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Charakterisierung und Optimierung von

(Al, Ga)N-basierten UV-Photodetektoren

vorgelegt von

Dipl.-Phys.

Moritz Brendel

geb. in Potsdam

Von der Fakultät II - Mathematik und Naturwissenschaften

der Technischen Universität Berlin

zur Erlangung des akademischen Grades

Doktor der Naturwissenschaften

Dr. rer. nat.

genehmigte Dissertation

Promotionsausschuss:

Vorsitzender: Prof. Dr. Michael Lehmann

Gutachter: Prof. Dr. Michael Kneissl

Gutachter: Prof. Dr. Ulrich T. Schwarz

Gutachter: Prof. Dr. Markus Weyers

Tag der wissenschaftlichen Aussprache: 24. November 2016

Berlin 2016

D 83

„...now I see the light . . . “

– Cliff Rigano

Abstract

ii Abstract

Abstract (deutsch)

In dieser Arbeit wurden die Einflüsse von Versetzungsdichte, Heterostruktur und Detek-

torgeometrie auf die elektrooptischen Eigenschaften AlGaN-basierter Metall-Halbleiter-

Metall Photodetektoren (MSM PD) untersucht. Im Vordergrund stand dabei die Reali-

sierung von Schottky-Typ MSM PD, die für die Photodetektion für Wellenlängen unter-

halb von 300nm geeignet sind und eine möglichst hohe externe Quanteneffizienz (EQE)

aufweisen.

Zunächst wurden experimentelle und simulierte Ergebnisse zu einer ausführlichen Stu-

die des Bauteilverhaltens front- und rückseitig bestrahlter Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD auf

planaren c-Saphir Templates zusammengeführt. Besonders hervorzuheben ist hierbei das

Schwellen- und Sättigungsverhalten der EQE als Funktion der Betriebsspannung sämtli-

cher Detektoren mit AlN-Pufferschicht unter rückseitiger Bestrahlung, da hier eine EQE

von bis zu ca. 50% bzw. 68 % bei 50V für Absorberschichtdicken zwischen 0,1µm und

0,5µm erzielt werden konnte. Die Analyse 2-dimensionaler Simulationsdaten zeigte, dass

es aufgrund der Polarisationsladung am AlGaN/AlN-Heteroübergang zu einer Akkumu-

lation photogenerierter Löcher entlang dieser Grenzfläche führt, deren Transport zum

Schottky-Kontakt oberhalb einer mit sinkender Absorberschichtdicke von ca. 22V auf ca.

5V abnehmenden Schwellenspannung einsetzt. Für dünne Detektoren wurde eine EQE

von ca. 30% bei rund 7 V für die geometrisch symmetrische bzw. bei nur noch 1V für

eine geometrisch asymmetrische Elektrodenkonfiguration erzielt. Die Verwendung eines

legierten und eines nicht legierten Elektrodenkamms (a-MSM) ermöglichte schließlich ei-

ne EQE von 24% ohne externe Vorspannung.

Außerdem wurden frontseitig bestrahlte Al0,4Ga0,6N MSM PD auf zwei unterschiedlichen

Template-Typen untersucht, die mittels epitaktisch lateralem Überwachsens (ELO) von

AlN auf strukturierten AlN/Saphir hergestellt wurden, um das Bauteilverhalten bei redu-

zierter Durchstoßversetzungsdichte zu untersuchen. Aus REM- und CL-Untersuchungen

ging hervor, dass die Al0,4Ga0,6N-Absorberschichten auf ELO-AlN bis zu einer gewissen

Schichtdicke eine im Mittel reduzierte jedoch periodisch modulierte Versetzungsdichte auf-

weisen und die Materialzusammensetzung inhomogen ist. Bei dünnen Absorberschichten

(ELO) liegen aufgrund interner Grenzflächen hohe Dunkelströme und außerdem Photo-

stromverstärkung im Detektor vor. Für dicke Absorberschichten (ELOB), bei denen die

Materialinhomogenität tiefer unterhalb der Elektroden vergraben liegt, wurde eine Erhö-

hung der EQE beobachtet, die auf die von 9 ×109cm−2im planaren PD auf 1,4×109cm−2

abgesenkte Versetzungsdichte im ELOB PD zurückgeführt werden kann. Schließlich wurde

die Anisotropie der EQE von MSM PD auf verkippten Substraten dadurch erklärt, dass die

wachstumsbedingte Modulation der Versetzungsdichte einer alternierenden Abfolge von

Materialregionen mit unterschiedlichem spezifischen Widerstand aufgefasst werden kann,

so dass der Photostromfluss zwischen zwei Elektroden gerade durch deren parallele An-

ordnung begünstigt wird. Diese Ergebnisse wurden ebenfalls anhand von 1-dimensionalen

Berechungen reproduziert.

Insgesamt wurde das Verständnis der Transportprozesse in AlGaN MSM PD verbessert

und es wurden Ansätze sowohl für Detektoren mit hoher EQE ohne Verstärkung als auch

sehr empfindliche, aber dennoch lineare Detektoren mit Verstärkung aufgezeigt.

Abstract iii

Abstract (english)

In this work, the influence of dislocation density, heterostructure design and detector ge-

ometry on the electro-optic properties of AlGaN-based metal-semiconductor-metal pho-

todetectors (MSM PD) was investigated. The focus was on the realization of Schottky-

type MSM PD suitable for photodetection below wavelengths of 300nm with a high

external quantum efficiency (EQE).

First, experimental and simulated results were combined to give a detailed study of the

performance of top- and bottom-illuminated Al0.5Ga0.5N/AlN MSM PD on planar c-

sapphire templates. Of particular note here is the threshold and saturation behavior of

the EQE as a function of the operating voltage observed for all detectors with an AlN

buffer layer under bottom illumination, since an EQE of 50% and 68% was achieved at

50V for absorber layer thicknesses of 0.1µm and 0.5µm, respectively. The analysis of

2-dimensional simulation data showed that this is essentially caused by the polarization

charge located at the AlGaN/AlN heterojunction, leading to an accumulation of photo-

generated minority carriers along this interface. The transport of these charge carriers to

the Schottky contact correlates to a certain threshold voltage which decreases from 22V

to 5V with decreasing absorber layer thickness. For thin detectors therefore an EQE of

about about 30% was obtained at 7 V or 1V for geometrically symmetric or asymmetric

electrode configuration, respectively. The use of an alloyed and a non-alloyed electrode

comb in the MSM design (a-MSM) finally allowed an EQE of 24% with no external bias.

In addition, top-illuminated Al0.4Ga0.6N MSM PD fabricated on two different template

types were examined, which by means of epitaxial lateral overgrowth (ELO) of AlN were

produced on patterned AlN/sapphire to investigate the device behavior at reduced thread-

ing dislocation density. Using SEM and CL it was found that the Al0.4Ga0.6N absorber

layers on ELO-AlN showed a periodically modulated distribution of the threading disloca-

tion density as well as an inhomogeneous material composition. With thin absorber layers

(ELO) high dark currents due to internal interfaces as well as photoconductive gain due

to hole accumulation at these interfaces were observed. For thick absorber layers (ELOB),

in which the material inhomogeneity is buried far from the electrodes, an increase in the

EQE over that of the planar PD of same geometry was observed, that was explained by

the threading dislocation density being reduced from 9 ×109cm−2in the planar PD to

1.4 ×109cm−2in the ELOB PD. Finally, the anisotropy of the EQE of MSM PD with

respect to substrate miscut and electrode orientation was explained by approximating

the modulated dislocation density as a periodically altering arrangement of AlGaN re-

gions of different specific resistance promoting the flow of photo-induced current between

two electrodes for the parallel case. These results have also been reproduced based on

1-dimensional calculations.

Overall understanding of transport processes in AlGaN MSM PD has been improved and

approaches for the realization of detectors with high EQE but without gain as well as

very sensitive, yet linear detectors with gain have been demonstrated.

Eigene Veröffentlichungen

[EV1] M. Brendel, M. Helbling, A. Knigge, F. Brunner, and M. Weyers. Solar-blind

AlGaN MSM photodetectors with 24 % external quantum efficiency at 0 V. Elec-

tronics Letters, 51:1598–1600(2), October 2015.

[EV2] M. Brendel, A. Knigge, F. Brunner, S. Einfeldt, A. Knauer, V. Kueller, U. Zeimer,

and M. Weyers. Anisotropic Responsivity of AlGaN Metal-Semiconductor-Metal

Photodetectors on Epitaxial Laterally Overgrown AlN/Sapphire Templates. Jour-

nal of Electronic Materials, 43(4):833–837, 2014.

[EV3] Moritz Brendel, Markus Helbling, Arne Knauer, Sven Einfeldt, Andrea Knigge,

and Markus Weyers. Top- and bottom-illumination of solar-blind AlGaN metal-

semiconductor-metal photodetectors. physica status solidi (a), 212(5):1021–1028,

2015. (Zitiert auf Seiten 25, 47, 54, 64).

[EV4] Moritz Brendel, Markus Helbling, Andrea Knigge, Frank Brunner, and Markus

Weyers. Measurement and simulation of top- and bottom-illuminated solar-blind

AlGaN metal-semiconductor-metal photodetectors with high external quantum ef-

ficiencies. Journal of Applied Physics, 118(24), 2015. (Zitiert auf Seite 1).

[EV5] Moritz Brendel, Enrico Pertzsch, Vera Abrosimova, Torsten Trenkler, and Markus

Weyers. Solar- and Visible-Blind AlGaN Photodetectors. In Michael Kneissl and

Jens Rass, editors, III-Nitride Ultraviolet Emitters, volume 227 of Springer Series

in Materials Science, pages 219–266. Springer International Publishing, 2016.

[EV6] A. Knigge, M. Brendel, F. Brunner, S. Einfeldt, A. Knauer, V. Kueller, and

M. Weyers. AlGaN photodetectors for the UV-C spectral region on planar and

epitaxial laterally overgrown AlN/sapphire templates. physica status solidi (c),

10(3):294–297, 2013.

[EV7] A. Knigge, M. Brendel, F. Brunner, S. Einfeldt, A. Knauer, V. Kueller, U. Zei-

mer, and M. Weyers. Solar-blind AlxGa1−xN MSM photodetectors on patterned

AlN/sapphire templates with 0.4 < x < 1.physica status solidi (c), 11(3-4):802–

805, 2014.

[EV8] A. Knigge, M. Brendel, U. Zeimer, M. Helbling, A. Knauer, F. Brunner, V. Kueller,

S. Einfeldt, and M. Weyers. Enhanced quantum efficiency of AlGaN photodetectors

by patterned growth. physica status solidi (a), 212(5):1005–1010, 2015. (Zitiert

auf Seite 105).

vi Abstract

[EV9] Andrea Knigge, Moritz Brendel, Frank Brunner, Sven Einfeldt, Arne Knauer, Vio-

la Kueller, Ute Zeimer, and Markus Weyers. AlGaN Metal-Semiconductor-Metal

Photodetectors on Planar and Epitaxial Laterally Overgrown AlN/Sapphire Tem-

plates for the Ultraviolet C Spectral Region. Japanese Journal of Applied Physics,

52(8S):08JF03, 2013.

[EV10] Jessica Schlegel, Moritz Brendel, Martin Martens, Andrea Knigge, Jens Rass, Sven

Einfeldt, Frank Brunner, Markus Weyers, and Michael Kneissl. Influence of Carrier

Lifetime, Transit Time, and Operation Voltages on the Photoresponse of Visible-

Blind AlGaN Metal-Semiconductor-Metal Photodetectors. Japanese Journal of

Applied Physics, 52:08JF01, 2013.

Inhaltsverzeichnis

Einleitung & Motivation 1

1. Grundlagen 3

1.1. AlGaN-Materialsystem............................. 3

1.1.1. Strukturelle Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

1.1.2. Elektronische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4

1.1.3. Optische Eigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11

1.2. Metall-Halbleiter-Metall Photodetektoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

1.2.1. Schottky-Barriere und Raumladungszone . . . . . . . . . . . . . . . 18

1.2.2. Stromfluss am Schottky-Kontakt . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

1.2.3. Dunkelstrom einer MSM-Struktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

1.2.4. Photostrom und externe Quanteneffizienz eines MSM PD . . . . . . 23

1.2.5. Einfaches 1D-Modell für die EQE eines MSM PD . . . . . . . . . . 25

1.3. StandderForschung .............................. 27

2. Experimentelles 29

2.1. Epitaxie von AlGaN für MSM PD . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29

2.2. Prozessierung von AlGaN-basierten MSM Detektoren . . . . . . . . . . . . 31

2.3. Charakterisierungsmethoden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

2.3.1. Materialanalytische Charakterisierungsmethoden . . . . . . . . . . . 33

2.3.2. Photostrom-Spektroskopie (PCS) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

2.4. Simulation der Charakteristika von AlGaN-basierten MSM PD mit ATLAS 42

2.4.1. Eingangsstruktur............................ 42

2.4.2. Verwendete Modelle und Parameter . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

3. Front- und rückseitig bestrahlte AlGaN MSM Photodetektoren 49

3.1. Spektrale EQE frontseitig bestrahlter AlxGa1−xN MSM Photodetektoren . 50

3.1.1. Einflüsse auf αopt in den langwelligen Bereichen . . . . . . . . . . . 50

3.1.2. Ableitung der optischen Konstanten für AlxGa1−xN......... 53

3.2. Abhängigkeit der EQE von der Vorspannung . . . . . . . . . . . . . . . . . 55

3.2.1. EQE-Kennlinien ............................ 55

3.2.2. EQE-Spektren.............................. 58

3.3. Erläuterung der Ergebnisse anhand der 2D-Simulation . . . . . . . . . . . 60

3.3.1. Schwellen- und Sättigungsverhalten unter RS-Bestrahlung . . . . . 60

3.3.2. EQE unter FS-Bestrahlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65

3.4. Zusammenfassung des Kapitels . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

vii

viii Abstract

4. Optimierung AlGaN-basierter MSM PD 69

4.1. Variation der Schichtstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69

4.1.1. Einfluss der Absorberschichtdicke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69

4.1.2. Einfluss der Grenzflächenkontamination . . . . . . . . . . . . . . . . 74

4.1.3. Al0,5Ga0,5N MSM PD mit und ohne AlN-Pufferschicht . . . . . . . 79

4.2. Variation der Elektrodengeometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82

4.2.1. Symmetrische Elektrodenkonfiguration . . . . . . . . . . . . . . . . 82

4.2.2. Asymmetrische Elektrodenkonfiguration . . . . . . . . . . . . . . . 85

4.3. Variation des Metallisierungsschemas . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91

4.3.1. Dicke a-MSM PD unter frontseitiger Bestrahlung . . . . . . . . . . 92

4.3.2. Kombination der verschiedenen Optimierungsansätze . . . . . . . . 93

4.4. Zusammenfassung des Kapitels . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 95

5. AlGaN MSM PD auf ELO-Templates 97

5.1. Materialanalytische Charakterisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 98

5.1.1. Oberflächenmorphologie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99

5.1.2. Kompositionsfluktuationen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99

5.1.3. Durchstoßversetzungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102

5.2. ELO MSM PD der ersten Generation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107

5.2.1. Grundlegende Charakteristika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107

5.2.2. Temperaturverhalten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110

5.2.3. Modellierung der Verstärkung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114

5.3. ELO MSM PD der zweiten Generation (ELOB) . . . . . . . . . . . . . . . 120

5.3.1. Grundlegende Charakteristika . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 120

5.3.2. Zusammenhang zwischen EQE und Versetzungsdichte . . . . . . . . 123

5.4. Anisotropie des Photostroms . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127

5.4.1. Experimentelle Befunde . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 127

5.4.2. Modellierung der Anisotropie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 128

5.5. Zusammenfassung des Kapitels . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 131

Zusammenfassung und Ausblick 133

A. Konstanten, Parameter und Ableitungen 137

A.1. Konstanten und Parameter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138

A.2.Probendaten...................................140

A.3. Halbleiter-Gleichungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 142

A.4.Schottky-Näherung...............................143

A.5. Ableitung: EQE vs. Versetzungsdichte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145

Verzeichnisse 149

Danksagung 173

Einleitung & Motivation

Diese Arbeit befasst sich mit der Charakterisierung und Optimierung von Metall-Halb-

leiter-Metall (MSM, engl.: metal-semiconductor-metal) Photodetektoren (PD) auf Basis

von Aluminiumgalliumnitrid (AlGaN).

Die Bandlückenenergien im ternären AlxGa1−xN-Materialsystem sind durch das Verhält-

nis xvon Aluminium zu Gallium (im Folgenden: Al-Anteil) festgelegt und liegen zwischen

ca. 3,4eV für GaN und 6,2 eV für AlN [1]. Das macht AlGaN-basierte PD besonders attrak-

tiv für die Überwachung von Strahlungsquellen im ultra-violetten (UV) Spektralbereich,

da zum einen eine potentielle Beständigkeit gegenüber UV-Strahlung und thermischer

Einwirkung vorliegt, und sich zum anderen die langwellige Detektionsgrenze solcher De-

tektoren, die sog. cut-off-Wellenlänge, über den Al-Gehalt zwischen ca. 365nm und 200nm

gezielt einstellen lässt. Damit eröffnen sich für den Einsatz AlGaN-basierter Detektoren

verschiedene Anwendungsgebiete, wie z.B. die Lackaushärtung [2] im UV-A (380nm bis

315nm), die medizinische Behandlung bestimmter Hautkrankheiten mittels Photothera-

pie [3] im UV-B (315nm bis 280nm) oder die Keimabtötung in Wasser [4] im UV-C

(280nm bis 200nm).

Die Arbeiten zu AlGaN-basierten Photodetektoren der letzten 40 Jahre zeigen, dass in-

zwischen eine Vielzahl unterschiedlicher Photodetektortypen, teilweise sogar im gesam-

ten Kompositionsbereich (x= 0, . . . , 1), realisiert wurde. Dabei reicht die Spanne von

strukturell einfachen Metall/Halbleiter-Strukturen (Photoleiter [5, 6], MSM PD [7, 8, 9]

und Schottky Photodiode [10, 11]) und Photokathoden [12, 13] für Photomultiplier über

anspruchsvollere Homo- und Heteroschichtsysteme (z.B. p-i-n [14, 15] oder Avalanche

PD [16, 17, 18, 19]) bis hin zu komplexen zeilen- oder flächenartigen Detektionseinheiten

– z.B. focal-plane-array (FPA) [20, 21, 22].

Ein grundsätzliches Problem AlGaN-basierter optoelektronischer Bauteile, die auf Fremd-

substraten wie z.B. Saphir hergestellt werden, stellt die teilweise sehr hohe Dichte an

Durchstoßversetzungen (&109cm−2) in den aktiven Schichten dar, da die externe Quan-

teneffizienz (EQE) direkt durch die nichtstrahlende Rekombination an Versetzungen li-

mitiert wird [23, 24]. Für einige Detektortypen ergeben sich mit steigendem Al-Gehalt

außerdem technologische Schwierigkeiten p- oder n-leitende AlGaN-Schichten mit ent-

sprechenden Ohmschen Kontakten zu realisieren.

In dieser Arbeit werden AlGaN-basierte MSM Photodetektoren mit einem vergleichsweise

einfachen Aufbau – koplanar angeordneten Schottky-Kontakten auf nominell undotiertem

AlxGa1−xN-Absorber – untersucht. Der Hauptnachteil gegenüber den diodenartigen Bau-

formen ist, dass dieser unter Vorspannung betrieben werden muss. Außerdem wird das

feldbehaftete Gebiet unter den Elektroden bei metallseitiger (im Folgenden: frontseitiger)

Bestrahlung abgeschattet. Letzterem wurde in der Vergangenheit durch die substratseitige

(im Folgenden: rückseitige) Bestrahlung des MSM PD begegnet [25, 26, 27, 28, 29]. Hier-

2EINLEITUNG & MOTIVATION

bei handelt es sich jedoch ausschließlich um experimentelle Untersuchungen grundlegend

verschiedenartiger Detektorstrukturen, so dass ein Unterschied der EQE zur frontseitigen

Bestrahlung – wenn überhaupt untersucht – schwer eingeordnet werden kann.

In der vorliegenden Arbeit wird deshalb mit einer abgestimmten Probenserie und un-

terschiedlichen Detektorgeometrien gezielt untersucht, unter welchen Bedingungen sich

unter rückseitiger Bestrahlung eine sehr hohe EQE nahe dem theoretischen Maximalwert

erzielen lässt.

Im ersten Ergebnisteil (Kapitel 3) werden zunächst typische EQE-Spektren und -Kennlini-

en von AlGaN MSM Photodetektoren vorgestellt. Die Unterschiede in den experimentellen

Ergebnissen für front- und rückseitig bestrahlte Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PDs mit einer Ab-

sorberschichtdicke von 0,5µm werden dann anhand von zweidimensionalen Simulationen

im Rahmen eines Drift-Diffusions-Modells interpretiert.

Der zweite Ergebnisteil (Kapitel 4) befasst sich mit verschiedenen Optimierungsansätzen,

die zur Erhöhung der EQE von rückseitig bestrahlten Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD un-

ter geringen Vorspannungen führen. Dabei werden die Einflüsse von Schichtstruktur und

Elektrodengeometrie sowie eines asymmetrischen Metallisierungsschemas auf die Bauteil-

charakteristika diskutiert. Durch die qualitative Anpassung des Simulationsmodells an

die experimentellen Daten wird dabei das Verständnis der physikalischen Vorgänge im

Photodetektor entscheidend erweitert.

Im letzten Ergebnisteil (Kapitel 5) wird schließlich der Einfluss der Versetzungsreduktion

auf die Charakteristika von MSM PD anhand von Al0,4Ga0,6N MSM PD auf planaren

sowie ELO AlN/Saphir-Templates untersucht. Durch die grundlegend unterschiedlichen

Eigenschaften zweier Generationen ELO-basierter MSM PDs wird zum einen die beson-

dere Rolle interner verkippter AlGaN-Heterogrenzflächen im Absorber herausgearbeitet

und zum anderen schließlich ein direkter Zusammenhang zwischen Versetzungsdichte und

EQE in AlGaN-basierten Photodetektoren mit unterschiedlicher Elektrodenkonfiguration

nachgewiesen.

Kapitel 1.

Grundlagen

1.1. AlGaN-Materialsystem

Die Untersuchung AlGaN-basierter MSM-Photodetektoren erfordert ein Verständnis der

grundlegenden Eigenschaften von Galliumnitrid (GaN), Aluminiumnitrid (AlN) und Alu-

miniumgalliumnitrid (AlGaN). Deshalb sollen in diesem Abschnitt, die zum Aufbau die-

ser Arbeit relevanten Informationen über die Kristallstruktur sowie die elektronischen und

optischen Eigenschaften des Gruppe-III-Nitrid Halbleiters AlxGa1−xN zusammengetragen

und erläutert werden.

1.1.1. Strukturelle Eigenschaften

Kristallstruktur Das Materialsystem AlxGa1−xN ist ein ternäres Halbleitergemisch aus

den binären Komponenten GaN und AlN. Das Mischverhältnis von Al- zu Ga- Atomen

xAl, der Aluminium-Molenbruch, wird häufig kurz als Al-Gehalt xbezeichnet. Sowohl die

binären als auch die ternären III-Nitride sind polymorph, da sie sowohl in der hexagonalen

Wurtzit-Struktur als auch in den kubischen Strukturen Zinkblende und Kochsalz vorlie-

gen können [30]. Die thermodynamisch stabilste Form, in der AlGaN kristallisiert, ist

jedoch die Wurtzit-Struktur. Das Wurtzit-Gitter hat eine primitive Einheitszelle mit zwei

Stickstoff- (N) und zwei Metallatomen (Al oder Ga) und kann durch die Gitterkonstanten

aund cbeschrieben werden, die nach dem Vegard’schen Gesetz [31] linear interpoliert

werden können:

a(x) = x·aAlN + (1 −x)·aGaN bzw. (1.1)

c(x) = x·cAlN + (1 −x)·cGaN.(1.2)

Werte für aund cfür GaN und AlN sind im Anhang in Tabelle A.2 angegeben.

