elektroneneinfang und -emission statt. Unter Berück-sichtigung des detailed-balance-Prinzips, d. h. Einfang- und Emissionsrate sind imGleichgewicht, ergibt sich für die Emissionszeit τe,n nach [Dim06]:

τe,n =1

〈vth〉σnNC

exp

[EC − ET

kT

], (3.4)

Dabei bezeichnet EC−ET die Aktivierungsenergie, σn den elektrischen Einfangquer-schnitt der Störstelle, 〈vth〉 die mittlere thermische Geschwindigkeit der Elektronenund NC die eektive Zustandsdichte im Leitungsband (s. a. Gl. (2.8)). Das Mess-prinzip von DLTS ist in Abb. 3.1 beschrieben. Sie zeigt das Bänderschema eines n-Typ Metall-Halbleiterkontakts. Beim Anlegen der Sperr-Spannung VR (Abb. 3.1(a))

Abb. 3.1: Banddiagramm eines Schottky-Kontakts auf einem n-Typ Halbleiter (a)unter Sperr-Spannung im thermischen Gleichgewicht, (b) unter Puls-Spannung und(c) direkt nach dem Umschalten zurück zur Sperr-Spannung.

3.2. Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS) 17

werden die Zustände der tiefen Störstellen, welche für x ≤ xT,R unterhalb derFermi-Energie liegen mit Elektronen besetzt. Beim Anlegen einer Puls-SpannungVP verengt sich die Raumladungszone und der Schnittpunkt des Störstellenniveausmit der Fermi-Energie verschiebt sich zu xT,P, sodass nun zusätzlich die StörstellenxT,P ≤ x < xT,R mit Elektronen besetzt werden (Abb. 3.1(b)). Die FüllimpulsdauertP muss deutlich über der typischen Einfangzeit τc,n liegen, so dass ein thermischesGleichgewicht erreicht wird. Beim erneuten Umschalten zur Sperr-Spannung VR wer-den die besetzten Störstellen, welche über das Fermi-Niveau gehoben wurden mit dercharakteristischen Emissionszeit τe,n entleert (Abb. 3.1(c)). τe,n ändert sich mit derTemperatur um viele Gröÿenordnungen und wird durch Aufzeichnung der Kapazi-tätstransiente C(t, T ) als Funktion der Temperatur gemessen.Für C(t, T ) gilt unter der Voraussetzung NT Neff :

C(t, T ) = CR −∆C exp [−t/τe,n] , (3.5)

∆C = CRNT

2Neff

x2T,R − x2

T,P

w2R

(3.6)

mit der Sperr-Spannungskapazität CR und der zugehörigen Breite der RLZ wR. Fürdie Konzentration der Störstellen NT erhält man

NT = 2Neff∆C

CR

w2R

x2T,R − x2

T,P

. (3.7)

Das DLTS-Spektrum S(T ) wird durch eine Signalverarbeitungsroutine gewonnen,wobei die Kapazitätstransienten C(t, T ) mit einer Korrelationsfunktion f(t) gefaltetund anschlieÿend auf das Zeitfenster TW normiert werden:

S(T ) =1

TW

TW∫0

C(t, T )f(t) dt. (3.8)

Für die Korrelationsfunktionen muss gelten:

TW∫0

f(t) dt = 0. (3.9)

Die Temperatur bei der S(T ) ein Extremum besitzt entspricht einer Emissionsratemit einer charakteristischen Zeitkonstante τe,n, welche durch die Korrelationsfunktionfestgelegt ist. Beispielsweise ergibt sich mit der Double-Boxcar-Korrelation (f(t) =δ(t− t2)− δ(t− t1)) für die Emissionszeit τe,n:

τe,n =t2 − t1

ln (t2/t1)(3.10)


Tab. 3.1: Vergleich von wichtigen Korrelationsfunktionen nach [Wei91]. DasSignal-zu-Rauschverhältnis (SNR) wurde auf den Koezienten b1 normiert. DiePeak-Breite ist ein Maÿ für die Energieauösung.

Koezient Korrelationsfunktion SNR/SNR(b1) Peak-Breite

b1 Sinus 1.00 1.16

b2 Doppel-Sinus 0.56 1.33

a1 Kosinus 0.60 0.99

a2 Doppel-Kosinus 0.28 1.03

t1 = 102.4ms,t2 = 204.8ms

Boxcar 0.45 1.07

Das Vorzeichen der Extremalstelle von S(T ) hängt davon ab, ob es sich um eineMajoritäts- oder eine Minoritätsladungsträgerstörstelle handelt.

Fourieranalyse der DLTS

Um ein verbessertes Signal-zu-Rauschverhältnis zu erreichen wurde die Fourierana-lyse der DLTS-Signale entwickelt [Wei88]. Dabei wird wie folgt vorgegangen: DieKapazitätstransiente eines Zeitfensters TW wird mit N Werten aufgenommen und eswird eine numerische Fouriertransformation durchgeführt. Die diskreten Fourierko-ezienten für die Kosinus- und Sinus-Funktion der Kapazitätstransiente (Gl. (3.6))sind:

an =2∆C

TW

exp

[− t0τe,n

](1− exp

[−TW

τe,n

])τ−1

e,n

n2ω20 + τ−2

e,n

(3.11)

bn =2∆C

TW

exp

[− t0τe,n

](1− exp

[−TW

τe,n

])nω0

n2ω20 + τ−2

e,n

, (3.12)

mit ω0 = 2π/TW und der Zeitverzögerung t0 nach dem Puls (Recovery-Zeit) durchdie Apparatur. Der Koezient b1 gehört zu einer Sinus-Korrelation der Kapazitäts-transiente und liefert das beste Signal-zu-Rausch-Verhältnis (s. Tab. 3.1).

Durch Verwendung verschiedener Korrelationsfunktionen kann somit ein Arrhenius-Graph (ln[τe,nT

2] vs. 1/T ) mit den Temperaturpositionen der Extrema und den je-weiligen Zeitkonstanten nach Gl. (3.4) erstellt werden:

ln [τe,n 〈vth〉NC] =EC − ET

kT− ln [σn] (3.13)

3.3. Doppelt korrelierte DLTS (DDLTS) 19

Aus der Steigung der Fitgerade kann die Aktivierungsenergie der Störstelle und ausdem Schnittpunkt mit der Ordinate der Einfangquerschnitt bestimmt werden.

3.3 Doppelt korrelierte DLTS (DDLTS)

Mit der doppelt korrelierten DLTS-Methode (DDLTS) [Lef77] kann die räumlicheVerteilung einer tiefen Störstelle in der Raumladungszone bestimmt werden. BeiDDLTS werden gleichzeitig mehrere Standard-DLTS-Messungen durchgeführt, beidenen die Sperr-Spannung gleich bleibt, die Puls-Spannung jedoch variiert wird.Durch Subtraktion der einzelnen Transienten voneinander, erhält man damit Infor-mationen über tiefe Störstellen aus sehr schmalen Bereichen der Raumladungszone,in welchen ein deniertes elektrisches Feld herrscht. Durch das Verhalten der Ak-tivierungsenergie bei unterschiedlichen elektrischen Feldern kann auf den Ladungs-zustand der Störstelle geschlossen werden. Durch den Poole-Frenkel-Eekt [Fre38]wird die thermische Barriere des Coulomb-Potentials einer geladenen Störstelle durchdas elektrische Feld abgesenkt. Bei einer neutralen Störstelle wird das Potentialdurch eine Delta-Funktion beschrieben und somit wird die Aktivierungsenergie durchdas elektrisches Feld nicht abgesenkt. Eine detailliertere Beschreibung der DDLTS-Methode ist in [Roo86] und [Lan93] zu nden.

3.4 Hall-Eekt

In diesem Kapitel wird das experimentelle Verfahren zur elektrischen Charakteri-sierung von Substraten und der Ladungsträger der Inversionsschicht von MOSFETsmittels Hall-Eekt beschrieben. Hall-Eekt-Messungen bei fester Temperatur wer-den bei Halbleitern dazu eingesetzt, um den Typ der freien Ladungsträger sowiederen Konzentration und Beweglichkeit zu bestimmen. Eine temperaturabhängigeMessung lässt zusätzlich die Bestimmung der Dotierkonzentration, der Aktivierungs-energie der Dotierung und der Konzentration der Kompensation zu.Die Hall-Konstante ist nach der Theorie von Hall [Sch98] allgemein durch

RH =rH(p− b2n)

e(p+ bn)2(3.14)

gegeben, wobei n bzw. p die Konzentration freier Elektronen bzw. Löcher, b = µn/µp

das Verhältnis von Elektronen- zu Löcherbeweglichkeit sowie rH der Hallstreufaktorist. Dieser ist für Elektronen in 4H-SiC in guter Näherung gleich 1 [Rut98]; für Löcherbewegt er sich im Temperaturbereich von 100K bis 800K zwischen Werten von 1.4bis 0.5 [Sch04]. Für einen n-Typ Halbleiter vereinfacht sich Gl. (3.14) zu

RH = −rH

en. (3.15)


Bei zusätzlicher Messung des spezischen Widerstands ρ lässt sich die Hall-Beweglichkeit über

µH =|RH|ρ

(3.16)

unabhängig von der Konzentration n bestimmen.

3.4.1 Hall-Eekt im Kanal von MOSFETs

Elektrische Eigenschaften der Inversionsschicht

Durch die separate Bestimmung von Leitfähigkeit σ und Hall-Konstante RH ist ei-ne unabhängige Bestimmung von Inversionsladungsträgerdichte ninv und Ladungs-trägerbeweglichkeit µH im Kanal von MOSFETs möglich, welche in Abhängig-keit von Gate-Spannung VG und Temperatur T gemessen werden können. Hall-

Abb. 3.2: Schematische Darstellung eines MOSFETs im Hall-Bar-Design für Hall-Eekt-Untersuchungen der Inversionselektronen im Kanal. Die Bereiche der Poten-tialsonden sowie die Source- und Drain-Kontakte sind hoch n-dotiert; der übrigeBereich ist p-dotiert. Über dem Kanal (graue Fläche) liegt das Gate-Oxid.

Eekt-Messungen im Kanal von MOSFETs werden an einer angepassten Hall-Bar-Struktur durchgeführt (Abb. 3.2). Am Kanal sind je nach Layout 3 bzw. 4 Poten-tialsonden angebracht. Um den Kanalwiderstand zu bestimmen, wird ein konstanterStrom ID zwischen Source und Drain aufgeprägt und der Spannungsabfall V23 anden Sonden 2 und 3 bzw. V14 an 1 und 4 gemessen. Man erhält damit für den in4-Punkt-Geometrie gemessenen Widerstand

R23 =dV23

dID

=dV14

dID

. (3.17)

3.4. Hall-Effekt 21

Eventuell vorhandene Kontaktwiderstände werden durch die 4-Punkt-Messung eli-miniert, da die Spannungsmessung zwischen den Sonden im Kanal quasi stromloserfolgt. Für den spezischen Widerstand ρ bzw. für die Leitfähigkeit σ erhält man

ρ = σ−1 =Wd

lR23. (3.18)

Die aus technologischer Sicht bei MOSFETs häug verwendete Gröÿe des Schicht-widerstands RS (Einheit [RS] = 1 Ω/2) ergibt sich durch Integration über die Dicked der stromdurchossenen Schicht:

RS =W

lR23. (3.19)

Bei Hall-Eekt-Messungen wird ein Magnetfeld der Flussdichte ~B senkrecht zur Ka-nalebene angelegt. Um thermische und v. a. geometrische Osets zu eliminieren, wirdin zwei Feldrichtungen gemessen, so dass sich

RH =1

B

RB+12 −RB−

12

2= − rH

eninv

(3.20)

ergibt (Einheit [RH] = 1 cm2/As). Die Hall-Beweglichkeit der Ladungsträger in derInversionsschicht berechnet sich dann zu

µH =|RH|RS

. (3.21)

3.4.2 Hall-Eekt in Stäbchenanordnung

Bei der Bestimmung der elektrischen Eigenschaften von stäbchenförmigen Probenmittels Hall-Eekt wird analog wie im Fall der MOSFETs vorgegangen. Es wird einStrom längs der Probe aufgeprägt und der Spannungsabfall zwischen den Sonden2 und 3 bzw. 1 und 4 gemessen. Der so ermittelte Widerstand R23 bzw. R14 (vgl.Gl. (3.17)) kann mit den geometrischen Abmessungen der Probe Breite W , Dicke dund Sondenabstand l in den spezischen Widerstand ρ über

ρ =Wd

lR23 (3.22)

umgerechnet werden. Für die Hall-Konstante ergibt sich bei Messung in zwei Feld-richtungen analog zu Gl. (3.20)

RH =d

B

RB+12 −RB−

12

2= −rH

en(3.23)

mit der Einheit [RH] = 1 cm3/As. Die Hall-Beweglichkeit lässt sich gemäÿ Gl. (3.16)berechnen.


Auswertung von temperaturabhängigen Hall-Eekt-Messungen

Aus temperaturabhängigen Hall-Eekt-Messungen erhält man zusammengehöri-ge Werte T , RH und ρ, woraus die Ladungsträgerkonzentration sowie die Hall-Beweglichkeit als Funktion der Temperatur bestimmt werden können. Damit wirddie Bestimmung der Aktivierungsenergien ∆ED,j bzw. ∆EA,j und der Konzentratio-nen ND,j bzw. NA,j der Dotierstoe sowie die Konzentration der beteiligten Kom-pensation Ncomp über die Anpassung der Neutralitätsgleichung an die Messwerteermöglicht. Unter Vernachlässigung von Minoritätsladungsträgern und Verwendungder Boltzmann-Näherung ergibt sich für die Neutralitätsgleichung

n+Ncomp =∑j

ND,j

1 +gD,jn

NCexp

[∆ED,j

kT

] (n-Typ) (3.24)

p+Ncomp =∑j

NA,j

1 +gA,jp

NVexp

[∆EA,j

kT

] (p-Typ) (3.25)

gD,j bzw. gA,j bezeichnet den Entartungsfaktor des j-ten Donators bzw. Akzeptors.Die eektiven Zustandsdichten des Leitungs- bzw. Valenzbands sind gegeben durch

NC = 2MC

(2πm∗nkT

h2

) 32

bzw. (3.26)

NV = 2MV

(2πm∗pkT

h2

) 32

. (3.27)

Dabei bezeichnetMC die Anzahl der Minima des Leitungsbands undMV die Anzahlder Maxima des Valenzbands.

Angeregte Zustände

Bei Betrachtung der Störstellen als lokalisierte Zustände innerhalb der Bandlückekann analog zum Wasserstomodell für Donatoren ein Satz von angeregten Energiennach

∆ErD,j = ∆Er=1

D,j

(1− 1

r2

)(3.28)

angegeben werden. ∆ErD,j bezeichnet die Energiedierenz zwischen Grundzustand

des Donatorniveaus Er=1D,j und dem (r− 1)-ten angeregten Zustand Er

D,j. Die Entar-tung des r-ten Niveaus ist 2r2 und der Bohrradius ist proportional zu r2.Bei Berücksichtigung der angeregten Zustände muss in der NeutralitätsgleichungGl. (3.24) für den Entartungsfaktor

gD,j = gr=1D,j +

∞∑r=2

grD,j exp

[−

∆ErD,j

kT

](3.29)

3.5. Probenpräparation 23

eingesetzt werden, wobei grD,j der Entartungsfaktor des (r − 1)-ten angeregten Zu-stands des j-ten Donators ist. Diese zusätzlichen Zustände führen zu einer Reduk-tion der Ladungsträger im Leitungsband im Vergleich zum Standard-Modell nachGl. (3.24).

3.5 Probenpräparation

3.5.1 Chemische Reinigung

Vor jeder Kontaktpräparation wurden die SiC-Proben einer nasschemischen Reini-gung unterzogen. Das Standard-Reinigungsverfahren umfasst folgende Schritte:

• Entfernen adsorbierter organischer Substanzen durch Aceton im Ultraschallbadfür 5min.

• Spülen mit deionisiertem Wasser.

• Entfernen metallischer Verunreinigungen in Königswasser für 5min.


• Entfernen von Oxiden durch Flusssäure für 1min.


• Trockenblasen mit Sticksto der Reinheit 5.0.

3.5.2 Kontaktpräparation

Schottky-Kontakte

Für die CV- und DLTS-Messungen an 4H-SiC Proben wurden Schottky-Kontakteaufgebracht. Im Fall von n-Typ 4H-SiC wurden Ni- oder Pd-Kontakte mit einer Dickevon ca. 150 nm aufgesputtert. In einigen Fällen wurde auch Iridium verwendet. Fürp-dotiertes 4H-SiC wurden Ti/Al-Kontakte (50 nm Ti, 100 nm Al) präpariert. DieGröÿe der kreisförmigen Kontakte wurde mittels einer Molybdän-Schattenmaske aufDurchmesser von 0.2mm bis 1.0mm festgelegt.

Ohmsche Kontakte

Zur Fabrikation ohmscher Rückseitenkontakte für DLTS-Messungen wurde groÿä-chig Al mit einer Dicke von 100 nm aufgesputtert.Für Hall-Eekt Untersuchungen wurde im Fall von n-Typ SiC Ni aufgebracht, dasanschlieÿend in einem Lichtofen (Rapid Isothermal Annealing (RIA)) bei 1000Cfür 5min im Vakuum ausgeheilt wurde.


3.5.3 Thermische Behandlung (RIA)

Für das Einlegieren von metallischen Kontakten wurde der RIA-Aufbau (RapidIsothermal Annealing) verwendet. Das System gewährleistet sehr hohe Aufheizra-ten (bis zu 500K/s) bei Temperaturen bis zu 1000C durch Verwendung von 12Halogenlampen mit einer jeweiligen Leistungsaufnahme von 1 kW. Die Temperatur-messung erfolgt durch ein in Silizium eingeschmolzenes W/WRe-Thermoelement.Die Dicke dieser Siliziumschicht ist an die des Silizium-Probenträgers angepasst, derals Lichtabsorber fungiert. Die Probe wird in einer Glasküvette im Vakuum bei ca.1× 10−5 mbar ausgeheilt.

3.5.4 Reaktives-Ionen-Ätzen (RIE)

Bei der Herstellung von Schottky-Kontakten ist es teilweise notwendig neben derStandardreinigung die oberächennahe Schicht mittels RIE zu entfernen. Dazu wur-de ein kommerzielles System Plasmatherm 790 verwendet, wobei als Reaktionsgaseine Mischung aus O2 (12.2 sccm), N2 (10.6 sccm) und CF4 (20.4 sccm) zum Einsatzkommt. Das Plasma wird durch ein hochfrequentes Feld (13.56MHz) gezündet. Beieinem Druck von 190mTorr und einer Leistung von 300W (Spannung stellt sich etwabei 600V ein) werden für SiC Ätzraten von ca. 200 nm/min erreicht.

3.5.5 Herstellung von 3C-SiC pn-Dioden

Die im Rahmen dieser Arbeit untersuchten 3C-SiC pn-Dioden wurden von AcreoAB, Schweden und HOYA, Japan hergestellt. Es wurde eine 3C-SiC n-Typ Epitaxie-Schicht mit einer Dicke von 13µm und einer Sticksto-Dotierung von [N] = 7 ×1015 cm−3 verwendet. Es wurden kreisförmige Dioden unterschiedlichen Durchmes-sers ( = (100, 200, 300)µm) strukturiert, welche von 6 Guard-Ringen umgebenwaren. Zur Formung des p-Gebiets wurde Aluminium in einer Konzentration von[Al] = 1× 1018 cm−3 bis zu einer Tiefe von 1µm implantiert. Auf den p-Emitter unddie Rückseite wurden Aluminium-Kontakte aufgebracht.

3.5.6 Herstellung von 4H-SiC MOSFETs

Im Rahmen dieser Arbeit wurden 4H-SiC MOSFETs untersucht, welche eine unter-schiedliche Passivierung der Grenzächenzustände erfahren haben. Die Prozessierungwie Lithographie, Ausheilschritte und Oxidation wurden von der Gruppe von Prof.T. Kimoto an der Universität Kyoto durchgeführt und werden kurz skizziert. Die Im-plantationsschritte wurden am Lehrstuhl für Angewandte Physik in Erlangen (LAP)durchgeführt. Source- und Drain-Kontakte wurden mit P+-Ionen im Energiebereichvon 10 kV bis 180 kV und einer mittleren Dosis von D(P+) = 5× 1015 cm−2 implan-tiert. Die implantierten Proben wurden mit einer Kohlensto-Abdeckung (Carbon-Cap) versehen und in einem horizontalem Hot-Wall-Reaktor bei 1600C für 15min

3.5. Probenpräparation 25

Abb. 3.3: 4H-SiC MOSFET in Hall-Bar-Layout, welcher für elektrische und Hall-Eekt-Charakterisierung verwendet wurde; S=Source, D=Drain, G=Gate undPi(i =1..4)=Potentialsonden.

ausgeheilt. Anschlieÿend wurde die Kohlensto-Abdeckung durch thermische Oxida-tion bei 1000C entfernt.MOSFET(N2O) wurde in trockenem Sauersto unter zusätzlichem N2O-Fluss, ver-dünnt mit N2, für 11 h bei 1300C oxidiert. Anschlieÿend wurde ein Post-Oxidations-Ausheilschritt für 30min bei 1300C unter N2-Fluss durchgeführt. Die gesamte Oxid-dicke ergab sich zu dox = 97 nm.Weiterhin wurden N-implantierte (MOSFET(N)) sowie N/Al-coimplantierte MOS-FETs (LNA, LA, MNA, MA, HNA, HA) jeweils mit einem Gauÿ-Prol von Sticksto([N]max = 3 × 1018 cm−3, E(N) = 25 keV) implantiert. Die N/Al-coimplantiertenMOSFETs wurden zusätzlich mit einem Gauÿ-Aluminium-Prol ([Al]max = (5 ×1016 . . . 5 × 1017) cm−3, E(Al) = 40 keV) implantiert. Eine Hälfte dieser Proben(LA, MA, HA) wurde vor der Oxidation für 30min bei 1700C in Ar ausgeheilt.Die oberächennahe Schicht aller implantierten MOSFETs wurde anschlieÿend bei1120C für 11 h bis 13 h trocken oxidiert; die daraus resultierende Oxiddicke betrugdox ≈ (105 bis 125) nm. Diese MOSFETs wurden ebenfalls einem Post-Oxidations-Ausheilschritt in diesem Fall bei 1120C für 1 h unter Ar-Fluss unterzogen.Die Al-Source- und Drain-Kontakte sowie die Potential-Sonden im Kanal wurden bei600C für 10min ausgeheilt. Die Gate-Kontakte bestanden aus Al, ohne anschlieÿen-de thermische Behandlung.Die Aufnahme der Kennlinien sowie die Hall-Eekt-Untersuchung wurden an den inAbb. 3.3 gezeigten Hall-Bar-Strukturen mit langem Kanal (Kanallänge L = 500µm,Kanalbreite W = 80µm) und vier zusätzlichen Potentialsonden durchgeführt.


3.5.7 Verwendete Mess-Aufbauten

DLTS-Apparatur

Für die DLTS-Messungen wurde ein kommerziell erhältliches System FT 1030 derFirma PhysTech GmbH verwendet. Eine detaillierte Beschreibung des Aufbaus istin [Res05] in Kapitel 4.2 zu nden. Die Apparatur wurde zusätzlich mit einer com-putergestützten PID-Regelung für hohe Temperaturen versehen, welche eine extremlangsame und gleichmäÿige Temperatur-Rampe (∆T < 0.1K/min) während derDLTS-Messung erlaubt. Dies ist besonders bei Messungen mit gröÿerem Zeitfenster(TW > 200 ms) von Bedeutung, da diese u.U. mehrere Tage dauern können, um einegenügend hohe Anzahl von Mittelungen der einzelnen Transienten zu erreichen, waseinen Handbetrieb der Heizleistung nicht sehr praktikabel macht.

Hall-Eekt-Messungen

Die Hall-Eekt-Messungen wurden an einer Apparatur, welche von M. Krieger auf-gebaut wurde, durchgeführt. Sie besteht aus einem Verdampferkryostaten der FirmaCryoVac (Temperaturbereich von 25K bis 800K) und einem Magneten der FirmaBruker (Magnetische Flussdichte B=0.66T). Es können Proben sowohl in van-der-Pauw-Geometrie als auch in Form von MOSFETs untersucht werden. Der genaueAufbau und die Funktionsweise sind in [Kri05] Kapitel 4.1.1.5 beschrieben.

4 Experimentelle Ergebnisse

In diesem Kapitel werden die Ergebnisse der im Rahmen dieser Arbeit durchge-führten Experimente berichtet. In Abschnitt 4.1.1 sind die Ergebnisse der Unter-suchung der elektrischen Eigenschaften von 3C-SiC Substratmaterial mittels Hall-Eekt dargestellt, in Abschnitt 4.1.2 ist der Einuss der Wachstumsparameter aufden Defekthaushalt von 4H-SiC homoepitaktisch gewachsenen Schichten gezeigt. DieErgebnisse der Untersuchungen der temperaturabhängigen Sperr-Stromdichten an3C-SiC pn-Dioden werden in Abschnitt 4.2 vorgestellt. Zur Passivierung von Grenz-ächenzuständen wurden n-Kanal 4H-SiC MOSFETs unterschiedlich prozessiert; dieErgebnisse der elektrischen Untersuchungen sind in Abschnitt 4.3 zusammengefasst.