Die Wurtzit-Struktur gehört zur Raumgruppe P63mc und besteht aus zwei hexagonal

dichtestgepackten (hcp), um 5/8 entlang der sechzähligen Drehachse (c-Achse) verscho-

benen Untergittern jeder Atomsorte mit je einatomiger Basis. Daraus ergibt sich unmit-

telbar die Stapelfolge aA,bB,aA,bB, ... aus den Doppellagen aA bzw. bB, die wiederum

aus Kationen (abzw. b) und Anionen (Abzw. B) aufgebaut sind. Insgesamt sind die

Positionen der übernächsten Nachbarn entlang der c-Achse damit nicht inversionssym-

metrisch und es liegt je nach Blickrichtung eine unterschiedliche Polarität vor: Al- bzw.

Ga-polar entlang der c-Achse und N-polar in entgegengesetzter Richtung (-c). In dieser

Arbeit wird ausschließlich Ga- bzw. Al-polares Material untersucht.

4KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

Verspannungen und Versetzungen Das Wachstum AlGaN-basierter Halbleiterbau-

elemente findet typischerweise auf Fremdsubstraten, wie z.B. Saphir (Al2O3), Silizium

(Si) oder Siliziumcarbid (SiC) statt. Dabei weisen die unterschiedlichen funktionalen

AlxGa1−xN-Schichten, wie z.B. Pufferschichten, dotierte Schichten, Quantenfime etc., i.A.

unterschiedliche Gitterkonstanten auf. Ein Maß für die Gitterfehlanpassung ist durch [32]

fm=aS−a0

(1.3)

gegeben, wobei a0die natürliche Gitterkonstante der aufwachsenden Schicht und aSdie

des darunterliegenden Substrats ist. Nach Tabelle A.2 besteht also zwischen AlxGa1−xN

und (relaxiertem) AlN eine Spanne für die Gitterfehlanpassung von bis zu 2,4%. Lateral

gitterangepasstes Wachstum ist unter bestimmten Bedingungen jedoch trotzdem möglich.

Dabei bewirkt die aufgeprägte mechanische Verspannung ˆσinnerhalb der basalen Ebene

allerdings eine entsprechende Verformung ˆεdes Kristalls, welche gemäß dem Hooke’schen

Gesetz ˆσ=C·ˆεüber den Elastizitätsmoduln Cdes Materials vermittelt wird.

Für die Wurtzit-Struktur mit C6v-Punktsymmetrie lassen sich die Verzerrungen in der

Schichtebene (x,y) bzw. senkrecht dazu (z) bestimmen [32]

εk:=εxx =εyy =a−a0

(1.4)

ε⊥:=εzz =−2C13

C33 ·εk,(1.5)

wobei adie „verzerrte“ Gitterkonstante der verspannten Schicht ist und C13 und C33

zwei voneinander unabhängige Komponenten des Elastizitätsmoduls. Die in dieser Arbeit

verwendeten Werte für Cij sind für AlN und GaN in Tabelle A.2 angegeben. Zwischen

ihnen ist für AlxGa1−xN in erster Näherung wieder eine lineare Interpolation in xAl ge-

mäß Gln. (1.1) und (1.2) zulässig. Für a < a0ist εk<0und die Schicht ist in der Ebene

zugverzerrt (tensil). Senkrecht dazu ist die Schicht wegen ε⊥∝ −εkentlang der c-Achse

druckverzerrt (kompressiv) – es gilt dann c > c0. Umgekehrte Verhältnisse ergeben sich

für a>a0. Die in einer Schicht gespeicherte Verformungsenergie Epro Einheitsfläche A

ist Eε/A ∝t·ε2

kund wächst mit deren Schichtdicke t[33, 32]. Oberhalb einer kritischen

Schichtdicke wird die Bildung von Versetzungen energetisch begünstigt und die Schicht

beginnt zu relaxieren, wobei sie ihre natürliche Gitterkonstanten a0und c0annimmt.

Grundsätzlich wird zwischen basalen und durchstoßenden Versetzungen (auch: Durchstoß-

versetzungen) unterschieden, wobei letztere Stufen-, Schrauben- oder gemischten Charak-

ter aufweisen können. Durchstoßversetzungen mit Stufencharakter bilden einen nichtstrah-

lenden Rekombinationspfad für Überschussladungsträger [23, 24].

1.1.2. Elektronische Eigenschaften

Bandstruktur In Abbildung 1.1 a ist die nach der Pseudopotential-Methode berechnete

elektronische Bandstruktur von GaN in Wurtzitstruktur entlang ausgezeichneter Symme-

trieachsen innerhalb der ersten Brillouin-Zone dargestellt. Die s-Zustände aller beteiligten

1.1. ALGAN-MATERIALSYSTEM 5

Energie (eV)

MK A LH AMLKH

(a) (b) (c)

Abbildung 1.1.: (a) Elektronische Bandstruktur von GaN in Wurtzitstruktur entlang ausgezeichneter Sym-

metrieachsen in der ersten Brillouin-Zone (kleines Bild), bestimmt mittels Pseudopotential-Methode [34]. (b)

Kristallfeldaufspaltung und Spin-Bahn-Kopplung führen zusammen zur Aufhebung der Entartung der obersten

Valenzbandzustände in hexagonalem GaN [35]. (c) Schema der jeweiligen (VB-, hh-, lh- und so-) Dispersions-

relation in der Nähe des Γ-Punktes. Illustration einer Berechnung mittels k·p-Theorie in [36].

Atomsorten bilden das Leitungsband. Im Valenzband bilden Linearkombinationen von

Produkten aus den px-, py- und pz-Orbitalen mit den Spin-Funktionen die obersten Zu-

stände. Deren dreifache Entartung wird durch das Kristallfeld der Wurtzitstruktur teilwei-

se und unter Berücksichtigung der Spin-Bahn-Kopplung schließlich vollständig aufgehoben

(vgl. Abb. 1.1 (b)). Die drei so entstehenden Valenzbänder werden als Schwerlochband

(A-Valenzband, heavy hole), Leichtlochband (B-Valenzband, light hole) und Split-Off-

Band (C-Valenzband, crystal-field split-off) bezeichnet. Bei AlN wird allerdings von einer

negativen Kristallfeldaufspaltung [37] ausgegangen, so dass hier, anders als bei GaN und

InN, das C-Valenzbandmaximum oberhalb der übrigen Valenzbandmaxima liegt.

In der Nähe des Γ-Punktes ((k)≈0) können alle elektronischen Zustände in erster Nähe-

rung durch einen parabolischen Verlauf mit isotropen effektiven Massen

m∗

ij =~2∂2E

∂ki∂kj−1

=m∗

ji (1.6)

für das entsprechende Band beschrieben werden.

Wie in Abbildung 1.1 (c) zu erkennen ist, sind die effektiven Massen entlang der verschie-

denen k-Achsen in der Dispersionsrelation i. A. nicht für alle Valenzbänder isotrop bzw.

konstant. Für viele praktische Fälle, reicht es jedoch aus, sich auf das oberste Valenzband

(hh-Band) zu beschränken, für das diese Annahmen sogar bei etwas größeren Impulsen

k6= 0 noch gut erfüllt sind.

Bandlücke Die Bandlücke Egeines Volumen-Halbleiters nimmt aufgrund der thermi-

schen Ausdehnung des Kristallgitters mit steigeder Temperatur Tab. Experimentell er-

mittelte Temperaturverläufe für die Bandlücken von GaN und AlN lassen sich anhand

6KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

des empirischen Varshni-Verlaufs [38]

Eg(T) = Eg(0) −αT2

T+β(1.7)

beschreiben. In der Literatur häufig zitierte Werte aus Ref. [39] für die Varshni-Parameter

αund βsowie für Eg(0) sind im Anhang in Tabelle A.2 zusammengetragen. Die Kompo-

sitionsabhängigkeit der Bandlücke Eg(x)des ternären AlxGa1−xN ist durch

Eg(x) = x·EAlN + (1 −x)·EGaN −x(1 −x)·bAlGaN (1.8)

gegeben und führt bei Raumtemperatur (T≈300K) auf eine Spanne von 3,43 eV für GaN

bis ca. 6,14eV für AlN [1, 37]. Die quadratische Abweichung in Gl. (1.8) – durch den

Bowing-Parameter bAlGaN gegeben – kann i.A. auf die zufällige Anordnung verschieden

großer Anionen (hier: Ga und Al) im ternären Material zurückgeführt werden [40].

Spontane und piezoelektrische Polarisation Im Vergleich zu anderen III-V Halblei-

tern weisen die III-Nitride mit Wurtzit-Struktur eine besonders ausgeprägte spontane und

piezoelektrische Polarisation auf, welche die Funktionsweise elektronischer und optoelek-

tronischer Bauteile maßgeblich beeinflussen oder teilweise sogar erst ermöglichen.

Im AlxGa1−xN liegt eine Abweichung des Verhältnisses c/a vom hcp-Idealwert p8/3vor,

welcher sich bei Gleichheit aller tetraedisch angeordneten Bindungen zum jeweils nächsten

Nachbarn ergibt. Außerdem ist das Verhältnis der Bindung entlang der c-Richtung zur c-

Gitterkonstanten, der interne Zellparameter u, in AlGaN größer als der Wurtzit-Idealwert

von 3/8, was einer Streckung der c-Bindung entspricht [41, S. 35]. Zusätzlich bewirken die

Elektronegativitätsdifferenzen zwischen N und Ga bzw. Al eine Polarisierung der kova-

lenten Metall-Stickstoffbindungen, durch die Verschiebung der Bindungselektronen zum

Stickstoff. Dieser ionische Charakter und die o. g. Deformation des Bindungstetraeders ha-

ben einen entscheidenden Einfluss auf die spontane Polarisation PSP des AlGaN-Materials,

da sich die Summe der vier Dipolmomente entlang aller Bindungen nicht komplett auf-

heben und ein Dipolmoment in entgegengesetzter Richtung zur c-Achse resultiert. Unab-

hängig von externen Einflüssen ist deshalb in c-planaren AlxGa1−xN-Schichten eine damit

verknüpfte spontane Polarisation PSP vorhanden [42]. Für metallpolares AlxGa1−xN sind

ihre Werte im gesamten Kompositionsbereich negativ und ihr Betrag nimmt zudem mit

steigendem Al-Anteil zu, was offenbar durch den Anstieg des Zellparameters ubedingt

ist [43].

Die piezoelektrische Polarisation PPZ wird durch die innerhalb einer AlGaN-Schicht auf-

gebauten Verzerrungen aufgrund mechanischer Verspannungen des Kristallgitters hervor-

gerufen. Solche Verspannungen werden sowohl beim AlGaN-Wachstum durch eine Git-

terfehlanpassung nach Gl. (1.3) als auch beim Abkühlen durch Unterschiede in den ther-

mischen Ausdehnungskoeffizienten aufgebaut. Unter Ausnutzung bestimmter Symmetrie-

Eigenschaften der Wurtzit-Struktur (Dreh-Punktgruppe C6v) und unter Vernachlässigung

von Scherspannungen lässt sich für den Fall einer durch Gitterfehlanpassung hervorgerufe-

nen, biaxialen Verspannung von c-orientiertem AlGaN ein Ausdruck für die verbleibende

1.1. ALGAN-MATERIALSYSTEM 7

AlN

1-x

σ1→2<0

σ0→1<0

σ2→0>0

++++

-------

SP PZ

GaN

1-x

σ1→2>0

σ0→1<0

σ2→0>0

++++

-------

++++

tensil kompressiv

Abbildung 1.2.: Komponenten der Polarisation in AlxGa1−xN-Schichten auf GaN bzw. AlN. Skizze zur Orien-

tierung der spontanen (SP) und der piezoelektrischen (PZ) Polarisation in c-planarem, verspanntem AlxGa1−xN

auf GaN (links) bzw. AlN (rechts) – die Vorzeichen der jeweiligen Flächenladung σi→jsind ebenfalls mit an-

gedeutet.

Komponente der piezoelektrischen Polarisation entlang der c-Achse ableiten (s. z.B. [41,

S. 48ff]

PPZ = 2aS−a0

a0e31 −e33

C13

C33 .(1.9)

Hier sind eij und Cij wieder die auf die basale Ebene (ij = 13) bzw. auf die c-Achse (ij =

33) bezogenen piezoelektrischen bzw. elastischen Konstanten der verspannten Schicht und

aiihre Gitterkonstante (i= 0) bzw. jene des Substrats (i= S). Mit Beispielwerten aus

Tabelle A.2 ist ersichtlich, dass der Klammerterm für alle Kompositionen xnegativ ist und

deshalb das Vorzeichen von PPZ durch die Fehlanpassung, also den Vorfaktor in Gl. (1.9)

bestimmt wird.

Wie in Abbildung 1.2 skizziert, ist PPZ bei tensiler (aS> a0) Verspannung parallel bzw.

bei kompressiver (aS< a0) Verspannung antiparallel zu PSP orientiert, so dass die Ge-

samtpolarisation Ptot der AlxGa1−xN Schicht, gegeben durch

Ptot =PSP +PPZ, (1.10)

durch die Verspannung verstärkt bzw. reduziert wird. Im Bauteil ist allerdings nicht die

Höhe der Polarisation einer Schicht entscheidend, sondern vielmehr die durch einen Po-

larisationssprung ∆Pan einem Materialübergang i→jinduzierte Grenzflächenladung

σi→j=−∆Ptot =−(Ptot,i−Ptot,j), (1.11)

wobei idie obere bzw. jdie untere Schicht bzgl. der c-Achse bezeichnet. Qualitativ ist die-

se Grenzflächenladung am Übergang einer verspannten AlxGa1−xN-Schicht zur relaxierten

GaN- bzw. AlN-Schicht (s. Abb.1.2 a) positiv (σ1→2>0) bzw. negativ (σ1→2<0) [44].

An der Oberfläche (bzw. Unterseite) einer hypothetischen, freistehenden und unverspann-

ten AlxGa1−xN-Schicht wird wegen Ptot,AlGaN =PSP,AlGaN <0und Ptot,Luft = 0 nach

Gl.(1.11) eine positive (bzw. negative) Flächenladungsdichte σ/e < 0(bzw. >0) in-

duziert. Diese Ladungen werden jedoch teilweise durch Oberflächenzustände [45] oder

Adsorbate aus der Umgebung abgeschirmt [46, 47]. Die Kompensation nicht abgeschirm-

ter Oberflächenladung erfolgt dann über die in der Schicht vorhandenen Ladungen, also

8KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

Abbildung 1.3.: Berechnungen der Polarisationskomponenten (SP und PZ), der Gesamtpolarisation (total)

sowie des Polarisationssprungs (∆P) am Übergang von verpanntem AlxGa1−xN zu relaxiertem AlN als Funktion

des Al-Anteils xnach Pal et al. [48] (links) und Ambacher et al. [41] (rechts).

ionisierte Dotanden und sonstige freie Ladungsträger. Dies führt zur Ausbildung von

Raumladungszonen (RLZ) mit hohen elektrischen Feldern an den Übergängen in denen

die Bänder entsprechend der netto wirksamen Flächenladung und ihres Vorzeichens ver-

bogen sind [49].

Für Werte der spontanen und der piezoelektrischen Polarisation wird häufig auf die älteren

theoretischen Arbeiten von Bernardini und Fiorentini verwiesen (vgl. Ref. [42, 50, 51, 52]),

in denen die Werte für die spontane Polarisation zu ca. −0,03 C/m2für GaN und ca.

−0,09 C/m2für AlN abgeleitet wurden. Inzwischen deuten jedoch einige experimentelle

Untersuchungen [53, 36, 54] aber auch eine theoretische Ableitung von Pal et al. [48] dar-

auf hin, dass insobesondere die zuerst berechneten Werte für die spontane Polarisation

voraussichtlich deutlich überschätzt wurden. Für den in dieser Arbeit überwiegend be-

trachteten Fall von verspanntem AlxGa1−xN auf relaxiertem AlN sind die Komponenten

PSP und PPZ nach den neueren Berechnungen von Pal et al. [48]

PAlGaN

SP =−0, 025 ·x2−0, 019 ·x−0, 007C/m2(1.12)

PAlGaN/AlN

PZ =e33ε⊥+ 2e31εk+e311ε2

k+e333ε2

⊥+e133ε⊥εkC/m2(1.13)

und nach den älteren Berechnungen von Ambacher et al. [41]

PAlGaN

SP = (−0, 09 ·x−0, 034 ·(1 −x) + 0, 021 ·x·(1 −x)) C/m2(1.14)

PAlGaN/AlN

PZ = (0, 026 ·(1 −x) + 0, 0248 ·x·(1 −x)) C/m2(1.15)

in Abbildung 1.3 gezeigt. (Die Parameter eij(x)und eijk(x)in Gl. (1.13) sind dem Er-

ratum [55] entnommen worden.) Demnach unterscheidet sich die spontane Polarisation

(SP) in diesen beiden Arbeiten um eine beinahe konstante Verschiebung entlang der

Polarisationsachse. Da die piezoelektrische Polarisation (PZ) im Vergleich dazu relativ

1.1. ALGAN-MATERIALSYSTEM 9

ähnliche Verläufe aufweist, wird die Gesamtpolarisation (total) hauptsächlich durch den

Unterschied in der spontanen Polarisation bestimmt. Entscheidend ist nun, dass der Po-

larisationssprung (∆P) dagegen für beide Berechungen nahezu identisch ist und z.B. für

den Fall einer Al0,5Ga0,5N/AlN-Grenzfläche in beiden Fällen eine Flächenladungsdichte

σ/e von ca. −3×1013 cm−2voraussagt.

Dotierung Da die Bandlückenenergie im AlxGa1−xN-System sehr groß gegen kBTist,

resultieren gemäß [56]

ni=pNCNV·exp −Eg

2kBT(1.16)

NC,NV: effektive Zustandsdichten im Leitungs- (C) bzw. Valenzband (V), Eg:

Bandlückenenergie, kB: Boltzmann-Konstante, T: Temperatur

bei Raumtemperatur (T= 300 K) sehr geringe intrinsische freie Ladungsträgerkonzen-

trationen von ca. 10−10 cm−3für GaN bzw. 10−33 cm−3für AlN, so dass diese Materia-

lien praktisch als Isolatoren angesehen werden könnten. Das elektrische Verhalten von

AlxGa1−xN wird jedoch durch unbeabsichtigte Kontamination, strukturelle Defekte oder

beabsichtigte Dotierung bestimmt. Wird die extrinsische Leitfähigkeit durch freie Elek-

tronen bzw. Löcher verursacht, so ist von n- bzw. p-Leitfähigkeit die Rede. Liegen die

Ionisierungsenergien EDbzw. EAnah zum Leitungs- bzw. Valenzband, dann werden die

Dotanden als flache Störstellen bezeichnet, die nahezu vollständig ionisiert sind. Nimmt

der Abstand zum jeweiligen Band zu, sinkt die Dichte an ionisierten Störstellen [56]

N+

D=ND

1+2·exp EF−(EC−ED)/kBT(1.17)

N+

A=NA

1+4·exp EA−EF/kBT, (1.18)

EF: Fermi-Energie, EC: Leitungsbandenergie, ED,EA: Ionisierungsenergie Dona-

toren (D) bzw. Akzeptoren (A)

wobei die Faktoren 2 bzw. 4 die Entartung des jeweiligen Grundzustandes beschreiben.

Die Konzentration freier Ladungsträger ist durch die Fermi-Energie gegeben und für nicht-

entartete Halbleiter (NDNCbzw. NANV) ist [56]

n=NCexp −(EC−EF)/kBT(1.19)

p=NVexp −(EF−EV)/kBT, (1.20)

wenn die Fermi-Verteilung durch die Boltzmann-Näherung ersetzt wird.

Grundsätzlich lassen sich die Fermi-Energie und die freie Ladungsträgerkonzentration aus

der Forderung nach Ladungsträgerneutralität n+N+

A=p+N+

Dim Halbleiter anhand

der Gln. (1.17) bis (1.20) grafisch (bzw. numerisch) ableiten. Dies ist in Abbildung 1.4 für

den Fall einer hohen n-Dotierung NDNA⇒p=N+

A≈0für einen Halbleiter mit einer

10 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

(a) (b)

Abbildung 1.4.: Zur Erläuterung der Ionisierung von Störstellen. (a) Aus Ladungsträgerneutralität (hier:

N+

D=n) lassen sich die Fermi-Energie EFund daraus die freie Ladungsträgerkonzentration ngrafisch für

ND=1017 cm−3bestimmen. (b) Aus (a) ermittelter Abstand der Fermi-Energie vom Leitungsband (oben)

und Ionisierungsgrad (unten) als Funktion der Ionisierungsenergie EDder Störstelle.

Bandlücke von 5eV bei T= 300 K für verschiedene Ionisierungsenergien EDgezeigt. Die

Schnittpunkte der Kurven N+

D(EF)und n(EF)aus Abb. 1.4 a sind in Abb. 1.4 b über der

Ionisierungsenergie EDbis 0,5eV aufgetragen. Es zeigt sich, dass für ND= 1017 cm−3der

Abstand des Fermi-Niveaus vom Leitungsband von ca. 0,1 eV auf 0,3eV steigt und der

Ionisierungsgrad n/NDstetig sinkt. Liegt das Störstellenniveau also ca. 0,2eV unterhalb

der Leitungsbandkante (tiefe Störstelle) sind in diesem Beispiel gerade einmal 10% der

Störstellen ionisiert.

Beabsichtigte und unbeabsichtigte n-Dotierung von AlxGa1−xNIn AlxGa1−xN kön-

nen gewisse Dotanden beabsichtigt oder unbeabsichtigt ins Kristallgitter eingebaut wer-

den. Im Fall amphoterer Dotanden ist die freie extrinsische Ladungsträgerkonzentration

jedoch grundsätzlich durch Kompensationsmechanismen limitiert, da solche Fremdatome,

je nach besetzter Kristallgitterstelle, akzeptor- bzw. donatorartigen Charakter aufweisen

können [57].

Als effizienter Donator wird am häufigsten Silizium verwendet, das auf einem Ga- oder

Al-Gitterplatz (SiAl) sein Überschusselektron zur Verfügung stellt [58]. Auch substitutio-

neller Sauerstoff auf einem N-Gitterplatz (ON) hat donatorartigen Charakter [58]. Für

GaN liegen diese beiden Donatoren sehr flach (ED∼kT [59, 60]) unterhalb der Lei-

tungsbandkante. Mit steigendem Al-Gehalt wurde in einer Reihe von Arbeiten jedoch ein

starker Anstieg der Ionisierungsenergien von Si und O bis auf mehrere 100meV nachge-

wiesen [61, 62]. Außerdem steht ab mittleren Al-Gehalten (x > 0, 5) für beide jeweils der

Übergang vom relativ flachen Donator zum metastabilen DX-Zentrum zur Debatte, was

zu Kompensationseffekten und persistenter Photoleitfähigkeit führt [61].

Wird AlGaN nicht beabsichtig dotiert, liegt es häufig trotzdem mit einer gewissen n-

Leitfähigkeit vor. Ursprünglich wurde für dieses Verhalten die Stickstoff-Vakanz VNbe-

1.1. ALGAN-MATERIALSYSTEM 11

trachtet, um die typischerweise sehr hohe n-Leitfähigkeit von undotiertem GaN von z.B.

1,8×1016 cm−3in HVPE GaN [18] zu erklären. Nach theoretischen Berechnungen agiert

VNzwar ebenfalls als flacher Donator in GaN, allerdings ist die Bildungsenergie dieses

Defekts sehr hoch, so dass unter normalen Wachstumsbedingungen eher geringere Kon-

zentrationen resultieren [63].

Koleske et al. finden in ihrem Wachstumsreaktor (MOVPE) verschiedene Quellen für Si-

lizium [64]. Demnach sind dort die verschiedenen Ausgangsstoffe (MO-Quellen und NH3),

Quartz-Teile im Reaktor (Ga ätzt SiO2und es entsteht Ga2O3mit Si-Ausscheidung), Si-

dotiertes Material an Reaktorwänden sowie der mit SiC beschichtete Graphit-Suszeptor

(Erosion von SiC unter Saphir in H2oder NH3, so dass Disilan an Wachstumsoberflä-

che gelangt) als potentielle Quellen für die nachgewiesene Si-Kontamination undotierter

GaN-Schichten zu nennen.

Auch Sauerstoff (O) gelangt als Verunreinigung in den MO-Precursogasen bzw. in Form

von CO, CO2bzw. H2O im NH3-Precursor [65] oder durch das Saphirsubstrat [64] in

die AlGaN-Schichten. Zudem bindet sich O an Al-reichen Oberflächen und ist somit mit

steigendem Al-Gehalt zunehmend in AlGaN-Schichten zu finden [66].

Aus oben Gesagtem ist es nicht verwunderlich, dass auch Kohlenstoff (C) über den MO-

Precursor TMAl (Trimethylaluminium, Al(CH3)3) sowie über die Zersetzung des SiC-

beschichteten Suszeptors ins AlGaN gelangt [64]. Nach theoretischen Berechnugen [67] ist

C auf einem Kationenplatz (CAl) ein relativ flacher Donator. Im neutralen Zustand kann

allerdings auch eine DX-artige metastabile Konfiguration angenommen werden. Auf ei-

nem Stickstoffplatz (CN) ist Kohlenstoff hingegen ein flacher Akzeptor, hat eine geringere

Bildungsenergie als CAl und ist damit die wahrscheinlichere Konfiguration.

1.1.3. Optische Eigenschaften

Optische Konstanten Die im allemeinen komplexe dielektrische Funktion

(λ) = 1(λ) + i2(λ)(1.21)

dient zur Beschreibung der optischen Eigenschaften eines Materials als Funktion der Wel-

lenlänge λder elektro-magnetischen Strahlung. Dabei sind Realteil 1und Imaginärteil

2über die Kramers-Kronig-Relation miteinander gekoppelt [68]. Mit Hilfe der dielektri-

schen Funktion lassen sich sowohl der Brechungsindex nref und der Extinktionskoeffizient

κ, als auch der optische Absorptionskoeffizient αopt eines Halbleiters ausdrücken

√=nref −iκ (1.22)

αopt =2π

λnref ·k=4π

λ·κ. (1.23)

Für AlxGa1−xN wurde die dielektrische Funktion inzwischen schon im gesamten Kompo-

sitionsbereich mittels ellipsometrischer Spektroskopiemethoden bestimmt [69, 70, 71].

Transmission, Reflektion und Absorption Trifft eine ebene elektro-magnetischen Wel-

le aus einem Medium 1 – z.B. Vakuum mit n1= 1 und κ1= 0 – senkrecht auf die

12 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

Oberfläche eines Mediums 2, z.B. einem beliebigen Halbleiter, dann wird die elektrische

Feldstärke F0zum Teil zurück nach 1 reflektiert und teils ins Medium 2 transmittiert. Im

Verhältnis zur Eingangsintensität I0∝ |F0|2ergibt sich aufgrund des Reflektionsvermö-

gens Rdes Übergangs die reflektierte Intensität zu IR=R·I0. Unmittelbar am Übergang

1→2 ist die transmittierte Intensität dann IT=T·I0, da das Transmissionsvermögen

T= (1 −R)ist. Im Beispiel ergibt sich dann

R=I0

=(1 −n2)2+κ2

(1 + n2)2+κ2

bzw. T=I0

=4n2

(1 + n2)2+κ2

. (1.24)

Im Medium 2 mit κ2>0wird gemäß dem Lambert-Beerschen Gesetz ein Teil der Pho-

tonen absorbiert, so dass die Strahlungsintensität exponentiell mit der Eindringtiefe y

abnimmt

IT(y) = I0·T·exp(−αopt ·y). (1.25)

Die sog. optische Eindringtiefe α−1

opt gibt dann die Distanz, bei der die Intensität ITder

Strahlung in einem Medium auf ca. 37% des Eingangswertes I0·Tabgenommen hat.

Rekombinationsprozesse Durch die Bestrahlung des Halbleiters mit Licht werden für

Photonenenergien oberhalb der Bandlückenenergie Elektronen und Löcher paarweise er-

zeugt, so dass im Gleichgewicht die Überschussträgerdichten für Elektronen ∆nund Lö-

cher ∆pgleich sind (∆n= ∆p). Damit erhöhen sich die Gesamtkonzentrationen für

Elektronen nund Löcher pauf n= ∆n+n0und p= ∆p+p0, wobei n0und p0

die Gleichgewichtskonzentrationen ohne Bestrahlung sind. Die freien Elektronen und Lö-

cher befinden sich jedoch zunächst im Nichtgleichgewicht mit dem jeweiligen Band und

relaxieren durch Stöße sowohl untereinander als auch mit dem Gitter bis sich Quasi-

Gleichgewichtsverteilungen eingestellt haben. Nach diesem, auch als Thermalisierung be-

zeichneten Vorgang rekombinieren die Überschussladungsträger entweder strahlend oder

nichtstrahlend. Während die Überschussenergie bei der strahlenden Rekombination unter

Erzeugung von Photonen freigesetzt wird (spontan oder stimuliert), sind bei der nicht-

strahlenen Rekombination entweder Phononen beteiligt (Shockley-Read-Hall-Rekombi-

nation, kurz: SRH-Rekombination) oder es werden weitere freie Ladungsträger erzeugt

(Auger-Rekombination). So lange im Halbleiter keine Besetzungsinversion vorherrscht,

spielt die stimulierte Emission keine Rolle. Die Gesamtrekombinationsrate ist dann die

Summe der Rekombinationsraten entsprechend der oben genannten Prozesse

R=∆n

τrec

=RSRH +Rsp +RAuger.(1.26)

mit der effektiven Rekombinationslebensdauer τrec. Für die Untersuchungen im Rahmen

dieser Arbeit ist wegen der geringen Überschussträgerdichten ∆nallerdings nur die SRH-

Rekombination wesentlich, was am im Folgenden gezeigt werden soll. Dazu werden die

Beiträge aus Gl. (1.26) zunächst im einzelnen vorgestellt und am Ende des Abschnitts

miteinander verglichen.

1.1. ALGAN-MATERIALSYSTEM 13

Die SRH-Rekombinationsrate RSRH wird durch die Wechselwirkung freier Ladungsträ-

ger mit tiefliegenden Energieniveaus Et, z.B. von geladenen Störstellen, induziert und

geschieht strahlungslos unter der Beteiligung von Phononen. Nach Shockley, Read und

Hall [72, 73] ist die Rate dieses zweistufigen Prozesses durch

RSRH =np −n2

τp·n−ni·exp h(Et−Ei)

kT i+τn·p−ni·exp h(Ei−Et)

kT i (1.27)

gegeben mit τnund τpals Einfangzeit für Elektronen bzw. Löcher an der Störstelle,

ni=√n0p0der intrinsischen Ladungsträgerkonzentration und Eidem damit verknüpften

intrinsischen Fermi-Niveau. Die Lebensdauern sind vom Einfangsquerschnitt σtund der

homogenen Dichte Ntdes beteiligten Rekombinationszentrums abhängig

τi=1

(σt,i·vth,i·Nt)(mit i=n,p)(1.28)

wobei vth,i=p3kT/(m∗

im0)die jeweilige thermische Geschwindigkeit bezeichnet. Damit

sind die Ladungsträgerlebensdauern der Elektronen und Löcher wiederum über

τn

τp

=σt,p

σt,n·sm∗

m∗

(1.29)

direkt miteinander verknüpft. Der Wurzelfaktor in Gl. (1.29) liegt zwischen 0,45 für GaN

und 0,83 für AlN (vgl. Tabelle A.2). Die Einfangquerschnitte σt,ikönnen jedoch wegen

des elektronischen Charakters einer Störstelle stärker voneinander abweichen. Dies soll

im Folgenden qualitativ erläutert werden. Geometrische Querschnitte von Atomen lassen

sich aus ihren Kovalenzradien ableiten und liegen ca. bei 10−15 cm−2. Je nach dem, wie

groß Etist, muss bei dem Einfang z.B. eines Elektrons durch eine anziehende Coulomb-

Wechselwirkung mit der Störstelle eine Energie zwischen einigen 100 meV bis zu 3eV (also

Eg/2für AlN) durch die Streuung an Phononen dissipiert werden. Ab Phononenenergi-

en von einiger 10meV – in AlxGa1−xN sind es sogar ∼100meV [74] – ist die simultane

Erzeugung mehrerer Phononen allerdings eher unwahrscheinlich und optische Einfang-

querschnitte lägen theoretisch sogar bei 10−16 cm−2[75]. Experimentell bestimmte Werte

verschiedener Zentren in Germanium und Silizium betragen jedoch bis zu 10−12 cm−2, was

anhand einer sequentiellen Multi-Phononen-Rekombination über die angeregten Zustän-

de der Störstelle erklärt werden kann [76]. Der Elektroneneinfang führt jedoch nicht not-

wendigerweise zur einer Neutralisierung oder Vorzeichenumkehr des Störstellenpotentials.

Liegt also weiterhin eine für Löcher abstoßende Wechselwirkung vor, so ist der optische

Einfangquerschnitt für Löcher aufgrund der damit verbundenen Energiebarriere i. A. ge-

ring. Die Emission des Elektrons aus dem Grundzustand der Störstelle in das Valenzband,

also der Einfang eines Loches, hätte somit einen geringeren Querschnitt. Entsprechende

Überlegungen lassen sich ebenso für Störstellen mit umgekehrtem elektronischen Cha-

rakter, abstoßend für Elektronen und anziehend für Löcher, ableiten. Gewisse Störstellen

mögen ungeladene Zustände induzieren, jedoch bewirkt schon die räumliche Verzerrung

des Kristallgitters aufgrund der Änderung von Bindungslängen bzw. -winkeln i. A. eine

14 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

= 2/(πTDD)

-1/2

≈ 2λ

≈ a

Abbildung 1.5.: Zur Veranschaulichung der Rekombination an Durchstoßversetzungen. Der Abstand der

Versetzungen ist durch 2rTD gegeben. Liegt der Durchmesser des Versetzungskerns (rot) in der Größenordnung

der basalen Gitterkonstanten a0dann ist der Durchmesser der Raumladungszone (blau) einer negativ geladenen

Versetzung in etwa 2λD.

lokale Änderung des elektrostatischen Potentials und wirkt sich entsprechend auf freie

Ladungsträger aus.

Der Einfluss von Durchstoßversetzungen auf die Bewegung von freien Ladungsträgern in

GaN wird in verschiedenen Veröffentlichungen diskutiert [23, 77, 78, 79, 80]. Die Grundan-

nahme ist hierbei, dass Linienversetzungen mit Stufencharakter akzeptorartige Zustände

in der Bandlücke im GaN induzieren [81]. Zunächst können also Elektronen eingefangen

werden und die Versetzung entsprechend negativ laden. Daraufhin bildet sich eine Raum-

ladungszone um die Versetzung aus, die innerhalb einer Debye-Länge (λD∝n−1/2) durch

freie Elektronen abgeschirmt wird. Freie Löcher, die sich innerhalb dieses Radius befin-

den, werden also von der Versetzungslinie angezogen und rekombinieren nichtstrahlend

mit den zuvor eingefangenen Elektronen. Bei einer gegebenen (flächigen) Durchstoßver-

setzungsdichte (TDD, engl.: threading dislocation density) wird also, wie in Abbildung 1.5

skizziert, die Diffusion von Löchern innerhalb eines Ringzylindervolumens mit äußerem

Radius rTD ∝1/√TDD und innerem Radius λDbetrachet, der sich die Drift im elektri-

schen Feld der RLZ bis zum Versetzungskern, dessen Durchmesser in etwa in der Grö-

ßenordnung der basalen Gitterkonstante a0liegt, anschließt. Von Karpov und Makarov

wurden auf Basis dieser Überlegungen analytische Ausdrücke für die Einfangzeiten τivon

Elektronen (i=n) und Löchern (i=p) an flächig verteilten Durchstoßversetzungen aus

einem Drift-Diffusions-Ansatz abgeleitet [23]

τi=1

4πDi·TDD ×2Di

a0vth,iS−3

2−ln {πa2

0·TDD}i=n,p(1.30)

Di: Diffusionskonstante, TDD: Durchstoßversetzungsdichte in cm−2,a0: basa-

le Gitterkonstante, vth,i: thermische Geschwindigkeit, S: Anteil elektrisch aktiver

Besetzungsstellen entlang einer Versetzungslinie

Die zugrundeliegenden Randbedingungen sind, dass Ladungsträger zu einer individuellen

Versetzung innerhalb eines Zylinders mit Radius rTD diffundieren, wobei die Einfangra-

te am Versetzungskern durch die thermische Geschwindigkeit der Ladungstäger limitiert

wird.

1.1. ALGAN-MATERIALSYSTEM 15

Die spontane Rekombinationsrate in Gl. (1.26) schreibt sich mit dem bimolekularen Re-

kombinationskoeffizienten B

Rsp =B·(np −n2

i). (1.31)

Der materialspezifische B-Koeffizient liegt für verschiedene direkte Halbleiter in der Grö-

ßenordnung einiger 10−11 cm3s−1(s. [82, Tab. 6-1, S. 111]. Für GaN auf Saphir wurde

von Im et al. mittels zeitaufgelöster Photolumineszenz und Absorptionesspektroskopie

B≈2,4 ×10−11 cm3s−1ermittelt [83]. Jedoch ist generell zu beachten, dass bei hohen

Überschussträgerdichten ∆n&n0keine Maxwell-Boltzmann-Statistik mehr vorliegt und

deshalb zur Berücksichtigung der einsetzenden Phasenraumfüllung bei einer theoretischen

Bestimmung von Rsp die Fermi-Dirac-Verteilung zugrunde gelegt werden muss [84, 85, 86].

Mittels DFT-Rechungen wurde für III-Nitride ein Ausdruck der Form [86]

B(∆n,T) = B0(T)

(1 + ∆n/∆nc)b(1.32)

ermittelt, der den Bimolekularkoeffizienten B0(T)im Boltzmann-Limit (kleine ∆n), wel-

cher mit steigender Temperatur sinkt, sowie eine kritische Überschussträgerdichte ∆nc

berücksichtigt, ab welcher die Phasenraumfüllung einsetzt (Fitparameter b≈0, 8...1).

Auger-Rekombination spielt erst für sehr hohe Dotier- oder Überschussträgerkonzentra-

tionen eine Rolle. Das liegt hauptsächlich daran, dass die Wahrscheinlichkeit eines Drei-

Teilchen-Prozesses bei geringen Konzentrationen freier Ladungsträger nund pklein ist.

Für solche Prozesse, bei denen Elektronen erzeugt werden (eeh), schreibt sich die Über-

gangsrate in Gl. (1.26)

RAuger =C·(np −n2

i)·n(1.33)

mit dem Auger-Koeffizienten C. Für Halbleiter mit kleineren Bandlücken sinkt Ctendenti-

ell mit steigender Bandlückenenergie z. B. von 10−26 cm6s−1für InAs [87] über 10−27 cm6s−1

für GaSb [87] auf 10−30 cm6s−1für GaAs [88] (vgl. [89, Abb. 3]). Für III-Nitride herrscht

allerdings kein Konsens über die genaue Bestimmung von C. Werte für InGaN finden

sich jedoch in der Literatur zwischen 10−29 cm6s−1und 10−31 cm6s−1[89, 90]. Für AlGaN

wird jedoch ein weiteres Sinken von Cmit steigender Bandlückenenergie vorausgesagt [91].

Es folgt ein Vergleich der bisher genannten Rekombinationsprozesse innerhalb (1) und au-

ßerhalb (2) der RLZ eines AlGaN-basierten Schottky-Kontaktes (vgl. Skizze in Abb. 1.6a).

Zur Vereinfachung werden überall gleiche SRH-Einfangzeiten für Elektronen und Löcher

τn=τp=: τSRH sowie Et=Eiangenommen. Für n-dotiertes AlGaN gelte außerdem

überall näherungsweise n0p0,ni. Bei optischer Anregung sind die Überschussträger-

dichten ∆nund ∆pim Quasi-Gleichgewicht gleich groß (∆n= ∆p), so dass die einzelnen

Rekombinationsraten nach den Gln. (1.27), (1.31) und (1.33) zu

RSRH =(∆n+n0)

τSRH ·(2∆n+n0)·∆n=: A·∆n(1.34)

Rsp =B·(∆n+n0)·∆n(1.35)

RAuger =C·(∆n+n0)2·∆n(1.36)

16 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

n0  0 n0 ≈ ND

RLZ

1 2

(a) (b)

Abbildung 1.6.: Zur Erläuterung der unterschiedlichen Rekombinationsraten. (a) Schema des Bandverlaufs

am Schottky-Kontakt. Zur Vereinfachung wird die Hintergrund-Elektronenkonzentration n0in der RLZ (1)

vernachlässigt, während sie im feldfreien Gebiet (2) durch die Dichte der (ionisierten) Donatoren gegeben

ist. (b) Nach Gln. (1.34) bis (1.37) berechnete inverse Rekombinationszeit 1/τrec für drei SRH-Lebensdauern

τSRH von 1 ps (blau), 1ns (rot) und 1 ms (schwarz) in der RLZ (1, durchgezogen) bzw. im feldfreien Gebiet

(2, gestrichelt). Die Raten der spontanen und der Auger Rekombination wurden zur Anschaulichkeit über

Änderungen von Bund Cvariiert (vgl. graue Linien).

vereinfacht werden können. Dies eingesetzt in Gl. (1.26) ergibt dann für die inverse Re-

kombinationslebensdauer den Zusammenhang

τrec

=A+B·(∆n+n0) + C·(∆n+n0)2, (1.37)

der in Abbildung 1.6b für ND= 1017 cm−3,B= 10−10 cm−3s−1und C= 10−31 cm−6s−1

für drei verschiedene SRH-Rekombinationszeiten τSRH doppeltlogarithmisch dargestellt

ist. In allen drei Fällen ergibt sich bei geringen ∆nein konstanter Teil τ−1

rec =A. Für klei-

ne ∆nunterscheiden sich jedoch die inversen Lebensdauern innerhalb der RLZ (durch-

gezogene Linien) und außerhalb davon (gestrichelte Linen). Dies lässt sich durch eine

Fallunterscheidung zwischen ∆nund n0aus Gl. (1.34) erklären:

In der RLZ ist ∆nn0und es gilt A= 1/(2 ·τSRH ). Im intrinsischen Bereich jedoch ist

n0≈NDund für ∆n < 1017cm−3ist A= 1/τSRH . Für ∆n=NDsinkt Aauf 2/(3 ·τSRH )

und geht für ∆n>NDin 1/(2 ·τSRH )über. In der RLZ ist die SRH-Rekombination also

gering, da beide Ladungsträgersorten zu gleichen Teilen vorliegen, d.h. es gibt keine aus-

gezeichneten Minoritäts- oder Majoritätsladungsträger. Im intrinsischen Bereich, wo für

∆nn0jedoch noch Elektronen als Majoritätsträger vorliegen, sinkt die SRH-Rate erst

dann ebenfalls ab, wenn die erzeugte Überschussträgerdichte ∆n= ∆pn0die Rolle

von Minoritäts- und Majoritätsträgern aufhebt

Ist die SRH-Rekombination gering (τSRH =1ms) wird mit steigender Überschussträger-

1.2. METALL-HALBLEITER-METALL PHOTODETEKTOREN 17

dichte erst der lineare Anstieg der inversen Lebensdauer τ−1

rec aufgrund spontaner Emis-

sion (ab ∆n≈1015 cm−3) und danach der quadratische Anstieg aufgrund von Auger-

Rekombination (ab ∆n≈1021 cm−3) erkennbar. Bei sehr hoher SRH-Rekombination

(τSRH =1ps) macht sich die spontane Emission dagegen nicht bemerkbar bis Auger-

Prozesse die Gesamtrekombination dominieren.

Die Markierungen im konstanten Teil jeder Kurve geben die optisch induzierte Über-

schussträgerdichte ∆nan, welche sich bei einer homogenen Photogenerationsrate Gopt

von 1020cm−3s−1gemäß Gopt =R= ∆n/τrec ergibt. Dieses Maß für die experimentell

vorliegende Obergrenze (daher der Pfeil nach kleinen ∆n) in allen Untersuchungen dieser

Arbeit, wurde unter den Annahmen eines Absorptionskoeffizienten von ∼105cm−1bei

der Photonenenergie von 5eV und einer experimentell vorliegenden optischen Leistung I0

von .1 mW cm−2gemäß Gl. (1.25) über Gopt =−∂yIT(y)≈αT ·I0/Eopt abgeschätzt.

Bei solch geringer Photogeneration sind demnach für τSRH zwischen 1ps und 1ms sowohl

die spontante Emission als auch die Auger-Rekombination vernachlässigbar.

Wären Boder Cjeweils um zwei Größenordnungen höher (graue Linien) würden die

Prozesse jeweils bei entsprechend kleineren ∆neinsetzen und für 1ms ergäbe sich sogar

spontane Emission unter einer geringen Anregungsleistung im Experiment. Dieser Fall ist

jedoch eher unrealistisch, da sowohl Bals auch τSRH der Anschaulichkeit halber zu hoch

angesetzt sind. Wie sich im Ergebnisteil zeigen wird, sind τSRH-Werte zwischen einigen

10ps und 1 ns plausibel.

1.2. Metall-Halbleiter-Metall Photodetektoren

In dieser Arbeit werden die Eigenschaften von Metall-Halbleiter-Metall Photodetektoren

(im Folgenden: MSM PD) untersucht. Dieser Detektortyp weist gegenüber anderen Bau-

formen, wie z.B. Schottky- oder pin-Dioden, einen besonders einfachen Aufbau auf (s.

Abb. 1.7).

Absorber

Elektroden

(Draufsicht)

Substrat

Absorber

Elektroden

(Querschnitt)

(a) (b)

Abbildung 1.7.: (a) Querschnitts- und (b) Draufsichtsskizzen des Aufbaus eines MSM PD

Bei einem MSM PD sind demnach fingerartige Metallelektrodenpaare koplanar auf der

Oberfläche einer Halbleiterstruktur aufgebracht. Bei der obersten Schicht der Halbleiter-

struktur handelt es sich häufig um die photoaktive Absorberschicht.

18 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

ΦB

e·Vbi

wRLZ

n-HL

n-Halbleiter EV

WM χS

WM-χS > 0

EF,M EF,S

Metall

E∞

(a) (b)

Abbildung 1.8.: (a) Zum Zustandekommen eines Schottky-Kontakts zwischen einem Metall und einem n-typ

Halbleiter. Links: Räumlicher Bandverlauf in Metall und Halbleiter im Vakuum vor dem Kontakt. Rechts:

Bandverlauf des Metall/Halbleiter-Übergangs. (b) Nach Gl. (A.11) und (A.12) mit εr= 8.7 und Vbi ≈1 V

berechnete Spannungsabhängigkeiten der Weite wRLZ der RLZ (links) und des maximalen Feldstärkebetrages

|Fmax|(rechts) bei Dotierungen NDvon 1015 cm−3, 1016 cm−3und 1017 cm−3.

Da die Funktionsweise von MSM PD auf dem elektrischen Verhalten von Schottky-

Kontakten basiert, wird im Folgenden zunächst der Stromtransport am einfachen Schottky-

Kontakt erläutert. Daran schließt sich eine Beschreibung des Dunkelstromverhaltens und

der externen Quanteneffizienz von MSM Photodetektoren an und am Ende dieses Ab-

schnittes wird auf den Stand der Forschung eingegangen.

1.2.1. Schottky-Barriere und Raumladungszone

Wird ein Metall (M) in direkten Kontakt mit einem n-Halbleiter (S) gebracht (s. Abb. 1.8 a),

gleichen sich die Ferminiveaus beider Materialien durch die Diffusion freier Ladungsträger

über die Kontaktfläche an. Ist hierbei die Austrittsarbeit des Metalls WMgrößer als die

Elektronenaffinität des Halbleiters χSresultiert eine abrupte Energiebarriere φBfür den

Elektronenfluss vom Metall in den Halbleiter. Im Idealfall – ein perfekter Halbleiter ohne

Oberflächenzustände sowie konstante WMund χSan der Kontaktfläche (Schottky-Mott-

Limit) – ist die Potentialdifferenz φB, die sog. Schottky-Barriere, durch

ΦB:= e·φB=WM−χS(1.38)

mit der Elementarladung egegeben. Aus dem Halbleiter diffundieren somit freie Elektro-

nen in das Metall bis EF,M =EF,S ist. Die Coulomb-Wechselwirkung der dort entstande-

nen Elektronenanreicherung mit dem freien Elektronengas wird allerdings innerhalb der

Thomas-Fermi Abschirmlänge von ca. k−1

TF ≈0,5Å abgeschirmt. Im Halbleiter hingegen

bildet sich eine positiv geladene Raumladungszone (RLZ) aufgrund der zurückbleibenden

ionisierten Donatorionen aus, innerhalb derer die Energiebänder (EC: Leitungsband, EV:

Valenzband) um das sog. Kontaktpotential e·Vbi absinken (bi: built-in).