4.1 Materialeigenschaften

4.1.1 Hall-Eekt-Untersuchungen an 3C-SiC Substraten

In diesem Kapitel werden die Ergebnisse der Hall-Eekt-Untersuchungen an 3C-SiCSubstraten gezeigt. Mittels Switch-Back-Epitaxie (SBE) entstehen schmale Streifenhoher Stapelfehlerkonzentration (SF) und ca. 500µm breite Bereiche niedrigerer SF-Konzentration, welche entlang der [110]-Richtung verlaufen [Yag06]. Die Substratewerden zu Beginn auf undulantem (001)-Silizium gezüchtet, welches nach dem Er-reichen einer gewissen Dicke des 3C-SiC Substrates entfernt wird. Anschlieÿend wirdder Züchtungsprozess auf der Rückseite des entstandenen 3C-Siliziumkarbids fort-gesetzt. In (001)-3C-SiC treten zwei Typen von Stapelfehlern auf: Kohlensto-SFsorientiert in [110]-Richtung und die in [110]-Richtung verlaufenden Silizium-SFs.Es wurden daher stäbchenförmige Proben präpariert mit Abmessungen von ca.5 mm × 500µm × 300µm, wobei die Längsseite entweder in [110]-Richtung oderin [110]-Richtung orientiert lag, um den Einuss der unterschiedlichen SFs zu un-tersuchen. Die in [110]-Richtung orientierten Proben wurden aus Bereichen nied-riger SF-Konzentration heraus gesägt. Die Konzentration der freien Elektronen nist im Temperaturbereich T > 70K für beide Orientierungen nahezu gleich. DieHall-Beweglichkeit µH liegt für [110]-Richtung im gesamten untersuchten Tempera-turbereich um etwa den Faktor 2 über µH in [110]-Richtung, was sich im spezi-schen Widerstand ρ niederschlägt. Für Temperaturen T < 70K ndet ein Abbiegender Konzentration der freien Elektronen nach oben (s. Abb. 4.1(a)) sowie ein Aba-chen des spezischen Widerstands statt, was typisch für einsetzende Störbandleitungist. In diesem Temperaturbereich fällt auch die Beweglichkeit um fast eine Gröÿen-ordnung ab (s. Abb. 4.1(c)), was für Störbandleitung ebenfalls charakteristisch ist.

27

28 Kapitel 4. Experimentelle Ergebnisse

Die Anpassung der Neutralitätsgleichung zur Bestimmung der Parameter Donator-Konzentration ND, Aktivierungsenergie der Donatoren ∆ED und Konzentration derKompensation Ncomp wird in Kap. 5.1 diskutiert.

Abb. 4.1: Hall-Eekt-Untersuchungenan einer in Stäbchenform präpariertenn-Typ 3C-SiC Substrat-Probe. Die je-weils angegebene Richtung entsprichtder Längsseite des Stäbchens.

4.1. Materialeigenschaften 29

4.1.2 DLTS-Untersuchungen an 4H-SiC Epitaxie-Schichten

Im diesem Abschnitt werden defektspezische Ergebnisse von Untersuchungen überden Einuss der Prozessbedingungen beim epitaktischen Wachstum von n-Typ4H-SiC Schichten auf 4H-SiC Substraten gezeigt. Dazu wurden beim Wachstum dieParameter Wachstumsrate R sowie das Verhältnis Kohlensto zu Silizium (C/Si)variiert. Die Wachstumsrate wird durch Änderung der Gasüsse beeinusst, dasC/Si-Verhältnis ist durch den Quotienten der Kohlensto-Atome und der Silizium-Atome in den Gasen bestimmt. Es ist somit beim C/Si-Verhältnis immer von eineranlagenspezischen Gröÿe auszugehen, da das direkt an der Wachstumsfront herr-schende Verhältnis nicht bestimmt werden kann, sondern allein über das Gasuss-Verhältnis gesteuert wird. Auÿerdem wurde der Einuss der Substrat-Orientierungauf den Defekthaushalt untersucht. Die Substrate wurden sowohl 4 als auch 8

in [1120]-Richtung verkippt zur c-Achse ([0001]) gesägt. Weiterhin wurden auchEpitaxie-Schichten gewachsen auf Substraten, welche 4 in [1100]-Richtung geneigtwaren. Die Schichten wurden von B. Kallinger und B. Thomas am Fraunhofer-Institut für Integrierte Systeme und Bauelementetechnologie (IISB) in Erlangenmittels Chemical-Vapor-Deposition (CVD) gewachsen. Energetisch tiefe Defekte indiesen Schichten wurden mit Deep Level Transient Spectroscopy (DLTS) untersucht.Dazu wurden Sperr-Spannungen VR = −5 V und Pulsspannungen VP = −0.5 V beieiner Füllimpulslänge von 100µs verwendet. Die Proben wurden, wie in Kap. 3.5beschrieben, präpariert, d. h. mit Ni-Schottky-Kontakten auf der Vorderseite undeinem ohmschen Al-Rückseitenkontakt.Abb. 4.2 zeigt ein typisches DLTS-Spektrum der untersuchten Epitaxie-Schichten.Gezeigt ist das DLTS-Spektrum der Sinus-Korrelation b1 (s. Gl. (3.12)) bei einemZeitfenster TW = 64 ms von Schichten, welche mit einer WachstumsrateR ≈ 12µm/hbei Variation des C/Si-Verhältnisses von 0.6 bis 1.35 auf 4 in [1100]-Richtung ver-kipptem Substrat gewachsen wurden. Die dominierenden Defekte sind bei allenuntersuchten Schichten der Z1/2- und der EH6/7-Defekt unabhängig von Wachstums-bedingungen und Substrat-Orientierung. Die Konzentration dieser Defekte bewegtsich im Bereich von 1× 1012 cm−3 bis 3× 1013 cm−3. Für zunehmendes C/Si wurdeein weiterer Defekt, welcher mit X bezeichnet wurde, nachgewiesen. Im Fall deruntersuchten Schichten wird der X-Defekt für C/Si > 0.75 im DLTS-Spektrumnachgewiesen. Das C/Si-Verhältnis bei dem dieser Defekt auftritt, hängt von derWachstumsrate und der Kristall-Orientierung ab. Generell steigt die gemesseneKonzentration des X-Defekts mit dem C/Si-Verhältnis an. Vermutlich ist dieserDefekt identisch mit dem von Danno et al. [Dan07a] mit UT1 bezeichneten Defekt.Die Defektkonzentrationen für eine Wachstumsrate von R ≈ 12µm/h auf un-terschiedlichen Substrat-Orientierungen ist in Abb. 4.3 gezeigt. Für 4 Ori-entierung in [1100] zeigt sich mit zunehmendem C/Si eine schwache Abnah-me der Z1/2- und EH6/7-Konzentration von [Z1/2] = (17 . . . 3.9) × 1012 cm−3 und[EH6/7] = (14 . . . 1.7) × 1012 cm−3, bei 8 Orientierung in [1120] liegen die Werte bei[Z1/2] = (17 . . . 4.4) × 1012 cm−3 und [EH6/7] = (12 . . . 2.8) × 1012 cm−3; gleichzeitigwächst die X-Konzentration leicht an ([X]≈ (1 . . . 2.5)× 1012 cm−3). Bei 4 in [1120]


orientiertem Substrat wurde ein Minimum der Z1/2- bzw. EH6/7-Konzentration beieinem C/Si-Verhältnis um 1 beobachtet.Abb. 4.4 zeigt die ermittelten Defektkonzentrationen für Epitaxie-Schichten auf4 in [1120] verkippten Substraten für C/Si-Verhältnisse zwischen 0.6 und 1.5 beiWachstumsraten von 7µm/h, 12µm/h und 27µm/h. Die Defektkonzentrationenfür R = 7µm/h und R = 27µm/h sind etwa einen Faktor 2 bis 5 höher als beiR = 12µm/h und hängen kaum von C/Si ab. Die niedrigsten Z1/2- und EH6/7-Konzentrationen wurden bei R = 12µm/h und C/Si nahe 1 gemessen.Die beobachteten Defekte und deren Konzentration sind in Tab. 4.1 zusammenge-fasst. Die Abhängigkeit des Z1/2- und des EH6/7-Defekts vom C/Si-Verhältnis lässtVermutungen auf die chemische Natur dieser Defekte zu (z. B. Kohlensto-LeerstelleVC), die in Kap. 5.2 diskutiert werden.

Abb. 4.2: DLTS-Spektrum von Epitaxie-Schichten gewachsen mit WachstumsrateR ≈ 12µm/h bei variiertem C/Si-Verhältnis auf 4 in [1100]-Richtung verkipptemSubstrat.

4.1. Materialeigenschaften 31

Abb. 4.3: Konzentration der Defekte Z1/2 (Quadrate), EH6/7 (Kreise) und X (Drei-ecke) als Funktion des C/Si-Verhältnisses bei einer Wachstumsrate R ≈ 12µm/hmit 4 in [1120]-, 4 in [1100]- und 8 in [1120]-Richtung verkipptem Substrat. Dieentsprechenden Wachstumsparameter und Defektkonzentrationen sind in Tab. 4.1aufgelistet.

Abb. 4.4: Konzentration der Defekte Z1/2 (Quadrate), EH6/7 (Kreise) und X(Dreiecke) als Funktion des C/Si-Verhältnisses bei Wachstumsraten von 7µm/h,12µm/h und 27µm/h auf 4 in [1120] verkipptem Substrat. Die entsprechendenWachstumsparameter und Defektkonzentrationen sind in Tab. 4.1 aufgelistet.


Tab. 4.1: Ergebnisse der DLTS-Untersuchungen an 4H-SiC Epitaxie-Schichten,welche auf 4H-SiC Substraten mit unterschiedlichen Parametern gewachsen wur-den. Es sind jeweils die Konzentration der Defekte Z1/2, EH6/7 und X angegeben.

WachstumsparamterDefektkonzentration

(1012 cm−3)Orientierung C/Si R (µm/h) [Z1/2] [EH6/7] [X]

4 in [1120] 0.6 7 20 12

0.75 22 18

0.9 28 21

1.2 9.0 7.2 1.9

1.5 14 10 3.7

0.6 12.5 23 14

0.75 4.6 4.8

0.9 1.4 0.7 0.7

1.2 1.6 0.9 1.0

1.5 7.0 4.3 2.8

0.6 27 28 29

0.75 13 9.4 3.9

0.9 8.6 6.7 4.8

1.13 9.4 5.7 8.6

8 in [1120] 0.6 11 17 12

0.75 6.3 5.2

0.9 5.0 4.3 0.9

1.2 5.3 4.7 1.4

1.5 4.4 2.8 2.2

4 in [1100] 0.6 14 17 14

0.75 6.4 4.9 0.8

0.9 5.2 3.4 1.6

1.05 4.4 2.2 1.7

1.2 4.7 2.0 1.8

1.5 3.9 1.7 2.4

4.2. 3C-SiC pn-Dioden 33

4.2 3C-SiC pn-Dioden

Die Sperr-Eigenschaften von 3C-SiC pn-Übergängen sind gegenüber denen auf 4H-SiC vergleichsweise schlechter. Daher ist es von Interesse, die Ursachen für diesenUnterschied zu erfahren. Hierzu wurden temperaturabhängige IV-Messungen an 3C-SiC pn-Dioden durchgeführt. Die IV-Messungen wurden in einem Spannungsbereichbis 300V in einem Temperaturbereich von 160K bis 300K durchgeführt und nur dieSperr-Richtung der Dioden untersucht. Dazu wurde eine Probestation der Firma La-keshore, welche Messungen im Temperaturbereich bis 150K erlaubt, zusammen miteinem Curvetracer 370A der Firma Tectronix verwendet. Dieser ermöglicht das An-legen von Spannungen bis 2400V. Die IV-Messungen wurden in 2-Punkt-Anordnungdurchgeführt.Die pn-Dioden auf 3C-SiC zeigen generell sehr unterschiedliche Sperr-Kennlinien.Es wurde eine groÿe Variation der Sperr-Stromdichten der pn-Dioden sowie derenAbhängigkeit von der Temperatur beobachtet.Abb. 4.5 zeigt ein Beispiel für eine pn-Diode mit sehr schwacher Temperaturabhän-gigkeit des Leckstroms. JR variiert kaum bei fester Sperr-Spannung bei Änderung derTemperatur, was auf einen temperaturunabhängigen Mechanismus der Leckstrom-Generation hindeutet.Ein Beispiel für starke Temperaturabhängigkeit der Strom-Spannungskennlinienzeigt Abb. 4.6 für zwei verschiedene Dioden. Die Sperr-Stromdichte JR variiert für ei-ne feste Sperr-Spannung VR um bis zu 2 Gröÿenordnungen. Die Temperaturabhängig-keit deutet auf einen thermisch aktivierten Prozesse hin, d. h. die Sperr-StromdichteJR folgt einer Gesetzmäÿigkeit

JR ∝ exp [−Ea(VR)/kT ] , (4.1)

mit einer spannungsabhängigen Aktivierungsenergie Ea. Das Verhalten des Leckstro-mes in Abhängigkeit von Temperatur und angelegter Sperr-Spannung wird inKap. 5.3 diskutiert.


Abb. 4.5: JR-VR-Kurven für eine 3C-SiC pn-Diode mit geringer Temperaturab-hängigkeit.

Abb. 4.6: JR-VR-Kurven für 3C-SiC pn-Dioden mit groÿer Temperaturabhängig-keit. Die Sperr-Stromdichte ändert sich bei fester Sperr-Spannung um bis zu 2Gröÿenordnungen beim Abkühlen von Raumtemperatur zu 150K.

4.3. Elektrische Charakterisierung von 4H-SiC MOSFETs 35

4.3 Elektrische Charakterisierung von 4H-SiCMOSFETs

In diesem Kapitel werden die Ergebnisse der elektrischen Untersuchungen an 4H-SiC n-Kanal MOSFETs dargestellt. Diese wurden unterschiedlichen Prozessen beider Herstellung des Gate-Oxids unterzogen. Die einzelnen Prozessschritte sowie dieDimensionen der MOSFETs sind in Kap. 3.5.6 beschrieben.

4.3.1 Kennlinien

Die Kennlinien wurden in 2-Punkt Anordnung gemessen, d. h. nur Source und Drain,sowie der Gate-Kontakt werden mit den Messgeräten verbunden. In allen Fällenwurde der Source-Kontakt auf Masse gelegt und alle Spannungen bezüglich diesergemessen. Die Spannung zwischen Source und Drain wird durch ein Keithley 6430Sourcemeter auf geprägt und die zwischen Source und Gate mit einem Keithley 2400Sourcemeter.

Abb. 4.7: Bei Raumtemperatur gemessene Ausgangskennlinien von N-implantierten, N/Al-co-implantierten und N2O-oxidierten Hall-bar-MOSFETs.

Abb. 4.7 zeigt die Ausgangskennlinie für drei verschieden prozessierte 4H-SiC MOS-FETs. Der höchste Source-Drain-Strom bei gleicher Gate-Spannung (VG = 20 V)wurde bei MOSFET(N) im Vergleich zu MOSFET(HNA) und MOSFET(N2O) ge-messen. MOSFET(N) zeigt hingegen ein unzureichendes Sperrverhalten und besitzteine groÿe negative Schwellenspannung VT wie der Transfer-Kennlinie (Abb. 4.8) zuentnehmen ist. Das damit verbundene geringe An/Aus-Verhältnis lieÿ MOSFET(N)für eine weitere Untersuchung nicht geeignet erscheinen. MOSFET(HNA) zeigt eine


Abb. 4.8: Transfer-Kennlinie (ID-VG) gemessen an MOSFET(N) (gepunktete Kur-ve) und an MOSFET(HNA) (durchgezogene Kurve) bei Raumtemperatur. DieSchwellenspannung VT wurde mittels linearer Extrapolation der jeweiligen Kenn-linie gewonnen.

positive Schwellenspannung und sperrt damit den Source-Drain-Strom.Die Schwellenspannung wurde mit zwei unterschiedlichen Methoden bestimmt. DieMethode der linearen Extrapolation wird an Transferkennlinien durchgeführt, welchebei kleiner Source-Drain-Spannung (VD = 0.2 V) aufgenommen wurden (Abb. 4.9(a)und Abb. 4.10(a)). Die gröÿte Steigung wird anhand des Maximums der Transkon-duktanz gm bestimmt. Durch diesen Punkt wird eine gerade Linie an ID-VD-Kurvegettet und bis ID = 0 extrapoliert. Von diesem Schnittpunkt V 0

G erhält man dieSchwellenspannung über [Sch98]

VT = V 0G − VD/2. (4.2)

Die zweite Methode bestimmt die Schwellenspannung aus der Transfer-Kennlinie,welche bei groÿen Spannungen (Sättigung, VD = 10 V) gemessen wurde (Abb. 4.9(b)und Abb. 4.10(b)). Dazu wird

√ID gegen VG aufgetragen und ein linearer Fit durch

den Punkt der gröÿten Steigung gelegt. Dieser wird ebenfalls extrapoliert und VT ausdem Schnittpunkt mit der Abszisse bestimmt. Beide Methoden kommen zu einemähnlichen Ergebnis bei der Bestimmung von VT. Die arithmetischen Mittel der fürRaumtemperatur bestimmten Werte für VT sind 14.6V (MOSFET(N2O)) und 4.7V(MOSFET(HNA)). Wie in Abb. 4.11 gezeigt, wurden die Transfer-Kennlinien tempe-raturabhängig gemessen. Die daraus bestimmten Schwellenspannungen VT wandernmit steigender Temperatur zu negativeren Werten. Bei Temperaturen T > 450Kndet kein vollständiges Abschnüren des Kanals mehr statt bzw. zeigen die pn-Übergänge nur noch unzureichendes Sperrverhalten.


Abb. 4.9: Bestimmung der Schwellenspannung VT von MOSFET(N2O) beiRaumtemperatur durch lineare Extrapolation des (a) linearen Anteils der ID-VG-Transferkennlinie (VD = 0.2 V) und (b) durch Extrapolation der

√ID-VG-Kurve,

welche im Sättigungsbereich (VD = 10 V) aufgenommen wurde.

Abb. 4.10: Bestimmung der Schwellenspannung VT von MOSFET(HNA) beiRaumtemperatur durch lineare Extrapolation des (a) linearen Anteils der ID-VG-Transferkennlinie (VD = 0.2 V) und (b) durch Extrapolation der

√ID-VG-Kurve,

welche im Sättigungsbereich (VD = 10 V) aufgenommen wurde.


Abb. 4.11: Temperaturabhängig gemessene Transfer-Kennlinien für (a)MOSFET(N2O) und (b) MOSFET(HNA). Die Schwellenspannung VT wandert mitsteigender Temperatur zu negativeren Werten.

4.3.2 Hall-Eekt-Messungen

Hall-Eekt- sowie Widerstandsmessungen im Inversionskanal wurden in 4-Punkt-Geometrie durchgeführt. Der Source-Drain-Strom wurde zwischen 0 und ID,max vor-gegeben und so gewählt, dass die dafür notwendige Spannung VD,max ≈ 0.2 V betrug,damit der MOSFET im linearen Bereich der Ausgangskennlinie betrieben wurde.Die Potentiale parallel zum Kanal (Widerstandsmessung) und senkrecht dazu (Hall-Spannungs-Messung) wurden an den jeweiligen Sonden über ein Elektrometer gemes-sen. Die Hall-Eekt-Messung beinhaltet für jeden Wert von ID eine Spannungsmes-sung von V23 parallel zum Kanal, von V B+

12 senkrecht zur Stromrichtung in positiverMagnetfeldrichtung sowie V B−

12 in negativer Magnetfeldrichtung. Aus der Steigungder Widerstandsmessung in 4-Punkt-Anordnung kann über

RS =W

l

(∂ID

∂V23

)−1

(4.3)

der Schichtwiderstand RS berechnet werden. Dabei ist W die Kanalbreite und l derAbstand der beiden Potentialsonden im Kanal des MOSFETs. Abb. 4.12(a) zeigtden Schichtwiderstand RS gemessen bei Raumtemperatur für MOSFET(N2O) (volleQuadrate) und MOSFET(HNA) (oene Quadrate). RS nimmt mit gröÿerer Gate-Spannung ab; MOSFET(N2O) sinkt zwischen VG = 4.5 V und VG = 28 V um ca. 4Gröÿenordnungen, MOSFET(HNA) um etwa anderthalb Gröÿenordnungen.Die Hall-Spannung VH erhält man aus

VH =V B+

12 − V B−12

2; (4.4)


Abb. 4.12: (a) Schichtwiderstand RS und (b) Betrag der Hall-Konstante RH alsFunktion der Gate-Spannung VG von MOSFET(N2O) und MOSFET(HNA).

es ergibt sich damit für die Hall-Konstante RH

RH =1

B

∂VH

∂ID

. (4.5)

Der Betrag der Hall-Konstante bei Raumtemperatur für MOSFET(N2O) und MOS-FET(HNA) als Funktion der Gate-Spannung ist in Abb. 4.12(b) gezeigt. Das Vor-zeichen von RH ist auf Grund der Elektronenleitung stets negativ. Es wurde deshalbauch mit einem Hall-Streufaktor rH = 1 gerechnet. Der Verlauf von RH(VG) ist ver-gleichbar mit dem von RS(VG), d. h. die Hall-Konstante nimmt mit zunehmenderGate-Spannung stetig ab.Aus RH lässt sich mit

ninv =rH

e |RH(VG)|(4.6)

die Inversionsladungsträgerdichte ninv als Funktion der Gate-Spannung VG berech-nen. Abb. 4.13 zeigt ninv(VG) für MOSFET(N2O) (volle Quadrate) und MOS-FET(HNA) (oene Quadrate). ninv nimmt bei beiden MOSFETs mit VG monotonzu. Aus dem Verhältnis von Schichtwiderstand und Inversionsladungsträgerdichtelässt sich die Hall-Beweglichkeit bestimmen:

µH =1

RS

eninv =|RH|RS

(4.7)

Wie oben schon erwähnt, wird für Elektronen rH = 1 angenommen. Abb. 4.14 zeigtdie Beweglichkeit als Funktion von VG für MOSFET(N2O) (volle Quadrate) undMOSFET(HNA) (oene Quadrate). Diese liegt für MOSFET(N2O) bei VG ≈ 20 Vum 65 cm2/Vs und für MOSFET(HNA) bei etwa 101 cm2/Vs.


Abb. 4.13: Inversionsladungsträgerdichte ninv als Funktion der Gate-SpannungVG für MOSFET(N2O) und MOSFET(HNA).

Abb. 4.14: Hall-Beweglichkeit der Inversionsladungsträger im Kanal als Funkti-on der Gate-Spannung VG für MOSFET(N2O) (volle Quadrate) und für MOS-FET(HNA)(oene Quadrate). Die Hall-Beweglichkeit von MOSFET(HNA) istfür Gate-Spannungen VG > 15 V etwa um den Faktor 1.7 gröÿer als vonMOSFET(N2O).


4.3.3 Ausgeheilte N/Al-implantierte MOSFETs

In diesem Abschnitt werden die Untersuchungen an N/Al-implantierten MOSFETs,welche nach der Implantation jedoch vor der Oxidation ausgeheilt wurden, darge-stellt. Die ausgeheilten MOSFETs wurden nach der N/Al-Implantation ([N]max =3 × 1018 cm−3, E(N) = 25 keV, [Al]max = 1 × 1017 cm−3, E(N) = 40 keV) für 30minbei Ta = 1700C unter Ar-Atmosphäre getempert, um eine elektrische Aktivierungder implantierten Atome zu gewährleisten; anschlieÿend wurden die MOSFETs wieMOSFET(HNA) prozessiert.Abb. 4.15(a) zeigt die temperaturabhängig gemessenen Transfer-Kennlinien von

Abb. 4.15: Temperaturabhängige Transfer-Kennlinie von N/Al-implantiertenMOSFETs, welche (a) nicht ausgeheilt wurden und (b) ausgeheilt wurden. DieSchwellenspannung bei Raumtemperatur beträgt VT = 4.4 V (MOSFET(MNA))bzw. VT = 15 V (MOSFET(MA)). Der Drain-Strom nimmt für beide MOSFET-Typen mit sinkender Temperatur sehr stark ab.

N/Al-implantierten MOSFETs (MOSFET(MNA)), welche nicht ausgeheilt wur-den und Abb. 4.15(b) die Transfer-Kennlinien von ausgeheilten MOSFETs (MOS-FET(MA)). Die Schwellenspannung bei Raumtemperatur bestimmt mittels linea-rer Extrapolation beträgt VT = 4.4 V (MOSFET(MNA)) bzw. VT = 15 V (MOS-FET(MA)).Im Rahmen von Hall-Eekt-Untersuchungen wurden temperaturabhängige Messun-gen des Schichtwiderstands RS durchgeführt. RS als Funktion der Gate-Spannung imTemperaturbereich von 150K bis 295K ist in Abb. 4.16 dargestellt. RS nimmt mitzunehmender Gate-Spannung ab; bei MOSFET(MNA) sinkt RS zwischen VG = 5 Vund VG = 30 V um ca. 2 Gröÿenordnungen, bei MOSFET(MA) um etwa 4 Gröÿen-ordnungen. RS steigt für beide MOSFET-Typen mit sinkender Temperatur.Die Hallkonstante RH bestimmt sich nach Gl. (4.5) aus dem Spannungsabfall der ge-genüberliegenden Potentialsonden im Kanal. RH verhält sich als Funktion der Gate-


Abb. 4.16: Temperaturabhängiger Schichtwiderstand als Funktion der Gate-Spannung (a) für nicht ausgeheilten N/Al-MOSFET und (b) für ausgeheiltenN/Al-MOSFET.

Spannung VG ähnlich wie der Schichtwiderstand RS, d. h. sie nimmt mit zunehmen-dem VG ab. Der Betrag der von RH für MOSFET(MNA) und MOSFET(MA) ist inAbb. 4.17 gezeigt. Da es sich um n-Kanal MOSFETs handelt ist die Hall-Konstantestets negativ. Bei Verringerung der Temperatur wird der Betrag der Hall-Konstantenkleiner.Mittels Gl. (4.6) kann aus der Hall-Konstanten die Inversionsladungsträgerkonzen-tration im Kanal der MOSFETs bestimmt werden. Abb. 4.18 zeigt ninv als Funktionder Gate-Spannung für verschiedene Temperaturen für MOSFET(MNA) und MOS-FET(MA). Bei Erniedrigung der Temperatur nimmt für konstante Gate-Spannungdie Konzentration der Elektronen im Kanal sehr stark ab. Insgesamt liegt ninv vonnicht ausgeheilten Proben im untersuchten Gate-Spannungsbereich deutlich (ca. 1Gröÿenordnung) über ninv der ausgeheilten MOSFETs.Die Hall-Beweglichkeit µH der Elektronen im Kanal kann über Gl. (4.7) berechnetwerden. Das Verhalten von µH für MOSFET(MNA) und MOSFET(MA) als Funk-tion der Gate-Spannung für verschiedene Temperaturen ist in Abb. 4.19 gezeigt. µH

ist generell etwa doppelt so hoch bei nicht ausgeheilten MOSFETs im Vergleich zuausgeheilten MOSFETs. Die Hall-Beweglichkeit bei MOSFET(MNA) zeigt eine ge-ringere Abhängigkeit von der Temperatur als im Fall der ausgeheilten Proben. Diemittleren Werte für µH bei einer Gate-Spannung von VG = 25 V sind in Tab. 4.2aufgelistet.