Weite der RLZ und elektrische Feldstärke Für den MSM Photodetektor sind nun

die Eigenschaften der im Halbleiter vorliegenden RLZ von grundlegender Bedeutung.

1.2. METALL-HALBLEITER-METALL PHOTODETEKTOREN 19

ΔΦ

Oberfläche

OF-Zustände

(negativ geladen)

Halbleiter

(a) (b)

Abbildung 1.9.: (a) Fermi-Level-Pinning an der Halbleiteroberfläche. (b) Barrier-Lowering am Schottky-

Kontakt. (vgl. Text)

Im Anhang A.4 werden einfache analytische Ausdrücke für die Ausdehnung wRLZ der

RLZ in den Halbleiter sowie den Betrag der maximalen elektrischen Feldstärke |Fmax|

am Kontakt über die sog. Schottky-Näherung abgeleitet. Deren Abhängigkeit von der

externen Vorspannung Uund der Dotierkonzentration NDist im Wesentlichen durch

wRLZ ∝p(Vbi −U)/NDbzw. |Fmax| ∝ pND·(Vbi −U)gegeben und in Abbildung 1.8 b

dargestellt. Für U < Vbi nehmen beide Größen wurzelförmig mit steigender Rückwärtss-

pannung zu. Die RLZ ist bei niedriger Dotierung sehr weit ausgedehnt, während umge-

kehrt die elektrische Feldstärke gerade bei hoher Dotierung sehr hoch wird.

Fermi-Level-Pinning und Barrier-Lowering Die Halbleiteroberfläche unterscheidet sich

in ihren elektronischen Eigenschaften vom Volumenmaterial. Zum einen wird die Kristall-

symmetrie abrupt gestört und zum anderen lagert sich auf einer ungeschützten Oberfläche

eine Vielzahl von Verunreinigungen aus der Umgebungsatmosphäre an. Beides wirkt sich

auf die Bindungsverhältnisse aus und es bilden sich in den ersten nm der Oberfläche

energetische Zustände innerhalb der Bandlücke aus, die von Elektronen besetzt werden

können. Dadurch wird das Fermi-Niveau an der Oberfläche eines Halbleiters an diesen

Zuständen festgehalten (engl.: Fermi-level-pinning) und es bildet sich, je nach energeti-

scher Lage und Ladungszustand eine Verarmungs- oder Anreicherungsrandschicht für freie

Ladungsträger aus (s. Abb. 1.9 a). Dies bewirkt unter Umständen starke Abweichungen

der Schottky-Barrierenhöhe nach Gl. (1.38) und führt bei besonders hohen Oberflächenzu-

standsdichten sogar zu einer vom Metall unabhängigen Barrierenhöhe. Unabhängig davon

wird die Barrierehöhe durch den sog. Schottky-Effekt beeinflusst (s. Abb. 1.9 b). Hierbei

handelt es sich um eine durch Bildladungen induzierte Verringerung der Schottky-Barriere

∆φBL (BL, engl.: barrier-lowering) am Schottky-Kontakt. Freie Ladungsträger, die sich

im Halbleiter nah am Kontakt befinden, induzieren im Metall entgegengesetzt geladene

Bildladungen, so dass sich das elektrische Potential aufgrund der Coulomb-Anziehung zwi-

schen den Ladungen erhöht und die Schottky-Barriere sinkt. Die Änderung ∆φBL hängt

über

∆φBL =re·F

4πεS

(1.39)

20 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

direkt mit der elektrischen Feldstärke Fzusammen und ist somit nach Gl. (A.12) auch

schon ohne eine angelegte Vorspannung vorhanden (F(0 V) ∝√NDVbi).

1.2.2. Stromfluss am Schottky-Kontakt

Zum Stromfluss am Schottky-Kontakt tragen hauptsächlich Majoritätsladungsträger (hier

Elektronen) bei. Wie in Abb. 1.10 a für einen rückwärtsgepolten Schottky-Kontakt skiz-

ziert, handelt es sich hierbei zum einen um die thermionische Emission (TE) von Elek-

tronen aus dem Metall über die Schottky-Barriere und zum anderen um die quantenme-

chanischen Tunnelprozesse thermionische Feldemission (TFE) und Feldemission (FE) von

Elektronen durch die Barriere. Die Theorien für diese Mechanismen werden ausführlich in

einer Vielzahl von Veröffentlichungen und Textbüchern beschrieben (z.B. in [92, 93] und

[94]), so dass hier nur kurz auf die grundlegenden Charakteristika eingegangen wiederge-

geben werden.

Thermionische Emission (TE) Bei thermionischer Emission lässt sich das Strom-

Spannungs-Verhalten eines idealen Schottky-Kontaktes in Form einer Diodengleichung

schreiben

ITE =Isat ·exp eU

kBT−1, (1.40)

e: Elementarladung, Isat: Sättigungsstrom, U: Vorspannung, kB: Boltzmann-Konstante,

T: Temperatur

wobei der Sättigungsstrom Isat die Höhe des Stromflusses in Rückwärtsrichtung (U < 0)

bestimmt und durch

Isat =A·A∗·T2exp −ΦB

kBT(1.41)

mit der Kontaktfläche Aund der Richardson-Konstanten A∗= 4πem∗kB/h3gegeben ist

(m∗: effektive Elektronenmasse, h: Planck-Kontante). Eine Korrektur ist jedoch unmit-

telbar durch die oben beschriebene Barrierenreduktion einzubringen, so dass der Rück-

wärtssättigunsstrom eines Schottky-Kontaktes vielmehr durch

IBL =A·A∗·T2·exp −1

kBT"ΦB−eF

4πεSε01/2#! (1.42)

beschrieben wird. In Abbildung 1.10 b sind die nach den Gleichungen (1.40) bis (1.42)

berechneten Strom-Spannungs-Kennlinien von 29 rückwärtsgepolten Schottky-Kontakten

bei drei verschiedenen Dotierungen NDgezeigt. Während ein reiner thermionischer Emis-

sionsstrom (TE) unabhängig von der (Rückwärts-)Vorspannung und der Dotierung ist

(ITE ∼10−14 A), nimmt ein durch Barrier-Lowering verursachter Storm (BL) dagegen

mit steigender Spannung und steigender Dotierung zu.

1.2. METALL-HALBLEITER-METALL PHOTODETEKTOREN 21

TFE

U < 0

(a) (b)

Abbildung 1.10.: Zur Erläuterung des Stromtransports am rückwärtsgepolten Schottky-Kontakt. (a)

Skizze zur Veranschaulichung der Strombeiträge. (b) Nach Gln. (1.40) bis (1.44) berechnete Strom-

Spannungskenninien von 29 rückwärtsgepolten Schottky-Kontakten der Gesamtfläche A= 29·2µm×400 µm

mit ΦB=1 eV bei T=300 K für drei verschiedene Dotierungen ND=1016 cm−3, 1017 cm−3und 1018 cm−3.

(vgl. Text)

Thermionische Feldemission (TFE) und Feldemission (FE) Bei der thermionischen

Feldemission (TFE) tunneln Elektronen einer bestimmten Energie EF,M < E < ΦBdurch

die Schottky-Barriere in den Halbleiter. Dieser Mechanismus stellt einen Übergangsbe-

reich zwischen der TE und der Feldemission (FE) von Elektronen bei E=EF,M dar.

Die Theorie für diese beiden Tunnelmechanismen wurde von Padovani und Stratton in

Ref. [93] ausgearbeitet. Hatakeyama leitet in Ref. [95] analytische Ausdrücke ab

ITFE =A·A∗·T1/2·F·s(e~)2π

2mk3

B·exp −1

kBTΦB−(e~F)2

24m(kBT)2 (1.43)

IFE =A·A∗·T·

π·exp −4√2m

3e~F(ΦB−∆ΦBL)3/2

2√2mkB

e~F(ΦB−∆ΦBL)1/2·sin 2√2mπkBT

e~F(ΦB−∆ΦBL)1/2,

(1.44)

die ebenfalls in dem Zahlenbeispiel in Abbildung 1.10 b mit aufgetragen sind. Wie beim

BL ist für TFE und FE die Feldabhängigkeit (F∝√U) sehr stark ausgeprägt. Ein

TFE-Strom (Gl. (1.43)) verläuft zunächst wie ein BL-Strom, überragt diesen dann bei ei-

ner, mit zunehmender Dotierung sinkenden Spannung. Ebenso wird ein reiner FE-Strom

(Gl. (1.41)) erst bei hohen Dotierungen bzw. hohen Feldern gegenüber TE und TFE re-

levant und übersteigt diese bei ausreichend hohen Spannungen.

Es kann also festgehalten werden, dass der Gesamtstrom eines rückwärtsgepolten Schottky-

Kontaktes neben der TE durch BL, TFE oder FE bestimmt wird. Dabei bestimmt die

Höhe des elektrischen Feldes am Kontakt – gegeben durch Spannung und Dotierung –

welcher der Mechnismen dominiert.

22 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

ΔΦ

p,BL

e(Vbi−V)

wRLZ

< U

wRLZ

F(x)

x x

> U

E(x)

(a) (b) (c) (d)

Abbildung 1.11.: Zum Dunkelstromverhalten einer MSM-Struktur. Nach Ref. [56] skizzierte Bandverläufe

E(x)(oben) und Feldprofile F(x)(unten) einer eindimensionalen MSM-Einheitszelle (a) unterhalb bzw. (b) bei

der Durchreichspannung URT sowie (c) bei der Flachbandspannung UFB. (d) Oberhalb der Flachbandspannung

setzt für den Fall Φp<Φnein Lochstrom aufgrund der (Löcher-)Barrieren-Reduktion ∆Φp,BL ein.

1.2.3. Dunkelstrom einer MSM-Struktur

Eine MSM-Struktur besteht im Wesentlichen aus einer alternierenden Abfolge von Schott-

ky-Kontaktpaaren, deren Strom-Spannungsverhalten im letzten Abschnitt beschrieben

wurde. Für analytische Betrachtungen der Ströme in planaren MSM-Strukturen (vgl.

Abb. 1.7) wird deren Geometrie häufig auf zwei oder gar nur eine Dimension reduziert.

Unter Ausnutzung der Periodizität sich wiederholender Elektrodenpaare ist diese Vorge-

hensweise prinzipiell völlig ausreichend, um das Bauteilverhalten in seinen Grundzügen

nachvollziehen zu können. Die Einheitszelle einer MSM-Struktur besteht nun aus zwei

Schottky-Kontakten, die jeweils gegeneinander gepolt sind. Wird also eine Spannung zwi-

schen den Kontakten angelegt, dann verhält sich der Kontakt auf höherem Potential wie

ein vorwärtsgepolter Schottky-Kontakt, während sich jener auf niedrigerem Potential da-

gegen wie ein rückwärtsgepolter Schottky-Kontakt verhält, an dem beinahe die gesamte

Spannung abfällt. Demnach wird der Dunkelstromfluss durch die MSM-Struktur in erster

Linie durch die oben beschriebenen Mechanismen TE, BL, TFE und FE am rückwärts ge-

polten Kontakt bestimmt. Die Strom-Spannungs-Kennlinie einer MSM-Struktur ist somit

symmetrisch um den Spannungsnullpunkt und kann im Wesentlichen durch die Gln. (1.40)

bis (1.44) beschrieben werden.

Eine ausführliche Behandlung des Dunkelstroms in einer MSM-Struktur findet sich in

Ref. [56] von Sze et al.. Dort wird unter Berücksichtung von TE und BL anschaulich

vorgeführt, dass der Betrieb eines MSM-Bauteils anhand der Ausdehnung der RLZ am

rückwärtsgepolten Kontakt in unterschieldiche Spannungsbereiche eingeteilt werden kann

(vgl. Abb. 1.11):

•Unterhalb der Durchreichspannung URT (Abb. 1.11 a) sind die RLZ am linken und

am rechten Kontakt unterschiedlich groß und die elektrischen Felder haben unter-

schiedliche Richtungen.

•Der Spannungsabfall URT am linken Kontakt ist so groß, dass die entsprechende

RLZ gerade bis zur rechten RLZ durchreicht (Abb. 1.11 b).

1.2. METALL-HALBLEITER-METALL PHOTODETEKTOREN 23

•Der Flachbandfall (Abb. 1.11 c) ist dann erreicht, wenn das elektrische Feld in der

rechten RLZ komplett abgebaut ist (E=−∂xF= 0).

•Oberhalb der Flachbandspannung UFB wird am rechten Kontakt zunehmend die

Schottky-Barriere Φpfür Löcher abgebaut (Abb. 1.11 d). Wenn diese gar geringer

ist, als jene für Elektronen (Φp<Φn), dann kann durch die zunehmend fortschrei-

tende Barrieren-Reduktion um ∆Φp,BL am rechten Kontakt sogar ein Minortitäts-

ladungsträgerstrom injiziert werden.

Abgesehen vom letzten Punkt ist dieses Verhalten für das Verständnis der Photoströme in

einem MSM PD von grundlegender Bedeutung. Für den Fall der koplanaren Strukturen

kann in erster Näherung zunächst davon ausgegangen werden, dass sich die Ausdehnung

der RLZ in lateraler Richtung (=zwischen den Elektroden) in vergleichbarer Art und

Weise abspielt.

1.2.4. Photostrom und externe Quanteneffizienz eines MSM PD

Werden im Absorber einer MSM-Struktur Ladungsträgerpaare durch Photogeneration er-

zeugt, dann fließen interne Diffusions- und Driftströme zu bzw. in den verschiedenen RLZ.

Liou et al. hat einfache analytische Ausdrücke abgeleitet [96], anhand derer nachfolgend

das Zusandekommen des Photostroms eines MSM PD nachvollzogen werden soll (vgl.

Abb. 1.12).

RLZ,links

RLZ,rechts

opt

U < URT

Abbildung 1.12.: Zum Photostromverhalten einer MSM-Struktur. (vgl. Text)

Photostrom Ladungsträgerpaare, die direkt in einer RLZ photogeneriert werden, wer-

den durch das vorherrschende elektrische Feld sofort voneinander getrennt und es re-

sultiert ein (interner) Driftphotostrom, dessen Höhe von der Photogenerationsrate Gopt

und der Weite wRLZ der RLZ abhängt [96]. Da die elektrischen Felder in den beiden

RLZ einer MSM-Einheitszelle zueinander gegenläufige Driftströme bewirken, ist der im

externen Stromkreis induzierte Gesamtphotostrom gerade durch die Differenz der beiden

RLZ-Weiten gegeben

IDrift

photo ∝Gopt ·wlinks

RLZ −wrechts

RLZ . (1.45)

24 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

Weit unterhalb der Durchreichspannung URT ist der größte Teil des Bereichs zwischen

den Elektroden feldfrei. Minoritätsladungsträger, die hier photogeneriert werden, errei-

chen die RLZ nur, wenn deren Diffusionslänge Lpausreichend ist. Dies bewirkt einen

Diffusionsphotostrom, der näherungsweise durch

IDiff

photo ∝Gopt ·Lp·tanh sEl −wlinks

RLZ

Lp(1.46)

mit den Elektrodenabstand sEl gegeben ist (vgl. [96] und Gl. (A.32) im Anhang A.5). Ist

die Diffusionslänge Lpnun sehr kurz gegenüber dem feldfreien Bereich sEl −wlinks

RLZ wird

tanh(x)→1und der Diffusionsstromanteil wird schließlich für LpwRLZ zunehmend

vernachlässigbar.

Unterhalb der Durchreichspannung URT hängt die Höhe des Gesamtphotostroms IDrift

photo +

IDiff

photo hängt also hauptsächlich von der Photogenerationsrate, der Ausdehnung der revers

vorgespannten RLZ (ab hier auch kurz: wU) und der Diffusionslänge der Minoritätsla-

dungsträger ab.

Ab der Durchreichspannung URT – und vielmehr noch ab der Flachbandspannung UFB –

fließt dann der maximal erreichbare Photostrom

Iphoto,FB ∝Gopt ·sEl, (1.47)

der nur noch durch die Photogenerationsrate und den Elektrodenabstand limitiert wird.

Die Photogenerationsrate beinhaltet in diesen Gleichungen den optischen Einkoppelver-

lust durch die Elektrodenabschattung und die Reflektion an der Halbleiteroberfläche. Da

sich die RLZ unter umgekehrter Vorspannung identisch verkehrt verhalten, resultiert, wie

auch beim Dunkelstrom eine symmetrische Photostrom-Spannungs-Charakteristik.

Empfindlichkeit, Linearität und externe Quanteneffizienz Bei den Gleichungen (1.45)

bis (1.47) wurde vorausgesetzt, dass der Betrag des Photostroms und die optische Leistung

Popt zueinander linear sind

|Iphoto| ∝ Popt ⇔Rsp =|Iphoto|

Popt

, (1.48)

wobei die Proportionalitätskonstante Rsp als Empfindlichkeit eines Photodetektors be-

zeichnet wird. Diese vielmehr technisch relevante Größe hat die Einheit A/W. Damit die

Gleichungsfolge 1.48 erfüllt ist, muss die Emfindlichkeit also unabhängig von der einge-

strahlten Leistung sein.

Die externe Quanteneffizienz eines Photodetektors ist definiert als

EQE(λ,U) = gemessene Ladungen

eingestrahlte Photonen (1.49)

=|Iphoto(λ,U)|/e

Popt(λ)/Eopt(λ)=Rsp(λ,U)·Eopt(λ)

e(1.50)

und damit bei gegebener Wellenlänge λund Vorspannung Uüber die Empfindlichkeit

Rsp(λ,U)und die Photonenenergie Eopt(λ)experimentell bestimmbar.

1.2. METALL-HALBLEITER-METALL PHOTODETEKTOREN 25

1.2.5. Einfaches 1D-Modell für die EQE eines MSM PD

Angelehnt an ein allgemeines theoretisches Modell nach Geist et al. für die EQE eines PD

mit einer planar durchgängigen RLZ [97, 98], wird nun ein analytischer Ausdruck für die

EQE eines MSM PD hergeleitet. Grundlegend ist zunächst die Faktorisierung der EQE

gemäß [98]

EQE(λ) = Topt(λ)·Y(λ)·CE(λ)(1.51)

wobei Topt der Anteil der in das Bauteil an der Oberfläche transmittierten optischen Leis-

tung, Ydie Quantenausbeute und CE die Sammeleffizienz photogenerierter Ladungsträ-

ger (CE, engl.: collection efficiency) sind. Unter der Voraussetzung, dass pro Photonenab-

sorptionsprozess ein freies Ladungsträgerpaar erzeugt wird und keine Multiplikation von

freien Ladungsträgern stattfindet, gilt Y= 1. Bei senkrechtem Lichteinfall entlang y–

vgl. hierzu Abb. 1.13 – ist die CE als Integral über die gesamte Absorberschicht der Dicke

tabs darstellbar

CE =Ztabs

αopt ·exp (−αopty)·P(y) dy(1.52)

mit P(y)als 1D-Wahrscheinlichkeitsverteilung für die Sammlung photogenerierter Mino-

ritätsträger innerhalb des Photodetektors. Unter Vernachlässigung der Minoritätsträger-

diffusionslänge lässt sich für P(y)nun folgende Näherung anstellen

P(y) = (1innerhalb der RLZ

0sonst. (1.53)

Anschaulich fasst die CE nach Gl. (1.52) damit sowohl strukturelle als auch optoelektroni-

sche Eigenschaften einer Photodetektorstruktur zu einem Überlappintegral zwischen dem

Photogenerationsprofil (→1/αopt(λ)) im PD und den feldbehafteten Bereichen (→wU)

zusammen.

Im Vergleich zu einer lateral durchgängigen RLZ, wie sie im Idealfall z.B. im Schottky-

oder pn-basierten PD vorhanden ist, sind in einem MSM PD zwei i.A. unterschiedlich

ausgedehnte RLZ mit zweidimensionalen Feldverteilungen zu berücksichtigen. Dies wird

im Folgenden sowohl für die frontseitige (FS) als auch die rückseitige (RS) Bestrahlung

der Einheitszelle eines n-Typ MSM PD anhand von Abb. 1.13 erläutert.

Da die Spannung hauptsächlich nahe der negativ gepolten Elektrode abfällt [56], sollen

die Vorgänge an der geerdeten Elektrode dabei vernachlässigt werden.

Frontseitige Bestrahlung Nach der Vereinfachung durch Gl. (1.53) und der Abschat-

tung der Strahlung durch die Elektroden wird entlang der y-Richtung nur bis wyintegriert

und nur der Teil wx/dEZ trägt entlang der x-Richtung zur EQE bei. Damit sich die CE

nach Gl. 1.52 analytisch integrieren lässt, wird der bestrahlte Teil der RLZ im Querschnitt

als quadratisch (wx=wy=: wU) angesetzt. Diese Überschätzung trägt der Vernachlässi-

gung von Diffusionsströmen in die RLZ teilweise Rechnung. Folglich ergibt sich die EQE

für einen frontseitig bestrahlten MSM PD zu [99]

EQE =Topt ·wU

dEZ ·n1−exp −αopt ·wUo. (1.54)

26 KAPITEL 1. GRUNDLAGEN

Abbildung 1.13.: Zur Ableitung der EQE frontseitig und rückseitig bestrahlter MSM PD.

Rückseitige Bestrahlung Bei rückseitiger Bestrahlung ist das Profil der Photogenera-

tionsrate entlang der y-Achse umgekehrt zum Fall der FS-Bestrahlung. Dadurch muss

die CE entsprechend neu integriert werden. Hinzukommt, dass nun keine Abschattung

des optischen Signals durch die Elektroden mehr auftritt und der feldbehaftete Bereich

unter der negativ vorgespannten Elektrode genutzt werden kann. Demnach muss unter

Umständen aber auch die RLZ nahe der geerdeten Elektrode berücksichtigt werden. Wie

schon erwähnt sind die Photoströme in den beiden RLZ unterschiedlichen Vorzeichens,

so dass die EQE des rückseitig bestrahlten MSM PD generell durch einen Ausdruck der

Form

EQE =Topt ·d−1

EZ ·nwEl/2 + wU·exp[−α·tabs]·exp[α·wU]−1

−wEl/2 + w0·exp[−α·tabs]·exp[α·w0]−1o(1.55)

gegeben ist und der zweite Term für Spannungen U > Vbi wegen wU> w0zunehmend

vernachlässigbar wird.

Bei diesen analytischen Ausdrücken handelt es sich um grobe Näherungen, die für eine ers-

te Interpretation von Messdaten oder Abschätzungen des Bauteilverhaltens sehr hilfreich

sein können. Sie werden in den ersten beiden Ergebniskapiteln 3 und 4 wieder aufgegriffen

und dort anhand verschiedener Messdaten eingehend diskutiert.

1.3. STAND DER FORSCHUNG 27

1.3. Stand der Forschung

Im Jahr 1997 wurden erste Ergebnisse zu GaN-basierten MSM PD mit einer EQE von

50% bei 6 V und einem Dunkelstrom von ca. 0,8pA bei 10V demonstriert [100]. Für

ähnliche GaN MSM PD konnte 1998 mit einem auf 2 µm reduzierten Elektrodenabstand

eine 3dB Cut-off-Frequenz von 16 GHz nachgewiesen werden [101]. Erst kürzlich wurde

zudem gezeigt, dass sich solar-blinde Al0.4Ga0.6N MSM PD mit semitransparenten Ni/Au-

Elektroden auch noch bei Temperaturen von 150◦C betreiben lassen [102]. Der Grund für

die im Vergleich zum Raumtemperaturbetrieb leicht gesunkene EQE wird in einer Zunah-

me von nichtstrahlenden Rekombinationsverlusten bei höheren Temperaturen vermutet.