Abb. 4.17: Temperaturabhängige Hall-Konstante als Funktion der Gate-Spannung(a) für nicht ausgeheilten N/Al-MOSFET und (b) für ausgeheilten N/Al-MOSFET.

Abb. 4.18: Temperaturabhängige Inversionsladungsträgerdichte als Funktion derGate-Spannung (a) für nicht ausgeheilten N/Al-MOSFET und (b) für ausgeheiltenN/Al-MOSFET.


Abb. 4.19: Temperaturabhängige Hall-Beweglichkeit der Inversionselektronen alsFunktion der Gate-Spannung (a) für nicht ausgeheilten N/Al-MOSFET und (b)für ausgeheilten N/Al-MOSFET.

Tab. 4.2: Mittlere Hall-Beweglichkeit 〈µH〉 für MOSFET(MNA) und MOS-FET(MA) bei VG = 25 V.

〈µH〉 (cm2/Vs) 〈µH〉 (cm2/Vs)T (K)

MOSFET(MNA) MOSFET(MA)

295 137 76

250 150 68

200 142 42

150 114

5 Diskussion

In diesem Kapitel werden die in Kapitel 4 dargestellten experimentellen Ergebnissediskutiert.

5.1 Elektrische Eigenschaften von 3C-SiCSubstraten

In diesem Abschnitt werden die Ergebnisse der Hall-Eekt-Untersuchungen an 3C-SiC Substraten diskutiert.

5.1.1 Analyse der freien Elektronenkonzentration

In Kap. 4.1.1 sind die Ergebnisse der Hall-Eekt-Untersuchungen an 3C-SiC Sub-stratmaterial dargestellt. Dazu wurden in [110]- und [110]-Richtung orientierte, stäb-chenförmige Proben (5 mm×500µm×300µm) hergestellt und Hall-Eekt-Messungendurchgeführt. Die Anpassung der Neutralitätsgleichung (Gl. (3.24)) an die ermittel-te Konzentration freier Elektronen für in [110]-Richtung orientierte Stäbchen ist inAbb. 5.1 gezeigt. Der Fit ohne Berücksichtigung angeregter Zustände (gestrichelteKurve) ergibt eine Konzentration des Sticksto-Donators von

ND = 1.60× 1018 cm−3

und eine Konzentration kompensierender Akzeptoren von

Ncomp = 1.594× 1018 cm−3.

Die Aktivierungsenergie des Sticksto-Donators liegt bei

∆ED = EC − ED = 11 meV.

Die experimentellen Werte für die Konzentration freier Elektronen für TemperaturenT < 60K wurden für die Anpassung nicht verwendet, da sie wegen einsetzenderStörbandleitung nicht durch die Neutralitätsgleichung beschrieben werden können.Unter Berücksichtigung angeregter Zustände der Donatoren (s. Kap. 3.4.2) zeigt sicheine Anpassung der Neutralitätsgleichung, wie sie durch die durchgezogene Kurve

45

46 Kapitel 5. Diskussion

wiedergegeben wird. Für die Aktivierungsenergie des Grundzustands des Sticksto-Donators ergibt sich ein Wert von

∆ED = EC − ED = 17 meV.

Berücksichtigt wurden die jeweils 6-fach entarteten angeregten Zustände r = 2 undr = 3 mit einer jeweiligen Energie von

ED,r=2 − ED = 12.8 meV und ED,r=3 − ED = 15.1 meV,

berechnet nach Gl. (3.28). Dieser Fit liefert eine Sticksto-Konzentration von

ND = 3.99× 1017 cm−3

bei einer etwa 98%-igen Kompensation von

Ncomp = 3.92× 1017 cm−3.

Der Grundzustand der Aktivierungsenergie liegt bei Berücksichtigung der angereg-

Abb. 5.1: Mittels Hall-Eekt bestimmte Konzentration freier Elektronen von 3C-SiC Stäbchen, orientiert in [110]-Richtung. Der Fit ohne Berücksichtigung vonangeregten Zuständen (gestrichelte Kurve) ergibt eine Aktivierungsenergie ∆ED =11 meV. Die durchgezogene Kurve gibt die Anpassung der Neutralitätsgleichung andie experimentellen Daten unter Berücksichtigung von angeregten Zuständen (AZ)r = 2 und r = 3 wieder. Die Aktivierungsenergie beträgt damit ∆ED = 17 meV.

ten Zustände energetisch etwas tiefer als ohne angeregte Zustände, auÿerdem ergibtdieser Fit eine um den Faktor drei verringerte Donatorkonzentration.In der Literatur wurde vielfach mittels Hall-Eekt an n-Typ 3C-SiC unterschiedli-

5.1. Elektrische Eigenschaften von 3C-SiC Substraten 47

Abb. 5.2: Mittels Hall-Eekt bestimmte Aktivierungsenergie ∆ED des Sticksto-Donators als Funktion der Sticksto-Konzentration. Der Vergleich mit den Litera-turwerten zeigt eine gute Übereinstimmung.

cher Donatorkonzentration die Aktivierungsenergie des Stickstos bestimmt [Seg86,Suz86, Tac90, Yam86, Yam92]. Die Aktivierungsenergie ∆ED als Funktion derSticksto-Konzentration ist zusammen mit den in dieser Arbeit ermittelten Wer-ten in Abb. 5.2 dargestellt. Die an den Stäbchen ermittelten Aktivierungsenergien(volle Quadrate) sind in guter Übereinstimmung mit den Literaturwerten (oeneSymbole). Im Vergleich zur optisch bestimmten Ionisierungsenergie (∆ED = 54 meV[Dea77]) an nicht absichtlich dotiertem 3C-SiC ist die Aktivierungsenergie bei ther-mischer Anregung (wie z. B. beim Hall-Eekt) abgesenkt, was auf den stärkerenÜberlapp der Wellenfunktionen der Donatorzustände bei höherer Dotierung und aufdas dadurch verbreiterte Band der Grundzustandsenergie zurückgeführt wird. Dieeektive Massennäherung nach Faulkner [Fau69] ergibt für verdünnte Donatorkon-zentrationen für die Ionisierungsenergie einen Wert von 48 meV.Abb. 5.3 zeigt den Fit der Neutralitätsgleichung an die Hall-Messwerte für in [110]-und [110]-Richtung orientierte Stäbchen unter Berücksichtigung von angeregten Zu-ständen. Die Ergebnisse dieser Anpassung sind in Tab. 5.1 zusammengefasst. Die ge-ringen Unterschiede in den ermittelten Kompensationskonzentrationen für die unter-schiedlichen Orientierungen können durch Inhomogenitäten im Material verursachtwerden bzw. liegen im Rahmen der Anpassungsgenauigkeit. Da die Messwert-Kurveextrem glatt ist und keine besonderen Merkmale aufweist (z. B. Kompensations-knick oder Sättigung) ist die Konzentrationsbestimmung mit einem relativ groÿenFehler von ca. 10% behaftet. Erstaunlich ist die hohe Kompensation des Substrat-Materials (Ncomp/ND > 98%), was z. B. durch austretende Bor-Verunreinigungen derGraphitteile der Züchtungsanlage verursacht sein könnte.


Abb. 5.3: Mittels Hall-Eekt bestimmte Konzentration an in Stäbchenform prä-parierten n-Typ 3C-SiC Proben. Die angegebene Richtung ist die Längsseite desStäbchens. Die durchgezogene Kurve gibt die Anpassung der Neutralitätsgleichungan die experimentellen Werte mit Berücksichtigung der angeregten Zustände r = 2und r = 3 wieder. Die Ergebnisse sind in Tab. 5.1 zusammengefasst.

5.1.2 Einuss der Kristallorientierung auf dieHall-Beweglichkeit

Mittels Hall-Eekt-Untersuchungen kann bei zusätzlicher Messung des spezischenWiderstands ρ die Hall-Beweglichkeit bestimmt werden:

µH =|RH|ρ

. (5.1)

In unserem Fall zeigt diese eine Abhängigkeit von der Orientierung der Stäbchen (s.Abb. 4.1(c)), was auf Grund der Isotropie der kubischen Kristallstruktur von 3C-SiCungewöhnlich erscheint. Die Hall-Beweglichkeit µH liegt im Fall der in [110]-Richtungorientierten Proben im gesamten untersuchten Temperaturbereich von 30K bis 500Ketwa um den Faktor zwei unter der Hall-Beweglichkeit der in [110]-Richtung orien-tierten Stäbchen. Das untersuchte 3C-SiC-Material wurde bei HOYA mittels switch-back-Epitaxie hergestellt. In diesem Material sind die dominierenden ausgedehntenKristalldefekte Stapelfehler [Nag08]. Diese verlaufen an der (001)-Oberäche ent-weder in die [110]-Richtung (Kohlensto-Stapelfehler, SFC) oder die [110]-Richtung(Silizium-Stapelfehler, SFSi) [Yag06]. Der Einuss dieser orientierten Stapelfehler alsStreuzentren könnte als Ursache für die Anisotropie der Hall-Beweglichkeit ange-führt werden. Demnach scheinen vor allem die SFC das Streuverhalten der freienElektronen stärker zu beeinussen, da bei Bewegung senkrecht zu diesen (d. h. in[110]-Richtung) eine geringere Beweglichkeit µH gemessen wird.


Abb. 5.4: Hall-Beweglichkeit für stäbchenförmige n-Typ 3C-SiC Substrate mitOrientierung in [110]- und [110]-Richtung (volle Symbole). Die Hall-Beweglichkeitin [110]-Richtung wurde durch zusätzliche Streuung an neutralen Störstellen (of-fene Kreise) modelliert.

Da die Beweglichkeit im gesamten untersuchten Temperaturbereich um einen nahezukonstanten Faktor (ca. Faktor 2) reduziert wird, kann man Streuung an neutralenStörstellen annehmen. Es könnte sich um energetisch tiefe Donatoren oder Akzepto-ren handeln, die im Verzerrungsfeld (Streufeld) der Stapelfehler gehäuft anzutreensind. Dies könnte zu ächigen Bereichen führen, entlang derer eine hohe Konzentra-tion neutraler Störstellen existieren. Bei Anlegen einer Spannung entlang der [110]-Richtung müssen Elektronen die in [110]-Richtung liegenden SFC überqueren, waszu einer erhöhten Streuung und als Folge zu einer Reduktion der Beweglichkeit füh-ren kann. Bei Stromuss in [110]-Richtung haben diese neutralen Störstellen wegenihres sehr kleinen elektrischen Einfangquerschnitts keinen Einuss auf die Beweg-lichkeit. Im Falle, dass neutrale Störstellen die Beweglichkeit begrenzen, gilt nach[Rid78]:

µneu =m∗ne

3

80πεε0Nneu(T )h3 . (5.2)

Nach der Matthiessen-Regel

1

µges

=1

µH([110])+

1

µneu

(5.3)

kann der Einuss der erhöhten Streuung von Elektronen an neutralen Störstellenauf die Beweglichkeit durch Vergleich der beiden gemessenen Beweglichkeitskurven(siehe volle Symbole in Abb. 5.4) berechnet werden. Damit ergibt sich ein Verlaufder Beweglichkeit, wie er in Abb. 5.4 durch die oenen Kreise in dargestellt ist.


Damit kann die Hall-Beweglichkeit in [110]-Richtung für Temperaturen T > 50Kdurch eine erhöhte Streuung an neutralen Störstellen in die Hall-Beweglichkeit in[110]-Richtung übergeführt werden. Dies würde bedeuten, dass in [110]-Richtung eineerhöhte Konzentration ∆Nneu an neutralen Störstellen entlang der C-SFs getrapptist, nämlich

∆Nneu = 8× 1017 cm−3, (5.4)

d. h. die Konzentration neutraler Störstellen entlang der Kohlensto-Stapelfehlerliegt um diesen Betrag über der mittleren Konzentration entlang der in[110]-Richtung orientierten Silizium-Stapelfehler. Der steile Abfall der Hall-Beweglichkeiten für beide Orientierungen hin zu kleinen Temperaturen (T < 50K)ist auf Störbandleitung zurückzuführen (µH ∝ Tα, α 3/2).

Zusammenfassung

Die Hall-Eekt-Untersuchungen an unterschiedlich orientierten n-Typ 3C-SiC Sub-straten ergeben leichte Unterschiede in den ermittelten Donator- und Kompensati-onskonzentrationen, die jedoch im Rahmen des Fehlerbalkens liegen. Die Berücksich-tigung von angeregten Zuständen bewirkt eine Verringerung von Donator- und Kom-pensationskonzentration sowie eine leichte Erhöhung der ermittelten Aktivierungs-energie bei Anpassung der Neutralitätsgleichung an die experimentellen Daten. DieHall-Beweglichkeit der in [110]-Richtung orientierten Proben liegt im gesamten unter-suchten Temperaturbereich um etwa den Faktor 2 unterhalb der in [110]-Richtungorientierten Stäbchen. Dies ist vermutlich auf eine erhöhte Streuung an neutralenStörstellen entlang der Kohlensto-Stapelfehler zurückzuführen. Die Ergebnisse derHall-Eekt-Untersuchungen sind in Tab. 5.1 zusammengefasst.


Tab. 5.1: Ergebnisse der Hall-Eekt-Untersuchungen an 3C-SiC Substraten inStäbchenform, orientiert in [110]- und [110]-Richtung. Mittels Parameteranpas-sung wurde die Sticksto-Aktivierungsenergie, die Konzentration des Sticksto-Donators ND und die Kompensation Ncomp bestimmt, weiter sind bei Raumtem-peratur der spezische Widerstand ρ und die Hall-Beweglichkeit µH angegeben.Weiterhin sind die berücksichtigten angeregten Zustände mit Aktivierungsenergie∆EDi (in Bezug auf den Grundzustand des Donators) und der EntartungsfaktorgDi angegeben.

Probe [110] [110]

∆ED (meV) 17 14

ND (cm−3) 3.99× 1017 3.99× 1017

Ncomp (cm−3) 3.92× 1017 3.94× 1017

ρ (Ωcm) bei RT 7.1 8.4

µH (cm2/Vs) bei RT 177 334

Angeregte Zustände

∆ED,r=2 (meV) 12.8 10.5

gD,r=2 6 6

∆ED,r=3 (meV) 15.1 12.4

gD,r=3 6 6


5.2 Intrinsische Punktdefekte in 4H-SiCEpitaxie-Schichten

In diesem Abschnitt werden die experimentellen Ergebnisse der DLTS-Untersuchungen an unterschiedlich gewachsenen Epitaxie-Schichten aus Kap. 4.1.2diskutiert. Das Hauptaugenmerk wird auf die in 4H-SiC omnipräsenten Z1/2- undEH6/7-Defekte gelegt. Ersterer gilt als Hauptursache für geringe Lebensdauern vonMinoritätsladungsträgern in Bipolar-Bauelementen [Res09].

5.2.1 Dominierende intrinsische Defekte in 4H-SiC: Z1/2 undEH6/7

Die mittels DLTS nachgewiesenen dominanten Defekte in 4H-SiC sind der Z1/2- undder EH6/7-Defekt. Der Z1/2-Defekt in 4H-SiC besitzt eine ähnliche Aktivierungs-energie wie der in 6H-SiC erstmals von Zhang beobachtete Z1/Z2-Defekt [Zha90],womit die Bezeichnung dieses Defekts übernommen wurde. Der EH6/7-Defekt wurdeerstmals von Hemmingsson et al. [Hem97] beobachtet; der im DLTS-Spektrum beihohen Temperaturen (T ≈ 660K) auftretende Peak wurde auf Grund seiner breitenStruktur zwei Defekten, nämlich EH6 und EH7, zugeordnet. Danno et al. [Dan07a]zeigten, dass die Bildung von Z1/2 bzw. EH6/7 unabhängig von der Wachstumsra-te und hauptsächlich vom C/Si-Verhältnis und der Wachstumstemperatur abhängt,was den Schluss zulässt, dass es sich um intrinsische Defekte in 4H-SiC handelt. AufGrund der thermischen Stabilität dieser Defekte schlugen obige Autoren als chemi-schen Ursprung eine Kohlensto-Leerstelle VC vor. Dieser Vorschlag wurde durchUntersuchungen von Storasta et al. [Sto07] gestützt, welche bei Implantation vonKohlensto eine deutliche Reduktion der Z1/2- und EH6/7-Konzentration beobach-teten. Es wurde demnach angenommen, dass an beiden Defekten eine Kohlensto-Leerstelle beteiligt ist [Kle10]. In der Literatur wurde eine Korrelation der Z1/2- undEH6/7-Konzentration für viele verschiedene Proben (as grown, Elektronen-bestrahltbzw. bestrahlt und ausgeheilt) gezeigt [Dan06]. Eine solche Korrelation wurde auchim Rahmen dieser Arbeit bestätigt. In Abb. 5.5 ist die EH6/7-Konzentration über derZ1/2-Konzentration für unterschiedlich gewachsene n-Typ 4H-SiC Epitaxie-Schichtengezeigt. Die durchgezogene Linie gibt das Verhältnis [Z1/2] : [EH6/7] = 1 : 1 wieder;d. h. die mittels DLTS bestimmte EH6/7-Konzentration liegt meist leicht unter derZ1/2-Konzentration, korreliert jedoch mit der Z1/2-Konzentration. Da es sich beimZ1/2-Defekt um ein negative-U-Zentrum handelt [Hem98b], werden für eine Stör-stelle immer zwei Elektronen gleichzeitig emittiert, was zu einer Verdopplung deraus der Peakhöhe bestimmten Z1/2-Konzentration führt.Es ist nicht verwunderlich, wenn das 1 : 1-Verhältnis nur näherungsweise erfüllt ist.Dies könnte sowohl auf Ungenauigkeiten der Auswertung zurückzuführen sein, könn-te aber auch ein Hinweis auf unterschiedliche Ursprünge sein. Die beiden Defekte EH6

und EH7 überlappen im DLTS-Signal nicht vollständig, so dass hier die Konzentrati-on, welche aus der Peak-Höhe des überlagerten Signals ermittelt wird, nicht ganz so

5.2. Intrinsische Punktdefekte in 4H-SiC Epitaxie-Schichten 53

Abb. 5.5: Konzentration des Z1/2-Defekts als Funktion der Konzentration desEH6/7-Defekts. Die Linie gibt das Konzentrationsverhältnis [Z1/2] : [EH6/7] = 1 : 1wieder.

groÿ wie die Z1/2-Konzentration ist. Auÿerdem könnte die schwache Abweichung derKonzentrationen durch einen systematischen Fehler bei der Konzentrationsbestim-mung von EH6/7 verursacht sein, da der Schnittpunkt zwischen Fermi-Niveau undTrap-Niveau als scharf angenommen wird.Die Korrelation der Konzentration der beiden Defekte lässt die Vermutung zu, dasses sich um verschiedene Ladungszustände des ein und desselben Defekts handelt oderzumindest, dass chemisch der gleiche Baustein an beiden Defekten beteiligt ist.

5.2.2 Feldabhängigkeit der Aktivierungsenergie

Im Folgenden soll mit Hilfe des Poole-Frenkel-Eekts der Ladungszustand der beidenDefekte bestimmt werden. Durch den Poole-Frenkel-Eekt wird die Aktivierungs-energie von geladenen Störstellen abgesenkt. In Abb. 5.6 ist der Poole-Frenkel-Eektin einer Dimension für eine geladene Störstelle (Coulomb-Potential) schematisch dar-gestellt. Durch Überlagerung des Coulomb-Potentials der geladenen Störstelle mitdem angelegten elektrischen Feld F ergibt sich in Richtung des elektrischen Feldseine lineare Absenkung der bei der Emission eines Elektrons zu überwindenden Bar-riere um ∆ET. Nach [Har68] bzw. [Kel84] kann die Energieabsenkung ∆ET für 3Dimensionen durch

∆ET(F ) = k∂

∂T−1ln [K(T )] (5.5)

mit

K(T ) =exp [x] (x− 1) + 1

x2+

1

2und x =

e

kT

√ZeF

πεε0

(5.6)


berechnet werden. Um den Ladungszustand einer Störstelle zu bestimmen, mussdie Aktivierungsenergie für unterschiedliche Felder ermittelt werden. Dazu müssenschmale Bereiche in der Raumladungszone mit deniertem elektrischen Feld F aus-gepulst werden, was mittels doppelt-korrelierter-DLTS (DDLTS) unter Verwendungverschiedener Pulsspannungen VP realisiert werden kann. Dazu wird eine Reihe vonStandard-DLTS-Messungen mit gleicher Sperr-Spannung VR und unterschiedlichenPulsspannungen durchgeführt. Im Anschluss werden die Korrelationssignale derTransienten unterschiedlicher Pulsspannungen voneinander subtrahiert, woraus manInformation aus einem sehr engen Bereich der Raumladungszone gewinnt. Daselektrische Feld ist dort in guter Näherung konstant und man erhält die Aktivie-rungsenergie als Funktion des elektrischen Feldes. Da die Signale der Störstellen auseinem wesentlich kleineren Bereich als bei der Standard-DLTS-Messung kommen,ist das Signal/Rauschverhältnis deutlich geringer und es muss eine höhere Zahl vonMittelungen der Transienten bei fester Temperatur vorgenommen werden.

Abb. 5.6: 1-dimensionale Darstellung des Poole-Frenkel-Eekts. Die Energieab-senkung ∆ET ergibt sich aus der Dierenz des mit dem elektrischen Feld F (∝ r)und Coulomb-Potential (∝ r−1) überlagerten Potentials und dem ungestörtenCoulomb-Potential.

Ladungszustand des Z1/2-Defekts

Der Ladungszustand des Z1/2-Defekts nach dem Emissionsvorgang wurde bereits vonDalibor et al. [Dal96] mittels DDLTS als neutral mit einer Aktivierungsenergie vonEC − ET(Z1) = 0.62 eV bestimmt. Es wurde von einem Übergang von

Z−1/2 −→ Z01/2 + e−


ausgegangen1. Von Hemmingsson et al. [Hem98b] wurde gezeigt, dass der Z1/2-Defektaus zwei eng beieinander liegenden Defekten Z1 und Z2 besteht und ein sog. negative-U-Zentrum ist. Durch Relaxation des Gitters nach Emission eines Elektrons kanndie frei werdende Gitterenergie die verstärkte Coulomb-Anbindung des zweiten Elek-trons überkompensieren. Damit ist die für die Emission des zweiten Elektrons not-wendige Energie geringer als für die Emission des ersten Elektrons. Somit wird beiEmission des ersten Elektrons gleichzeitig ein zweites Elektron emittiert, was zu einerErhöhung des Signals führt. Hemmingsson et al. schlossen auf einen Übergang

Z−1 −→ Z01 + e− bzw. Z−2 −→ Z0

2 + e−

mit einer Aktivierungsenergie von

EC − ET(Z−/01 ) = 0.76 eV bzw. EC − ET(Z

−/02 ) = 0.72 eV

für die Emission des ersten Elektrons. Der nur unter Beleuchtung detektierbare Über-gang

Z01 −→ Z+

1 + e− bzw. Z02 −→ Z+

2 + e−

ergab Aktivierungsenergien von

EC − ET(Z0/+1 ) = 0.45 eV bzw. EC − ET(Z

0/+2 ) = 0.52 eV.

Da der die Zeitkonstante und damit die Aktivierungsenergie des gesamten Prozessesbestimmende Vorgang die Emission des ersten Elektrons ist, muss der zugehörigeÜbergang in Übereinstimmung mit Dalibor et al.

Z−1/2 −→ Z01/2 + e−

sein. Dies basiert auf der Tatsache, dass der gesamte Prozess nur sequentiell ablaufenkann.Mittels DDLTS lässt sich zwar der Einuss des elektrischen Feldes auf eine eventuel-le Erniedrigung des Coulomb-Potentials ermitteln, jedoch kann die Feldabhängigkeitder Aktivierungsenergie negativ geladener Störstellen nicht von der neutraler Stör-stellen unterschieden werden. Es könnte daher auch unter Einbeziehung der Unter-suchungen von Dalibor et al. und Hemmingsson et al. ein Übergang

Z2−1/2 −→ Z0

1/2 + 2e−

möglich sein. Die Aktivierungsenergie des negativen Ladungszustands sollte ebenfallsunabhängig vom angelegten elektrischen Feld sein. Dem steht allerdings die Gröÿen-ordnung des Einfangquerschnitts des Z1/2-Defekts entgegen, da dieser im Bereich von

1In der Originalliteratur von Dalibor et al. wird nur ein einzelner Defekt Z1 beschrieben, da erstspäter von Hemmingsson et al. gezeigt wurde [Hem98b], dass der Z1/2-Peak aus zwei BeträgenZ1 und Z2 besteht.


einigen 10−14 cm2 liegt, somit für eine repulsive Störstelle eher zu groÿ erscheint.In dieser Arbeit wurde die mittlere Aktivierungsenergie des Z1/2-Defekts zu

EC − ET(Z1/2) ≈ 0.67 eV bzw. ET − EV(Z1/2) ≈ 2.60 eV

bestimmt; sie ist unabhängig vom elektrischen Feld wie in Abb. 5.7 gezeigt. DieseBeobachtung ergibt ebenfalls für die Emission des ersten Elektrons eine akzeptor-artige Natur des Z1/2-Defekts und ist in Übereinstimmung mit den experimentellenErgebnissen nach Dalibor und Hemmingsson.

Abb. 5.7: Mittels DDLTS bestimmte Aktivierungsenergie ∆ET = EC − ET desZ1/2-Defekts als Funktion des angelegten elektrischen Feldes F . Die Linien wurdendurch die Poole-Frenkel-Theorie für die Ladungszustände Z = 0 (durchgezogeneLinie), Z = 1 (gestrichelte Linie) und Z = 2 (gepunktete Linie) für eine mittlereTemperatur von T = 320K berechnet.

Von Hornos et al. wurden neuerdings Berechnungen der Energien der Ladungszustän-de von Kohlensto- und Silizium-Leerstellen mittels Dichte-Funktional-Theorie mitmodiziertem Heyd-Scuseria-Ernzerhof Hybrid-Funktional (HSE06) [Hey03] durch-geführt und die Ergebnisse auf der European Conference on Silicon Carbide and Rela-ted Materials 2010 (ECSCRM) gezeigt [Hor10]. HSE06 verwendet für die Austausch-Wechselwirkung ein abgeschirmtes Coulomb-Potential, womit eine Verbesserung dertheoretisch berechneten Werte für die Bandlücke von 4H-SiC von Egap,theo(4H-SiC) =3.16 eV gegenüber Egap,theo(4H-SiC) = 2.9 eV [Per99] erreicht wurde. Es wird ange-nommen, dass damit eine Verbesserung der berechneten Energien für die Zuständeder VC und VSi erzielt wird. Für die Zustände der Kohlensto-Leerstellen VC in4H-SiC wurde von Hornos et al. mit HSE06 für den Übergang

V2−C −→ V0

C + 2e−,


eine Energie von

E(V2−/0C (k)) = EV + 2.77 eV = EC − 0.39 eV (kubischer Gitterplatz)

E(V2−/0C (h)) = EV + 2.75 eV = EC − 0.41 eV (hexagonaler Gitterplatz),

mit der theoretischen Bandlücke Egap,theo(4H-SiC) = 3.16 eV berechnet. ÄhnlicheEnergien ergeben sich für die Übergänge der Kohlensto-Leerstelle von − nach0 (s. Spalte 4 in Tab. 5.2) und von 2− nach − (s. Spalte 5 in Tab. 5.2). Fürdie Leerstelle auf dem kubischen Gitterplatz ergibt sich analog zum Z1/2-Defekt einnegative-U-Verhalten. Bei einer Anfangsbesetzung mit zwei Elektronen (V2−

C ) fürdie Emission des ersten Elektrons (Übergang 2− nach −) wurde eine Energie von

E(V2−/−C (k)) = EV + 2.74 eV = EC − 0.42 eV

berechnet; für die Emission des zweiten Elektrons (Übergang − nach 0) ergabsich eine geringere Energie von

E(V−/0C (k)) = EV + 2.80 eV = EC − 0.36 eV.

Weitere Besetzungsänderungen der Kohlensto-Leerstelle, welche energetisch inner-halb der Bandlücke von 4H-SiC liegen, sind in Tab. 5.2 aufgelistet.Die Aktivierungsenergien für den Z1/2-Defekt liegen in etwa im gleichen Energiebe-reich, wie die von Hornos et al. berechneten Übergänge der Kohlensto-Leerstelle(2−/0) bzw. (2−/−), denn die Fehler der berechneten Energien liegen den Au-toren zu Folge im Bereich von 0.1 eV. Diese Ergebnisse stehen jedoch im Wider-spruch zur Annahme, dass es sich beim Z1/2-Defekt um eine einfach negativ gelade-ne Kohlensto-Leerstelle handelt (Übergang − nach +), wie von Dalibor et al.und Hemmingsson et al. angenommen wird, da die berechnete Emission des zweitenElektrons

V0C −→ V+

C + e−

für beide Gitterplätze eine Aktivierungsenergie von etwa

E(V0/+C (k/h)) ≈ EV + 1.8 eV = EC − 1.36 eV

ergibt.

Ladungszustand des EH6-Defekts

In der Literatur sind die Aussagen über den EH6/7-Defekt widersprüchlich. WährendDanno et al. [Dan05] auf Grund von DDLTS-Experimenten an Ni-Kontakten zu demSchluss kommen, dass es sich bei diesem Defekt um einen Akzeptor handelt, solltedieser nach Berechnungen von Hornos et al. [Hor10] jedoch donatorartig sein. Eige-ne Messungen an Ni-Schottky-Kontakten auf einer n-Typ 4H-SiC Epitaxie-Schicht


Tab. 5.2: Ergebnisse der Berechnung der Energien für die Besetzung derKohlensto-Leerstelle nach Hornos et al. In der ersten Zeile sind die Übergängeausgehend vom ersten Ladungszustand in den zweiten während des Emissionspro-zesses eines Elektrons aufgelistet. Alle Energien sind in eV relativ zum Valenz-bandmaximum EV angegeben.

Defekt (+/2+) (0/+) (−/0) (2−/−) (0/2+) (2−/0)

VC (k) 1.67 1.75 2.80 2.74 1.71 2.77

VC (h) 1.64 1.84 2.71 2.79 1.74 2.75

ergaben ebenfalls ein akzeptorartiges Verhalten; die Aktivierungsenergie ∆ET istunabhängig vom angelegten äuÿeren elektrischen Feld. Die Werte für die Aktivie-rungsenergie ∆ET und den Einfangquerschnitt σ des EH6/7-Defektes liegen bei

EC − ET ≈ 1.477 eV und σ ≈ 1.2× 10−14 cm2.

Jedoch liegt die Problematik bei der Bestimmung einer genauen Feldabhängigkeit derAktivierungsenergie in der Tatsache, dass es sich beim EH6/7-Defekt um die Über-lappung zweier Defekte handelt. Somit ist die Entscheidung, ob der EH6/7-Defektakzeptor- oder donatorartig ist, möglicherweise nicht eindeutig, da die Ionisierungs-energie der beiden Defekte mit äuÿerem elektrischen Feld entgegengesetzt schiebenkann.Es wurde daher versucht, mit einem Trick nur einen Defekt, z. B. den energetischacheren EH6-Defekt bei der DLTS-Messung umzuladen. In der Literatur wird be-richtet, dass die Umladung eines tiefen Defekts und damit dessen messbare Kon-zentration von der Höhe der Schottky-Barriere abhängt [Res07]. Dies liegt daran,dass über die Schottky-Barriere ein Leckstrom ieÿt, welcher die Position des Quasi-Fermi-Niveaus in der Raumladungszone festlegt. Bei niedriger Barriere kann mögli-cherweise kein Schnittpunkt mit dem Energieniveau der tiefen Störstelle auftreten.In diesem Fall ndet keine Umladung der Störstelle während der DLTS-Messungstatt, d. h. die Störstelle ist im Spektrum nicht sichtbar. Von Reshanov et al. wurdenDLTS-Messungen an mit unterschiedlichen Metallen präparierten Schottky-Diodendurchgeführt. Es zeigt sich, dass bei Verwendung von Iridium hauptsächlich derEH6-Defekt auftritt und der energetisch tiefere EH7-Peak stark unterdrückt wird.Daher wurden in dieser Arbeit DDLTS-Messungen an mit Ir-Schottky-Kontaktenpräparierten Proben durchgeführt. Die Schottky-Barriere ΦB der Proben vor derDLTS-Messung lagen im Bereich von ΦB = 1.35 eV. Nach dem Ausheilschritt von ca.700K durch die DLTS-Messung wurde eine etwas erhöhte Barriere von ΦB = 1.45 eVgemessen, was vermutlich durch Silizierung des Iridiums verursacht wird. Beispielhaf-te Spektren sind in Abb. 5.8 dargestellt. Es zeigt sich bei gröÿerer Schottky-Barriereein verstärktes Signal des EH7-Defekts, was sich durch ein Verschieben des gesamtenPeaks zu höheren Temperaturen bemerkbar macht.


Abb. 5.8: DLTS-Spektren des EH6/7-Defekts für die Sinus-Korrelationskoezienten b1 (vgl. Gl. (3.12)) bei einer Schottky-BarriereΦB = 1.35 eV (oene Quadrate) und bei ΦB = 1.45 eV (oene Kreise). Mitzunehmender Schottky-Barriere wächst das Signal des EH7-Defekts und dergesamte Peak verschiebt sich zu höheren Temperaturen.

Die doppelt korrelierten DLTS-Messungen wurden an unterschiedlich stark dotier-ten Epitaxie-Schichten durchgeführt, um einen möglichst groÿen Bereich des elek-trischen Feldes abzudecken. Die Netto-Sticksto-Dotierung der Proben lag im Be-reich von [N] ≈ (1 . . . 20) × 1015 cm−3, wodurch ein Bereich des elektrischen Feldesvon F ≈ (25 . . . 200) kV/cm bei einer angelegten Sperr-Spannung von VR = 5 Vuntersucht werden konnte. Um ein möglichst groÿes Intervall von Zeitkonstantenverwenden zu können, wurden die DDLTS-Messungen bei einem Zeitfenster vonTW = 256 ms durchgeführt. Das Maximum des EH6-Defekts für die Sinus-Korrelationb1 liegt damit bei etwa 600K. Um das Signal/Rausch-Verhältnis zu optimieren, er-folgte eine Mittelung über eine groÿe Anzahl von Transienten (> 200). Die hohePunktdichte des DLTS-Spektrums (∆T = 1.5K) wurde durch eine automatischeRegelung der Temperaturrampe realisiert, die ein gleichmäÿiges und langsames Auf-heizen der Probe gewährleistete (Messzeit für einen vollständigen Temperaturscanca. 50 h).Die mittels DDLTS erhaltenen Aktivierungsenergien für den EH6-Defekt in Abhän-gigkeit des elektrischen Feldes zeigen für einzelne Messungen eine Streuung im Be-reich von ca. 20 meV, wie in Abb. 5.9 dargestellt. Die durchgezogene Linie (Z = 0)wurde durch Anpassung der Aktivierungsenergie und des Ladungszustands Z erhal-ten; sie gibt das Verhalten für einen akzeptorartigen Defekt wieder. Die gestrichelteKurve ist die Anpassung für einen einfach positiv geladenen Donator (Z = 1) unddie gepunktete Linie zeigt den Verlauf für ein doppelt positiv geladenen Donator(Z = 2). Die Ergebnisse der feldabhängigen Untersuchungen der Aktivierungsener-


Abb. 5.9: Mittels DDLTS bestimmte Aktivierungsenergie ∆ET des EH6-Defektsals Funktion des elektrischen Feldes gemessen an Ir-Schottky-Kontakten. Die Kur-ven geben die Fits für die jeweiligen Ladungszustände wieder. Für die durchge-zogene Linie wurde neben der Aktivierungsenergie auch der Ladungszustand Zwährend der Anpassung variiert.

gie ∆ET des EH6-Defekts lassen mit groÿer Wahrscheinlichkeit auf eine neutraleNatur dieser Störstelle schlieÿen, da die Messwerte für ∆ET in einem engen Bereichum

EC − ET(EH6) = (1.203± 0.005) eV

liegen. Der ebenfalls bestimmte elektrische Einfangquerschnitt σ bendet sich beiWerten von

σ(EH6) ≈ (1.2 . . . 4.7)× 10−16 cm2.

Die geringe Gröÿe des elektrischen Einfangquerschnitts spricht ebenfalls für eineneutrale Störstelle [Hem98a].

Aktivierungsenergie des EH7-Defekts

Um die Störstellenparameter des EH7-Defekts zu bestimmen wurde ein Fit an dieexperimentellen Daten durchgeführt. Wie in Kap. 3.2 beschrieben wurde, werden beider DLTS-Messung verschiedene Korrelationsfunktionen zur Darstellung der Spek-tren verwendet. Die Beziehungen für die Koezienten der Sinus- bzw. Kosinus-Korrelationsfunktionen sind in Gl. (3.12) bzw. Gl. (3.11) angegeben. Durch Einsetzender aus dem Arrhenius-Plot ermittelten Gröÿen von Einfangquerschnitt σ und Akti-vierungsenergie ∆ET in Gl. (3.4) lässt sich die Emissionszeitkonstante τe,n berechnen.Mit τe,n kann eine Simulation des DLTS-Spektrums für verschiedene Korrelations-


Abb. 5.10: Experimentelle (oene Symbole) und mit den Ergebnissen derArrhenius-Analyse simulierte (Linien) DLTS-Spektren verschiedener Sinus-Korrelationskoezienten (vgl. Gl. (3.12)) gemessen an unausgeheilten Ir-Schottky-Kontakten mit einer Barrierenhöhe von ΦB = 1.35 eV.

funktionen durchgeführt werden.Der Vergleich zwischen Simulation (Parameter aus Arrhenius-Plot: EC−ET(EH6) =1.203 eV, σ(EH6) = 2.4× 10−16 cm2) und dem gemessenen DLTS-Spektrum für ver-schiedene Sinus-Korrelationskoezienten ist in Abb. 5.10 dargestellt. Es zeigt sicheine gute Übereinstimmung der simulierten und experimentellen Daten auf der Nie-dertemperaturanke des Peaks. Auf der Hochtemperaturanke des Peaks weicht dieSimulation etwas ab, was auf den Einuss des schwach zum Signal beitragendenEH7-Defekt zurückzuführen ist.Eine am selben Kontakt, nach der ersten DLTS-Untersuchung, durchgeführte Mes-sung zeigt auf Grund der durch Silizierung erhöhten Schottky-Barriere einen deutlichstärkeren Anteil des EH7-Defekts (vgl. auch Abb. 5.8). Ein Fit an die experimentellenDaten verschiedener Sinus-Korrelationskoezienten mit zwei Defekt-Zuständen EH6

und EH7 ist in Abb. 5.11 dargestellt. Es konnte damit eine sehr gute Übereinstim-mung des simulierten Signals mit den experimentellen Werten auch auf der Hochtem-peraturanke erreicht werden. Dabei wurden die Parameter für EH6 aus der vorhe-rigen Anpassung verwendet (EC − ET(EH6) = 1.203 eV, σ(EH6) = 2.4× 10−16 cm2,s. Abb. 5.10) und nur die Parameter für den EH7-Defekt gettet. Für Aktivierungs-energie und Einfangquerschnitt des EH7-Defekts ergeben sich

EC − ET(EH7) = (1.58± 0.05) eV und σ(EH7) ≈ (1.9 . . . 7.1)× 10−14 cm2.


Eine Analyse des Ladungszustands des EH7-Defekts ist mit dieser Methode jedochkaum möglich, da die Anpassung der Störstellenparameter an die Messkurve mitrelativ groÿen Unsicherheiten verbunden ist.

Abb. 5.11: Experimentelle (oene Symbole) und simulierte (Linien) DLTS-Spektren verschiedener Sinus-Korrelationskoezienten gemessen an ausgeheiltenIr-Schottky-Kontakten mit einer Barrierenhöhe von ΦB = 1.45 eV. Unter Beibe-haltung der Ergebnisse der in Abb. 5.10 gezeigten Anpassung für den EH6-Defektergab der Fit mit nun zwei Defekt-Zuständen für den EH7-Defekt eine Aktivie-rungsenergie von ∆ET = 1.58 eV und einen Einfangquerschnitt von 1.9×10−14 cm2.

Diskussion der chemischen Zusammensetzung von Z1/2 und EH6/7

Bezüglich der chemischen Zusammensetzung lässt der momentane Wissenstand keinevöllig sichere Aussage für den Z1/2- und EH6/7-Defekt zu. Für den Z1/2-Defekt erschei-nen als möglicher Ursprung die akzeptorartigen Zustände der Kohlensto-Leerstelle;die berechneten Grundzustandsenergien liegen nahe bei den experimentell ermittel-ten Daten. Beim Z1- und Z2-Zentrum könnte es sich um Kohlensto-Leerstellen aufkubischen bzw. hexagonalen Gitterplätzen handeln. Für das Z1/2-Zentrum konntedie Beteiligung von Sticksto von Storasta et al. durch Verwendung von Phosphor-dotiertem 4H-SiC ausgeschlossen werden [Sto04], womit für Z1/2 eine Beteiligung derSticksto-Kohlensto-Leerstellenkomplex (N − VC) nicht möglich ist und somit dieisolierte Kohlensto-Leerstelle als Kandidat für den Z1/2-Defekt bevorzugt erscheint.Von Reshanov et al. wurden Untersuchungen des Ausheilverhaltens von Z1/2 undEH6/7 an Elektronen-bestrahlten n-Typ 4H-SiC Proben durchgeführt [Res10]. Eszeigt sich ein ähnliches Temperverhalten für den Z1/2- und den EH6/7-Defekt sowohlbei Bestrahlung mit Elektronen mit einer Energie von 170 keV (s. Abb. 5.12(a))als auch mit Elektronen mit einer Energie von 1MeV (s. Abb. 5.12(b)). Die


nachgewiesenen Konzentrationen für Z1/2 und EH6/7 nehmen nach Temperbehand-lungen oberhalb von 1100C stark ab. EPR-Messungen (Electron ParamagneticResonance oder auch ESR für Elektronenspinresonanz) ergaben, dass Kohlensto-Leerstellen bei Temperaturen um 1100C mobil werden [Zol04, Ume07] und mitden bereits bei geringerer Temperatur beweglichen interstitiellen Kohlenstoatomen[Boc03a, Boc03b, Sto08] rekombinieren können. Damit ist die Beteiligung einerKohlensto-Leerstelle an beiden Defekten als äuÿerst wahrscheinlich anzunehmen,da durch Elektronenbestrahlung mit 170 keV nur das Kohlensto-Untergitter ge-schädigt wird. Eine Beteiligung eines Silizium-bezogenen Defekts kann damit sowohlfür Z1/2 als auch für EH6/7 ausgeschlossen werden.

Abb. 5.12: Ausheilverhalten der Z1/2- und EH6/7-Defektzentren (Ausheilzeit ta =30min) nach Bestrahlung mit Elektronen mit Energien von (a) 170 keV und (b)1MeV nach [Res10].

Das Konzentrationsverhältnis von Z1/2 und EH6/7 nahe eins (s. Abb. 5.5 oder auch[Dan06]) ist ein Indiz für eine ähnliche Bildungsenergie der beiden Defekte. Derfür beide Z1/2- und EH6/7-Defektzentren akzeptorartige Ladungszustand lässt sichjedoch nicht für den Fall realisieren, dass beide Defekte identisch sind. Die Annahmeeines Ladungszustands des Z1/2-Defekts wie von Hemmingsson et al. vorgeschla-gen wurde, ergibt einen Übergang + nach 2+ für den EH6-Defekt und einenÜbergang 2+ nach 3+ für den EH7-Defekt (s. a. Abb. 5.13). Dies ist mit denexperimentellen Ergebnissen dieser Arbeit nicht in Übereinstimmung zu bringen.Für die Bildung des EH6/7-Defekts ist daher vermutlich ein weiterer Baustein(Partner A) erforderlich, der jedoch in hohem Maÿe verfügbar sein muss, sodass sich ein Defekt-Paar bildet (VC + A). Als Kandidaten kämen hier beispiels-weise Sticksto-Donatoren oder eine weitere Kohlensto-Leerstelle (Kohlensto-Divacancy (VC − VC)) in Frage. Die geringen Unterschiede in der Aktivierungs-energie von EH6 und EH7 könnten durch die räumliche Orientierung eines solchenPaares verursacht sein. Beispielsweise könnte der Defekt parallel bzw. senkrecht


zur c-Achse liegen.

Zusammenfassung

• Der Z1/2-Defekt ist ein akzeptorartiger Zustand in Übereinstimmung mit denexperimentellen Befunden von [Hem98b, Dal97] (s. Abb. 5.13).

• Die Aktivierungsenergie des EH6-Defekts wurde zu EC −ET(EH6) = (1.203±0.005) eV und der elektrische Einfangquerschnitt zu σ ≈ (1.2 . . . 4.7) ×10−16 cm2 bestimmt. Für den EH7-Defekt wurde eine Aktivierungsenergie vonEC −ET(EH7) = (1.58± 0.05) eV und ein elektrischer Einfangquerschnitt vonσ(EH7) ≈ (1.9 . . . 7.1)× 10−14 cm2 ermittelt.

• Die Aktivierungsenergie des EH6-Defekts ist unabhängig vom angelegten elek-trischen Feld, was einem akzeptorartigen Zustand entspricht. Wahrscheinlichentspricht er einem Übergang von − nach 0 (s. Abb. 5.13). Eine Aussa-ge über den Ladungszustand des EH7-Defekts lässt sich beim momentanenKenntnisstand nicht treen.

• Bei den Defekten Z1/2 und EH6/7 handelt es sich um verschiedene Defektzen-tren, da beide akzeptorartig sind. Die verschiedenen Ladungszustände einerKohlensto-Leerstelle als Ursprung für beide Defekte, wie von Hornos et al.vorgeschlagen wurde, kann damit ausgeschlossen werden (s. Abb. 5.13).

• Mit den hier vorgestellten Experimenten verdichtet sich der Befund, dass es sichbeim Z1/2-Defekt um eine Kohlensto-Leerstelle auf kubischen/hexagonalenGitterplatz und beim EH6/7-Defekt um eine Kohlensto-Divacancy (VC−VC)bzw. einen Sticksto-Kohlensto-Leerstellenkomplex (N−VC) handelt. Die Un-terschiede in der Aktivierungsenergie von EH6 und EH7 könnten beispielsweiseauf die unterschiedliche Orientierung eines solchen Paares parallel bzw. senk-recht zur c-Achse zurückgeführt werden.


Abb. 5.13: Schematische Darstellung für die Ladungszustände der Z1/2- undEH6/7-Defektzentren unter der Annahme, dass es sich bei Z1/2 und EH6/7 um ver-schiedene Ladungszustände des selben Defekts handelt. Die beiden linken Spaltenzeigen die experimentellen Beobachtungen von Hemmingsson et al. (inklusive ei-ner hypothetischen Fortsetzung) und von Dalibor et al./diese Arbeit; die rechteSpalte zeigt die Ergebnisse der theoretischen Berechnungen für eine Kohlensto-Leerstelle von Hornos et al. [Hor10]. Die Klammern der Ladungszustände für denEH6/7-Defekt (linke Spalte) sollen symbolisieren, dass es sich um eine hypothe-tische Fortsetzung der Ergebnisse von Hemmingsson et al. für das Z1/2-Zentrumhandelt. Das Ergebnis dieser Arbeit, dass der Ladungszustand des EH6-Defektsakzeptorartig ist, kann nicht in Übereinstimmung mit dem theoretischen Modellgebracht werden, dass Z1/2 und EH6/7 verschiedene Ladungszustände desselbenDefekts sind.


5.2.3 Der X-Defekt

In den DLTS-Spektren (Abb. 4.2) wurde ein mit X bezeichneter Defekt beobachtet.Sein Auftreten ist vom C/Si-Verhältnis und der Wachstumstemperatur abhängig.Der X-Defekt mit einer Aktivierungsenergie und einem elektrischen Einfangquer-schnitt von

EC − ET(X) ≈ (1.30 . . . 1.45) eV und σ(X) ≈ (1.1 . . . 11)× 10−14 cm2

zeigt ein ähnliches Verhalten, wie der UT1-Defekt in [Dan07a] (EC − ET(UT1) =1.45 eV). Wegen der Lage im DLTS-Spektrum (Niedertemperaturanke des EH6/7-Defekts) sind insbesondere bei geringer X-Konzentration die Aktivierungsenergieund der Einfangquerschnitt nur mit einem groÿen Fehlerbalken zu bestimmen. DieKonzentration des X-Defekts steigt mit zunehmendem C/Si-Verhältnis leicht an (s.Dreiecke in den Abbn. (4.3) und (4.4)), was möglicherweise auf die Beteiligung einesinterstitiellen Kohlenstos (Ci), einer Kohlensto-Antisite (CSi) oder einer Silizium-Leerstelle (VSi) schlieÿen lässt. Da dieser Defekt nicht in Elektronen-bestrahlten Pro-ben auftritt, ist eine kompliziertere Defektstruktur wahrscheinlich, welche einen unterKohlensto-reichen Wachstumsbedingungen gebildeten Defekt beinhaltet [Dan07a].Die Untersuchungen von Danno et al. ergeben eine Abnahme der Konzentrationdes UT1-Defekts um mehr als eine Gröÿenordnung bei Erhöhung der Temperaturvon 1550C auf 1750C bei C/Si= 1.5. In Abb. 5.14 ist die Konzentration des X-Defekts als Funktion der Wachstumstemperatur im Bereich TG = (1550 . . . 1700)Cfür Schichten, die mit C/Si= 0.9 gewachsen wurden, gezeigt. Man erkennt eine vonTG im Gegensatz zu [Dan07a] sehr leicht ansteigende bzw. konstant bleibende Kon-zentration von X. Vermutlich ist bei einem C/Si-Verhältnis nahe bei 1 die Bildungdes X-Defekts auf Grund einer möglichen Beteiligung eines Ci, CSi oder VSi relativungünstig und damit die Konzentration nahezu unabhängig von der Wachstumstem-peratur.

Zusammenfassung

Der X-Defekt (EC−ET(X) ≈ (1.30 . . . 1.45) eV und σ(X) ≈ (1.1 . . . 11)× 10−14 cm2)ist vermutlich mit dem in [Dan07a] als UT1 bezeichneten Defekt identisch. MöglicheKonstituenten für diese Störstelle sind interstitieller Kohlensto (Ci), Kohlensto-Antisites (CSi) oder Silizium-Leerstellen (VSi) und deren Kombinationen.


Abb. 5.14: Konzentration des X-Defekts als Funktion der WachstumstemperaturTG bei konstantem C/Si-Verhältnis C/Si= 0.9.


5.3 Modell zum Leckstrom in 3C-SiC pn-Dioden

In diesem Abschnitt werden die experimentellen Ergebnisse aus Kapitel 4.2 disku-tiert. Es wird angenommen, dass sich das schlechte Sperr-Verhalten von Bauele-menten hergestellt aus 3C-SiC auf ausgedehnte Defekte zurückführen lässt. So wur-de eine Korrelation der Dichte von Stapelfehlern (SFs) und der gemessenen Sperr-Stromdichte von pn-Dioden festgestellt [Kaw10]. In 3C-SiC pn-Dioden wurden hoheLeckströme beobachtet. Es wird ein Modell vorgestellt, welches das Verhalten desLeckstroms in Abhängigkeit von angelegter Sperr-Spannung und Temperatur durcheinen thermisch-aktivierten Tunnelprozess wiedergibt. In 3C-SiC spielen ausgedehn-te Defekte auf Grund der unterschiedlichen Gitterkonstanten von 3C-SiC und desSi(001)-Substrats, auf dem es abgeschieden wird, eine dominante Rolle. Der Groÿ-teil dieser Defekte wird durch Anti-Phasen-Grenzen (anti-phase boundaries, APB)und Stapelfehler (SF) erzeugt [Nag08]. APBs treten im 3C-SiC dann auf, wenn zweiKristall-Domänen aufeinander treen, deren Atome in der Si-C-Doppellage jeweilsvertauscht sind. Im Prinzip handelt es sich also um ein ausgedehntes Gebiet desKristalls, welches aus Anti-Sites besteht. An der Grenzäche treten Si-Si- bzw.C-C-Bindungen auf, wobei die π-artigen Si-Si-Bindungen energetisch in der Band-lücke oder im Leitungsband liegen. Dies kann zu einem quasi-metallischen Verhal-ten dieser Defekte führen [Lam90]. Ein SF in 3C-SiC ist eine Verschiebung einerSi-C-Doppellage entlang einer der vier equivalenten 〈111〉-Richtungen, so dass dieStapelfolge lokal der eines hexagonalen Polytyps (2H) entspricht [Lin03]. Die Sta-pelfehler verlaufen auf undulantem Silizium [Nag02] gewachsenem 3C-SiC in den111-Ebenen (s. Abb. 2.3), die Versetzungen am Rand der SFs verlaufen entlang der110-Ebenen. Nach [Yag06] verschwinden Kohlensto-terminierte Stapelfehler mit zu-nehmender Schichtdicke, während Silizium-terminierte SFs sich mit der Schichtdickeweiter ausbreiten. Durch switch-back-Epitaxie (SBE) kann die APB-Dichte deut-lich reduziert werden [Nag08], die gesamte SF-Dichte jedoch nicht. Somit werden dieausgedehnten Defekte in mittels SBE gewachsenem 3C-SiC von SFs dominiert.