Schließlich ließen sich 2006 auch Pt/AlN MSM PD mit einer Cut-off Wellenlänge von ca.

207nm realisieren, die zudem bis zu einer sehr hohen Vorspannung von 200V weiterhin

nur sehr geringe Dunkelströme unter 0,1pA aufweisen [8]. Diese Ergebnisse zeigen auf,

welches grundsätzliche Potential AlGaN-basierte MSM Photodetektoren für die Entwick-

lung von UV-Photodetektoren für Anwendungen in den Bereichen UV-A bis UV-C haben.

Rückseitig bestrahlte und solar blinde AlxGa1−xN MSM PD mit einer Peak-Wellenlänge

von ca. 260nm wurden schon um das Jahr 2000 von Yang et al. vorgestellt [25]. Hier

wird ein Anstieg der EQE von knapp 5% bei 4V auf 48% bei 100V gezeigt, wobei der

Dunkelstrom unter der experimentellen Detektionsgrenze von 20fA bleibt. Trotz verschie-

dener Veröffentlichungen [26, 27, 28, 29], in denen die Ergebnisse rückseitig bestrahlter

AlxGa1−xN MSM PD thematisiert wurden, ergibt sich keine einheitliche Ergebnislage, so

dass daraus etwa ein zusammenhängendes Bild zur Funktionsweise von MSM PD unter

rückseitiger Bestrahlung generiert werden könnte. Diesem Punkt sind die ersten beiden

Ergebniskapitel 3 und 4 dieser Disseration gewidmet.

Über die Auswirkungen einer Reduktion der Dichte von Durchstoßversetzungen in GaN-

und AlGaN-Absorbermaterial auf verschieden präparierten ELO-Unterlagen sind für ver-

schiedene Photodetektortypen ebenfalls einige Artikel veröffentlicht [103, 104, 105, 106,

107, 108]. Allerdings ergibt sich auch hier kein einheitlich nachvollziehbares Bild der un-

terschiedlichen Daten. In einigen Veröffentlichungen (z. B. [103] und [104]) werden keine

direkten Angaben über die Höhe der Defektreduktion gegeben, so dass die gefundenen

Resultate – überlicherweise ein „besserer“ Detektor mit einer höheren Empfindlichkeit auf

ELO-Material als auf planarem Saphir – sich wieder nicht schlüssig interpretieren lassen.

Und die Ursache der häufig beobachteten Photostromverstärkung in GaN MSM PD auf

ELO-Substraten blieb dabei ebenfalls ungeklärt [104, 105]. Hier setzen die Untersuchun-

gen des letzten Ergebniskapitels 5 an.

Kapitel 2.

Experimentelles

2.1. Epitaxie von AlGaN für MSM PD

Die Halbleiterschichten der in dieser Arbeit untersuchten AlGaN-basierten MSM PD

wurden mittels metallorganischer Gasphasenepitaxie (MOVPE, engl.: metalorganic va-

por phase epitaxy) am FBH hergestellt. Der gesamte Epitaxieprozess beinhaltet dabei

die Erstellung eines AlN/Saphir-Templates in einem ersten Wachstumsdurchlauf sowie

die Abscheidung der funktionalen AlxGa1−xN-Absorberschicht des MSM PD in einem

weiteren Wachstumsdurchlauf (vgl. Abb. 2.1). Bei den AlN/Saphir-Templates wird nun

1. Template-Herstellung

(Anlage E)

2. Absorber-Abscheidung

(Anlage M oder E)

Planar

c-Saphir

AlN

Substrat

Puffer ~ 0,5 µm

430 µm (0,25° a / m)

MOVPE

(1000 °C / 1500 °C)

AlxGa1-xN

c-Saphir

AlN

Absorber

< 1,5 µm

abs

MOVPE

Templ.

< 3 µm

AlxGa1-xN

ELO-AlN

c-Saphir

AlN

Absorber

MOVPE

Template

ELO

c-Saphir

AlN

Ätzen

(Stege || a )

MOVPE

(1400 °C)

~ 5…

10 µm

(planares Templ.)

ELO-AlN

(ELO Template)

Abbildung 2.1.: Schematische Darstellung der Epitaxie-Prozesse zur Herstellung AlGaN-basierter MSM PD

am FBH (vgl. Text).

zwischen planar gewachsenem und epitaktisch lateral überwachsenem (ELO, engl.: epitaxi-

ally laterally overgrown) AlN unterschieden. Dies wird ausführlich in der Dissertation von

V. Küller behandelt und soll hier nur schematisch nachvollzogen werden (vgl. Ref. [109]).

30 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

Planare AlN/Saphir-Templates Allen Proben in dieser Arbeit liegt zunächst das pla-

nare Template-Design zugrunde, wie es in Abb. 2.1 oben dargestellt ist. Sämtliche AlGaN-

Schichten wurden auf 430µm dickem, c-planarem Saphir-Substrat (c-Saphir) mit einem

Fehlschnitt von maximal 0,25◦in Richtung der a- bzw. m-Achse des Saphirs hergestellt.

Auf dem Substrat wird zuerst mit einer typischerweise wenige 10 nm dicken AlN-Nukleati-

on bei einer Prozesstemperatur von ca. 1000 ◦C gestartet (nicht gezeigt). Bei dieser nied-

rigen Temperatur weisen die Al-Adatome eine sehr geringe Diffusivität auf und es bilden

sich überwiegend 3-dimensionale AlN-Inseln auf dem Saphir-Substrat aus. Beim anschlie-

ßenden AlN-Wachstum mit einer höheren Prozesstemperatur von knapp 1500◦C ist die

Diffusivität der Al-Adatome dagegen wesentlich erhöht und es stellt sich 2-dimensionales

Wachstum ein. Dadurch koaleszieren die Inseln zu einer geschlossenen Schicht und das

Wachstum geht in ein Stufenflusswachstum über.

Da sich durch die Gitterfehlanpassung eine sehr hohe Dichte an Versetzungen am AlN/Sa-

phir-Übergang ausbildet, sind i. d.R. einige 100nm an Schichtdicke nötig, um die Ver-

setzungsdichte an der AlN-Oberfläche wieder zu reduzieren. Insgesamt wurde eine AlN-

Pufferschichtdicke unterhalb von 0,7µm angezielt, da bei dickeren Schichten eine zuneh-

mende Neigung zur Rissbildung besteht.

ELO-AlN/Saphir-Templates Der ELO-Prozess basiert im ersten Schritt auf einem pla-

naren AlN/Saphir-Template, dessen Herstellung im letzten Absatz beschrieben wurde

(Abb. 2.1 unten). In eine solche planare Unterlage werden bei einer Periode von 3,5µm

Gräben der Breite 1,5µm bis zu ca. 2µm tief bis in das Saphir-Substrat geätzt. Diese

strukturierte Unterlage wird dann in einem weiteren Wachstumsschritt weiter mit AlN

bei Temperaturen von knapp 1400 ◦C überwachsen (ELO-AlN). Nach einigen µm koales-

ziert das AlN, welches auf den Ätzstegen sowohl vertikal als auch lateral wächst, während

parasitäre AlN-Abscheidungen in den Ätzgräben (nicht gezeigt) zunehmend an Material-

nachschub verarmen. Da durch die laterale Wachstumskomponente Verspannungsenergie

abgebaut wird, können auf diese Weise rissfreie ELO-AlN Templates mit bis zu 5µm oder

gar 10µm dicken ELO-AlN Schichten erzeugt werden [109].

AlxGa1−xN-Absorberschichten Unabhängig vom Template-Typ wurde im 2. Schritt

(Abb. 2.1) in den meisten Fällen zunächst eine ca. 25 nm dicke AlN-Anwachsschicht bei

niedriger Temperatur abgeschieden (nicht gezeigt). Im Anschluss daran fand das Wachs-

tum der funktionalen AlxGa1−xN-Absorberschicht statt, welche die Charakteristika des

später darauf prozessierten MSM Photodetektors weitgehend bestimmt.

In den ersten beiden Ergebnisteilen dieser Arbeit (Kapitel 3 und 4) werden ausschließlich

Al0,5Ga0,5N MSM PD auf planaren Templates untersucht. Der nominelle Aufbau dieser

Proben, die sich im Wesentlichen nur durch die Absorberschichtdicke tabs unterscheiden,

ist im Anhang A.2 in Tabelle A.3 aufgelistet.

Im letzten Ergebnisteil (Kapitel 5) werden die Eigenschaften von Al0,4Ga0,6N- MSM PD

auf ELO-Templates untersucht. An gegebener Stelle wird dort dann auf die unterschiedli-

chen Probenstrukturen eingegangen, die ebenfalls im Anhang A.2 in Tabelle A.4 zusam-

mengefasst sind.

2.2. PROZESSIERUNG VON ALGAN-BASIERTEN MSM DETEKTOREN 31

2.2. Prozessierung von AlGaN-basierten MSM

Detektoren

Alle im Rahmen dieser Arbeit untersuchten MSM Photodetektoren wurden am FBH von

den Kollegen der Abteilung Prozesstechnologie prozessiert. Die dazu erforderlichen Arbei-

ten standen hierbei in der Verantwortung von Dr. S. Einfeldt bzw. M. Helbling. In diesem

Abschnitt werden zuerst Einzelheiten zum Detektor-Design besprochen und anschließend

auf den, in der Masterarbeit von M. Helbling (s. Ref. [110]) detailliert beschriebenen,

Prozess-Ablauf eingegangen.

wEl,1

sEl

wEl,2

Ldet

Symmetrisch (M5) Asymmetrisch (M4)

wEl,1

wEl,2

Bond-Pad

Bond-Steg

Abbildung 2.2.: Elektroden-Design eines symmetrischen (links, M5-Motiv) und eines asymmetrischen (rechts,

M4-Motiv) MSM PD.

Elektroden-Design Allen Untersuchungen liegt ein, auf der Halbleiteroberfläche pro-

zessiertes, koplanares Elektroden-Design zugrunde (Abb. 2.2). Für symmetrische Motive

– hier ist das in dieser Arbeit häufig verwendete Standardmotiv M5 auf der linken Seite

dargestellt – haben die Elektroden der ineinandergreifenden Elektrodenkämme identische

Breiten wEl,1 =wEl,2 von hier 2µm und weisen einen Abstand sEl von hier 5µm zuein-

ander auf. Sie sind über Bond-Stege mit den Bond-Pads 1 bzw. 2, die der elektrischen

Kontaktierung dienen, verbunden. Die aktive Detektorfläche ist nahezu quadratisch mit

einer Kantenlänge Ldet von ca. 400µm. In Abschnitt 4.2.1 werden die Eigenschaften von

symmetrischen MSM PD mit unterschiedlicher Elektrodenpaarzahl, d. h. mit unterschied-

lichem Elektrodenabstand sEl bei sonst gleicher Geometrie, untersucht. Die Auswirkung

einer asymmetrischen Elektrodenkonfiguration (Motiv M4 in Abb. 2.2 rechts), d.h. unter-

schiedliche Elektrodenbreiten wEl,1 = 4 ·wEl,2, auf die Eigenschaften eines MSM PD wer-

den dann im Anschluss daran in Abschnitt 4.2.2 vorgestellt. Die besprochenen Detektor-

Layouts wurden im Rahmen dieser Dissertation mit der Software Cadence R

von Cadence

Design Systems Inc. erstellt.

Prozessablauf Die Prozessierung der Metallkontakte eines MSM PD beinhaltet im We-

sentlichen die drei aufeinanderfolgenden Prozessebenen Lithographie, Metallisierung und

Lift-Off, die im folgenden anhand Abb. 2.3 kurz erläutert werden sollen. Nach einem Rei-

nigungsschritt wird die Probenoberfläche mit einer Negativ-Lackschicht (nLOF) beschich-

tet und anschließend mittels Projektionslithographie oder in Kontaktlithografie belichtet.

32 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

(a) (b) (c)

Lift-Off

Abbildung 2.3.: Schematischer Ablauf der Prozessierung von MSM PD mittels Kontaktlithographie. (vgl.

Text)

Der belichtete Teil des Lacks härtet aus (Abb. 2.3 a) und bleibt nach der anschließenden

Entwicklung, bei der die unbelichteten Lackbereiche aufgelöst werden, mit einem gewis-

sen Unterschnitt stehen (Abb. 2.3 b). Nach einem sanften Ätzschritt, der dazu dient die

Oxidschicht auf der freien AlGaN-Absorberoberfläche zu entfernen, wird die benötigte

Metallschichtfolge in einer Metallisierungsanlage durch Elektronenstrahlverdampfung auf

der Probe aufgebracht (Abb. 2.3 b). Für die Schottky-Kontakte eines MSM PD wur-

de hier immer die Metallfolge Platin/Titan/Gold mit einer Gesamtdicke von ca. 0,5µm

verwendet. Durch den Unterschnitt lässt sich der restliche Lack inklusive der darauf ab-

geschiedenen Metallschicht bei Verwendung eines Lösungsmittels entfernen (Lift-off) und

nur die Pt-basierten Elektroden bleiben auf der AlGaN-Schicht zurück (Abb. 2.3 c). Es hat

sich jedoch gezeigt, dass die resultierenden Elektroden um bis zu 0,2µm breiter ausfallen

können, als nominell erwartet. Dies kann hauptsächlich auf die entstehenden Ungenauig-

keiten beim Lithographieschritt, einerseits, und den Versuch, diesen durch entsprechende

Korrekturen im Masken-Layout entgegenzuwirken, andererseits, zurückgeführt werden.

Für die Untersuchungen von MSM PD mit unterschiedlich metallisierten Elektrodenkäm-

men, den sog. a-MSM (vgl. Abschnitt 4.3), wurde der oben beschriebene Metallisierungs-

schritt in zwei Schritte aufgeteilt. Anstelle der Pt-basierten Schottky-Metallisierung wur-

de zuerst einer der beiden Elektrodenkämme als Ti/Al/Ni/Au-Metallabfolge, aufgedamft

und unter N2für ca. 30s bei 800◦C formiert (→Ni-basierter Kontakt Abb. 2.4). Erst

danach wurde der zweite Elektrodenkamm mit der Pt-basierten Schottky-Metallisierung

prozessiert. Aufgrund der resultierenden asymmetrischen Bauteilcharakteristika, wird die-

ser Detektor in dieser Arbeit als a-MSM PD bezeichnet.

Abbildung 2.4.: Lichtmikroskopische Aufnahme des Elektroden-Designs eines a-MSM PD mit Pt-basierter

(linker Elektrodenkamm) und legierter, Ni-basierter (rechter Elektrodenkamm) Metallsierung.

2.3. CHARAKTERISIERUNGSMETHODEN 33

2.3. Charakterisierungsmethoden

In dieser Arbeit wird die Bauteilperformance AlGaN-basierter MSM Photodetektoren

untersucht. Der Schwerpunkt experimenteller Untersuchungen lag damit auf der opto-

elektronischen Charakterisierung fertig prozessierter Detektoren. Im ersten Teil 2.3.1 die-

ses Abschnitts wird auf die materialanalytischen Untersuchungsmethoden Röntgenbeu-

gung, Rasterelektronenmikroskopie und Kathodolumineszenz sowie Sekundärionenmas-

senspektrometrie eingegangen, deren Ergebnisse im Rahmen dieser Arbeit für die In-

terpretation des Bauteilverhaltens herangezogen werden. Da diese Methoden allerdings

nicht zum Hauptgegenstand der Untersuchungen in dieser Arbeit gehören und zudem von

darauf spezialisierten Kollegen am FBH bzw. als Auftragsmessungen durch Fremdfirmen

durchgeführt wurden, wird auf zu detaillierte Darstellungen verzichtet. Dagegen wird die

Photostrom-Spektroskopie im zweiten Unterabschnitt 2.3.2 als Methode zur experimen-

tellen Bestimmung der externen Quanteneffizienz eines Photodetektors vorgestellt und

ausführlich beschrieben.

2.3.1. Materialanalytische Charakterisierungsmethoden

Röntgenbeugung (XRD) Zur strukturellen Untersuchung der AlGaN-Schichten wurde

die Kα-Strahlung einer Kupferanode der Wellenlänge 0,154056nm in einem PANalytical

X’Pert Röntgendiffraktometer genutzt. Je nach Geometrie der Anordnung Röntgenquel-

le/Probenoberfläche/Detektor wurden hierbei bestimmte symmetrische und asymmetri-

sche Beugungsreflexe vermessen und daraus der Al-Gehalt der Schichten abgeschätzt.

Diese Größe dient im Rahmen dieser Arbeit zur ungefähren Abschätzung der Bandlücke

des Materials nach Gl. (1.8).

Diese Messungen wurden von Dr. Knauer, Dr. Brunner und Dr. Küller am FBH durch-

geführt und ausgewertet.

Rasterelektronenmikroskopie (REM) und Kathodolumineszenz (CL) Bei der Ras-

terelektronenmikroskopie werden auf 10keV bis 20 keV beschleunigte Primärelektronen

(PE) auf die untersuchte Probe eingestrahlt und die dort durch elastische und inelasti-

sche Streuprozesse erzeugten Sekundärelektronen (SE) sowie zurückgestreuten Elektronen

(BSE, engl.: back-scattered-electrons) detektiert.

Das Signal der niederenergetischen (.50 eV) SE wird oberflächennah (<10 nm) erzeugt

und liefert deshalb Informationen über die Topografie der bestrahlten Probenoberflä-

che. Das Signal der tiefer aus dem Absorptionsvolumen stammenden hochenergetischen

(>50 eV) BSE stammt im Gegensatz zum SE-Signal vom gesamten Streuvolumen der

Probe und nimmt deshalb mit zunehmender Ordnungszahl der Streuzentren zu. Wegen

der unterschiedlichen Ordnungszahlen ZAl = 13 bzw. ZGa = 31 kann also die Rückstreu-

ung aus Probengebieten mit unterschiedlichen Al/Ga-Verhältnissen dazu genutzt werden

entsprechende Materialinhomogenitäten sichtbar zu machen. Bereiche mit höherer Kern-

ladungszahl erscheinen dabei heller.

Bei der Bestrahlung der Probe durch Primärelektronen werden im Material auch Elek-

tronen aus dem Valenz- ins Leitungsband angeregt. Durch strahlende Rekombination von

34 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

Elektronen und Löchern erzeugte Photonen, also die Kathodolumineszenz (KL oder CL,

engl.: cathodoluminescence), wird dann entweder im panchromatischen (→panCL) oder

im monochromatischen (→monoCL) Aufnahmemodus ortsaufgelöst detektiert. Da aus

der bandkantennahen Lumineszenz die Bandlückenenergie des Materials nach Gl. (1.8)

bestimmt werden kann, lassen sich mittels CL Informationen über Zusammensetzung,

Aufbau und Homogenität des untersuchten Materials gewinnen.

Die REM- und CL-Messungen wurden von Dr. Zeimer und Fr. Lawrenz am FBH durch-

geführt. Im Unterabschnitt 5.1.2 werden anhand einer CL-Analyse des Probenquerschnitts

sowie Oberflächenaufnahmen Kompositionsfluktuationen innerhalb von Al0,4Ga0,6N-Absor-

berschichten auf planaren und ELO AlN-Templates indentifiziert. Im darauffolgenden Un-

terabschnitt 5.1.3 werden darüber hinaus auch die Verteilung und die Dichte von nicht-

strahlenden Durchstoßversetzungen durch die sog. dark-spots in CL-Aufnahmen der Pro-

benoberfläche dieser Schichten untersucht.

Sekundärionenmassenspektrometrie (SIMS) In den AlGaN-Schichten der untersuch-

ten Proben sind Restverunreinigungen durch Kohlenstoff, Sauerstoff und Silizium zu er-

warten, welche sich prinzipiell mittels Sekundärionenmassenspektrometrie (SIMS, engl.:

secondary ion mass spectrometry) quantifizieren lassen. Hierbei wird die Oberfläche des

Probenmaterials mit Primärionen (Cs+) bei einer Energie von &10 keV beschossen und

die dadurch abgetragenen Sekundärionen in einem Massenspektrometer analysiert. Über

der Sputter-Kratertiefe auftragen ergibt sich ein Tiefenprofil der Konzentration einer be-

stimmten Elementspezies.

Messungen an Al0,5Ga0,5N/AlN/Saphir und Al0,5Ga0,5N/Saphir wurden als Auftragsmes-

sungen von der Firma RTG Mikroanalyse GmbH Berlin durchgeführt und werden in

Kapitel 4.1.2 interpretiert.

2.3.2. Photostrom-Spektroskopie (PCS)

Unter den Begriff Photostrom-Spektroskopie (PCS, engl.: photocurrent spectroscopy) wer-

den jene Charakterisierungsmethoden zusammengefasst, mit denen die elektrische Ant-

wort eines optisch angeregten Materials experimentell untersucht werden kann. In dieser

Arbeit ist dies die Bestimmung des Photostroms Iphoto eines prozessierten Photodetektors

als Funktion von Wellenlänge λund optischer Leistung Popt der eingestrahlten Photonen

bei einer angelegten Betriebsspannung U.

In diesem Unterabschnitt wird zuerst der, im Rahmen der Promotion entwickelte, ex-

perimentelle Aufbau vorgestellt und im Anschluss daran die damit möglichen Messmodi

erläutert.

2.3.2.1. Experimenteller Aufbau

Nachfolgend wird der Aufbau des PCS-Messplatzes am FBH, wie er nach mehrmaligen

Umbauten und Erweiterungen ab ca. Mitte 2014 bis zum Ende der Promotion vorlag,

anhand von Abbildung 2.5 detailliert erläutert.

2.3. CHARAKTERISIERUNGSMETHODEN 35

f = 35 mm

FGAP71

f ~ 10 mm

CL300BUV

Xe-Lampe

f = 150 mm

Monochromator

Y-Faser

HR-320

SMU

III

Lichtquelle Detektion Auslesen/Steuern

Lab

Windows

UM22-600

Pico6487

Pico617

S E A

N2-Spülung

OD-Filter

Abbildung 2.5.: Schematische Darstellung des experimentellen Aufbaus für die Photostrom-Spektroskopie am

FBH (Stand: ab Mitte 2014). (vgl. Text)

•Die Lichtquelle (I) besteht aus einer 300W Xe-Lampe (Luxtel LLC, CL300BUV ),

deren breitbandiges Signal über einen 0,32 m Monochromator (Jobin Yvon, HR320)

spektral zerlegt wird. Durch den parabolisch geformtem Reflektor, in dessen Brenn-

punkt die Gasentladung glimmt, tritt ein kollimierter Strahl aus der Lampe aus, der

anschließend auf den Eingangsspalt E des Monochromators fokussiert wird. Das Mo-

nochromatorgitter ist mit der Blaze-Wellenlänge von 250nm für den UV-C Bereich

ausgelegt. Das Saphir-Fenster der Xe-Lampe gewährleistet eine geringe Absorption

im UV-C und es entsteht nachweislich Ozon, welches wiederum relativ breitbandig

um ca. 260nm absorbiert. Um entsprechende Absorptionsverluste zu minimieren

werden Lampe und Strahlengang sowie Monochromator zu Beginn eines Messtages

mit Stickstoff geflutet und während der Messungen durch einen leichten N2-Fluss ge-

spült. Die spektrale FWHM-Breite des Ausgangssignals am Monochromator beträgt

bei 300 Linien/mm am Gitter und 500µm breitem Ausgangsspalt A ca. 3nm.

•In der Detektionseinheit (II) wird zunächst das monochromatische Signal auf ei-

ne maßgefertigte optische Y-UV-Glasfaser (Thorlabs, UM22-600) geleitet und der

Monochromatorausgangsspalt vergrößert auf den Fasereingang abgebildet, so dass

die beiden Faserkerne mit je 600µm Durchmesser gleichermaßen ausgeleuchtet sind.