5.3.1 DLTS-Untersuchungen an ausgedehnten Defekten

DLTS-Untersuchungen an band-artigen Zuständen ausgedehnter Defekte zeigeneinen logarithmischen Einfang der freien Ladungsträger; d. h. die Signalhöhe ∆Csteigt logarithmisch mit der Füllimpulszeit tP an [Kve82]. Die von den Ladungsträ-gern für den Einfangprozess zu überwindende Barriere der Störstellen hängt von tPab, da diese erst beim Füllen aller Zustände saturiert. Das DLTS-Signal folgt dannnach [Fig90] dem Zusammenhang

∆C ∝ log [tP] . (5.7)

Abb. 5.15 zeigt ein DLTS-Spektrum für eine typische 3C-SiC pn-Diode. Die Füllzeitwurde von tP = 10µs bis tP = 10 ms variiert. Die Signalhöhe ∆C der beiden beob-achteten Peaks folgt dem beschriebenen logarithmischen Einfang (s. Abb. 5.16) und

5.3. Modell zum Leckstrom in 3C-SiC pn-Dioden 69

ist demnach ein starker Hinweis auf die Existenz von band-artigen Zuständen, wel-che von elektrisch aktiven ausgedehnten Defekten gebildet werden. Das Abweichenvon der logarithmischen Gesetzmäÿigkeit für Peak 1 für Pulszeiten tP > 1 ms istvermutlich auf das vollständige Füllen der band-artigen Zustände zurückzuführen.Die Bildung solcher Zustände kann beispielsweise durch elektrisch aktive Verunrei-nigungen verursacht werden, die durch das Stress-Feld, das die Stapelfehler umgibt,entlang der SF gegettert werden. Da die Verunreinigungen u.U. geladen sind, führtdies lokal zu band-artigen Zuständen, welche auch in der Bandlücke liegen können.

Abb. 5.15: DLTS-Spektrum einer 3C-SiC pn-Diode bei Variation der Füllimpuls-zeit tP. Die beobachteten Peaks hängen logarithmisch von tP ab (s. Abb. 5.16)

5.3.2 Modellierung des Leckstroms in 3C-SiC pn-Dioden

Das in Abb. 4.6 gezeigte Verhalten des Leckstromes von pn-Dioden mit der Tempera-tur lässt auf einen thermisch aktivierten Prozess schlieÿen. Solche Prozesse gehorchenim Allgemeinen exponentiellen Gesetzmäÿigkeiten der Form

JR(T ) ∝ exp [−Ea/kT ] (5.8)

Die Aktivierungsenergie Ea dieser Prozesse wird durch Auftragen des logarithmier-ten Leckstroms über der inversen Temperatur (Arrhenius-Plot) bestimmt. Die Stei-gung der linearen Anpassung ist proportional zu Ea, welche die thermische Akti-vierung aller an der Generation des Leckstromes beteiligten Vorgänge beschreibt.Der Arrhenius-Plot für pn-Diode C5R18 bei fester Sperr-Spannung VR = 50 Vist in Abb. 5.17(a) gezeigt. Für die Aktivierungsenergie ergibt sich ein Wert vonEa ≈ 58 meV. Mit zunehmender Sperr-Spannung reduziert sich diese Aktivierungs-


Abb. 5.16: Signal-Höhe der in Abb. 5.15 beobachteten Peaks als Funktion derFüllimpulszeit tP. Sie zeigen über einen groÿen Bereich eine Abhängigkeit nachGl. (5.7)

energie; z. B. für VR = 200 V zu Ea(VR = 200 V) ≈ 25 meV. Dieser Zusammenhangist für pn-Diode C5R18 in Abb. 5.17(b) dargestellt. Das Abnehmen der Aktivie-rungsenergie ist äquivalent mit einer geringeren Temperaturabhängigkeit bei groÿenSperr-Spannungen. Dies ist gleichbedeutend mit einer zunehmenden Dominanz desLeckstrom-Mechanismus durch das elektrische Feld F respektive der angelegtenSperr-Spannung VR. Da der Generationsstrom im Idealfall vor dem Lawinendurch-bruch unabhängig von der Sperr-Spannung ist und nur von der Konzentration derMinoritäten abhängt, muss ein anderer Mechanismus die Sperr-Strom-Generationbestimmen.In Kap. 2.3 wurde ein Modell vorgeschlagen, welches einen thermisch-aktiviertenTunnelprozess beschreibt. Dieses Modell wird nun verwendet um die experimen-tell bestimmten Abhängigkeiten des Sperr-Stromes durch Simulation wiederzugeben.Wie in Kap. 2 gezeigt, gehorcht ein Tunnelprozess temperaturabhängig besetzter Zu-stände dem Zusammenhang

JR,n =ertun,n

F

(∫ EV

EC

D(E)Ptun,n

1 + exp[

∆En−EkT

] dE

). (5.9)

Die Anpassung der simulierten Kurven an die experimentellen Daten erfolgt durchVariation der Tunnelbarrierenhöhe ∆En und der Zustandsdichte in den Bändernder ausgedehnten Defekte DSF(E). Die ausgedehnten Defekte benden sich überder aktiven Fläche der pn-Diode verteilt, die bandartigen Zustände sollen jedochnur lokal auftreten. Somit wird die integrale Bandverbiegung der pn-Diode unterSperr-Spannung nur durch die Ladung der achen Dotierung bestimmt. In der Um-


Abb. 5.17: (a) Arrhenius-Auftragung des Leckstromes von pn-Diode C5R18 beiSperr-Spannung VR = 50 V (s. Abb. 4.6(b)). Aus der Steigung wurde eine Aktivie-rungsenergie von Ea = 58 meV bestimmt. (b) Experimentell bestimmte Aktivie-rungsenergie Ea des Leckstromes als Funktion der Sperr-Spannung VR für pn-DiodeC5R18. Das oene Quadrat markiert den aus (a) erhaltenen Wert.

gebung ausgedehnter Defekte sollen sich, wie in Abb. 2.4 gezeigt, lokal eindimensio-nale bandartige Zustände benden. Die Besetzung der bandartigen Zustände in derRaumladungszone erfolgt unabhängig von den Quasi-Fermi-Niveaus des Halbleiters.Die Besetzung der bandartigen Zustände im Volumen des Halbleiters wird dage-gen durch die entsprechenden Fermi-Niveaus bestimmt (n-Seite: EFn,Bulk, p-Seite:EFp,Bulk). Der Verlauf des lokalen chemischen Potentials in den Defektbändern inder Raumladungszone (RLZ) wird derart konstruiert, dass das Fermi-Niveau vonder p-Seite horizontal in die RLZ fortgesetzt wird, bis der energetische Abstand zumLeitungsband gerade der Tunnelbarriere ∆En entspricht (x = xn,max, s. Abb. 2.4).Richtung n-Seite verläuft das lokale chemische Potential parallel zum Leitungsbandund geht dann über in das Fermi-Niveau des n-Typ Volumens. Die Defektbändersind bis zum lokalen chemischen Potential mit Elektronen aufgefüllt. Für die Zu-standsdichte DSF(E) wird eine rechteckige konstante Verteilung in der Bandlückesymmetrisch zur Bandmitte angenommen

DSF(E) =

N0 für EC − E1 ≤ E ≤ EC − (Egap − E1)

0 sonst. (5.10)


Damit ergibt sich für den Tunnelstrom aus diesen Zuständen ins Leitungsband nachGl. (5.9)

JT,tun = 2 · JR,n = 2ertun,n

F (xn,max)N0

EV+E1∫EC−E1

Ptun,n(xn,max)

1 + exp[

∆En(xn,max)−EkT

] dE

(5.11)

Mit der Voraussetzung, dass die Dotierung der p-Seite sehr hoch ist, ist die Aus-dehnung der Raumladungszone auf der p-Seite vernachlässigbar klein (wP ≈ 0). DieBarriere für Löcher am pn-Übergang, dem Ort des maximalen elektrischen Feldes,beträgt

∆Ep = EFp,Bulk − EV ≈ 200 meV (5.12)

und ist damit kleiner als die Tunnelbarriere für Elektronen auf der n-Seite. Da-mit wäre bei alleiniger Betrachtung des Tunnelprozesses für Löcher von einer höhe-ren Rate als für das Tunneln von Elektronen auszugehen. Bei der Berechnung desGesamt-Tunnelstroms wird jedoch vorausgesetzt, dass der Beitrag von Elektronenund Löchern zum Strom jeweils gleich groÿ ist, da sich das System in einem sta-tionären Zustand bendet. Andernfalls würde sich die Besetzung der ausgedehntenDefekte ändern und eine zeitliche Abhängigkeit des Leckstroms zu beobachten sein.Das Tunneln von Elektronen bzw. Löchern (mit gleicher Rate) ndet an räumlichunterschiedlichen Orten statt. Dies ist möglich, da die Zustände innerhalb des De-fektbands gekoppelt sind und sich die Ladungsträger längs des Defektbands beimVorliegen freier Zustände bewegen können. Damit genügt es bei der Berechnung desTunnelstroms den langsameren Prozess zu betrachten.

Einuss der Barrierenhöhe auf die Simulation

In Abb. 5.18(a) wird gezeigt, wie sich die Tunnelbarrierenhöhe ∆En auf die Be-rechnung der IV-Kurven auswirkt. Es ist zu erkennen, dass für eine Barriere von∆En = 0.35 eV im Vergleich zu ∆En = 0.25 eV bei sonst gleichen Simulationspara-metern die Sperr-Stromdichte um mehr als eine Gröÿenordnung abnimmt, was z. B.durch eine höhere Defektkonzentration N0 ausgeglichen werden könnte. Gleichzeitigist eine stärkere Temperaturabhängigkeit der IV-Kurven (die Kurven liegen weiterauseinander) zu erkennen. Verdeutlicht wird dies beim Vergleich der Aktivierungs-energien Ea wie in Abb. 5.18(b) gezeigt. Die Aktivierungsenergie ist für die gröÿereTunnelbarriere über den gezeigten Spannungsbereich etwa doppelt so groÿ, d. h. beieiner gröÿeren Barriere spielt die thermische Aktivierung eine gröÿere Rolle. Auÿer-dem weist die Aktivierungsenergie Ea eine stärkere Spannungsabhängigkeit auf, wasgleichzeitig die Dominanz des Tunnelprozesses erst bei höheren Sperr-Spannungenaufzeigt. Damit kann über die Bestimmung der Aktivierungsenergie Ea bereits dierichtige Gröÿenordnung der Tunnelbarriere ∆En ermittelt werden. Die weiteren Pa-rameter (DSF(E)) werden durch die Anpassung an die IV-Kennlinien gewonnen.


Abb. 5.18: (a) Einuss der Barrierenhöhe ∆En auf die simulierte JR-VR-Kurve beisonst gleichen Simulationsparametern (DSF(E)). Die Sperr-Stromdichte JR wirdbei zunehmendem ∆En kleiner, gleichzeitig nimmt die Temperaturabhängigkeit zu.(b) Einuss der Barrierenhöhe ∆En auf Aktivierungsenergie Ea, bestimmt durchArrhenius-Analyse der in (a) gezeigten Kurven.

Anpassung der Modellparameter an die experimentellen Daten

In Abb. 5.19 wird die Anpassung der Simulation (oene Symbole) an die experi-mentellen JR-VR-Kurven der pn-Diode C5R18 (volle Symbole) für einen Tempera-turbereich von 160 K ≤ T ≤ 350K gezeigt. Die verwendeten Simulationsparametersind

∆En = 0.25 eV und N0 = 1× 1013 cm−3 mit El = 0.1 eV. (5.13)

Für eine typische SF-Dichte in 3C-SiC [Kaw10] von 1000 cm−1 liegt die Flächendichteder bandartigen Zustände im Bereich von 1010 cm−2.Des weiteren wurde in Gl. (2.21)

rtun,n =

(m∗lm∗r

)5/216πE

3/2l

3h√

∆En − El

(5.14)

das Verhältnis der eektiven Massen ml/mr = 1 gesetzt, d. h. die eektive Masse derElektronen im ausgedehnten Defekt ist identisch mit der eektiven Elektronenmasseim Leitungsband des Halbleiters. Diese relativ groÿe Unsicherheit im Vorfaktormacht sich bei der Anpassung in der Zustandsdichte bemerkbar. Somit sollten dieWerte für DSF(E) nur als Gröÿenordnung interpretiert werden. Für die Energie dereinfallenden tunnelnden Elektronen wurde analog zu [Fle92] El = 0.2 eV verwendet.Die simulierten und experimentellen IV-Kurven stimmen für Sperr-SpannungenVR > 70 V gut überein. Für kleinere Spannungen fallen die simulierten Kurvenstärker ab als die experimentellen, was vermutlich auf einen zusätzlichen, hier do-


Abb. 5.19: Experimentelle (volle Symbole) und simulierte (oene Symbole) JR-VR-Kurven für 3C-SiC pn-Diode C5R18 in einem Temperaturbereich von 160 K ≤T ≤ 350K.

Abb. 5.20: Experimentelle (volle Symbole) und simulierte (oene Symbole) Akti-vierungsenergie Ea als Funktion der angelegten Sperr-Spannung VR für die 3C-SiCpn-Diode C5R18.


minierenden Strompfad zurückzuführen ist.

Die mittels Arrhenius-Plot bestimmte Aktivierungsenergie Ea der Simulation (oeneSymbole) und des Experiments (volle Symbole) ist in Abb. 5.20 gezeigt. Das Ver-halten von Ea mit der Sperr-Spannung VR stimmt für VR > 70 V sehr gut mit denexperimentellen Daten überein. Dies zeigt, dass die Temperaturabhängigkeit der IV-Kurven durch das Modell befriedigend beschrieben wird. In Richtung kleiner Wertevon VR steigt die Aktivierungsenergie Ea der simulierten IV-Kurven monoton an,wohingegen die experimentell bestimmten Werte von Ea in Sättigung gehen. DieseAbweichung ist vermutlich auf einen bei kleinen Spannungen zusätzlichen Mechanis-mus zurückzuführen.Die bei kleinen Spannungen in Abb. 5.20 beobachtete Abweichung kann durch Ad-dition eines parallelen Shunt-Widerstands RShunt kompensiert werden. Es ist vor-stellbar, dass diese Shunts als lokale metallische Kurzschlüsse wirken, jedoch beigenügend hoher Spannung (VR > 70 V) der Leckstrom durch thermisch-aktiviertesTunneln dominiert wird. Bei Berücksichtigung eines Shunt-Widerstands schiebendie IV-Kennlinien insbesondere für kleine VR deutlich nach oben. Für die Simulationwurde ein Widerstand von RShunt = 5 kΩ verwendet; ansonsten wurden die gleichenWerte wie für die Simulation mit reinem Tunnel-Prozess eingesetzt. Die mit dem somodizierten Modell simulierten IV-Kurven sind in Abb. 5.21 gezeigt. Bei kleinenSperr-Spannungen zeigt sich eine deutlich verbesserte Übereinstimmung zwischenModell und Experiment. Der Verlauf der Aktivierungsenergie Ea als Funktion derSperr-Spannung zeigt damit ebenfalls im Spannungsbereich von 25 V bis 200 V einegute Übereinstimmung (s. Abb. 5.22).

Zusammenfassung

Es wurde gezeigt, dass das Temperaturverhalten des Leckstromes von 3C-SiC pn-Dioden durch das Modell des thermisch-aktivierten Tunnelns insbesondere bei hohenSpannungen (VR > 70 V) gut wiedergegeben wird. Die Werte für die ZustandsdichteDSF sind dabei nur als grobe Abschätzung der wahren Zustandsdichten ausgedehn-ter Defekte zu betrachten, da die Messung der JR-VR-Kurven eine integrale Methodeist, bei der alle Defekte in der aktiven Fläche eine Rolle spielen. Auf Grund derinhomogenen Verteilung und unterschiedlichen Ausbildung der ausgedehnten Defek-te ergeben sich unterschiedliche Formen der Sperr-Kennlinien. Es ist nicht möglichstrukturelle Details mit Hilfe dieses Modell zu klären. Die Temperaturabhängigkeit(d. h. die Aktivierungsenergie Ea des Sperr-Stromes) der Sperr-Kennlinien und de-ren Spannungsabhängigkeit können jedoch für bestimmte Dioden-Kennlinien (mitstarker T -Abhängigkeit) modelliert werden.


Abb. 5.21: Experimentelle (volle Symbole) und durch Addition eines Shunt-Widerstandes (RShunt = 5 kΩ) simulierte (Linien) JR-VR-Kurven für 3C-SiC pn-Diode C5R18 für einen Temperaturbereich von 160 K ≤ T ≤ 350K.

Abb. 5.22: Experimentelle (volle Symbole) und durch Addition eines Shunt-Widerstandes (RShunt = 5 kΩ) simulierte (oene Sterne) Aktivierungsenergie Ea

als Funktion der Sperr-Spannung VR.

5.4. Elektrische Eigenschaften von 4H-SiC MOSFETs 77

5.4 Elektrische Eigenschaften von 4H-SiCMOSFETs

In diesem Abschnitt werden die Ergebnisse der elektrischen Untersuchungen an 4H-SiC MOSFETs diskutiert, welche unterschiedlichen Prozessen zur Herstellung desGate-Oxids unterzogen wurden. Es wird der Einuss von Sticksto auf die Grenzä-chenzustandsdichte bei Sticksto-Implantation und anschlieÿender Oxidation bzw.bei Oxidation in Anwesenheit von Sticksto-haltigen Gasen untersucht. Auÿerdemwurde untersucht inwiefern sich bei der Coimplantation von N/Al die implantierteAl-Dosis und ein vor der Oxidation stattndender Ausheilschritt auf die elektrischenEigenschaften der Grenzäche auswirken. Bei N/Al-implantierten MOSFETs wurdedie Al-Konzentration von 5 × 1016 cm−3 bis 5 × 1017 cm−3 variiert, wobei die eineHälfte der Bauelemente vor der Oxidation einem zusätzlichen Ausheilschritt von1700C für 30min in Ar-Atmosphäre unterzogen wurde (s. Tab. 5.3). Dieser dientder elektrischen Aktivierung der implantierten Atome (N, Al), was dem Einbau aufGitterplätzen entspricht.

5.4.1 Stabilität von N/Al-implantierten Oxiden

In der Literatur wurde über die Reduktion von Grenzächenzuständen durch Ein-bringen von Alkali-Metallen, wie Natrium [Sve07, All07] oder Cäsium [Fis87, Wan09]berichtet. Für die technologische Anwendung sind die mit Na prozessierten Transis-toren jedoch ungeeignet, da Na-Ionen im Oxid beweglich sind und zu einer Ver-schiebung der Schwellenspannung führen. Cs-Ionen sind im Siliziumdioxid bis zuTemperaturen von 900C unbeweglich.Um das Gate-Oxid auf elektrische Stabilität zu testen, wurden bei Temperaturenvon T = 295K und T = 375K konstante Gate-Spannungen von ±25 V an N/Al-implantierte MOSFETs angelegt, welche vor der Oxidation nicht ausgeheilt wurden.Bei Raumtemperatur konnte keine wesentliche Veränderung der Transferkennliniebeobachtet werden, auch nach einer Dauer von 2 h. Jedoch wurde bei T = 375Keine starke Drift der Schwellenspannung VT (∆VT ≈ −2 V) nach Anlegen einer kon-stanten Gate-Spannung VG = 25 V über einen Zeitraum von 15min beobachtet (s.Abb. 5.23). Das beobachtete Verschieben der Transferkennlinie nach oben kann durchAnlegen einer Gate-Spannung mit umgekehrter Polarität wieder rückgängig gemachtwerden.Es wurde deshalb ein Ausheilschritt vor der Oxidation durchgeführt, welcher die Driftvon Al-Ionen im Oxid unterdrücken sollte. Wie in Abb. 5.24 dargestellt zeigt sich,dass die Stabilität erhöht wird, d. h. es ändert sich nur die Steigung der Transferkenn-linie und es ndet kein Verschieben der Kennlinie nach oben statt. Der Transistorverhält sich wie ein normally-o Bauelement.Im Folgenden wird das Hauptaugenmerk auf den Einuss von thermischen Prozessenvor der Oxidation auf die elektronischen Eigenschaften wie Beweglichkeit und Grenz-


Abb. 5.23: (a) Transferkennlinie von N/Al-implantierten MOSFETs ohne Aus-heilschritt vor der Oxidation bei T = 375K nach Anlegen einer konstanten Gate-Spannung VG = 25 V über Zeiträume von 0, 15, 60 und 120min. (b) Direkt im An-schluss an den in (a) gezeigten Stress-Test wurden Gate-Spannungen VG = −25 Vüber Zeiträume von 0, 15, 60, 120 und 240min an die MOSFETs angelegt.

Abb. 5.24: (a) Transferkennlinie von N/Al-implantierten MOSFETs mit Ausheil-schritt (T = 1700C/30min) vor der Oxidation bei T = 375K nach Anlegen einerkonstanten Gate-Spannung VG = 25 V über Zeiträume von 0, 15, 30 und 60min. (b)Direkt im Anschluss an den in (a) gezeigten Stress-Test wurden Gate-SpannungenVG = −25 V über Zeiträume von 0, 15 und 30min an die MOSFETs angelegt.


Tab. 5.3: Übersicht der Prozessparameter (Maximum der Gauÿ-Prole von N-,Al-Konzentration, Ausheilschritt) der N/Al-implantierten MOSFETs.

Probe [N]max(cm−3) [Al]max(cm−3) Ausheilschritt

LA 3× 1018 5× 1016 Ta = 1700C/30min

LNA 3× 1018 5× 1016

MA 3× 1018 1× 1017 Ta = 1700C/30min

MNA 3× 1018 1× 1017

HA 3× 1018 5× 1017 Ta = 1700C/30min

HNA 3× 1018 5× 1017

ächenzustandsdichte der MOSFETs gelegt. In Tab. 5.3 sind die Prozessparameterder N/Al-implantierten MOSFETs zusammengefasst.

5.4.2 Bestimmung der Grenzächenzustandsdichte Dit

In der Literatur wird von zwei verschiedenen Arten von Zuständen an der SiC/SiO2-Grenzäche berichtet. Ein Typ sitzt direkt an der Grenzäche und wird durchDangling-Bonds und Kohlensto-Cluster verschiedener Gröÿe verursacht. Durchwinkelaufgelöste Röntgen-Photoelektronenspektroskopie (ARXPS) wurde eine Kor-relation des Kohlenstogehalts im Oxid und der mittels CV-Messungen bestimmtenGrenzächenzustandsdichte nachgewiesen [Vat98]. Die Zustände der Kohlensto-Cluster sind weitgehend gleichmäÿig über die Bandlücke von 4H-SiC verteilt; sieliegen entsprechend ihrer Energieposition entweder als donator- oder akzeptorartigeZustände vor [Baÿ00]. In [Kri05] wurde gezeigt, dass ein sog. Neutralitätsniveauexistiert, welches donatorartige von akzeptorartigen Zuständen trennt.Der andere Zustandstyp sitzt etwa 1.5 nm bis 2 nm von der Grenzäche entferntim Oxid und wird demnach als near-interface-Zustand (NIT) bezeichnet [Afa97b].Er liegt energetisch etwa 2.77 eV unterhalb der Leitungsbandkante des Silizium-dioxids. Mit dem Abstand der jeweiligen Leitungsbänder von SiO2 und 4H-SiCergibt sich damit im 4H-SiC eine Energieposition von EC − E ≈ 70 meV. NITssind die dominierenden Störstellen an der Grenzäche nahe der Leitungsbandkantedes 4H-SiC; sie sind ebenfalls akzeptorartig. Als Ursprung dieser Defekte werdenKohlensto-Dimere auf Gitterplätzen des Sauerstos im Siliziumdioxid von Knaupet al. [Kna05] vorgeschlagen. Der Einfang und die Emission von Elektronen aus dem4H-SiC Leitungsband in diese Zustände ndet über eine Barriere von etwa 200meVstatt [Baÿ00].


Abb. 5.25: Bandstruktur des Halbleiters einer MOS-Struktur. Die Bandverbie-gung resultiert aus der Gate-Spannung VG, welche über dem Gate-Oxid und demHalbleiter abfällt. Die graue Fläche ist die Raumladungszone (RLZ). EC bzw. EV

sind die Leitungs- bzw. Valenzbandkante, ED bzw. EA das Donator- bzw. Akzep-torniveau, Ei ist das intrinsische Niveau, EF das Fermi-Niveau und ΦB bzw. ΦS

das Fermi-Potential im Volumen bzw. an der SiC/SiO2-Grenzäche. Am Punkt xischneidet das Fermi-Niveau das intrinsische Niveau.