Damit gelangt eine vergleichbare optische Leistung sowohl auf den untersuchten

Photodetektor (PD) als auch auf eine GaP-Photodiode (Thorlabs, FGAP71). Bei

entsprechender Positionierung der Fasern F1 und F2 lässt sich in diesem Aufbau

somit die frontseitige (PD an F1) und rückseitige (PD an F2) Bestrahlung eines

PD bei simultaner Leistungsüberwachung am jeweils anderen Faserende realisie-

ren. Durch eine verlängerte Gegenstandsweite werden die Faserenden schließlich

über kurzbrennweitige Linsen mit f∼10 mm bei einem Abbildungsdurchmesser

<400 µm(bei λ= 500 nm) abgebildet. Der untersuchte PD wird unter dem Mikro-

skop über drei zueinander senkrechte Translationstische relativ zum Anregungsspot

ausgerichtet (nicht gezeigt). Für nicht vereinzelte PD, die im 2"-Waferverbund vor-

liegen, wurde eine Probenhalterung realisiert, welche die Bestrahlung von beiden

Waferseiten erlaubt. Die GaP-Photodiode ist vollständig gehäust (TO-39) und wird

direkt an einem der beiden Faserenden F befestigt. Zur Variation der optischen

Leistung lassen sich verschiedene Graufilter (OD-Filter, engl.: optical density) mit

36 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

einem Filterrad in den Strahlengang bringen. Zur Verfügung standen Filter mit den

optischen Dichten OD = 0, 1, 0, 3, 0, 7, 1, 2 und 3, wodurch die optische Leistung

über den Faktor 10−OD bis zu drei Größenordnungen variierbar ist.

•Die Auslese- und Steuerungseinheit (III) besteht aus zwei elektronischen Quellen-

und Messeinheiten (SMU, engl.: source-measurement-unit) und aus einem PC. Beide

SMU sind Picoampèremeter (Keithley, pico6487 bzw. pico617) mit einer prinzipi-

ell sehr hohen Stromempfindlichkeit. Bei guter Abschirmung aller elektrischen Lei-

tungen und des Bauteils selbst liegt die Auflösungsgrenze im Sub-pA-Bereich. Aus

praktischen Gründen wurde darauf bei einigen Messungen jedoch verzichtet und ei-

ne untere Stromauflösung von bis zu einigen pA toleriert. Der untersuchte PD wird

über Kontaktnadeln kontaktiert, die über Triax-Kabel mit dem pico6487 verbunden

sind und kann mit Spannungen zwischen ±505 V bei einer minimalen Schrittweite

von 0,2mV versorgt werden. Die GaP-Photodiode wird dagegen im Kurzschluss-

betrieb (U= 0 V) ohne eine besondere Schirmung über das pico617 ausgelesen.

Zur Steuerung der beiden SMU, von Gitter und Shutter (S) des Monochromators

sowie zur Datenaufnahme und -verarbeitung wurde eine entsprechende Routine in

LabWindowsTM selbst programmiert.

2.3.2.2. PCS-Charakterisierung eines MSM PD

Die Charakterisierung von MSM Photodetektoren im oben beschriebenen PCS-Messaufbau

umfasst die Aufnahme von Strom-Spannungs- sowie Strom-Leistungs-Kennlinien und Pho-

tostrom-Spektren. Das zugrundeliegende Messprinzip beruht dabei entweder auf dem

Transienten-Modus oder auf dem Rampen-Modus. Dies wird im Folgenden anhand der

in Abb. 2.6 gezeigten Messergebnisse eines frontseitig bestrahlten Al0,5Ga0,5N MSM PD

exemplarisch erläutert.

Zeitlicher Verlauf des Stromes eines PD (Transiente) Da die Aufnahme der o.g.

Charakteristika auf einer sequentiellen Abfolge von Einzelmessungen beruht, soll zunächst

anhand von Abbildung 2.6 auf die zeitliche Änderung des Stroms im MSM PD bei einer

Vorspannung von 5 V während eines Lichtpulses (I: an) bzw. davor und danach (0: aus)

eingegangen werden. Vor dem Lichtpuls (t < 5 s) fließt ein sehr geringer und stetig sin-

kender Strom I < 2 pA. Wird die Lichtquelle eingeschaltet (t≈5 s), d.h. der Shutter

des auf λ= 230 nm gestellten Monochromators geöffnet, nimmt der Strom sofort um vier

Größenordnungen zu und es stellt sich ein konstanter Strom von ca. 12,5nA mit einer

relativen Schwankung <4 % ein (s. Insert). Nach dem Schließen des Shutters (t > 10 s)

fällt der Strom zuerst instantan auf unter 10 pA und sinkt anschließend wieder deutlich

langsamer weiter ab. Der Stromwert kurz vor dem Öffnen des Shutters wird als Dunkel-

strom Idunkel definiert und Jener kurz vor dem Schließen als Beleuchtungsstrom Iillum., so

dass der Photostrom aus der Differenz

Iphoto =Iillum. −Idunkel (2.1)

ermittelt werden kann. Wie das obere Diagramm in Abbildung 2.6 zeigt, liegt die zeitliche

Differenz δt zwischen zwei aufeinanderfolgenden Strommessungen während der Messung

2.3. CHARAKTERISIERUNGSMETHODEN 37

Abbildung 2.6.: Zeitliches Verhalten des Stromes im MSM PD bei Bestrahlung (I) bzw. davor und danach

(0) – Insert: Die Signalvariation während der Bestrahlung liegt unter 4 %. Die zeitliche Auflösung liegt knapp

unter 170 ms (oben).

überwiegend unter 170 ms. Nur beim Öffnen und Schließen des Shutters wird die Messung

durch das automatische Umschalten des Strommessbereichs am pico6487 etwas verzögert

(δt < 0,5 s, ausgeblendet).

Photostrom-Spektren (Transienten-Modus) Werden bei konstanter Spannung Strom-

Transienten für verschiedene Wellenlängen λ1,λ2usw. auf diese Art ausgewertet (vgl.

Abb. 2.7 a oben), lassen sich Iillum.(λ)und die jeweils dazu gehörigen Idunkel generieren

(Abb. 2.7 b). Bei dieser Messung im Wellenlängenbereich zwischen 300nm und 180nm

betrug die Dauer ∆tider Intervalle zwischen (i= 0) bzw. während (i=I) der UV-

Bestrahlung jeweils 1s (= 6 Messpunkte pro Intervall) und der PD wurde mit 5V vor-

gespannt. Der konstante Dunkelstrom von knapp 2 pA liegt deutlich unter dem minimal

gemessenen Beleuchtungsstrom von ca. 20 pA bei λ= 180 nm. Damit gibt der spektrale

Verlauf Iillum.(λ)in diesem Fall auch direkt das Photostrom-Spektrum Iphoto(λ)des un-

tersuchten Photodetektors im PCS-Aufbau wieder. Während der steile Anstieg des Pho-

tostroms bei λ≈270 nm auf die Eigenschaften des AlGaN-Absorbers zurückgeht, wird

die abrupte Abnahme des Singals unterhalb 200nm durch die spektrale Charakteristik

der Xe-Lampe und die Transmission an Linsen und Glasfaser hervorgerufen. Erst nach

Kenntnis der tatsächlich auf den PD treffenden optischen Leistung (s. Abschnitt 2.3.2.3)

kann aus diesem Photostrom-Spektrum das EQE-Spektrum des Bauteils extrahiert und

damit dessen Funktionsweise interpretiert bzw. modelliert werden.

Strom-Spannungs-Kennlinien (Rampen-Modus) In Abbildung 2.7 c sind die Be-

leuchtungs- und Dunkelstrom-Spannungs-Kennlinien des PD dargestellt. Diese wurden

38 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

(a) (b) (c)

Abbildung 2.7.: Aufnahme von Photostrom-Spektren und Strom-Spannungs-Kennlinien am PCS-Messplatz.

(a) Veranschaulichung der Messmodi Transiente (oben) und Rampe (unten). (b) Im Transienten-Modus auf-

genommener Beleuchtungs- und Dunkelstromverlauf bei 5 V für verschiedene Wellenlängen λ1,λ2,. . . (→

Spektrum). (b) Im Rampen-Modus aufgenommener Beleuchtungs- und Dunkelstromverlauf bei verschiedenen

Spannungen U1,U2,. . . (→Kennlinie).

separat anhand von sog. Spannungsrampen ermittelt (vgl. Abb. 2.7 a unten). Hierbei

wird der jeweilige Strom bei einem Spannungspunkt U1vor dem Umschalten nach U2

aufgenommen. Die ermittelten Kennlinien verlaufen, wie für einen idealen MSM PD er-

wartet, symmetrisch um den Spannungsnullpunkt und Strom und Spannung haben immer

das gleiche Vorzeichen (hier sind die absoluten Strombeträge halblogrithmisch aufgetra-

gen). Gemäß der oben erläuterten Transiente (Abb. 2.6) hat die kurze Intervalldauer ∆t

von 1s keinen Einfluss auf die Höhe des Bestrahlungsstroms, da dieser während eines

Spannungsplateaus konstant bleibt. Die gezeigte Dunkelstrom-Kennlinie ist dagegen auf-

grund der Stromabnahme in jedem Spannungsintervall grundsätzlich verzerrt. Für die in

dieser Arbeit gezeigten Messungen war eine Erhöhung von ∆t, und damit der Gesamt-

messdauer einer Kennlinie, jedoch nicht zielführend, weil zumeist der viel größere Be-

leuchtungsstrom im Fokus der Untersuchungen stand. Zur Grundcharakterisierung wurde

jedoch immer eine Dunkelstrom-Kennlinie mit aufgenommen, damit ein Schätzwert für

die Dunkelstrom-Obergrenze vorlag.

Photostrom-Leistungs-Kennlinien In Abbildung 2.8 a ist die Photostrom-Leistungs-

Kennlinie des MSM PD bei einer Vorspannung von 5V und einer Wellenlänge von 230nm

gezeigt. Die einzelnen Messpunkte wurden aus Strom-Transienten bei unterschiedlichen

Leistungen ermittelt. Hiefür wurde die bei dieser Wellenlänge maximal verfügbare optische

Leistung von ca. 0,8µW anhand der Graufilter (OD-Filter) reduziert. Auf die Bestimmung

der eingestrahlten optischen Leistung im PCS-Messaufbau wird im nächsten Abschnitt

genauer eingegangen. In der gezeigten Messung ergibt sich über drei Größenordnungen

ein linearer Zusammenhang zwischen Photostrom und Leistung, wobei die Steigung von

13mA W−1nach Gl. (1.48) der Empfindlichkeit Rsp des PD entspricht.

2.3. CHARAKTERISIERUNGSMETHODEN 39

PD --> vis-Spot UV-Spot --> PD

Faser

500 nm

250 nm

200 nm

photo

unter

über

250 nm

(a) (b)

Abbildung 2.8.: (a) Strom-Leistungs-Kennlinie eines MSM PD bei 5 V und 230nm – die Steigung zwischen

Photostrom und optischer Leistung entspricht gerade der Empfindlichkeit Rsp des Detektors. (b) Schema

zur Probenjustage. PD→vis-Spot: Zunächst wird der PD relativ zum sichtbaren Fokus des Spots bei einer

Wellenlänge von 500 nm in der x,y-Ebene ausgerichet. UV-Spot→PD: Danach wird der Fokus des UV-Signals

bei 250 nm entlang der z-Achse zum PD hin verschoben und das Photostrom-Signal überwacht. Wird der PD

dabei überstrahlt (unterstrahlt) ergibt sich dabei ein schmaler (breiter) Bereich maximalen Photostroms über

der z-Koordinate.

2.3.2.3. Probenjustage und Leistungskalibrierung

Um die externe Quanteneffizienz eines Photodetektors nach Gl. (2.3) abzuschätzen, wird

neben dem Photostrom auch die auf den PD eingestrahlte optische Leistung Popt benötigt.

Es muss also zum einen die optische Leistung am Ausgang der Glasfaser abgeschätzt

werden, und zum anderen muss festgestellt werden, ob sie bzw. wieviel von ihr tatsächlich

auf die aktive Fläche des PD trifft.

Probenjustage In Abbildung 2.8 b sind die im PCS-Messaufbau nötigen Schritte zur

Probenjustage eines im UV-C empfindlichen MSM Photodetektors mit einer Kantenlän-

ge Ldet von 400µm schematisch dargestellt. Im ersten Schritt (PD→vis-Spot) wird der

sichtbare Anregungsfleck (λ= 500 nm) scharf auf der Probenoberfläche abgebildet und

der PD relativ dazu zentriert positioniert. Wegen chromatischer Aberrationseffekte sind

Bildgröße und -weite des Lichtflecks jedoch wellenlängenabhängig. Wird die aktive Fläche

des PD nun, wie in der Abbildung angedeutet, vom grünen Lichtfleck gerade vollstän-

dig ausgeleuchtet, dann wird er in der bisher eingestellten Position bei einer kürzeren

Wellenlänge von 250nm in diesem Aufbau überstrahlt und es geht Leistung verloren

(gestrichelt). Deshalb wird die Faser im zweiten Schritt (UV-Spot→PD) in z-Richtung

verschoben, bis der den PD durchfließende Photostrom maximal ist. Wird der PD dabei

stark unterstrahlt (bzw. überstrahlt) ergibt sich ein breiter (bzw. schmaler) Bereich, der

zur optimalen Ausrichtung der Strahltaille zum Detektor dient. Auf diese Weise einjus-

tiert, wird der PD bei noch kürzeren Wellenlängen (z.B. 200nm) wieder überstrahlt (grau

gestrichelt). Dies wird schließlich dadurch korrigiert, dass der UV-C Bereich anhand eines

kalibrierten Al0,5Ga0,5N MSM PD mit der Kantenlänge von 400µm ausgemessen wird.

40 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

FGAP71

FBH

MSM

New-

port (Si)

FS bzw. RS

(a) (b) (c)

Abbildung 2.9.: Zur Leistungskalibrierung des PCS-Messplatzes. (a) Während der Leistungsmessung (W)

an Faser F1 durch kalibrierte Photodetektoren – FBH MSM PD bzw. Newport Si-Photodiode – wird die

an Faser F2 austretende optische Leistung als Photostrom (A) durch die Monitordiode FGAP71 gemessen.

Diese Anordnung gilt der Bestimmung eines Kalibrierfaktors für die FS-Bestrahlung von MSM PD. Für die

RS-Bestrahlung werden die Detektoren entsprechend umgekehrt positioniert (gestrichelter Doppelpfeil). (b)

Optische Leistung der Messanordnung hinter den Fasern F1 bzw. F2. Insert: Absorptionsbanden von O2[111]

und O3[112] innerhalb des Messbereichs unter 300 nm. (c) Der Kalibrierfaktor Rsp0setzt den Strom in der

Monitordiode FGAP71 am einen Faserende zur optischen Leistung am anderen Faserende, an welchem der zu

untersuchende Detektor positioniert ist, in Beziehung. Demnach gibt es für die FS- und die RS-Bestrahlung von

MSM PD an Faser F1 bzw. F2 zugehörige Kalibrierspektren, deren Verlauf dem berechneten Rsp-Spektrum

einer GaP-Schottky-Photodiode sehr ähnlich ist (grau).

Leistungskalibierung Hinter dem Monochromator wird das optische Signal in zwei Fa-

serkerne eingekoppelt, die als separate Faserenden F1 und F2 im Aufbau nutzbar sind.

Wie in Abbildung 2.9 a skizziert, kann dadurch der zeitliche Verlauf der Strahlungsleistung

an einem der beiden Faserenden, z. B. an F2, über den Photostrom der GaP-Photodiode

(FGAP71) überwacht werden, während der zu untersuchende PD – hier z.B. ein kalibrier-

ter FBH MSM PD oder ein Si-Powermeter – über das andere Ende F1 bestrahlt wird. In

dieser Arbeit ist dies die Messanordnung für die frontseitige (FS) Bestrahlung eines MSM

PD. Die rückseitige (RS) Bestrahlung wird in umgekehrter Anordnung (F2 von unten am

MSM PD und F1 an FGAP71) durchgeführt.

In Abbildung 2.9 b sind die mittels der zwei kalibrierten Photodetektoren gemessenen

Spektren der optischen Leistung Popt an den beiden Faserenden F1 und F2 gezeigt. Die

Daten des großflächigen Si-basierten PD (Newport, Powermeter 1918-R) gehen im UV-C

Bereich direkt in jene des am FBH hergestellten Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD1über. Letzte-

rer wurde bei 5 V betrieben und, wie oben beschrieben, bei einer Wellenlänge von 250nm

in den Strahlengang einjustiert. Im Übergangsbereich ist ein deutlicher Leistungsabfall

von einigen µW bei 300 nm bis in den nW-Bereich bei ca. 190 nm erkennbar. Es ist davon

auszugehen, dass dieser einerseits durch die spektralen Charakteristika von Xe-Lampe und

sonstigen optischen Komponenten im PCS-Aufbau hervorgerufen wird. Andererseits wird

1Dieser MSM PD wurde im Rahmen einer Auftragsmessung durch die PTB kalibriert.

2.3. CHARAKTERISIERUNGSMETHODEN 41

sehr kurzwelliges Licht durch molekularen Sauerstoff O2in unzureichend effektiv oder

nicht N2-gespülten Teilen des Strahlengangs stark absorbiert (s. Insert) [111]. Letzteres

erklärt auch das Einsacken der Leistung bei ca. 260nm, da das entstehende (und auch

nachgewiesene) Ozon O3genau dort eine Absorptionsbande aufweist [112].

Anhand des simultan mit aufgezeichneten Photostromsignals durch FGAP71 an der je-

weiligen Überwachungsfaser lässt sich ein Kalibrierspektrum

Rsp0

ji(λ) = |IF GAP 71

photo,j(λ)|

Popt,i(λ)(2.2)

bestimmen, das die optische Leistung an der einen Faser imit dem Photostrom in der

Monitordiode FGAP71 an der anderen Faser jverknüpft. Dieses Spektrum ist in Abbil-

dung 2.9 c für die FS- und die RS-Messanordnung aufgetragen und weist eindeutig die

spektrale Charakteristik eines GaP-basierten Schottky PD2auf. Der starke Anstieg unter-

halb 200nm ist darauf zurückzuführen, dass der kalibrierte MSM PD, wie bereits erwähnt,

aufgrund seiner Kantenlänge 400 µm zunehmend überstrahlt wird (s. Abb. 2.8 b). Dieser

Überstrahlungsverlust schlägt sich ebenfalls im kurzwelligen Bereich des Leistungsspek-

trums Popt(λ)in Abb. 2.9 b nieder, tritt bei der großflächigen GaP-Photodiode FGAP71

jedoch nicht auf, so dass Rsp0(λ)entsprechend zunimmt.

Bei der optischen Charakterisierung von solar-blinden MSM PD ist damit die chroma-

tische Aberration im kurzwelligen Bereich nicht mehr relevant, solange diese Detektoren

ebenfalls eine Kantenlänge von 400 µm haben und bei 250 nm im PCS-Messaufbau ein-

justiert werden.

Externe Quanteneffizienz Anhand der in Abbildung 2.9 c gezeigten Kalibrierspek-

tren Rsp0(λ)lässt sich schließlich aus den experimentell ermittelten Photoströmen des

untersuchten PD und der Monitordiode FGAP71 die externe Quanteneffizienz des PD

berechnen

EQEPD,i(λ,U) = |IPD

photo,i(λ,U)|

|IFGAP71

photo,j(λ)|·Rsp0

ji(λ)·Eopt

e,(2.3)

wobei das entsprechende Kalibrierspektrum nach Gl. (2.2) für den FS- bzw. den RS-

Bestrahlungsmodus berücksichtigt werden muss.

2Die Empfindlichkeit wurde anahand Gl. (1.54) ermittelt. Dabei wurde w(U)/dEZ = 1 gesetzt, eine

vertikal um 2,5µm ausgedehnte RLZ angenommen, und das Vorhandensein einer semi-transparenten

Metallschicht vernachlässigt (Topt ≈TLuft/GaP). Die Daten der optischen Kontanten von GaP stam-

men aus Ref. [113].

42 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

2.4. Simulation der Charakteristika von

AlGaN-basierten MSM PD mit ATLAS

Vergleiche zwischen theoretischer Erwartung und experimentell bestimmten Bauteilcha-

rakteristika liefern das Fundament zur Interpretation der zugrundeliegenden physikali-

schen Prozesse. Dadurch können die verwendeten Modelle überprüft oder angepasst und

die Entwicklung eines Bauteils zielgerichet vorangetrieben werden.

Im Rahmen dieser Arbeit wird dazu einerseits das analytische Modell aus Abschnitt 1.2.5

herangezogen, das auf der Summation einzelner eindimensionaler Berechnungen der (ein-

dimensionalen) Sammeleffizienz CE basiert und entsprechend als 1D-Modell bezeichnet

werden soll. Andererseits wurden numerische Berechnungen mit der Simulationssoftware

ATLAS von Silvaco angestellt [114], bei denen die zweidimensionale Geometrie von MSM

PD vollständig berücksichtigt wird (→2D-Modell). Im vorliegenden Abschnitt werden

Einzelheiten der in dieser Arbeit durchgeführten Simulationen AlGaN-basierter MSM

Photodetektoren mit ATLAS vorgestellt.

Überblick: 2D-Modellierung mit ATLAS Zunächst wird eine geeignete Rechendomä-

ne aus dem Querschnitt des MSM Detektors erstellt und ein passendes Knotenpunkt-

gitter (Mesh) generiert. Dann werden die elektrischen Materialeigenschaften, wie z. B.

das Band-Alignment, mit dem BLAZE-Modul simuliert und anschließend die Poisson-

Gleichung und die Kontinuitätsgleichungen zusammen mit den Transportgleichungen (s.

Anhang A.3) unter Einbeziehung des Drift-Diffusions-Transportmodells auf diesem Git-

ter gelöst. Dabei kommen verschiedene physikalische Modelle zur Beschreibung der Ein-

gangsparameter zum Einsatz. Sämtliche Materialparamter können eigenhändig vorgege-

ben oder aus Datenbanken gewählt werden. Strahlführung und optische Materialparame-

ter werden schließlich über das LUMINOUS-Modul in die Rechnungen implementiert und

damit ein Profil der Photogenerationsrate erstellt. Nach einer Initiallösung des Systems

kann dann ein beliebiger Spannungspunkt im Rampen-Modus angefahren werden, wo-

bei eine Strom-Spannungs-Kennlinie entsteht, um dann ein Beleuchtungsstrom-Spektrum

über eine Wellenlänge-Rampe bei fester Spannung zu berechnen. Neben den resultieren-

den Strömen an den Bauteilkontakten können auch die 2D-Daten sämtlicher physikalischer

Größen an einem beliebigen Spannungspunkt gespeichert werden.

2.4.1. Eingangsstruktur

Allen Berechnungen in dieser Arbeit liegt prinzipiell die in Abbildung 2.10 dargestellte

Eingangsstruktur zugrunde. Die gezeigte Simulations-Einheitszelle eines AlGaN-basierten

MSM Detektors umfasst ein halbes Elektrodenpaar und die darunter liegene Halbleiter-

schichtfolge. Der Ursprung des Koordinatensystems liegt am linken Rand der Struktur

zwischen Elektrode und oberster Halbleiterschicht, wobei die x-Achse nach rechts und die

y-Achse nach unten gerichet sind. Eine virtuelle z-Achse zur Berechnung flächebezogener

Größen, wie z.B. optische Intensität oder die Stromdichte, zeigt in die xy-Ebene hinein.

Der Ursprung, der senkrecht auf den MSM gerichteten Lichtquelle, befindet sich sowohl

für FS- als auch für RS-Bestrahlung in 0,1µm Entfernung.

2.4. SIMULATION DER CHARAKTERISTIKA VON ALGAN-BASIERTEN

MSM PD MIT ATLAS 43

Saphir

AlN

AlGaN

Pt Pt Luft

Absorber

Puffer

Substrat

0,5 µm

0,4 µm

0,5 µm

abs

wEl/2 wEl/2

sEl

dEZ

Abbildung 2.10.: Beschreibung der Simulations-Einheitszelle. (vgl. Text)

Die vertikale Auflösung des Rechenpunktgitters (grün in Abb. 2.10) wurde an den Grenz-

flächen 1, 2 und 3 auf 1nm, 0,5nm und 1nm über je eine Distanz von 10nm gesetzt.