Bestimmung der Grenzächenzustandsdichte über dieTemperaturabhängigkeit der Schwellenspannung

Die Grenzächenzustandsdichte von MOSFETs kann auf mehrere Arten bestimmtwerden. Eine technisch leicht umsetzbare Methode ist die temperaturabhängige Be-stimmung der Schwellenspannung VT. Die Schwellenspannung entspricht der Gate-Spannung bei der starke Inversion einsetzt, d. h. im Leitungsband des 4H-SiC sam-meln sich ebenso viele Elektronen an der Grenzäche an wie Löcher im Volumen desp-Typ Halbleiters. Hierzu ist es hilfreich das sog. Fermi-Potential

eΦF(x) = EF − Ei(x) (5.15)

zu denieren, was dem (ortsabhängigen) Abstand des Fermi-Niveaus vom intrinsi-schen Niveau Ei entspricht. Das intrinsische Niveau des Halbleiters Ei ist gegebendurch [Dim06]

Ei − EV =Egap(T )

2+

1

2kT ln [NV/NC] , (5.16)

mit den eektiven Zustandsdichten des Leitungs- (NC) bzw. Valenzbandes (NV)

NC = 2MC

(2πm∗nkT

h2

) 32

bzw. NV = 2MV

(2πm∗pkT

h2

) 32

. (5.17)


Dabei bezeichnetMC die Anzahl der Minima des Leitungsbands undMV die Anzahlder Maxima des Valenzbands.Die Fermi-Energie im Volumen eines p-Typ Halbleiters berechnet sich mit derBoltzmann-Näherung aus der Konzentration der freien Löcher p im Valenzband nach[Dim06] zu

EF = EV + kT ln

[p

NV

]. (5.18)

Das Fermi-Potential im Volumen wird mit ΦB bezeichnet, das Fermi-Potential ander Oxid-Halbleiter-Grenzäche wird auch als Oberächenpotential ΦS bezeichnet(s. Abb. 5.25). Beim Einsetzen der starken Inversion muss somit für das Oberä-chenpotential

ΦS = −ΦB (5.19)

gelten. Im idealen Fall, d. h. bei Abwesenheit von Grenzächen- (Qit) und Oxidladung(Qox) kann die Schwellenspannung durch

VT,ideal = VFB − 2ΦB −QHL

Cox

(5.20)

ausgedrückt werden [Bal87]. Die gemessene Schwellenspannung VT,exp beinhaltet zu-sätzlich noch die totale Ladung Qtot = Qit +Qox, so dass sich damit

VT,exp = VFB − 2ΦB −QHL +Qtot

Cox

(5.21)

ergibt, wobei VFB die Flachbandspannung ist. Sie ist gegeben durch

VFB = φm −(χ+

Egap

e− ΦB −

Ei − EV

e

). (5.22)

Die Gröÿen φm, χ, QHL und Cox sind die Austrittsarbeit des Metalls, die Elektronen-anität des Halbleiters, die gesamte Ladung im Halbleiter und die Oxid-Kapazität.Die Gröÿen Ei, EF, p, NV und QHL sind temperaturabhängig.Die oenen Quadrate in Abb. 5.26 sind die experimentell bestimmten Mittelwerte derSchwellenspannung VT,exp; VT,ideal (volle Quadrate) wird nach Gl. (5.20) bestimmt.Die totale Ladung wird erhalten aus der Dierenz

Cox (VT,exp − VT,ideal) = Qtot, (5.23)

welche sich mit der Temperatur ändert. Da für das Oberächenpotential Gl. (5.19)gilt, kann die zugehörige Energieposition über

eΦS = −eΦB = Ei − EV − kT ln

[p(x→∞)

NV

](5.24)


angegeben werden. Die totale Ladung Qtot als Funktion des Oberächenpotentialsist in Abb. 5.27(b) gezeigt. Die Zustandsdichte Dit kann direkt über

Dit =1

e2

∂Qtot

∂ΦS

=1

e2

∂Qit

∂ΦS

(5.25)

aus der Steigung der linearen Anpassung bestimmt werden, da die Oxidladung Qox

nach [Nic82] nicht von der Lage des Fermi-Niveaus an der Grenzäche abhängt. FürMOSFET(N2O) und MOSFET(HNA) ergeben sich aus der Steigung der linearenAnpassung von Qtot(ΦS) in Abb. 5.27 jeweils folgende Dit-Werte:

Dit(N2O) = 6.1× 1012 eV−1cm−2 und Dit(N/Al) = 3.3× 1012 eV−1cm−2.

Bei einem Mittelwert ΦS = 1.3 eV im untersuchten Temperaturbereich, entsprichtdies einer Energieposition von E − EC ≈ 315 meV.

Abb. 5.26: Temperaturabhängigkeit der idealen Schwellenspannung VT,ideal

(Gl. (5.20)) und der experimentell bestimmten Schwellenspannung VT,exp

(Gl. (5.21)) für (a) MOSFET(N2O) und (b) MOSFET(HNA).

Bestimmung der Grenzächenzustandsdichte mittels Hall-Eekt

Über einen gröÿeren Energiebereich nahe der Leitungsbandkante lässt sich die Grenz-ächenzustandsdichte Dit aus Hall-Eekt-Messungen bestimmen. Dazu wird die ge-messene Ladungsträgerdichte ninv mit der theoretisch erwarteten verglichen; aus derDierenz wird Dit ermittelt. Dieses Verfahren wurde zum ersten Mal von Fang undFowler [Fan68] vorgeschlagen, für SiC wurde dieses Verfahren von Arnold und Alok[Arn01] bzw. Saks [Sak02, Sak03] angewendet. Im Folgenden soll dieses Vorgehennäher erläutert werden. Die Inversionsladungsdichte Qinv muss in Abhängigkeit des


Abb. 5.27: (a) Die totale feste Ladung Qtot = Qox +Qit als Funktion der Tempera-tur für MOSFET(N2O) (volle Quadrate) und für MOSFET(HNA) (oene Quadra-te); (b) Qtot als Funktion des Oberächenpotentials ΦS für MOSFET(N2O) (volleQuadrate) und MOSFET(HNA) (oene Quadrate). Die Steigung des linearen Fitsentspricht der Grenzächenzustandsdichte Dit, gemittelt über den angegebenenEnergiebereich. Dit wurde nach Gl. (5.25) bestimmt.

Oberächenpotentials ΦS bestimmt werden, wozu die Dichte freier Elektronen n überdie gesamte Inversionsschicht integriert wird

Qinv(ΦS) = e ·ninv(ΦS) = e

∫ xi

0

n(ΦS(x)) dx. (5.26)

xi ist der Schnittpunkt des Fermi-Niveaus mit dem intrinsischen Niveau (vgl.Abb. 5.25). Das Integral in Gl. (5.26) ist im Allgemeinen nicht analytisch lösbar,d. h. es muss eine Näherung vorgenommen werden. Dies wird durch das sog. Charge-Sheet-Modell ermöglicht, welches von Brews [Bre78] für Silizium bzw. von Arnold[Arn99] für Siliziumkarbid vorgeschlagen wurde. Die Inversionsschicht ist mit ca.1 nm wesentlich schmaler als die Raumladungszone (ca. 1µm) und kann daher alsinnitesimal klein angenommen werden. Daher fällt die gesamte Gate-Spannung überder RLZ ab und die Inversionsladungsdichte Qinv ergibt sich aus der Dierenz derLadung in der RLZ QRLZ (Summe der ionisierten Donatoren und Akzeptoren in derRaumladungszone) und der Ladung im gesamten Halbleiter QHL

Qinv(ΦS) = QHL(ΦS)−QRLZ(ΦS). (5.27)

QHL und QRLZ werden über die Poisson-Gleichung berechnet. Dazu wird die La-dungsdichte %, welche sich aus den Konzentrationen der freien Löcher p, der freienElektronen n, der ionisierten Akzeptoren N−A , sowie den geladenen Donatoren N+

D


zusammensetzt über die gesamte Raumladungszone integriert. p, n, N−A und N−Dhängen von der Lage der Fermi-Energie bzw. dem Fermi-Potential ΦF(x) ab:

N+D (ΦS(x)) =

ND

1 + gD exp [(EF − ED)/kT ](5.28)

N−A (ΦS(x)) =NA

1 + gA exp [(EA − EF)/kT ](5.29)

n(ΦS(x)) = NCF 12

(EF − EC

kT

)(5.30)

p(ΦS(x)) = NVF 12

(EV − EF

kT

)(5.31)

Dabei sind ND (NA) die Donator-(Akzeptor-)Konzentration und gD (gA) der Ent-artungsfaktor für Donatoren (Akzeptoren). Bei Fj(η) handelt es sich um das sog.Fermi-Dirac-Integral, welches über

Fj(η) =1

Γ(j + 1)

∫ ∞0

xj

1 + exp(x− η)dx (5.32)

deniert ist und nur numerisch gelöst werden kann. Für die gesamte Ladung imHalbleiter ergibt sich damit [Sei58]

QHL =

∫ ∞0

%(x) dx =√

2kTεε0(G1(ΦS) +G2(ΦS)) (5.33)

mit

G1(ΦS) = NDD(ΦS)−NAA(ΦS)−

−NCF 32

(eΦB − EC + Ei

kT

)−NVF 3

2

(EV − Ei − eΦB

kT

)(5.34)

G2(ΦS) = NCF 32

(eΦS − EC + Ei

kT

)+NVF 3

2

(EV − Ei − eΦS

kT

)(5.35)

D(ΦS) = ln

(1 + 1

gDexp

(ED−Ei−eΦS

kT

)1 + 1

gDexp

(ED−Ei−eΦB

kT

)) (5.36)

A(ΦS) = ln

(1 + 1

gAexp

(eΦB−EA+Ei

kT

)1 + 1

gAexp

(eΦS−EA+Ei

kT

)) (5.37)

Der Rechenweg ist ausführlich in [Lau04] dargestellt. Die Funktion G1(ΦS) gibt denBeitrag der Raumladungszone an, die Funktion G2(ΦS) liefert den Beitrag der freien


Elektronen im Leitungsband bzw. der freien Löcher in Valenzband. Vernachlässigtman G2(ΦS), so erhält man die Gesamtladung der Raumladungszone QRLZ ohne diefreien Ladungsträger [Arn99]:

QRLZ =√

2kTεε0G1(ΦS) (5.38)

Doe Hall-Eekt-Daten werden wie folgt ausgewertet: Für jeden gemessenen Wertder Inversionsladungsträgerdichte ninv wird das zugehörige Oberächenpotential ΦS

über das Charge-Sheet-Modell berechnet. Die Nullstelle der Funktion

f(ΦS) = eninv −QHL(ΦS) +QRLZ(ΦS) (5.39)

wird numerisch bestimmt. Auf diesem Weg wird das jeweilige Oberächenpoten-tial ΦS berechnet. Die Gate-Spannung VG setzt sich aus allen Potentialdierenzenzwischen Gate-Kontakt und Volumen des Halbleiters zusammen. Bei Vernachlässi-gung von Oxid- (Qox) und Grenzächenladungen (Qit) ergibt sich eine ideale Gate-Spannung

VG,ideal = φm − χ−Egap

2e+ ΦS −

QHL(ΦS)

Cox

. (5.40)

Die experimentell gemessene Gate-Spannung VG,exp beinhaltet zusätzlich den Span-nungsabfall an Qox und Qit und man erhält

VG,exp = φm − χ−Egap

2e+ ΦS −

QHL(ΦS) +Qox +Qit(ΦS)

Cox

. (5.41)

Somit kann die totale Ladung Qtot(ΦS) = Qox +Qit(ΦS) über

Cox(VG,ideal − VG,exp) = Qox +Qit(ΦS) (5.42)

bestimmt werden. Für jeden Wert von ninv wird die totale Ladung Qtot nachGl. (5.42) bestimmt und als Funktion der Energie aufgetragen, welche über

E − EV = eΦS + Ei − EV (5.43)

berechnet wird. Die Dichte der Grenzächenzustände erhält man durch Dierentia-tion von Qtot nach dem Oberächenpotential nach Gl. (5.25).Dieses Verfahren soll nun anhand des Beispiels von MOSFET(N2O) veranschaulichtwerden.

1. Die mittels Hall-Eekt bestimmte Dichte der Inversionselektronen wird dazuverwendet, um über Gl. (5.39) das Oberächenpotential zu bestimmen. Umdie Gesamtladung im Halbleiter und in der Raumladungszone berechnen zukönnen, ist es notwendig die Aktivierungsenergie und Konzentration der Ak-zeptoren und Donatoren zu kennen. So ergibt sich z. B. für die gemessene In-


Abb. 5.28: (a) Konzentration der Elektronen-Flächendichte ninv der Inversions-schicht, welche mittels Hall-Eekt als Funktion der Gate-Spannung VG bei Raum-temperatur bestimmt wurde. Die durchgezogene Linie ist die simulierte Inversions-ladungsträgerdichte bei Vernachlässigung von Oxid- und Grenzächenladung. DerUnterschied zwischen dem idealen Fall und der Messung ist auf die totale LadungQtot = Qox +Qit zurückzuführen (horizontaler Pfeil). (b) Totale feste Ladung Qtot

und Grenzächenzustandsdichte Dit als Funktion der Energieposition. Dit wirddurch Dierentiation von Qtot nach ΦS erhalten.

versionsladungsträgerdichte ninv = 3.78 × 1011 cm−2 (s. waagrechter Pfeil inAbb. 5.28(a)) ein Oberächenpotential von ΦS = 1.55 V.

2. Über Gl. (5.40) wird dann anschlieÿend für jeden im vorherigen Schritt be-stimmten Wert von ΦS die zugehörige ideale Gate-Spannung VG,ideal berechnet.Für ΦS = 1.55 V ergibt sich für eine Oxiddicke dox = 97 nm eine ideale Gate-Spannung VG,ideal = 4.07 V.

3. Danach wird die totale feste Ladung Qtot durch Einsetzen der experimen-tellen Gate-Spannungen VG,exp für die zugehörigen gemessenen Inversions-ladungsträgerdichten ninv und der jeweiligen Werte von VG,ideal über Glei-chung Gl. (5.42) bestimmt. Für obigen Fall ergibt sich mit der zugehöri-gen experimentellen Gate-Spannung VG,exp = 23 V eine totale feste LadungQtot/e = −4.14× 1012 cm−2.

4. Die zum Oberächenpotential ΦS = 1.55 V gehörige Energieposition berechnetsich nach Gl. (5.43) zu E = EV + 3.204 eV. Die totale Ladung als Funktion derEnergieposition ist in Abb. 5.28(b) (volle Quadrate) gezeigt.

5. Die Grenzächenzustandsdichte Dit ergibt sich nach Gl. (5.25) durch Dieren-tiation der totalen festen Ladung nach dem Oberächenpotential. Dit als Funk-


Abb. 5.29: (a) Totale feste Ladung Qtot und (b) Grenzächenzustandsdichte Dit

als Funktion der Energieposition für MOSFETs, oxidiert in N2O (Sterne), sowieN/Al-implantierte MOSFETs mit unterschiedlicher Al-Dosis, welche vor der Oxi-dation ausgeheilt (volle Symbole) bzw. nicht ausgeheilt wurden (oene Symbole).

tion der Energie ist in Abb. 5.28(b) (oene Quadrate) dargestellt. In der Näheder Leitungsbandkante ergibt sich ein Wert von Dit = 5.5× 1013 eV−1cm−2.

Die so bestimmten Gröÿen Qtot und Dit für unterschiedlich prozessierte MOSFETssind in Abb. 5.29 gezeigt. Die relevanten elektrischen Parameter sind in Tab. 5.4zusammengefasst. Es zeigt sich, dass nahe der Leitungsbandkante (EC−E ≈ 50 meV)die Oxidation mit N2O die niedrigsten Werte für die Grenzächenzustandsdichteergibt. Die Werte liegen für die N2O-oxidierten MOSFETs bei

Dit(EC − E ≈ 50 meV) ≈ 5.5× 1013 eV−1cm−2,

und für die nicht-ausgeheilten Proben (LNA, MNA, HNA) im Bereich von

Dit(EC − E ≈ 50 meV) ≈ (6.5 . . . 10)× 1013 eV−1cm−2.

Die ausgeheilten Proben besitzen wegen der höheren negativen festen Ladung ei-ne höhere Schwellenspannung. Um vergleichbare Werte des Oberächenpotentialserreichen zu können, wären höhere Gate-Spannungen als im Fall der Proben LNA,MNA, HNA und der N2O-oxidierten Proben notwendig; dies ist jedoch auf Grund derLeckströme durch das Oxid nicht realisierbar. Somit liegen im Energiebereich naheder Leitungsbandkante EC für die Proben LA, MA, HA keine Werte für Dit vor. Et-was weiter von der Leitungsbandkante entfernt EC−E ≈ 0.13 eV (E−EV ≈ 3.14 eV)sind die Dit-Werte der N2O-oxidierten MOSFETs bei

Dit(EC − E ≈ 130 meV) ≈ 2.0× 1013 eV−1cm−2,


für die ausgeheilten MOSFETs (LA, MA, HA) liegen die Dit-Werte in einem engenBereich um

Dit(EC − E ≈ 130 meV) ≈ 4× 1013 eV−1cm−2

und für die nicht-ausgeheilten MOSFETs (LNA, MNA, HNA) um

Dit(EC − E ≈ 130 meV) ≈ (1.5 . . . 1.7)× 1013 eV−1cm−2.

Grenzächenzustände, welche mehr als 130meV von der 4H-SiC Leitungsbandkanteentfernt liegen werden durch implantierte N-Atome eektiver passiviert als durchdie Oxidation in N2O, jedoch nur ohne vorherige elektrische Aktivierung der implan-tierten Atome. Im gesamten untersuchten Energiebereich liegen die Werte für dieGrenzächenzustandsdichte Dit der implantierten und ausgeheilten MOSFETs überdenen der übrigen Proben (LNA, MNA, HNA und N2O-oxidiert). Dies lässt denSchluss zu, dass der Ausheilschritt eine eektive Passivierung der Grenzächenzu-stände nahe der Leitungsbandkante, die vorwiegend den NITs zugeschrieben werden,verhindert. Als Ursache könnte ein stabilerer Einbau der implantierten N/Al-Atomein das 4H-SiC Gitter sein, was eine Diusion dieser Atome in das aufgewachseneOxid erschwert.

Tab. 5.4: Elektrische Parameter von mit unterschiedlicher Al-Dosis N/Al-implantierten MOSFETs, welche ausgeheilt bzw. nicht-ausgeheilt wurden, sowievon N2O-oxidierten MOSFETs. Es sind Grenzächenzustandsdichte bei EC −0.125 eV, experimentell bestimmte Schwellenspannung VT,exp, eektive Beweglich-keit µeff und Hall-Beweglichkeit bei jeweils VG = 25 V aufgelistet.

Probe Dit(eV−1cm−2) VT,exp(V) µH@25 V(cm2/Vs) µeff@25 V(cm2/Vs)

N2O-oxidiert 2.0× 1013 15 65 13

LA 4.3× 1013 15 76 6

LNA 1.7× 1013 5 144 20

MA 4.2× 1013 15 77 5

MNA 1.7× 1013 2 137 19

HA 4.3× 1013 16 84 3

HNA < 3× 1013 4 96 17

In Abb. 5.30 (nach [Pen08]) ist der Einuss der implantierten Al-Konzentrationauf die Flachbandspannung VFB und die Grenzächenzustandsdichte Dit von N/Al-coimplantierten n-Typ 4H-SiC MOS-Kondensatoren dargestellt. Es zeigt sich, dass


Abb. 5.30: Grenzächenzustandsdichte Dit im Energiebereich EC − E ≈ 0.4 eVund Flachbandspannung VFB als Funktion der implantierten Al-Konzentration[Almax] für N/Al-implantierte MOS-Kondensatoren nach [Pen08]. Die gepunkte-ten Linien dienen als Führung für das Auge.

durch die implantierten Al-Atome die Ladung an der Grenzäche und im Oxidkompensiert wird, da sich die Flachbandspannung VFB mit zunehmender Al-Konzentration zu positiveren Werten verschiebt. Gleichzeitig wird im EnergiebereichEC − E ≈ 0.4 eV eine Erhöhung der Grenzächenzustandsdichte Dit festgestellt. In[Pen08] wird angenommen, dass ein Teil der implantierten Al-Atome sich an derSiC/SiO2-Grenzäche ansammelt und sie dort als Akzeptoren Elektronen einfangenkönnen. Der andere Teil der Al-Atome bendet sich im Oxid, ist negativ geladenund bildet starke Bindungen mit Si-Atomen. Das in beiden Fällen negativ geladeneAluminium führt zur Reduktion der durch die implantierten N-Atome verursachtennegativen Flachbandspannung. Die erhöhte Zustandsdichte an der Grenzäche wirdauf die Al-Atome an der Grenzäche zurückgeführt.Der Ausheilschritt der implantierten N/Al-Ionen vor der Oxidation führt zu einererhöhten negativen Ladung im Oxid und an der Grenzäche (s. Abb. 5.29(a)), diejedoch weitgehend unabhängig von der implantierten Al-Konzentration ist. Bei Oxi-dation ohne vorherigen Ausheilschritt ist die totale feste Ladung Qtot der Proben(LNA, MNA, HNA) im Vergleich dazu niedriger, vermutlich auf Grund der beweg-licheren Al-Atome. Die Dit-Werte der ausgeheilten Proben (LA, MA, HA) liegendeutlich über denen der nicht-ausgeheilten Proben (s. Abb. 5.29(b)); dies könntedarauf zurückzuführen sein, dass Sticksto in ausgeheilten Proben weniger beweg-lich ist und entsprechend Dangling-Bonds von Kohlensto-Clustern in geringererKonzentration passivieren kann.

An den mit mittlerer und hoher Al-Dosis implantierten, ausgeheilten (MA,HA) bzw. nicht-ausgeheilten (MNA, HNA) Proben wurden Sekundärionen-Massenspektrometrie-Untersuchungen (SIMS) von Y. Nanen und T. Kimoto


Abb. 5.31: Sekundärionen-Massenspektrometrie-Spektren (SIMS) von ausgeheil-ten und der nicht-ausgeheilten MOSFETs nach [Nan10]. Es ist das Tiefenprolder N- und Al-Konzentration für (a) mittlere implantierte Al-Dosis ([Al]max =1×1017 cm−3) und (b) hohe implantierte Al-Dosis ([Al]max = 5×1017 cm−3) gezeigt.Als Primär-Ionen wurde O+

2 mit einer Energie von 8 keV bei einem Einfallswinkelvon 39 verwendet.

(Universität Kyoto) durchgeführt. Abb. 5.31 zeigt die SIMS-Tiefenprole vonausgeheilten und nicht-ausgeheilten MOSFETs, welche (a) mit einer mittlerenAl-Dosis (Peak-Konzentration [Al]max = 1 × 1017 cm−3) und (b) mit einer hohenAl-Dosis (Peak-Konzentration [Al]max = 5 × 1017 cm−3) implantiert wurden. Eswird in beiden Fällen eine starke Ansammlung der implantierten Atome nahe derSiO2/SiC-Grenzäche beobachtet. Die Konzentration der Aluminium-Atome imSiO2 der nicht-ausgeheilten Proben ist höher als im Fall der ausgeheilten MOSFETs,ebenso die Konzentration der Sticksto-Atome. In den ausgeheilten Proben sinddie implantierten Atome mehrheitlich auf Gitterplätzen eingebaut. Es wird daherangenommen, dass sich die Atome im Fall der nicht ausgeheilten Proben wesentlichleichter während des Oxidationsprozesses bewegen, was zu einer erhöhten Anhäu-fung von N- und Al-Atomen an der SiO2/SiC-Grenzäche und im Oxid führt. Dieimplantierten Atome bewegen sich mit der Oxidationsfront in das Halbleitervolu-men und akkumulieren somit am Ende des Oxids. Die verstärkte Lokalisierung vonSticksto an der Grenzäche führt zu einer eektiveren Passivierung von ungesät-tigten Bindungen der Kohlensto-Cluster (Dangling-Bonds) und der beobachtetenReduktion von Dit für EC − E ≥ 120 meV.

5.4.3 Elektronenbeweglichkeit im Kanal der untersuchtenMOSFETs

Die mit den geometrischen Abmessungen Kanal-Breite (W ) und -Länge (L) mittels

µeff(VG) =L/W

eninv

∂ID

∂VD

und eninv = Cox(VG − VT) (5.44)


Abb. 5.32: (a) Eektive Beweglichkeit µeff und (b) Hall-Beweglichkeit µH alsFunktion der Gate-Spannung der ausgeheilten (volle Symbole) und der nicht-ausgeheilten (oene Symbole) MOSFETs für verschiedene implantierte Al-Dosissowie für die N2O-oxidierte Probe (Sterne).

aus dem linearen Bereich der Ausgangskennlinie bestimmte eektive Beweglichkeitunterschätzt die reale Ladungsträgerbeweglichkeit, da Grenzächenzustände und diedaraus resultierende Überschätzung der Inversionsladungsträgerdichte vernachlässigtwerden. Eine weitere Unsicherheit bei der Bestimmung von µeff ist die Schwellen-spannung VT, weshalb die eektive Beweglichkeit nur für groÿe Gate-Spannungenaussagekräftig ist.Abb. 5.32(a) zeigt die eektive Beweglichkeit µeff von N/Al-implantierten, sowie vonN2O-oxidierten MOSFETs. Die eektiven Beweglichkeiten der nicht-ausgeheilten,N/Al-implantierten MOSFETs sind generell etwa 2 bis 3 mal höher als die der ent-sprechenden ausgeheilten Proben (Abb. 5.32(a)). Für die ausgeheilten Proben (LA,MA, HA) wurden bei VG = 25 V eektive Beweglichkeiten zwischen

µeff(LA, MA, HA) = (3 . . . 6) cm2/Vs

und für die nicht-ausgeheilten Proben (LNA, MNA, HNA) zwischen

µeff(LNA, MNA, HNA) = (17 . . . 20) cm2/Vs

gemessen. Die Werte der MOSFETs mit N2O-Zufuhr während der Oxidation liegenmit

µeff(N2O) = 13 cm2/Vs

dazwischen. Parallel dazu sei festgestellt, dass die Grenzächenzustandsdichte Dit,welche mittels Hall-Eekt-Messung bestimmt wurde, für Energien E−EC ≥ 120 meVvon den nicht-ausgeheilten (LNA, MNA, HNA) über die N2O-oxidierten zu den


ausgeheilten (LA, MA, HA) Proben zunimmt (s. Abb. 5.29(b)). Bei der eekti-ven Beweglichkeit wird der Einfang von Elektronen in Grenzächenzustände nichtberücksichtigt, was zu einer Unterschätzung der wahren Elektronen-Beweglichkeitführt. Demnach tragen oenbar Grenzächenzustände im Energiebereich EC −E >120 meV deutlich zum Einfang (Trapping) freier Elektronen im Kanal bei.Im Gegensatz dazu wird die Hall-Beweglichkeit aus den unabhängig voneinandergemessenen Gröÿen Ladungsträgerdichte ninv und Schichtwiderstand RS über

µH(VG) =1

eninv(VG)RS(VG)(5.45)

bestimmt. Damit wird eine Unterschätzung der Elektronen-Beweglichkeit durch dieVernachlässigung von Trapping-Ereignissen wie im Fall der eektiven Beweglichkeitvermieden. Unterschiede in der Hall-Beweglichkeit werden vorwiegend durch Streu-prozesse, z. B. Streuung an geladenen Störstellen, hervorgerufen.Abb. 5.32(b) zeigt die gemessene Hall-Beweglichkeit von N/Al-implantierten sowievon N2O-oxidierten MOSFETs. Es zeigt sich, dass die Hall-Beweglichkeit der nicht-ausgeheilten MOSFETs (LNA, MNA, HNA) wesentlich höher als die der ausgeheil-ten MOSFETs (LA, MA, HA) ist. Bei den nicht-ausgeheilten MOSFETs mit nied-riger Al-Konzentration wurden die höchsten Beweglichkeiten (µH = 144 cm2/Vs beiVG = 25 V) gemessen. Die geringste Hall-Beweglichkeit wurde für die N2O-oxidiertenMOSFETs gemessen, der Wert für VG = 25 V liegt bei µH = 65 cm2/Vs. Im Fallder ausgeheilten MOSFETs werden die implantierten Atome weitgehend ins 4H-SiCGitter eingebaut und wirken als Akzeptoren bzw. Donatoren. Als solche können siezusätzlich zu den Grenzächenzuständen als Coulomb-Streuzentren beitragen.Die Streuung von Elektronen an geladenen Störstellen wird in Conwell-Weisskopf-Näherung [Con50] klassisch als elastische Streuung über Coulomb-Wechselwirkungbeschrieben. Der Streuquerschnitt hängt im Wesentlichen vom Abstand der gelade-nen Störstelle und dem zu streuenden Elektron ab. Ebenso gilt dies für die quanten-mechanische Berechnung des Steuquerschnitts (Brooks-Herring-Näherung [Bro51])und einer zusätzlichen Abschirmung des Coulomb-Potentials durch freie Ladungs-träger [Yu03]. Die für die Elektronenbeweglichkeit im Kanal wesentliche Streuungerfolgt demnach durch Grenzächenzustände, z. B. Kohlensto-Cluster. Im Falle derN/Al-Coimplantation könnte die positive Ladung des implantierten Stickstos durchdie negativ geladenen Al-Atome kompensiert werden.