Aufgrund der Bündelung elektrischer Feldlinien in der Nähe von Elektrodenkanten wur-

de auch dort die Punktdichte etwas erhöht. Ein solar-blinder AlGaN-basierter MSM-PD,

auf dem der Schwerpunkt in dieser Arbeit liegt, besteht aus der folgenden vertikalen

Schichtfolge: Zwei, durch Luft voneinander getrennte 0,5µm dicke Pt-Elektroden, eine

Al0,5Ga0,5N-Absorberschicht der Dicke tabs, eine 0,5µm AlN-Pufferschicht und ein 0,4µm

dicker Ausschnitt des Saphir-Substrats. Das eigentlich 430 µm dicke Saphir-Substrat wur-

de in den Rechnungen als nichtabsorbierender Isolator betrachtet, der außer der Reflektion

an seinen Grenzflächen keinen bedeutenden Einfluss auf die Ergebnisse hat.

Beim symmetrischen M5-Motiv haben die beiden halben Elektroden eine Breite von je-

weils wEl/2 = 1 µmbei einem lateralen Abstand von sEl = 5 µm, so dass sich eine Einheits-

zelle der Breite dEZ = 7 µmergibt. Die virtuelle Ausdehnung der Struktur in z-Richtung

beträgt 400 µm, entsprechend der Kantenlänge Ldet des MSM PD.

Diese Struktur bildet den Ausgangspunkt der Untersuchungen innerhalb des ersten Ergeb-

nisteils (Kapitel 3). Im zweiten Ergebnisteil (Kapitel 4) werden dann gewisse Abweichun-

gen hiervon untersucht, d.h. die Änderung der Absorberschichtdicke (Abschnitt 4.1.1),

ein inhomogenes Dotierprofil (Abschnitt 4.1.2) sowie eine asymmetrische Elektrodengeo-

metrie (Abschnitt 4.2.2.1).

2.4.2. Verwendete Modelle und Parameter

Die Eingangsgrößen zur Simulation werden durch gängige, in ATLAS implementierte Mo-

delle beschrieben. Einige AlxGa1−xN-spezifische Materialparamter, wie z.B. Gitterkon-

stanten, die Bandlückenenergie oder die spontane Polarisation, werden in BLAZE anhand

einer in xlinearen oder quadratischen Interpolation zwischen den in Ref. [39] vorgeschla-

genen Werten für GaN und AlN abgeleitet (s. Tab. A.2). Allen Rechnungen liegt eine

Gittertemperatur von 300K zugrunde.

Im Folgenden werden die hier relevanten Modelle und Parameter etwas genauer erläutert.

44 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

+ + + + + + + + + + +

= σ

+ σ

= σ

+ σ

= −(σ

+ σ

)

− − − − − − −

Flächenladung

AlN

c-Saphir

0.5

− − − − −

i =

(a) (b)

Abbildung 2.11.: (a) Schottky-Barrierenhöhe ΦSB in AlxGa1−xN. Die Literaturdaten der Elektronenaffinität

(Insert) stammen aus den Arbeiten von Grabowski et al. [115], Nemanich et al. [116], Eyckeler et al. [117] und

Wu et al. [118]. Ein empirisches Modell von Hideki et al. [119] mit Berücksichtigung des Fermi-Level-Pinnings

im Bardeen-Limit ist ebenfalls mit angegeben. (b) Veranschaulichung der polarisationsinduzierten Ladungen

σian den verschiedenen Materialübergängen (Index i) innerhalb der Simulations-Einheitszelle (vgl. Text).

Schottky-Kontakt Tunnelströme und barrierereduzierende Effekte, also Bildkraft- bzw.

Dipolwechselwirkungen am Pt/AlGaN-Übergang, wurden vernachlässigt, so dass lediglich

eine konstante Schottky-Barriere in die Simulation eingeht. In Abbildung 2.11 ist die Hö-

he der Schottky-Barriere ΦSB(x)der Kombination von Platin, mit einer Austrittsarbeit

von WPt = 4,892 eV [120], und AlxGa1−xN als Funktion des Al-Anteils xdargestellt. Der

gestrichelte Bereich leitet sich aus den im Insert gezeigten Daten der Elektronenaffinität

χ(x)ab, die mittels Röntgen- bzw. UV-Photoemissions-Spektroskopie [115, 116, 117, 118]

ermittelt wurden. Ebenfalls mit eingezeichnet ist der Verlauf nach einem empirischen

Modell von Hideki et al. [119], in welchem das Fermi-Level-Pinning durch Oberflächen-

zustände mit berücksichtigt wird. Für Al0,5Ga0,5N liegt ΦSB demnach innerhalb einer

Spanne zwischen 1,7eV und 3,1 eV. Da Berechnungen mit solch hohen Barrieren i.d.R.

nicht zuverlässig konvergierten, wurde die Barrierenhöhe auf 0,95eV festgesetzt.

Bandparameter Neben den Werten für die Bandlückenenergien von Al0,5Ga0,5N und

AlN (s. Tab. A.2) wurde die in Ref. [1] vorgeschlagene Valenzband-Diskontinuität ∆EV

von 0,85eV für GaN/AlN verwendet, um den Bandverlauf am Al0,5Ga0,5N/AlN-Hetero-

übergang zu beschreiben. Einer linearen Interpolation entsprechend teilt sich dann die

Bandlückendifferenz ∆Egvon ca. 1,68eV gemäß ∆EC/∆Eg≈0, 7 und ∆EV/∆Eg≈0, 3

auf.

Dotierung Die generelle n-Leitfähigkeit nicht dotierter AlxGa1−xN-Schichten wird in

den Rechnungen durch eine konstante Dichte vollständig ionisierter Donatoren NDbe-

2.4. SIMULATION DER CHARAKTERISTIKA VON ALGAN-BASIERTEN

MSM PD MIT ATLAS 45

rücksichtigt. Diese, vor dem Hintergrund der Ausführungen in Abschnitt 1.1.2, grobe

Näherung erweist sich jedoch als ausreichend. Die Werte für NDlagen, abhängig von der

Probe und von den verwendeten Modellen, zwischen 1 ×1016 cm−3und 2 ×1017 cm−3.

In Abschnitt 4.1.2 wird darüber hinaus noch der Einfluss einer Si-Kontamination an

der AlGaN/AlN-Grenzfläche in Form einer gaußförmigen Dotierungsinhomogenität un-

tersucht.

Polarisations- und defekt-induzierte Flächenladungen Da es sich bei den Templates

um Al-polares AlN auf Saphir handelt [121], sind die Al0,5Ga0,5N-Absorberschichten eben-

falls Al- bzw. Ga-polar. Weiter werden AlN als relaxiert und Al0,5Ga0,5N als kompressiv

verspannt betrachtet, so dass sich die Komponenten der makroskopische Polarisation in

den Schichten, wie in Abbildung 2.11 b anhand von Pfeilen schematisch dargestellt, erge-

ben [44].

Anhand der Materialparameter in Ref. [39] ergibt sich im Al0,5Ga0,5N-Absorber eine

spontane Polarisation PSP =−0,055 C m−2und eine piezoelektrische Polarisation PPZ =

+0,021 C m−2, während im AlN-Puffer nur eine spontane Polarisation von −0,081 C m−2

resultiert. Durch die Polarisationssprünge an den unterschiedlichen Materialübergängen

(Index i) wird dort nach Gl. (1.11) jeweils eine gebundene Flächenladung σPiinduziert.

Diese beträgt an der Oberfläche des AlGaN-Absorbers σP1 =−e·2,12 ×1013 cm−2bzw.

an dessen Grenzfläche mit AlN σP2 =−e·2,93 ×1013 cm−2und ist in Abb. 2.11 b durch

„–“-Zeichen angedeutet. An der Grenzfläche AlN/Saphir ergibt sich eine positive Flä-

chenladung von σ3= +e·5,05 ×1013 cm−2. Zusätzlich wurde auch eine defekt-induzierte

Ladung σQiangesetzt, um mögliche Kompensationseffekte zu beschreiben (s. Unterab-

schnitte 3.3.1.2 und 3.3.1.3). Die gesamte Flächenladungsdichte beträgt also

σi=σPi+σQi= (1 −γi)·σPi,(2.4)

wobei zur einfacheren Handhabung bei der Anpassung an die Messdaten der Kompensa-

tionsfaktor γi=−σQi/σPidefiniert wurde. Bei den Anpassungen von Rechendaten an die

Verläufe der Messkurven wurde der Kompensationsfaktor γizwischen 0 (keine Kompen-

sation) und 1 (vollständige Kompensation) variiert.

Beweglichkeit Die Abhängigkeit der Ladungsträgerbeweglichkeiten von der elektrischen

Feldstärke wurde durch die in ATLAS implementierten Modelle chen.p und gansat.n be-

rücksichtigt. Das Modell chen.p von Chen und Wang [122] beschreibt die Löcherbeweglich-

keit µpals Funktion der elektrischen Feldstärke Ein Form eines analytischen Ausdrucks

nach Thomas [123]

µp(E) = µp,0 ·1 + µp,0 ·E

vsat,pβ−1

β(2.5)

mit der Kleinfeldbeweglichkeit µp,0, der Sättigungs-Driftgeschwindigkeit vsat,pund einem

empirischen Parameter β, der an die Daten einer Monte-Carlo Simulation für undotiertes

GaN angepasst wurde.

46 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

Abbildung 2.12.: Feldstärkeabhängigkeit der Ladungsträgerbeweglichkeiten – Elektronen (rot) und Löcher

(schwarz) – in AlN und Al0,5Ga0,5N nach den in ATLAS implementierten Modellen gansat.n und chen.p (vgl.

Text). Für Löcherbeweglichkeiten in AlN und Al0,5Ga0,5N wurde jeweils der für GaN-Material angegebene Pa-

rametersatz (durchgezogen) verwendet und bei der Anpassung zwischen Messung und Rechnung entsprechend

variiert. Der gestrichelte Verlauf entspricht dabei jenem der originalen Literaturdaten in Ref. [122] mit einer

Sättigungsgeschwindigkeit vsat,p von 7,5 ×106cm/s.

Ebenso handelt es sich beim gansat.n-Modell für die Elektronenbeweglichkeit µnnach

Farahmand et al. um Anpassungen eines analytischen Ausdruck der Form

µn(E) = µn,0 +vsat,n·(En1−1/En1

1 + a·E

Ecn2

+E

Ecn1(2.6)

an Monte-Carlo Simulationen bei verschiedenen Al-Anteilen [124]. Neben den Anpas-

sungsparametern a,n1,n2und Ecbeschreiben µn,0 die Kleinfeldmobilität der Elektronen

und vsat,nderen Sättigungsdriftgeschindigkeit.

In Abbildung 2.12 sind die Beweglichkeiten von Elektronen (rot) in Al0,5Ga0,5N und AlN

und von Löchern in GaN (schwarz) bis zu einer Feldstärke von ∼1 MV cm−1aufgetra-

gen. Für Elektronen stimmen die Verläufe der Monta-Carlo Daten (Symbole) mit den für

Gl. (2.6) vorgeschlagenen Parametersätzen (Linien) überein. Für Löcher gibt es diesbezüg-

liche eine Abweichung, die allerdings erst nach sämtlichen Anpassungen der vorliegenden

Arbeit aufgefallen ist: Die Monte-Carlo Daten aus Ref. [122] lassen sich durch Gl. (2.5)

nicht, wie im ATLAS-Parametersatz angegeben, mit einer Sättigungsgeschwindigkeit von

1,4×107cms−1darstellen, sondern mit vsat,p= 0,75 ×107cm s−1(gestrichelt). Dieser

Unterschied wirkt sich jedoch nicht auf die in dieser Arbeit getroffenen Aussagen aus.

Vielmehr hat µp,0 einen entscheidenden Einfluss auf die Anpassungen gehabt, so dass die

Messdaten in den Kapiteln 3 und 4 am besten durch einen Wert von 30cm2V−1s−1für

Al0,5Ga0,5N und AlN reproduziert werden. Verglichen mit 100 cm2V−1s−1für GaN ist der

geringere Wert für Al0,5Ga0,5N durchaus sinnvoll, da hier die Streuung von Löchern in

einem inhomogenen Potential aufgrund von Legierungsfluktuationen [124] auftritt.

2.4. SIMULATION DER CHARAKTERISTIKA VON ALGAN-BASIERTEN

MSM PD MIT ATLAS 47

Abbildung 2.13.: Berechnete Photogenerationsrate Gopt innerhalb einer 1,4µm dicken Al0,5Ga0,5N-

Absorberschicht und der darunterliegenden AlN-Pufferschicht unter FS-Bestrahlung bei 260 nm und

1 mW/cm2.

Photogeneration Wie im Experiment erfolgt die Bestrahlung des MSM PD in der Si-

mulation parallel zur Oberflächennormalen. In LUMINOUS wird dann die Photogenera-

tionsrate in den verschiedenen Schichten des Bauteils nach

Gopt(λ,x,y) = Iopt

Eopt(λ)·Topt(λ,x)·αopt(λ)·exp −αopt(λ)·y(2.7)

für jeden Punkt (x,y) des Rechenpunktgitters bestimmt. Hier bezeichnen Iopt(λ)die In-

tensität und Eopt(λ)die Energie der Photonen, Topt(λ,x)das Transmissionsvermögen und

αopt(λ)den optischen Absorptionskoeffizienten des betrachteten Materials. Gemäß der ex-

perimentell ermittelten optischen Leistungen im sub-µW Bereich (s. Abb. 2.9 b) wurde

für die Simulationen eine wellenlängenunabhängige optische Intensität Iopt von 1mWcm−2

festgesetzt (Iopt =Popt/L2

det), damit vergleichbare Verhältnisse vorliegen. In Kapitel 3.1.2

werden die in dieser Arbeit verwendeten optischen Konstanten nref (λ)und αopt(λ)aus

ellipsometrischen Daten von M. Röppischer (s. Ref. [70]) und EQE-Spektren (s. Ref. [99])

abgeleitet, anhand derer ebenfalls Topt(λ,x)festgelegt ist. Für Saphir und Platin wurden

entsprechende Datensätze aus ATLAS verwendet.

In Abbildung 2.13 ist das Profil der Photogenerationsrate innerhalb einer 1,4µm dicken

Al0,5Ga0,5N-Absorberschicht und der darunter liegenden AlN-Pufferschicht bei einer Wel-

lenlänge von 260 nm und einer optischen Intensität von 1 mWcm−2gezeigt. Aufgrund des

hohen Absorptionskoeffizienten von AlGaN (∼105cm−1) ist Gopt nach Gl. (2.7) zunächst

sehr hoch und sinkt exponentiell mit der Probentiefe y. Nach einem Reflektionsverlust an

der Grenzfläche zum AlN ist die optische Generation dort aufgrund sehr geringer Absorp-

tion (∼102cm−1) innerhalb der Bandlücke sehr gering.

48 KAPITEL 2. EXPERIMENTELLES

Abbildung 2.14.: Ladungsträgerlebensdauern τnund τpfür nichtstrahlene SRH-Rekombination als Funktion

der Durchstoßversetzungsdichte TDD in GaN nach dem Modell von Karpov et al. [23]. In dieser Arbeit

wurden die Lebensdauern zunächst zwischen 1 ns und 5 ps variiert (schraffiert) und schließlich zu τp=30 ps

bzw. τn=12 ps festgesetzt (vgl. Text).

SRH-Rekombination Im Grundlagenkapitel wurde im Abschnitt 1.1.3 diskutiert, dass

für AlGaN-basierte MSM PD die nicht-strahlende SRH-Rekombination als dominanter

Rekombinationsprozess angenommen werden kann. Ebenso wurde dort das Modell von

Karpov et al. vorgestellt [23], in welchem ein Zusammenhang zwischen den Ladungsträ-

gerlebensdauern τnund τpund der (Flächen-)Dichte von Durchstoßversetzungen TDD für

GaN abgeleitet wurde. Diese Abhängigkeit ist in Abbildung 2.14 für die in Ref. [23] an-

genommenen Parameter dargestellt. Im Rahmen dieser Arbeit konnte dieses Modell nicht

in ATLAS implementiert werden, so dass die Daten lediglich zur groben Orientierung

bei der Wahl von τnund τpfür die Bestimmung der Rekombinationsrate nach Gl. (1.27)

dienen sollen. Die in dieser Arbeit bestimmten Versetzungsdichten für AlxGa1−xN im

mittleren Kompositionsbereich (x∼0, 4 . . . 0, 5) liegen nach den Untersuchungen der

Dark-Spot-Density DSD in Kapitel 5.1.3 zwischen 1 ×109cm−2und 1 ×1010 cm−2oder

gar teilweise noch etwas höher. Im Verlauf der hier angestellten Simulationsrechnungen

wurden beide Lebensdauern zwischen 1 ns und 5ps variiert (schraffierter Bereich), so

dass eine gewisse Übereinstimmung mit den Ergebnissen des Modells von Karpov et al.

vorherrscht. Aus Konvergenzgründen war es jedoch zunächst sinnvoll, die Elektronenle-

bensdauer hoch (1 ns) zu halten, während die Lochlebensdauer im ps Bereich variiert

wurde, um die Modell- an die Experimentaldaten anzupassen. Grundsätzlich zeigte sich

bei einer deutlichen Verringerung der Elektronenlebensdauer (z. B. auf 10ps) jedoch kein

signifikanter Einfluss auf die Ergebnisse, wenn Konvergenz vorlag. Erst die Untersuchun-

gen asymmetrischer MSM PD, die in Abschnitt 4.2.2.1 diskutiert werden, konnten für

eine nachvollziehbare Korrektur der Elektronenlebensdauer (τn< τp, waagerechte Linien)

genutzt werden.

Kapitel 3.

Front- und rückseitig bestrahlte

AlGaN MSM Photodetektoren

In diesem Kapitel sollen die wesentlichen Grundlagen für das Verständnis front- und rück-

seitig bestrahlter MSM Photodetektoren auf AlGaN-Basis entwickelt werden. Anhand des

Vergleichs experimenteller und modellierter Ergebnisse werden die Spannungsabhängig-

keit und das spektrale Verhalten der EQE diskutiert. Dabei kommt zunächst aus Gründen

der Anschaulichkeit das in Kapitel 1.2.5 entwickelte vereinfachte Modell, welches hier als

1D-Modell bezeichnet werden soll, zum Einsatz. Um die Interpretation der wesentlichen

Ergebnisse schließlich auch über dessen Grenzen hinaus zu führen, wird auf die in Kapi-

tel 2.4 eingeführte 2D-Drift-Diffusions-Modellierung zurückgegriffen.

Maximal erreichbare EQE Wenn nicht anders gesagt, liegt den folgenden Untersuchun-

gen das in Kapitel 2.2 eingeführte Detektor-Motiv M5 zugrunde, das aus 29 paarweise

koplanar angeordneten Elektroden der Breite wEl = 2 µmbei einem Abstand sEl = 5 µm,

auf einer Detektorfläche von 400µm×400µm besteht.

Die maximal erreichbare EQE eines MSM PD lässt sich abschätzen, wenn angenommen

wird, dass jedes in die Schicht transmittierte Photon absorbiert wird und alle dabei ent-

stehenden Ladungsträger den externen Stromkreis verlustfrei erreichen. Dann ist die EQE

nach Gl. (1.51) einzig durch optische Einkoppelverluste limitiert (CE = 1). Aus den wei-

ter unten in diesem Kapitel abgeleiteten optischen Konstanten ergibt sich somit z. B. für

einen solar-blinden M5-Typ MSM PD auf Al0,5Ga0,5N/AlN/Saphir bei einer Wellenlän-

ge von 250 nm ein Reflektionsverlust von 20 % unter frontseitiger (FS-) bzw. 11% unter

rückseitiger (RS-) Bestrahlung. Für die FS-Bestrahlung ist zudem noch die Abschattung

durch die Elektroden von 2/7≈30 % zu berücksichtigen. Solange nun keine Verstärkung

des Photostroms durch Ladungsträgerinjektion an den Kontakten oder Ladungsträger-

multiplikation im Halbleiter vorliegt, ist die maximal erreichbare EQE des M5-MSM PD

durch

EQEFS

max ≈56 % bzw. EQERS

max ≈89 % (3.1)

nach oben limitiert.

50 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

3.1. Spektrale EQE frontseitig bestrahlter AlxGa1−xN

MSM Photodetektoren

In Abbildung 3.1 a ist die spektrale EQE für frontseitig bestrahlte MSM PD unterschiedli-

chen Al-Gehalts xAl bei einer Betriebsspannung Uvon 5V gezeigt. Wesentliches Merkmal

ist die Kompositionsabhängigkeit der cut-off Wellenlänge λc−o, deren energetische Positi-

on, wie in Abb. 3.1 b gezeigt, direkt dem Trend der Bandlücke Eg(x)nach Gl. (1.8) folgt.

Unabhängig von λc−oist der Verlauf jedes Spektrums in drei Spektralbereiche unterteil-

bar, was nachfolgend anhand der Kurve für xAl = 0.5 genauer erläutert werden soll (rote

Kurve in Abb. 3.1 a).

Die Bandlückenenergie Egder Al0,5Ga0,5N-Absorberschicht liegt nach Gl. (1.8) bei ca.

4,4eV. Der Bereich I liegt demnach oberhalb der Bandkante und hier ist die EQE relativ

konstant mit Maximalwerten von einigen Prozent. Dies ist der relevante Detektionsbe-

reich dieses PD. Hier ist der Absorptionskoeffizient αopt von AlGaN mit &105cm−1sehr

hoch und für αopt ·wc1schreibt sich die EQE nach Gl. (1.54)

EQEI≈Topt(λ)·wc

dEZ

(3.2)

und wird spektral durch das näherungsweise konstante Transmissionsvermögen Topt(λ)≈

0, 8 des Luft/AlGaN-Übergangs, gewichtet durch das spannungsabhängige Verhältnis

wc/dEZ, bestimmt.

Im Bereich II, der Bandkantenregion, sinkt die EQE innerhalb weniger 10 nm um drei

Größenordnungen ab. Hier liegt die Cut-off-Wellenlänge λc−odes Detektors bei 280 nm.

Und im Bereich III, unterhalb der Bandkante, setzt sich die Abnahme der EQE zu länge-

ren Wellenlängen hin abgeschwächt fort. Zusätzlich ist hier eine periodische Modulation

der EQE erkennbar, die durch Mehrfachreflexionen des optischen Signals innerhalb der

transparenten Absorberschicht zustande kommt (besser erkennbar für x= 1). In diesen

langwelligen Bereichen II und III ist der Absorptionskoeffizient i.A. sehr gering und für

αopt ·w < 1kann der Exponentialterm in Gl. (1.54) entwickelt werden

EQEII, III ≈αopt(λ)·Topt ·w2

dEZ

.(3.3)

In erster Näherung ist hier der Verlauf der spektralen EQE somit durch das Verhalten

von αopt(λ)gegeben, welches offenbar von αopt ∝pE−Egfür einen idealen Halbleiter

abweicht. Mögliche Ursachen für diese Abweichung werden im Folgenden diskutiert.

3.1.1. Einflüsse auf αopt in den langwelligen Bereichen

Nachfolgend sollen die wesentlichen Mechanismen aufgeführt werden, die den Verlauf des

Absorptionskoeffizienten αopt(λ)in den Bereichen II und III beeinflussen können.1

1Die spektrale Abhängigkeit →(λ)wird im Folgenden weitgehend unterdrückt.

3.1. SPEKTRALE EQE FRONTSEITIG BESTRAHLTER ALXGA1−XN MSM

PHOTODETEKTOREN 51

(a) (b)

Abbildung 3.1.: (a) Spektraler Verlauf der EQE frontseitig bestrahlter AlxGa1−xN/AlN MSM PD (M5-

Motiv) bei 5 V für Absorberschichten mit verschiedenem Al-Gehalt xAl. (b) Energetische Position der Cut-off-

Wellenlänge λc−oals Funktion von xAl. Mit eingezeichnet (rot) ist der berechnete Verlauf der Bandlücken-

energie Eg(x)nach Gl. (1.8) mit b= 1 eV.