Zusätzlich wurden Leitwert-Messungen (C-G-V) an N2O-oxidierten und an N/Al-coimplantierten, nicht-ausgeheilten MOSFETs durchgeführt. Für die C-G-V-Messungen wurden Kapazität und Leitwert zwischen Gate-Elektrode und demInversionskanal gemessen, wozu Source- und Drain-Kontakt mit dem p-Substratals Quelle für Minoritätsladungsträger (Elektronen) kurzgeschlossen wurden. DieKreise in Abb. 5.33 zeigen die Grenzächenzustandsdichte aus den Leitwert-Messungen an N2O-oxidierten MOSFETs (volle Kreise) und N/Al-implantierten(nicht-ausgeheilten) MOSFETs (oene Kreise). Die Werte für Dit liegen für die


Abb. 5.33: Mittels Hall-Eekt (Quadrate), temperaturabhängige Verschiebungder Schwellenspannung VT (Dreiecke) und Leitwert-Methode bestimmte Grenzä-chenzustandsdichte Dit als Funktion der Energie E − EV (untere Abszisse) bzw.EC − E (obere Abszisse).

Abb. 5.34: Temperaturabhängigkeit der Hall-Beweglichkeit µH (volle Symbole)und eektiven Beweglichkeit µeff (oene Symbole) für unterschiedlich mit Stickstobehandelte MOSFETs, gemessen bei konstanter Gate-Spannung VG = 25 V.


N2O-oxidierten MOSFETs ca. einen Faktor 2 über denen der implantierten Proben.Damit zeigt sich, dass die an der Grenzäche vorliegenden Kohlensto-Clustereektiver durch Implantation von Sticksto ohne vorheriges Ausheilen abgesättigtwerden als durch N2O-Oxidation. Die Grenzächenzustandsdichte liegt jedoch überden Werten, welche mit NO-Oxidation beobachtet wurden [Afa03]. Dies deutetdarauf hin, dass die Streuung an diesen energetisch tief liegenden Störstellen einenentscheidenden Einuss auf die Beweglichkeit der Inversionsladungsträger hat unddie Unterschiede in der Hall-Beweglichkeit zwischen N/Al-coimplantierten und N2O-oxidierten MOSFETs erklären kann.

Die Beweglichkeit der Elektronen im Inversionskanal als Funktion der Temperaturfür unterschiedlich mit Sticksto behandelte MOSFETs bei fester Gate-SpannungVG = 25 V sind in Abb. 5.34 gezeigt. Die eektive Beweglichkeit der mit N/Al-implantierten Proben steigt mit zunehmender Temperatur von 150K bis Raumtem-peratur an, da die Einfangwahrscheinlichkeit in Grenzächenzustände für Elektro-nen durch die steigende thermische Energie verringert wird. µeff der N2O-oxidiertenProben (Quadrate) hängt dagegen kaum von der Temperatur ab, was darauf zurück-geführt wird, dass bei diesem Prozess die Elektronen in energetisch tiefere Grenzä-chenzuständen getrappt werden als im Falle der implantierten und nicht-ausgeheiltenMOSFETs. Die Hall-Beweglichkeit µH steigt für alle MOSFETs ausgehend von 150Kzu höheren Temperaturen schwach an. Dies lässt den Schluss zu, dass dieser Tempe-raturbereich dem Maximum der Gesamtbeweglichkeit entspricht, so dass die Tem-peraturabhängigkeit von µH nur gering ist. Zusätzlich kann die Streuung an derOberächenrauhigkeit einen Einuss auf die Hall-Beweglichkeit besitzen.

Zusammenfassung

Die Hall-Eekt-Untersuchungen an N/Al-coimplantierten bzw. mit N2O-oxidiertenMOSFETs ergeben:

• Ein Ausheilschritt vor der Oxidation der N/Al-coimplantierten MOSFETsführt zu einer erniedrigten eektiven Beweglichkeit, was auf erhöhtes Trap-ping durch die gröÿere Grenzächenzustandsdichte Dit im EnergiebereichEC − E > 120 meV zurückgeführt wird. Dies wird auf einen stabileren Ein-bau der implantierten Sticksto-Ionen nach dem Ausheilschritt zurückgeführt,so dass diese während des Oxidationsprozesses weniger beweglich sind und dieTerminierung von Grenzächenzuständen weniger eektiv als ohne Ausheil-schritt ist.

• Die energetisch ach im Oxid liegenden NITs (EC − E < 120 meV) werdendurch den räumlichen Abstand zur Inversionsschicht stärker abgeschirmt undzeigen einen geringen Einuss auf die Streuung der Ladungsträger im Kanalund damit auf die gemessene Hall-Beweglichkeit.

• Die energetisch ach an der Grenzäche liegenden Zustände, welche durch


Hall-Eekt-Untersuchungen nicht von NITs zu trennen sind, scheinen bei denuntersuchten Proben nur in geringer Konzentration vorzuliegen, da die Hall-Beweglichkeit der implantierten MOSFETs gröÿer als die der N2O-oxidiertenMOSFETs ist und somit deren Einuss als Streuzentren gering ist.

• Die an der Grenzäche energetisch tief liegenden (EC − E > 200 meV) Zu-stände haben den eektiveren Einuss auf die Streuung. Ist deren Konzen-tration gering, so ist die gemessene Hall-Beweglichkeit groÿ (siehe Vergleichz. B. von Proben LNA und LA). In N/Al-comimplantierten, nicht ausgeheil-ten Proben ist Dit in diesem Energiebereich deutlich abgesenkt, was auf be-weglichere Sticksto-Ionen zurückgeführt wird. Mit zunehmender implantierterAl-Konzentration wird eine Abnahme der Hall-Beweglichkeit µH beobachtet,was durch eine reduzierte Absättigung von Grenzächenzuständen durch Stick-sto verursacht wird [Pen08]. Der Vergleich von N2O-oxidierten mit N/Al-coimplantierten MOSFETs zeigt eine höhere Hall-Beweglichkeit der N/Al-coimplantierten Proben, was auf eine eektivere Passivierung der Kohlensto-Cluster durch den implantierten Sticksto schlieÿen lässt.

Tab. 5.5: Ergebnisse der Hall-Eekt-Untersuchungen an N/Al-coimplantiertenbzw. N2O-oxidierten MOSFETs. Es sind die Gröÿen Dit(ach im Oxid, NIT) imEnergiebereich E < EC − 0.12 eV, Dit (tief an der Grenzäche) im EnergiebereichE > EC−0.12 eV, sowie eektive Beweglichkeit µeff und Hall-Beweglichkeit µH beieiner Gate-Spannung von jeweils VG = 25 V aufgelistet.

ProbeDit(ach), NIT

(Oxid)(eV−1cm−2)

Dit(tief)(4H-SiC)

(eV−1cm−2)

µeff@25 V(cm2/Vs)

µH@25 V(cm2/Vs)

Typ 1N2O-ox.

4× 1013 1.3× 1013 13 65

Typ 2N/Al-impl.

(5 . . . 8)× 1013 8× 1012 17 . . . 20 96. . . 144

Typ 3N/Al-impl.& ausgeheilt

> 6× 1013 2× 1013 3 . . . 6 76 . . . 84

6 Zusammenfassung

Im Rahmen dieser Arbeit wurden Hall-Eekt-Messungen an 3C-SiC Substratmate-rial durchgeführt. Weiterhin wurden 4H-SiC Epitaxieschichten im Hinblick auf int-rinsische Punktdefekte mittels DLTS untersucht. An 3C-SiC pn-Dioden wurde dieSperr-Kennlinie temperaturabhängig gemessen und ein Modell für einen Leckstrom-Mechanismus entworfen. Auÿerdem wurde der Einuss unterschiedlich eingebrachtenStickstos auf die Passivierung von Zuständen an der SiC/SiO2-Grenzäche von n-Kanal 4H-SiC MOSFETs untersucht. Dazu wurden Hall-Eekt-Messungen an N2O-oxidierten und an überoxidierten N/Al-coimplantierten MOSFETs durchgeführt. DieErgebnisse dieser Arbeit sind in den folgenden Punkten detailliert zusammengefasst.

Elektrische Eigenschaften von 3C-SiC Substraten

Es wurden temperaturabhängige Hall-Eekt-Untersuchungen an mittels switch-back-Epitaxie auf Si(001) hergestellten 3C-SiC Substraten durchgeführt. Es wur-den Stäbchen, welche in [110]- bzw. [110]-Richtung orientiert sind, herauspräpariert.Folgende Ergebnisse sind festzuhalten:

• Für die in [110]-Richtung orientierten Stäbchen ergibt sich bei einer Donator-konzentration von ND = 3.99× 1017 cm−3 und einer sehr hohen Kompensationvon Ncomp = 3.92× 1017 cm−3 unter Berücksichtigung von angeregten Zustän-den eine Aktivierungsenergie des Sticksto-Donators von ∆ED = 17 meV. Fürdie [110]-Richtung ergeben sich leicht abweichende Werte von ∆ED = 14 meV,ND = 3.99× 1017 cm−3 und Ncomp = 3.94× 1017 cm−3, die jedoch im Rahmendes Fehlerbalkens liegen.

• Die Hall-Beweglichkeit bei Raumtemperatur liegt für [110]-Orientierung beiµH([110]) = 177 cm2/Vs und für [110]-Richtung bei einem fast doppelt sogroÿem Wert von µH([110]) = 334 cm2/Vs. Der Unterschied in der Hall-Beweglichkeit kann durch erhöhte Streuung an neutralen Störstellen, welchevon in [110]-Richtung verlaufenden Kohlensto-Stapelfehlern getrappt sind,verursacht werden.

Somit lässt sich die wachstumsbestimmte Anisotropie des Materials auf der Mesos-kala auch in den elektrischen Eigenschaften wiedernden. Dies ist bedeutsam für dieOrientierung von Bauelementen auf dem Wafer.

97

98 Kapitel 6. Zusammenfassung

Intrinsische Punktdefekte in 4H-SiC

Unterschiedlich gewachsene n-Typ 4H-SiC Epitaxie-Schichten wurden mittels De-ep Level Transient Spectroscopy (DLTS) in Hinblick auf intrinsische Punktdefekteuntersucht. Die Ergebnisse sind im Folgenden zusammengefasst.

• Doppelt korrelierte DLTS-Messungen ergeben einen neutralen Ladungszustanddes Z1/2-Defekts nach dem Emissionsvorgang.

• Durch Verwendung von Ir-Schottky-Kontakten konnte der EH6- vom EH7-Defekt getrennt untersucht werden. Die Schottky-Barriere von Ir auf n-Typ4H-SiC ermöglicht die Detektion des EH6-Defekts mit starker Unterdrückungder EH7-Komponente.

• DDLTS-Messungen ergeben eine ebenfalls akzeptorartige Natur des EH6-Defekts, was die Tatsache ausschlieÿt, dass es sich beim EH6/7- und Z1/2-Zentrum um jeweils andere Ladungszustände des identischen Defekts han-delt. Für den EH6-Defekt liegt die Aktivierungsenergie bei EC − ET(EH6) =(1.203 ± 0.005) eV und der elektrische Einfangquerschnitt im Bereich vonσ(EH6) ≈ (1.2 . . . 4.7)× 10−16 cm2.

• Durch Fit an die Messdaten konnten die Aktvierungsenergie des EH7-Defektszu EC−ET(EH7) = (1.58±0.05) eV und der elektrische Einfangquerschnitt zuσ(EH7) ≈ (1.9 . . . 7.1)×10−14 cm2 bestimmt werden. Über den Ladungszustanddieses Defekts war keine Aussage möglich.

• Beim Z1/2-Defekt handelt es sich wahrscheinlich um akzeptorartige Zuständeder isolierten Kohlensto-Leerstelle, welche auf kubischem bzw. hexagonalemGitterplatz sitzt. Beim EH6/7-Zentrum ist die Beteiligung einer Kohlensto-Leerstelle ebenfalls wahrscheinlich; es könnte sich hier um eine Kohlensto-Divacancy (VC − VC) bzw. einen Sticksto-Kohlensto-Leerstellenkomplex(N − VC) handeln. Die geringen Unterschiede in der Aktivierungsenergie vonEH6 und EH7 könnten beispielsweise durch Orientierung eines solchen Paaresentweder parallel oder senkrecht zur c-Achse gegeben sein.

• Der bei hohen C/Si-Verhältnissen auftretende X-Defekt ist auf Grund der elek-trischen Parameter mit groÿer Wahrscheinlichkeit identisch mit dem in der Li-teratur beschriebenen UT1-Defekt [Dan07a]. Die Aktivierungsenergie liegt imBereich von EC − ET(X) ≈ (1.30 . . . 1.45) eV und der elektrische Einfangquer-schnitt bei σ(X) ≈ (1.1 . . . 11)×10−14 cm2. Als mögliche Kandidaten für diesenDefektkomplex kommen interstitieller Kohlensto (Ci), Kohlensto-Antisites(CSi) oder Silizium-Leerstellen (VSi) und deren Kombinationen in Frage.

Obwohl die in 4H-SiC dominierenden Defekte Z1/2 und EH6/7 seit geraumer Zeit alsUrsache für geringe Ladungsträgerlebensdauern in 4H-SiC bekannt sind, gibt es bis-her über die mikroskopische Struktur keine genaue Information. Durch hochgenaueDDLTS-Messungen und die Wahl eines geeigneten Metalls für den Schottky-Kontakt

Kapitel 6. Zusammenfassung 99

konnte in dieser Arbeit gezeigt werden, dass der Z1/2- und der EH6/7-Defekt nichtdenselben mikroskopischen Ursprung besitzen, womit ein weiteres Puzzleteil hinzu-gefügt werden konnte.

Modellierung des Leckstromes in 3C-SiC pn-Doden

Die temperaturabhängigen Untersuchungen der Sperr-Kennlinien von 3C-SiC pn-Dioden führen zu folgenden Ergebnissen:

• Auf Grund der inhomogenen Verteilung der ausgedehnten Defekte in 3C-SiCpn-Dioden ergeben sich unterschiedliche Formen der Sperr-Kennlinien.

• Die Temperaturabhängigkeit des Leckstroms von 3C-SiC pn-Dioden konntedurch thermisch-aktiviertes Tunneln insbesondere bei Spannungen VR > 70 Vmodelliert werden.

• Durch Addition eines Shunt-Widerstands konnte die Anpassung der simuliertenKurven an die experimentellen Dioden-Kennlinien für Sperr-Spannungen VR <70 V verbessert werden.

• Die simulierten Werte für die Zustandsdichte der elektrisch aktiven, ausge-dehnten Defekte sind als grobe Abschätzung der realen Zustandsdichten zuverstehen.

• Die simulierten Aktivierungsenergien Ea des Sperr-Stroms und dessen Span-nungsabhängigkeit für Dioden-Kennlinien mit starker Temperaturabhängigkeitsind in guter Übereinstimmung mit den entsprechenden experimentellen Grö-ÿen.

Das thermisch-aktivierte Tunneln erweist sich als gemeinsamer Mechanismus fürdie Temperaturabhängigkeit der gemessenen Sperrkennlinien von 3C-SiC pn-Dioden,die auf Grund der inhomogenen Verteilung der Stapelfehler eine groÿe Streuung imSperr-Strom aufweisen.

Elektrische Eigenschaften von 4H-SiC MOSFETs

Vergleichende Hall-Eekt-Untersuchungen an N2O-oxidierten und überoxidiertenN/Al-coimplantierten MOSFETs ergeben folgende Aussagen:

• Die Grenzächenzustandsdichte nahe der Leitungsbandkante bestimmt mit-tels Hall-Eekt setzt sich zusammen aus near-interface-Zuständen undGrenzächenzuständen. Der Wert der so gemessenen Zustandsdichte steigtausgehend von N2O-oxidierten MOSFETs Dit(N2O) ≈ 4 × 1013 eV−1cm−2,über die nicht-ausgeheilten, N/Al-coimplantierten Dit(N/Al-impl.) ≈(5 . . . 8) × 1013 eV−1cm−2 zu den ausgeheilten, N/Al-implantierten MOSFETsDit(N/Al-impl. & ausgeh.) > 6× 1013 eV−1cm−2 an.

100 Kapitel 6. Zusammenfassung

• Die Hall-Beweglichkeit bei Raumtemperatur für N2O-oxidierte MOSFETs fürVG = 25 V liegt bei µH(N2O) = 65 cm2/Vs. Im Fall der N/Al-coimplantierten,nicht-ausgeheilten MOSFETs wurde eine Hall-Beweglichkeit bei VG = 25 Vvon µH(N/Al-impl.) = (96 . . . 144) cm2/Vs gemessen, welche mit der implan-tierten Al-Dosis abnimmt. Die N/Al-coimplantierten MOSFETs, welche vordem Oxidationsprozess ausgeheilt wurden, zeigen eine nahezu konstante Hall-Beweglichkeit im Bereich von µH(N/Al-impl. & ausgeh.) = (76 . . . 84) cm2/Vs.Die Abnahme der Hall-Beweglichkeit mit zunehmender implantierter Al-Konzentration wird durch eine reduzierte Absättigung der Grenzächenzu-stände durch Sticksto verursacht. Die Grenzächenzustandsdichte energetischtiefer in der Bandlücke ist für die nicht-ausgeheilten, N/Al-coimplantiertenMOSFETs am niedrigsten (Dit(N/Al-impl.) ≈ 8 × 1012 eV−1cm−2) und steigtüber die N2O-oxidierten (Dit(N2O) ≈ 1.3 × 1013 eV−1cm−2) zu den aus-geheilten N/Al-coimplantierten Proben (Dit(N/Al-impl. & ausgeh.) ≈ 2 ×1013 eV−1cm−2) an.

• Schlieÿlich wurden Stabilitätsmessungen der Transferkennlinie durchgeführt.Die nicht-ausgeheilten, N/Al-coimplantierten MOSFETs zeigen bei Tempera-turen T = 375K eine starke Veränderung der Kennlinie. Das Anlegen einerkonstanten positiven Gate-Spannung (VG = 25 V) führt zu einer Verschiebungder Kennlinie nach oben. Dieser Prozess kann durch Umkehrung der Polaritätder konstanten Gate-Spannung rückgängig gemacht werden. Die Stabilität derN2O-oxidierten und der ausgeheilten, N/Al-coimplantierten MOSFETs zeigenbei T = 375K nur eine leichte Veränderung der Kennlinie.

Die durchgeführten Experimente zur Reduktion der Grenzächenzustandsdichte Dit

von n-Kanal 4H-SiC MOSFETs zeigen, dass eine N/Al-Coimplantation vor der Her-stellung des Gate-Oxids ohne zusätzlichen Ausheilschritt die niedrigsten Werte fürDit ergibt. Mit einem zusätzlichen Ausheilschritt istDit nur geringfügig höher, jedochsind die MOSFETs weitgehend stabil unter Stressbedingungen.

7 Ausblick

Der Leckstrom von 3C-SiC pn-Dioden könnte durch weitere Techniken, bei-spielsweise mittels Electron-Beam-Induced-Current-Methode (EBIC) oder mittelsLeitfähigkeits-Rasterkraftmikroskopie (conductive AFM) untersucht werden. Es soll-te versucht werden, eine Korrelation von einzelnen Stapelfehlern mit der Tempe-raturabhängigkeit des Leckstroms herzustellen. Weiterhin könnte der Einuss derKristall-Orientierung der Oberäche der 3C-SiC Epitaxieschichten auf den tempera-turabhängigen Leckstrom untersucht werden.Für die Untersuchungen intrinsischer Punktdefekte in 4H-SiC gibt es weiterhin vieleinteressante Themengebiete, wie die Separation des EH7-Defekts vom EH6-Defektzur Bestimmung des Ladungszustandes. Dies könnte z. B. durch Dierenzbildungvon DDLTS-Spektren unterschiedlicher Schottky-Kontakte realisiert werden. Um diedafür notwendigen hohen Defektkonzentration zu ermöglichen, könnte beispielswei-se Silizium implantiert werden oder die 4H-SiC Epitaxie-Schichten mit Elektronenunterschiedlicher Energie bestrahlt werden. Dabei sollte eine genaue Analyse desAusheilverhaltens des Z1/2- und des EH6/7-Zentrums vorgenommen werden.Im Rahmen dieser Arbeit wurde der Einuss verschiedener Prozesse zur Redukti-on der Grenzächenzustände an der SiC/SiO2-Grenzäche durch Anwesenheit vonSticksto während der Oxidation untersucht. Eine interessante Erweiterung diesesThemas können vergleichbare Untersuchungen zum Einuss von Phosphor auf dieGrenzäche darstellen. Man sollte ebenfalls P/Al-coimplantierte und überoxidiertebzw. während der Oxidation mit POCl3 behandelte MOSFETs (s. [Oka10]) ver-gleichen. Auÿerdem sollte die Prozessführung dahingehend optimiert werden, dassdie Stabilität der Transfer- und Ausgangskennlinien auch bei hohen Temperaturen(T > 375K) gewährleistet ist. Unter Umständen könnten zur Kompensation der po-sitiven Ladung im Oxid und an der Grenzäche anstelle der Aluminium-Akzeptorenauch andere Ionen, wie z. B. Galliumionen implantiert werden, da diese auf Grundihrer Gröÿe im Oxid weniger mobil sein sollten und somit eine Verbesserung derthermischen Stabilität der Kennlinien erzielen könnten.

101

Anhang A

Probenverzeichnis

A.1 3C-SiC pn-Dioden

Tab. A.1: Parameter der untersuchten 3C-SiC pn-Dioden. Hergestellt wurden dieDioden in Zusammenarbeit von HOYA, Japan und Acreo, Schweden.

Herstellung Konzentration Dicke

n-Basis Epitaxie [N] = 7× 1015 cm−3 13µm

p-Emitter Implantation [Al] = 1× 1018 cm−3 1µm

A.2 4H-SiC n-Kanal MOSFETs

Tab. A.2: Dotierung und Source/Drain-Implantation von N2O-oxidierten undN/Al-coimplantierten MOSFETs.

N2O-oxid. N/Al-impl.

p-Wanne(Epitaxie)

[Al] = 5.6× 1015 cm−3 [Al] = 4.1× 1015 cm−3

Source/Drain-Implantation

[P+] = 4× 1015 cm−2

Gate-Metall Al

Oxiddicke 97 nm s. Tab. A.3

Kanallänge 500µm

Kanalbreite 80µm

AbstandPotentialsonden

290µm

103

104 Anhang A. Probenverzeichnis

Tab. A.3: Implantationsparameter der überoxidierten N/Al-Gauÿ-Prole undOxiddicke dox der 4H-SiC n-Kanal Hall-MOSFETs.

BezeichnungE(N+) = 25 keV[N]max (cm−3)

E(Al+) =40 keV

[Al]max (cm−3)Ausheilschritt dox (nm)

LA 3× 1018 5× 1016 1700C/30min 115

LNA 3× 1018 5× 1016 124

MA 3× 1018 1× 1017 1700C/30min 123

MNA 3× 1018 1× 1017 120

HA 3× 1018 5× 1017 1700C/30min 122

HNA 3× 1018 5× 1017 122

Anhang B

Materialparameter undNaturkonstanten

B.1 3C-SiC

• eektive Masse für Elektronen m∗n = 0.346m0 [Kap85]

• eektive Masse für Löcher m∗p = 0.45m0 [Kon93]

• Anzahl der Leitungsbandminima MC = 3 [Wel97]

• Anzahl der Valenzbandmaxima MV = 1 [Wel97]

• Bandlücke Egap = 2.395 eV − 6.0× 10−4 eVK× T 2

T+1200 K, T in [K] [Gol01]

• relative Dielektrizitätszahl ε = 9.52 [Moo95]

B.2 4H-SiC

• Temperaturabhängige eektive Masse m∗(T ) nach [Wel97, Sch97] in Einheitender Ruhemasse des Elektrons m0

m∗e,p(T ) =a0 + a1T + a2T

2 + a3T3

1 + b1T + b2T 2, (B.1)

mit folgenden Parametern:

Elektronen m∗n Löcher m∗p

a0 0.3944 1.104

a1 −6.822× 10−4 1.578× 10−2

a2 1.335× 10−6 3.087× 10−3

a3 3.597× 10−10 −7.635× 10−8

b1 −1.776× 10−3 1.387× 10−2

b2 3.650× 10−6 1.126× 10−3

105

106 Anhang B. Materialparameter und Naturkonstanten

• Anzahl der Leitungsbandminima MC = 3 [Wel97]

• Anzahl der Leitungsbandmaxima MV = 1 [Wel97]

• Bandlücke Egap = 3.26 eV [Yos95]

• relative Dielektrizitätszahl ε = 9.76 [Tro98]

B.3 Verwendete Naturkonstanten

Planck'sche Konstante h = 6.6262× 10−34 Js = 4.1357× 10−5 eVsBoltzmann-Konstante k = 1.3807× 10−23 J/K = 8.616× 10−5 eV/KElementarladung e = 1.6022× 10−19 AsRuhemasse des Elektrons m0 = 9.1095× 10−31 kgDielektrizitätskonstantedes Vakuums ε0 = 8.8542× 10−12 AsV−1m−1

Anhang C

Symbolverzeichnis

A KontaktächeB magnetische FlussdichteC KapazitätCR Kapazität unter Sperr-SpannungCox Oxidkapazitätd ProbendickeD Dosisdox OxiddickeDit GrenzächenzustandsdichteDSF Zustandsdichte der ausgedehnten Defektee Betrag der ElementarladungE Energie (allgemein)Ea AktivierungsenergieEA Energieniveau eines AkzeptorsEC LeitungsbandkanteED Energieniveau eines DonatorsEF Fermi-NiveauEFn Quasi-Fermi-Niveau für ElektronenEFn,Bulk Fermi-Niveau der Elektronen im Volumen des HalbleitersEFp Quasi-Fermi-Niveau für LöcherEFp,Bulk Fermi-Niveau der Löcher im Volumen des HalbleitersEgap Bandlücke des HalbleitersEi intrinsisches NiveauET Energieniveau einer StörstelleEV ValenzbandkanteF elektrisches FeldgA Entartungsfaktor des Grundzustandes des AkzeptorsgD Entartungsfaktor des Grundzustandes des DonatorsG LeitwertI elektrischer Strom (allgemein)ID Drain-StromJR Sperr-Stromdichtel Abstand der Potentialsonden in einer Hall-Bar-Struktur

107

108 Anhang C. Symbolverzeichnis

L Länge des MOSFET-KanalsMC Anzahl der LeitungsbandminimaMV Anzahl der Valenzbandmaximam0 freie Elektronenmassem∗n eektive Zustandsdichtemasse der Elektronen im Leitungsbandm∗p eektive Zustandsdichtemasse der Löcher im Valenzbandn freie Elektronenkonzentration, Elektronendichteninv Flächendichte der Inversionselektronen im Kanal eines MOSFETsninv,exp gemessene Flächendichte der Inversionselektronenninv,ideal berechnete Flächendichte der InversionselektronenNA Konzentration der AkzeptorenNC eektive Zustandsdichte im LeitungsbandNcomp Konzentration der KompensationND Konzentration der DonatorenNT StörstellenkonzentrationNV eektive Zustandsdichte im Valenzbandp freie Löcherkonzentration, LöcherdichtePtun,n Tunnelwahrscheinlichkeit für ElektronenPtun,p Tunnelwahrscheinlichkeit für Löcherq Betrag der ElementarladungQRLZ Flächendichte der RaumladungQox feste Ladung im OxidQinv Flächendichte der InversionsladungQit Flächendichte der GrenzächenladungQHL Flächendichte der gesamten Ladung im HalbleiterQtot totale feste LadungrH HallstreufaktorR Widerstand/WachstumsrateRH Hall-KonstanteRS SchichtwiderstandRShunt Shunt-Widerstandrtun,n Tunnelrate der ElektronenT TemperaturTa Ausheiltemperaturta AusheilzeittP FüllimpulszeitTW Ratenfenster, Zeitfenstervth thermische GeschwindigkeitV Spannung (allgemein)Vbi Diusionsspannung, Built-in-SpannungVD Drain-SpannungVFB FlachbandspannungVG Gate-Spannung

109

VG,exp experimentelle Gate-SpannungVG,ideal ideale Gate-SpannungVH Hall-SpannungVP Puls-SpannungVR Sperr-SpannungVT SchwellenspannungVT,exp experimentelle SchwellenspannungVT,ideal ideale SchwellenspannungwP Breite der Raumladungszone unter Puls-SpannungwR Breite der Raumladungszone unter Sperr-SpannungW Breite des MOSFET-Kanalsx Tiefe, Abstand von der Isolator/Halbleiter GrenzächexT,P Schnittpunkt des Fermi-Niveaus mit Trap-Niveau unter Puls-SpannungxT,R Schnittpunkt des Fermi-Niveaus mit Trap-Niveau unter Sperr-SpannungZ Anzahl der Elementarladungenε relative Dielektrizitätskonstanteε0 Dielektrizitätskonstanteχ Elektronenanität des Halbleiters∆EA Abstand des Energieniveaus eines Akzeptors von der Valenzbandkante∆ED Abstand des Energieniveaus eines Donators von der Leitungsbandkante∆En Tunnelbarriere für Elektronen∆Ep Tunnelbarriere für LöcherλD Debye-Längeµ Beweglichkeit der Ladungsträgerµeff eektive Beweglichkeit der Elektronen im Kanal eines MOSFETsµFE Feld-Eekt-Beweglichkeit der Elektronen im Kanal eines MOSFETsµH Hall-Beweglichkeit der Elektronenφm Austrittsarbeit des Metallsφs Austrittsarbeit des HalbleitersΦB Fermi-Potential im Volumen des Halbleiters, Schottky-BarriereΦS Fermi-Potential an der Oberäche des Halbleiters (Oberächenpotential)ΦF(x) Fermi-Potentialρ spezischer Widerstand% Ladungsdichteσ elektrischer Einfangquerschnittτc,n Zeitkonstante für den Einfang eines Elektronsτe,n Zeitkonstante für Emission eines Elektrons

Literaturverzeichnis

[Afa97a] V. V. Afanas'ev, M. Bassler, G. Pensl und M. Schulz, phys. stat. sol. (a)162, S. 321 (1997).

[Afa97b] V. V. Afanas'ev und A. Stesmans, Phys. Rev. Lett. 78, S. 2437 (1997).

[Afa03] V. V. Afanas'ev, A. Stesmans, F. Ciobanu, G. Pensl, K. Y. Cheong undS. Dimitrijev, Appl. Phys. Lett. 82, S. 568 (2003).

[All07] F. Allerstam, G. Gudjonsson, E. O. Sveinbjörnsson, T. Rodle und R. Jos,Mater. Sci. Forum 556-557, S. 497 (2007).

[Arn99] E. Arnold, IEEE Trans. Electron. Dev. 46, S. 497 (1999).

[Arn01] E. Arnold und D. Alok, IEEE Trans. Electron. Devices. 48, S. 1870 (2001).

[Bal87] B. J. Baliga, Modern Power Devices, John Wiley & Sons, Inc., New York(1987).

[Baÿ00] M. Baÿler, Eigenschaften elektrisch aktiver Zustände an der Grenzä-che SiC/SiO2, Dissertation, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (2000).

[Boc03a] M. Bockstedte, M. Heid und O. Pankratov, Phys. Rev. B 67, S. 193102(2003).

[Boc03b] M. Bockstedte, A. Mattausch und O. Pankratov, Phys. Rev. B 68, S.205201 (2003).

[Bre78] J. R. Brews, Solid State Electron. 21, S. 345 (1978).

[Bro51] H. Brooks, Phys. Rev. 83, S. 879 (1951).

[Con50] E. Conwell und V. F. Weisskopf, Phys. Rev. 77, S. 388 (1950).

[Cre10] Cree, Silicon Carbide - Product Specications (2010), URL http://www.

cree.com/.

[Dal96] T. Dalibor, C. Peppermüller, G. Pensl, S. Sridhara, R. P. Devaty, W. J.Choyke, A. Itoh, T. Kimoto und H. Matsunami, Inst. Conf. Ser. 142, S.517 (1996).

111

http://www.cree.com/

http://www.cree.com/

112 Literaturverzeichnis

[Dal97] T. Dalibor, G. Pensl, H. Matsunami, T. Kimoto, W. J. Choyke, A. Schönerund N. Nordell, phys. stat. sol. (a) 162, S. 199 (1997).

[Dan05] K. Danno, T. Kimoto und H. Matsunami, Appl. Phys. Lett. 86, S. 122104(2005).

[Dan06] K. Danno und T. Kimoto, J. Appl. Phys. 100, S. 113728 (2006).

[Dan07a] K. Danno, T. Hori und T. Kimoto, Journal of Applied Physics 101, S.53709 (2007).

[Dan07b] K. Danno, D. Nakamura und T. Kimoto, Appl Phys Lett 90, S. 202109(2007).

[Dea77] P. J. Dean, W. J. Choyke und L. Patrick, J. Lumin. 15, S. 299 (1977).

[Dim06] S. Dimitrijev, Principles of Semiconductor Devices, Oxford Univ. Press,New York (2006).

[Fan68] F. F. Fang und A. B. Fowler, Phys. Rev. 169, S. 619 (1968).

[Fau69] R. A. Faulkner, Phys. Rev. 184, S. 713 (1969).

[Fig90] T. Figielski, phys. stat. sol. (a) 121, S. 187 (1990).

[Fis87] B. J. Fishbein und J. D. Plummer, Appl. Phys. Lett. 50, S. 1200 (1987).

[Fle92] S. Fleischer, P. T. Lai und Y. C. Cheng, J. Appl. Phys. 72, S. 5711 (1992).

[Fre38] J. Frenkel, Phys. Rev. 54, S. 647 (1938).

[Gol01] Y. Goldberg, M. E. Levinshtein und S. L. Rumyantsev, in: M. E. Levins-htein, S. L. Rumyantsev und M. S. Shur (Hg.), Properties of AdvancedSemiconductor Materials GaN, AlN, SiC, BN, SiGe, S. 93148, John Wi-ley & Sons, New York (2001).

[Har68] J. L. Hartke, J. Appl. Phys. 39, S. 4871 (1968).

[Har95] G. L. Harris, in: G. L. Harris (Hg.), Properties of Silicon Carbide, S. 152,INSPEC, London (1995).

[Hem97] C. Hemmingsson, N. T. Son, O. Kordina, J. P. Bergman, E. Janzén, J. L.Lindström, S. Savage und N. Nordell, J. Appl. Phys. 81, S. 6155 (1997).

[Hem98a] C. Hemmingsson, N. T. Son, O. Kordina, E. Janzén und J. L. Lindström,J. Appl. Phys. 84, S. 704 (1998).

[Hem98b] C. G. Hemmingsson, N. T. Son, A. Ellison, J. Zhang und E. Janzén, Phys.Rev. B 58, S. R10 119 (1998).


[Hey03] J. Heyd, G. E. Scuseria und M. Ernzerhof, J. Chem. Phys. 118, S. 8207(2003).

[Hor10] T. Hornos, A. Gali und B. G. Svensson, Large-scale electronic structurecalculations of vacancies in 4H-SiC using the Heyd-Scuseria-Ernzerhofscreened hybrid density functional (2010), presented at ECSCRM 2010.

[Inf10] Inneon (2010), URL http://www.infineon.com/cms/en/product/

channel.html?channel=ff80808112ab681d0112ab6a50b304a0.

[Kap85] R. Kaplan, R. J. Wagner, H. J. Kim und R. F. Davis, Solid State Commun.55, S. 67 (1985).

[Kaw10] T. Kawahara, N. Hatta, K. Yagi, H. Uchida, M. Kobayashi, M. Abe, H. Na-gasawa, B. Zippelius und G. Pensl, Mater. Sci. Forum 645-648, S. 339(2010).

[Kel84] W. W. Keller, Transientenspektroskopie an Haftstellen in sauerstorei-chem Silizium, Dissertation, Universität Stuttgart (1984).

[Kle10] P. B. Klein, in: P. Friedrichs, T. Kimoto, L. Ley und G. Pensl (Hg.),Silicon Carbide: Growth, Defects, and Novel Applications, Bd. 1, S. 287,Wiley-VCH Verlag, Weinheim (2010).

[Kna05] J. M. Knaup, P. Deák, T. Frauenheim, A. Gali, Z. Hajnal und W. J.Choyke, Phys. Rev. B 72, S. 115323 (2005).

[Kon93] J. Kono, S. Takeyama, H. Yokoi, N. Miura, M. Yamanaka, M. Shinoharaund K. Ikoma, Phys. Rev. B 48, S. 10909 (1993).

[Kri05] M. Krieger, Transporteigenschaften von Elektronen in Siliziumkarbidbei tiefen Temperaturen und im Kanal von Metall-Oxid-Halbleiter-Transistoren, Dissertation, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (2005).

[Kve82] V. V. Kveder, Y. A. Osipyan, W. Schröter und G. Zoth, phys. stat. sol.(a) 72, S. 701 (1982).

[Lam90] W. R. L. Lambrecht und B. Segall, Phys. Rev. B 41, S. 2948 (1990).

[Lan74] D. V. Lang, J. Appl. Phys. 45, S. 3023 (1974).

[Lan93] M. Lang, Deep Level Transient Spectroscopy-Untersuchungen an radio-aktiven Sondenatomen in Silizium, Dissertation, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (1993).

[Lau04] M. Laube, Elektrische und massenspektrometrische Untersuchungen anSiliciumkarbid zur Evaluierung von Bauelement-relevanten Prozessen,Dissertation, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (2004).

http://www.infineon.com/cms/en/product/channel.html?channel=ff80808112ab681d0112ab6a50b304a0

http://www.infineon.com/cms/en/product/channel.html?channel=ff80808112ab681d0112ab6a50b304a0


[Lef77] H. Lefèvre und M. Schulz, Appl. Phys. 12, S. 45 (1977).

[Lev01] M. E. Levinshtein, T. T. Mnatsakanov, P. Ivanov, J. W. Palmour, S. L.Rumyantsev, R. Singh und S. N. Yurkov, IEEE Trans. Electron Dev. 48,S. 1703 (2001).

[Lin03] U. Lindefelt, H. Iwata, S. Öberg und P. R. Briddon, Phys. Rev. B 67, S.155204 (2003).

[Moo95] W. J. Moore, R. T. Holm, M. J. Yang und J. A. Freitas, J. Appl. Phys.78, S. 7255 (1995).

[Nag97] H. Nagasawa und K. Yagi, phys. stat. sol. (b) 202, S. 335 (1997).

[Nag02] H. Nagasawa, K. Yagi und T. Kawahara, J. Cryst. Growth 237, S. 1244(2002).

[Nag08] H. Nagasawa, M. Abe, K. Yagi, T. Kawahara und N. Hatta, phys. stat.sol. (b) 245, S. 1272 (2008).

[Nan10] Y. Nanen, B. Zippelius, S. Beljakowa, L. Trapaidze, M. Krieger, T. Kimotound G. Pensl, Mater. Sci. Forum 645-648, S. 487 (2010).

[Nic82] E. H. Nicollian und J. R. Brews, MOS (Metal-Oxide-Semiconductor) Phy-sics and Technology, John Wiley & Sons, Inc., New York (1982).

[Oka10] D. Okamoto, H. Yano, T. Hatayama und T. Fuyuki, Appl. Phys. Lett. 96,S. 203508 (2010).

[Pen08] G. Pensl, S. Beljakowa, T. Frank, K. Gao, F. Speck, T. Seyller, L. Ley,F. Ciobanu, V. Afanas' ev, A. Stesmans et al., physica status solidi (b)245, S. 1378 (2008).

[Per99] C. Persson und U. Lindefelt, J. Appl. Phys. 86, S. 5036 (1999).

[Res05] S. Reshanov, Device-relevant defect centers and minority carrier lifeti-me in 3C-, 4H- and 6H-SiC, Dissertation, Friedrich-Alexander-Universtät,Erlangen-Nürnberg (2005).

[Res07] S. A. Reshanov, G. Pensl, K. Danno, T. Kimoto, S. Hishiki, T. Ohshima,H. Itoh, F. Yan, R. P. Devaty und W. J. Choyke, J. Appl. Phys. 102, S.113702 (2007).

[Res09] S. A. Reshanov, W. Bartsch, B. Zippelius und G. Pensl, Mater. Sci. Forum617-619, S. 699 (2009).

[Res10] S. A. Reshanov, S. Beljakowa, B. Zippelius, G. Pensl, K. Danno, G. Aleri,T. Kimoto, S. Onoda, T. Ohshima, F. Yan, R. P. Devaty und W. J.Choyke, Mater. Sci. Forum 645-648, S. 423 (2010).


[Rid78] B. K. Ridley, J. Phys. C 11, S. 2323 (1978).

[Roo86] G. Roos, DLTS-Untersuchungen an tiefen Störstellen (Chalkogenen)in Silizium, Diplomarbeit, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (1986).

[Rut98] G. Rutsch, R. P. Devaty, W. J. Choyke, D. W. Langer und L. B. Rowland,J. Appl. Phys. 84, S. 2062 (1998).

[Sak02] N. S. Saks, M. G. Ancona und R. W. Rendell, Appl. Phys. Lett. 80, S.3219 (2002).

[Sak03] N. S. Saks, in: W. J. Choyke, H. Matsunami und G. Pensl (Hg.), SiliconCarbide: Recent Major Advances, Kap. Hall Eect Studies of ElectronMobility and Trapping at the SiC/SiO2 Interface, S. 387410, Springer,Berlin (2003).

[Sat06] D. M. Sathaiya und S. Karmalkar, J. Appl. Phys. 99, S. 093701 (2006).

[Sch97] M. Schadt, Transporteigenschaften von Elektronen und Löchern inSiliciumkarbid, Dissertation, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (1997).

[Sch98] D. K. Schroder, Semiconductor Material and Device Characterization,John Wiley & Sons, Inc., New York (1998).

[Sch04] F. Schmid, M. Krieger, M. Laube, G. Pensl und G. Wagner, in: W. J.Choyke, H. Matsunami und G. Pensl (Hg.), Silicon Carbide - Recent MajorAdvances, Kap. Hall Scattering Factor for Electrons and Holes in SiC, S.517 536, Springer, Berlin (2004).

[Seg86] B. Segall, S. A. Alterovitz, E. J. Haugland und L. G. Matus, Appl. Phys.Lett. 49, S. 584 (1986).

[Sei58] R. Seiwatz und M. Green, J. Appl. Phys. 29, S. 1034 (1958).

[Sto04] L. Storasta, J. P. Bergman, E. Janzén, A. Henry und J. Lu, J. Appl. Phys.96, S. 4909 (2004).

[Sto07] L. Storasta und H. Tsuchida, Appl. Phys. Lett. 90, S. 062116 (2007).

[Sto08] L. Storasta, H. Tsuchida, T. Miyazawa und T. Ohshima, J. Appl. Phys.103, S. 013705 (2008).

[Suz86] A. Suzuki, A. Uemoto, M. Shigeta, K. Furukawa und S. Nakajima, Appl.Phys. Lett. 49, S. 450 (1986).

[Sve07] E. O. Sveinbjörnsson, F. Allerstam, H. O. Olafsson, G. Gudjonsson, D. Do-chev, T. Rodle und R. Jos, Mater. Sci. Forum 556-557, S. 487 (2007).


[Sze81] S. M. Sze, Physics of Semiconductor Devices, John Wiley & Sons, NewYork (1981).

[Tac90] T. Tachibana, H. S. Kong, Y. C. Wang und R. F. Davis, J. Appl. Phys.67, S. 6375 (1990).

[Tro98] T. Troer, Elektrische und optische Charakterisierung Bauelement-relevanter Dotierstoe in Siliciumkarbid, Dissertation, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (1998).

[Ume07] T. Umeda, J. Ishoya, T. Ohshima, N. Morishita, H. Itoh und A. Gali,Phys. Rev. B 75, S. 245202 (2007).

[Vat98] V. R. Vathulya, D. N. Wang und M. H. White, Appl. Phys. Lett. 73, S.2161 (1998).

[Wan09] Y. Wang, T. Khan und T. P. Chow, Mater. Sci. Forum 600-603, S. 751(2009).

[Wei88] S. Weiss und R. Kassing, Solid-State Electron. 31, S. 1733 (1988).

[Wei91] S. Weiss, Halbleiteruntersuchungen mit dem DLTFS-(Deep-Level-Transient-Fourier-Spectroscopy-)-Verfahren, Dissertation, Gesamthoch-schule Kassel, Universität des Landes Hessen (1991).

[Wel97] G. Wellenhofer und U. Rössler, phys. stat. sol. (b) 202, S. 107 (1997).

[Yag06] K. Yagi, T. Kawahara, N. Hatta und H. Nagasawa, Mater. Sci. Forum527 - 529, S. 291 (2006).

[Yam86] M. Yamanaka, H. Daimon, E. Sakuma, S. Misawa und S. Yoshida, J. Appl.Phys. 61, S. 599 (1986).

[Yam92] M. Yamanaka und K. Ikoma, in: 7th Trieste Semiconductor Symposiumon Wide-Band-Gap Semiconductors (1992).

[Yos95] S. Yoshida, in: G. L. Harris (Hg.), Properties of Silicon Carbide, INSPEC(1995).

[Yu03] P. Y. Yu und M. Cardona, Fundamentals of Semiconductors, Springer,Berlin (2003).

[Zha90] H. Zhang, Über die elektrischen und optischen Eigenschaften von Silizium-karbid (6H-SiC), Dissertation, Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg (1990).

[Zol04] Z. Zolnai, N. T. Son, B. Magnusson, C. Hallin und E. Janzén, Mater. Sci.Forum 457, S. 473 (2004).

Danksagung

An dieser Stelle möchte ich mich bei all jenen bedanken, die zum Gelingen dieserArbeit beigetragen haben. Im Einzelnen danke ich

• Meinem Doktorvater Lehrstuhlinhaber Prof. Dr. H. B. Weber für die Möglich-keit der Promotion am Lehrstuhl für Angewandte Physik.

• Akad. Dir. Dr. G. Pensl für die hervorragende, intensive Betreuung und Moti-vation sowie die zahlreichen Anregungen und Diskussionen, die die Anfertigungdieser Arbeit erheblich erleichterten.

• Akad. Rat. Dr. Michael Krieger für die zahllosen guten Vorschläge und hilfrei-chen Diskussionen rund um meine Arbeit.

• Prof. Dr. Th. Seyller für die Übernahme des Zweitgutachtens.

• Prof. Dr. T. Schäer für die Einblicke in die Physik biologischer Materie.

• Meinen Zimmergenossen Thanos Tsirimpis, Sebastian Rönsch und AlexanderGlas für die angenehme Arbeitsatmoshpäre.

• Alexander Glas für die zahlreichen Last-minute Messungen und seine vielenFragen um die Physik.

• Uli Peger für die wochenendlichen Schreibstunden.

• Prof. Dr. T. Kimoto für die fruchtbare Zusammenarbeit auf dem Gebiet der4H-SiC MOSFETs.

• Dr. H. Nagasawa von HOYA Corp. SiC Development Center, Japan für dieBereitstellung der 3C-SiC Proben.

• Birgit Kallinger (Fraunhofer IISB) für die zahllosen 4H-SiC Epischichten.

• Sekretärin Elke Reinhardt für die Durchführung der Verwaltungsaufgaben undihre stete Hilfsbereitschaft.

• Jörg Lottes für das schnelle und präzise Kleinmachen von SiC-Proben, seinergroÿen Hilfsbereitschaft und den gelegentlichen Mittwochsnachsitzungen.

• Fritz Hofmann für das Befüllen der Heliumkannen und die Versorgung mitüssiger Luft.

• Willi Rösch für das Durchführen von Implantationen sowie das schnelle Repa-rieren von elektronischem Gerät.

• Der Werkstattmannschaft unter Roland Sagner und Bernd Peetz für die schnellerledigten Arbeiten.

• Ute Bader und Petra Pawlicki für ihre saubere Arbeit.

• Der aktuellen Besetzung des LAP Stefan Ballmann, Emmanuel Bayaya, Dr.Svetlana Beljakova, Alexander Glas, Stefan Hertel, Richard Hollweck, JohannesJobst, Florian Krach, Dr. Michael Krieger, Verena Martin, Sebastian Rönsch,Johannes Schöck, Dr. Daniel Secker, Christian Sorger, Thanos Tsirimpis, Dr.Stefan Wagner, Daniel Waldmann, den Schäfchen Christoph Braunsmann,Martin Hampl, Johannes Rheinlaender, Bastian Lang, Bastian Plochmann,Veronika Prucker und Alexander Tobisch sowie den Ehemaligen Dr. MatthiasBöcker, Dr. Thomas Frank, Dr. Sergey Reshanov und Dr. Lia Trapaidze fürdie angenehme Arbeitsatmosphäre am Lehrstuhl.

• Den eiÿigen Cyclern Stefan Ballmann, Christoph Braunsmann, JohannesJobst, Uli Peger und Johannes Rheinlaender für die zahlreichen Nachbe-sprechungen.

• Christoph Braunsmann und Johannes Rheinlaender für die morgendlichenSchwimmstunden.

• Meinen Eltern, die mir das Studium ermöglichten.

• Marlene für ihre Geduld und Unterstützung während der heiÿen Phase.

• Allen namentlich nicht genannten, die es aber sicherlich verdient hätten.

Lebenslauf

Persönliche Angaben

Name: Bernd Leonhard Zippelius

Geburtsdatum: 24. Mai 1982

Geburtsort: Neustadt a. d. Aisch

Schulbildung

1988 - 1992 Grundschule Neustadt a. d. Aisch

1992 - 2001 Friedrich-Alexander-Gymnasium, Neustadt a. d. Aisch

2001 Allgemeine Hochschulreife

Hochschulstudium

2001 - 2007 Diplomstudiengang Physik an der Friedrich-Alexander-Universität, Erlangen-Nürnberg, Diplomarbeit am Lehrstuhlfür Angewandte Physik, Thema der Diplomarbeit: Elektri-sche Eigenschaften von Siliziumkarbid Metall-Oxid-Halbleiter-Transistoren

seit 2007 Promotionsstudium und Tätigkeit als wissenschaftlicher Mit-arbeiter am Lehrstuhl für Angewandte Physik der UniversitätErlangen-Nürnberg

Documents

Elektrische Charakterisierung Bauelement-relevanter ... · Elektrische Charakterisierung Bauelement-relevanter Defekte in 3C- und 4H-Siliziumkarbid Der Naturwissenschaftlichen Fakultät