3.1.1.1. Franz-Keldysh-Effekt

Allgemein bewirken interne und externe elektrische Felder Verbreiterungen von αopt unter-

halb der Bandkante, da die Leitungs- und Valenzbandzustände bei verkippten Bändern in

die Bandlücke reichen und räumlich überlappen. Der sog. Franz-Keldysh-Effekt bewirkt

eine feldabhängige Verbreiterung, die durch ln (αopt)∝(Eg−E)3/2/F mit der lokalen

Feldstärke F, dominiert wird [125, 126]. In GaN wird eine signifikante Verbreiterung ab

Feldstärken oberhalb einiger 100 kV/cm erwartet [127]. Allerdings ist die Auswirkung

dieser Feldstärkeabhängigkeit auf die spektrale EQE nicht für alle Photodetektor-Typen

gleich. Zur Veranschaulichung dieses Sachverhalts sind in Abb. 3.2 a normierte EQE-

Spektren einer GaN Avalanche Photodiode (APD) von Minder et al. [128] und die eines

am FBH hergestellten Al0,45Ga0,55N MSM PD bei verschiedenen Spannungen Ugezeigt.

Für die GaN APD reduziert sich die Blindheit gegenüber langwelliger Strahlung mit

steigender Spannung drastisch. Im Vergleich dazu ändert sich der spektrale Verlauf in

der Bandkantenregion beim MSM PD jedoch nur marginal. Dies kann anhand der un-

terschiedlichen Feldverteilungen in den beiden PD-Typen, wie sie in Abb. 3.2 b oben

skizziert sind, erläutert werden. In der GaN APD mit pin-Struktur ist die photoakti-

ve RLZ durch die nicht-dotierte GaN-Absorptionsschicht der Dicke wi= 0,2 µm, welche

nahezu unabhängig von der Spannung ist, gegeben. Wie in Abb. 3.2 b schematisch darge-

stellt, ist die elektrische Feldstärke Felektr =U/wiinnerhalb dieser RLZ räumlich konstant

(oben) und erreicht Werte bis zu 3,75 MV/cm bei 75V (unten). Die Maximalfeldstärke im

Al0,45Ga0,55N MSM PD steigt nach Gl. (A.12) wurzelförmig mit Uauf 1,85MV/cm bei

52 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

elektr

U / wi

elektr

x, y

~ U1/2

APD / pin PD MSM PD

(a) (b)

Abbildung 3.2.: (a) Normierte EQE-Spektren einer GaN APD [127] sowie eines am FBH hergestellten

Al0,45Ga0,55N MSM PD bei verschiedenen Spannungen. Der Pfeil weist auf die Auswirkung von makroskopi-

schen Fluktuationen des Al-Gehalts in Form einer spektralen Schulter hin. (b) Schematisch die Feldverteilungen

innerhalb einer APD und eines MSM PD (oben) und die jeweils maximale Feldstärke Felektr in den RLZ als

Funktion der Spannung (unten).

75V (ND= 1 ×1016 cm−3). Allerdings sinkt sie mit zunehmendem Abstand zur Katho-

de, sowohl lateral (x) als auch vertikal (y), innerhalb der ebenfalls spannungsabhängigen

RLZ wc(U)linear auf Null ab. Zwar ist Felektr im MSM PD innerhalb von 0,2µm für hohe

Spannungen auch nicht vernachlässigbar, allerdings ist hier der bestrahlte Flächenanteil

signifikanter Feldstärke wesentlich geringer als bei der APD.

3.1.1.2. Kompositionsfluktuationen im AlxGa1−xN

Bei homogener Verteilung der A- und B-Atome in einem ternären Gemisch AxB1−xC be-

wirken die unterschiedlichen Bindungsstärken zwischen A und C bzw. B und C räumliche

Potentialfluktuationen [129]. In AlxGa1−xN kann die experimentell gefundenen Variation

von PL-Linienbreiten in Abhängigkeit von xauf die statistische Verteilung von Al und

Ga zurückgeführt werden [130, 131, 132]. Im Spektrum der EQE ist am Übergang von II

nach III ebenfalls eine gaußförmige Flanke sichtbar (Abb. 3.1 a). Dies lässt sich jedoch

nicht eindeutig von Auflösungseffekten trennen. (Bei konstanter Wellenlängenauflösung

∆λnimmt die Energieunsicherheit ∆Ein Richtung kurzer Wellenlängen immer stärker

zu).

Darüber hinaus ist in Abb. 3.2 a die Signatur von makroskopischen Kompositionsfluktua-

tionen als Schulter bei ca. 300 nm erkennbar. Dies ist auf optische Absorption in räumlich

getrennten Bereichen unterschiedlicher Kompositionen in der AlGaN-Schicht zurückzu-

führen und wird in Abschnitt 5.1.2 ausführlicher thematisiert.

3.1. SPEKTRALE EQE FRONTSEITIG BESTRAHLTER ALXGA1−XN MSM

PHOTODETEKTOREN 53

3.1.1.3. Urbach-Martienssen-Tail

Die nahezu exponentiell von der Photonenenergie Eabhängende EQE im Bereich II

wird in der Literatur zu AlGaN-basierten Schottky PD und MSM PD häufig beobach-

tet und als Urbach-Tail bzw. Urbach-Martienssen-Tail bezeichnet [133, 134, 135, 136,

137, 138]. Gemeint ist hiermit die Ähnlichkeit der EQE in der Bankkantenregion mit

dem durch Urbach [139] und Martienssen [140] experimentell gefundenen Zusammen-

hang α∝exp (E/kT), der über die Wechselwirkung zwischen Elektronen oder Exzi-

tonen mit elektrischen Feldern aufgrund von Phononen [141] oder geladenen Störstel-

len [142, 143, 144, 145] bei optischen Anregungsprozessen erklärt werden kann [146]. Ge-

nerell ist die Absorptionskante in der Bandkantenregion II für eine Vielzahl von Halbleitern

von der Form

αU−M=α0·exp E−E0

∆,(3.4)

wobei die Steigung ∆die Einheit einer Energie hat. Unter gewissen Annahmen lassen

sich für beide Interpretationsansätze (Phononen oder Störstellen) Ausdrücke der Form

(3.4) herleiten [146]. Für GaN wurden temperaturabhängige Absorptionsmessungen an-

hand Gl. (3.4) ausgewertet [147]. Daraus geht hervor, dass sich der Temperaturverlauf des

sog. Steilheitsparameters σ=kT/∆durch ein Modell nachvollziehen lässt, in welchem

die Streuung von Exzitonen an akustischen Phononen berücksichtigt wird. Photoleitfä-

higkeitmessungen an GaN wurden wiederum dahingehend interpretiert, dass Übergänge

zwischen flachen Störstellen mit exponentieller Verteilung innerhalb der Bandlücke den

Verlauf der Bandkante entsprechend verbreitern [133]. Und Roskovcová et al. interpre-

tieren den exponentiellen Verlauf des Absorptionskoeffizienten von AlN ebenfalls über

Rechnungen, welche die Streuung von Exzitonen im Feld geladener Störstellen berück-

sichtigen [148].

Ebenso wird der langwellige Ausläufer von αopt unterhalb der Bandkante (III) über die

Beteiligung tiefer Störstellen, sowohl für AlGaN [133] als auch für undotiertes GaAs [149],

gedeutet.

Fazit Makroskopische Kompositionsfluktuationen innerhalb der AlxGa1−xN-Absorber-

schicht machen sich durch einen gewissen Beitrag zur EQE (z.B. als Schulter) in der

Bandkantenregion bemerkbar. Darüber hinaus wird für AlxGa1−xN MSM PD kein signifi-

kanter Einfluss des Franz-Keldysh-Effekts in Form einer feldabhängigen Verbreiterung der

Absorptionsbandkante in II beobachtet. Allerdings ist der spektrale Verlauf von αopt(λ),

wie im nachfolgenden Abschnitt gezeigt wird, für die hier untersuchten Proben sowohl in

der Bandkantenregion II als auch unterhalb der Bandkante III sehr gut durch Gl. (3.4)

darstellbar.

3.1.2. Ableitung der optischen Konstanten für AlxGa1−xN

Für einen Teil der Simulationsrechnungen in dieser Arbeit wurden der spektrale Verlauf

der optischen Konstanten nref und αopt von AlxGa1−xN im Wellenlängenbereich zwischen

54 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

(a) (b) (c)

Abbildung 3.3.: (a) Daten des Realteils 1und des Imaginärteils 2der dielektrischen Funktion für AlxGa1−xN

nach M. Röppischer [70] (gestrichelt). An EQE-Messungen (offene Kreise) spektral angepasste Daten (Linien)

für Al0,25Ga0,75N, Al0,5Ga0,5N und AlN. (b) Aus (a) berechnete Brechungsindizes nref (oben) und Absorptions-

koeffizienten αopt (unten). Mit eingezeichnet sind sowohl exponentielle Fits (gestrichelt) an die Daten (offene

Kreise), welche durch EQE-Messungen bestimmt wurden, als auch Daten aus der Literatur für GaN [147] und

AlN [148] (grau gepunktet). (c) Aus (b) bestimmte Steigungen ∆II (rote Sterne) und ∆III (schwarze Sterne)

im Vergleich mit Literaturdaten für GaN [147] und AlN [148] aus Absorptionsmessungen sowie direkt aus

EQE-Spektren für AlxGa1−xN [135] ermittelt.

400 nm und ca. 185 nm für die Al-Anteile xAl = 0.25, 0.5 und 1 verwendet. Hierfür wurden

zum Teil die von M. Röppischer gemessenen Werte des realen 1(λ)und des imaginären

2(λ)Teil der komplexen dielektrischen Funktion aus Ref. [70, S. 158] benutzt (gestrichel-

te Linien in Abb. 3.3 a). Da unterhalb der Bandkante keine Daten für verfügbar waren,

wurde der Absorptionskoeffizient in diesem Bereich näherungsweise aus EQE-Spektren

bestimmt.

Zuerst wurden die Daten von Röppischer auf der Wellenlängenskala in Richtung des je-

weiligen normierten EQE-Spektrums (offene Kreise) verschoben (durchgezogene Linien).

Der Brechungsindex wurde dann aus nref(λ) = 0.5 ·(1+p2

1+2

2)1/2im Bereich I

bzw. wegen 12aus nref ≈√1in den Bereichen II und III bestimmt (durchgezogene

Linien in Abb. 3.3 b oben). Der Absorptionskoeffizient wurde oberhalb der Bandkante aus

αopt(λ) = 2π

nref λ2bestimmt (Abb. 3.3 b unten). In den Bereichen II und III konnte αopt

dagegen direkt über Gl. (1.54) abgeschätzt werden [99]

αopt(λ) = −1

wc·ln 1−dEZ

wc·EQE(λ)

Topt (3.5)

(offene Kreise in Abb. 3.3 b unten). Das Transmissionsvermögen wurde hierfür unter Ver-

nachlässigung von 2nach Gl. (1.24) zu Topt ≈1−(nref −1)2/(nref + 1)2approximiert

und wc(U)für die jeweilige Spannung aus Gl. (A.11) unter Annahme einer Hintergrund-

dotierung NDvon 3 ×1016 cm−3berechnet (offene Kreise). Die auf diese Weise aus EQE-

Messungen bestimmten Absorptionsspektren unterhalb der Bandkante können schließlich

3.2. ABHÄNGIGKEIT DER EQE VON DER VORSPANNUNG 55

durch Exponentialverläufe der Form (3.4) dargestellt werden (gestrichelt).

Zum Vergleich sind Daten aus Absorptionsmessungen an GaN von Chichibu et al. [147]

bzw. an AlN von Roskovcová et al. [148] mit eingezeichnet. Qualitativ fügen sich die

Messdaten in dieser Arbeit offenbar recht gut in das Gesamtbild. Insbesondere für AlN ist

eine sehr gute Übereinstimmung im Bereich II (Bandkantenregion) zu erkennen. In Ab-

bildung 3.3 c sind die Steigungen ∆ifür i=II bzw. III über dem nominellen Al-Gehalt

aufgetragen. Die Daten dieser Arbeit zeigen eine Zunahme von ∆imit steigendem xAl,

was die Literaturdaten für AlN und GaN sehr gut ergänzt bzw. den Trend der direkt aus

EQE-Messungen an Schottky PD bestimmten Werte von Monroy et al. [135] bis auf einen

geringen Versatz wiedergibt.

3.2. Abhängigkeit der EQE von der Vorspannung

Mit dem Fokus auf grundlegende Aspekte AlxGa1−xN-basierter MSM PD wurde bisher nur

das spektrale Verhalten der EQE bei gewissen Spannungspunkten unter frontseitiger Be-

strahlung vorgestellt. In diesem Abschnitt soll nun explizit auf die Abhängigkeit der EQE

von der Vorspannung eingegangen werden. Für den Vergleich zwischen front- und rücksei-

tigem Bestrahlungsmodus werden dazu sowohl EQE-Kennlinien oberhalb der Bandkante

als auch EQE-Spektren an verschiedenen Spannungspunkten diskutiert. Die Interpretati-

on der experimentellen Ergebnisse findet dabei zunächst im Rahmen des einfachen Modells

(1D-Modell) aus Kapitel 1.2.5 statt, um einen Teil der gewonnenen Erkenntnisse instruk-

tiv einzuordnen. Ein vollständigeres Bild und eine bessere Übereinstimmung zwischen

Experiment und Simulation wird im Anschluss daran anhand der 2D-Drift-Diffusions-

Modellierung, deren Grundlagen in Kapitel 2.4 entwickelt wurden, generiert.

3.2.1. EQE-Kennlinien

Für eine ideale MSM Struktur ist die Strom-Spannungscharakteristik aufgrund der ko-

planaren Elektrodenkonfiguration punktsymmetrisch um den Spannungsnullpunkt. Dem-

nach ist die EQE, bestimmt aus dem Absolutbetrag des Photostroms, achsensymmetrisch.

Wenn nicht anders gesagt, wird also nur auf den ersten Quandranten positiver Spannung

eingegangen.

Die experimentellen EQE-Kennlinien eines Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit einer Absorber-

schichtdicke tabs von 0,5µm sind in Abb. 3.4 a bei Bestrahlung oberhalb der Bandlücke

dargestellt. Während die EQE unter frontseitiger Bestrahlung stetig auf 10% bei 50V

ansteigt, liegt unter rückseitiger Bestrahlung dagegen ein Schwellen- und Sättigungsver-

halten der EQE bei ca. 25V vor: Unterhalb der Schwelle erreicht die EQE zunächst ca.

4% bei Uthr ≈21 V, nimmt dann innerhalb weniger Volt bis zum Sättigungspunkt bei

Usat ≈26 V auf rund 60% zu und erreicht schließlich 68% bei 50V.

Während also unter FS-Bestrahlung nur rund 16 % von EQEFS

max erreicht werden, sind es

unter RS-Bestrahlung im Sättigungsbereich zwischen 65% und 75% von EQERS

max. Gemäß

des Verhältnisses EQERS/EQEFS, welches im Insert dieser Abb 3.4 a gezeigt ist, ist der

PD unter RS-Bestrahlung am Sättigungspunkt sogar bis zu neun mal effizienter als unter

56 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

dEZ

tabs

wc(U)

sat

Gopt

wc(U)

sat

Gopt

Δy = tAbs - wc(U)

wEl/2 + wc(U) wEl/2 + wc(U)

wa0

(a) (b)

Abbildung 3.4.: Frontseitige (FS) und rückseitige (RS) Bestrahlung eines Al0,5Ga0,5N MSM PD mit einer

Absorberschichtdicke tabs von 0,5µm. (a) Gemessene (Punkte) und berechnete (Linien) EQE-Kennlinien unter

FS- (schwarz) und RS-Bestrahlung (rot) bei einer Wellenlänge von 250 nm. Das Insert zeigt den Verlauf

des EQE-Verhältnisses zwischen RS- und FS-Bestrahlung als Funktion der Vorspannung. (b) Skizzen zur

Erläuterung der Vorgänge im MSM PD anhand des 1D-Modells (s. Text).

FS-Bestrahlung.

Interpretation der Kennlinien anhand des 1D-Modells Die nach Gln. (1.54) und

(1.55) berechneten Kennlinien sind in Abb. 3.4 a mit eingezeichnet. Für die Berechnungen

wurde eine Hintergrunddotierung NDvon 1 ×1017 cm−3und ein Absorptionskoeffizient

αopt = 1,5 ×105cm−1angenommen. Während diese Größen den Kennlinienverlauf unter

RS-Bestrahlung maßgeblich beeinflussen, haben sowohl die Wahl der Built-in-Spannung

mit Vbi = 1 V ≈e·φB, was bei dieser Dotierung durchaus zulässig ist, als auch ei-

ne leichte Änderung des jeweiligen Transmissionsvermögens, welches jeweils TFS

opt = 0.8

bzw. TRS

opt = 0.9 beträgt, einen eher vernachlässigbaren Einfluss. Im folgenden werden die

Kennlinienverläufe anhand Abb. 3.7 b, welche die Vorgänge innerhalb der Recheneinheits-

zelle des MSM PD illustiert, erläutert. Nach dem 1D-Modell bestimmt hauptsächlich die

räumliche Ausdehnung wc(U)der RLZ an der negativ gepolten Kathode die EQE. Die

Ausdehnung wa,0 der RLZ an der geerdeten Anode bleibt dagegen vergleichsweise konstant

und wird für die Erklärungen vernachlässigt. Der grundsätzliche Unterschied zwischen den

beiden Beleuchtungsmodi besteht nun im räumlichen Überlapp der optischen Generati-

onsrate Gopt innerhalb der Absorberschicht mit der vorgespannten RLZ, was allgemein

durch die Sammeleffizienz CE nach Gl. (1.52) ausgedrückt wird.

Unter FS-Bestrahlung ist Gopt an der Absorberoberfläche zwischen den Elektroden ma-

ximal und nimmt mit der Absorbertiefe yexponentiell ab. Da die optische Eindringtiefe

1/αopt <0,1 µmist, was gerade vergleichbar mit wc,0 =wa,0 in vertikaler Richtung ist,

3.2. ABHÄNGIGKEIT DER EQE VON DER VORSPANNUNG 57

kann die EQE genähert werden als

EQE1D

FS ≈Topt ·wc(U)

dEZ ∝√U.(3.6)

Der wurzelförmige Verlauf der EQE mit der Spannung unter FS-Bestrahlung ist somit auf

das laterale Anwachsen von wc(U)nach Gl. (A.11) zurückzuführen. Die geringen Werte

der EQE sind hauptsächlich auf die, im Vergleich zum Elektrodenabstand sehr geringe

laterale Ausdehnung der RLZ zurückzuführen. Erst für eine Ausdehnung der RLZcüber

den gesamten Elektrodenabstand – wc(U)→sEl = 5 µmbei ca. U→3 kV – würde die

EQE nach dem 1D-Modell bei 56% sättigen.

Unter RS-Bestrahlung ist Gopt dagegen an der gesamten Unterseite des Absorbers hoch

und es sind keine abschattenden Elektroden vorhanden. Allerdings bestimmt jetzt der Ab-

stand ∆y(U) = tabs −wc(U)zwischen vorgespannter RLZ und Absorberunterseite die CE

(s. Abb. 3.4 b unten) und die EQE-Kennlinie verläuft unterhalb der Sättigungsspannung

wie

EQE1D

RS ≈Topt ·wc(U) + wEl/2

dEZ ·exp −αopt ·∆y(U)∝√U·exp √U

für wc(U)≤tabs.

(3.7)

Da die RLZ in diesem Bestrahlungsmodus komplett im Strahlengang liegt, erhöht sich die

EQE im Vergleich zur FS-Bestrahlung prinzipiell um den Flächenanteil der halben Katho-

de zur Gesamtbreite der Zelle wEl/(2dEZ). Dies kann jedoch erst vollständig ausgenutzt

werden, wenn der Exponentialterm für ∆y→α−1

opt ausreichend hohe Werte annimmt. Da-

mit die RS-Bestrahlung unterhalb der Sättigungsspannung gegenüber der FS-Bestrahlung

höhere EQE-Werte ergibt, muss also entweder die Spannung entsprechend erhöht – in der

Rechnung auf U > 15 V, oder die Absorberschichtdicke tabs reduziert werden. Letzteres

wird im Kapitel 4.1.1 thematisiert. Darüber hinaus leitet sich hier ebenfalls ab, dass ei-

ne Erhöhung der Kathodenbreite bei sonst gleichen Abmessungen zu höheren Effizienzen

unter RS-Bestrahlung führen müsste. Dies ist der Ausgangspunkt der Untersuchungen in

Kapitel 4.2.2.

Bei einer Spannung von 25V ist wc(U) = tabs und folglich ∆y= 0. Hier ist der Ex-

ponentialterm maximal (exp √U→1) und die die CE wird durch alle innerhalb des

schraffierten Bereichs photogenerierten Löcher bestimmt. Die Höhe der Sättigungsspan-

nung Usat ist durch wc(Usat) = tabs nach Gl. (A.11) bei gegebener Hintergrunddotierung

NDdirekt über die Absorberschichtdicke tabs festgelegt. Damit kann die Sättigungsspan-

nung Usat der EQE unter RS-Bestrahlung im Rahmen des 1D-Modells als eine vertikale

Durchreichspannung zur Absorberunterseite aufgefasst werden (vgl. Kap. 1.2.3). Der ab-

rupte Anstieg der gemessenen EQE kurz vor deren Sättigung geht allerdings nicht aus

dem 1D-Modell hervor. Mit weiter steigender Spannung bewirkt nun nur noch das weite-

re laterale Anwachsen von wc(U)∝√Uein scheinbares Sättigungsverhalten der EQE.

Das berechnete EQE-Verhältnis (s. Insert) steigt bis zur Sättigungsspannung exponenti-

ell auf einen Wert EQERS/EQEFS = 3, da die RLZ unter RS-Bestrahlung nun effektiv

wEl +wc(Usat) = 1,5 µmim Vergleich zu wc(Usat) = 0,5 µmunter FS-Bestrahlung beträgt.

In den Messdaten zeigt sich allerdings ein dreimal höheres EQE-Verhältnis, was im bisher

58 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

(a) (b)

Abbildung 3.5.: EQE-Spektren des 0,5µm dicken Al0,5Ga0,5N MSM PD unter frontseitiger (FS, schwarz) und

rückseitiger (RS, rot) Bestrahlung unterhalb der Schwellenspannung (5 V) und im Sättigungsbetrieb (40 V) –

(a) gemessen (Probe: M1285-2) und (b) nach dem 1D-Modell berechnet.

entwickelten Bild ebenfalls nicht interpretierbar ist. Oberhalb von Usat nimmt das Ver-

hältnis dann ∝1/√Uab. Natürlich wird für U > Usat auch die AlN-Pufferschicht im

Bereich unterhalb der Elektrode zunehmend verarmt. Allerdings ist die Photoabsorption

in AlN bei der einer Wellenlänge von 250nm sehr gering (vgl. Abb. 3.3 b) und dieser

Beitrag zur CE kann vernachlässigt werden.

3.2.2. EQE-Spektren

Nachdem nun das Schwellen- und Sättigungsverhalten der EQE vorgestellt und diskutiert

wurde, sollen die Ergebnisse der spektralen EQE in den beiden relevanten Spannungsbe-

reichen vorgestellt und interpretiert werden. Dazu sind in Abbildung 3.5 die gemessenen

und berechneten EQE-Spektren eines Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit 0,5µm Absorber-

schichtdicke unter frontseitiger und rückseitiger Bestrahlung bei 5 V (< Uthr) und 40 V

(> Usat) gezeigt. Unter FS-Bestrahlung sind die Spektralbereiche I, II und III deutlich er-

kennbar. Oberhalb der Bandkante (Bereich I) verläuft die EQE nahezu flach, im Bereich II

ist die EQE-Flanke vermutlich aufgrund von Kompositionsfluktuationen verbreitert und

es überlagern sich Schichtdickenoszillationen, die im Bereich III besser erkennbar sind.

Und in erster Näherung ist die, schon im Abschnitt 3.1 besprochene, spektrale Form der

EQE nahezu unabhängig von der Vorspannung. Unter RS-Bestrahlung ist der spektrale

Verlauf der EQE dagegen sehr stark von der Vorspannung abhängig. Für Spannungen

unterhalb der Schwelle liegt ein ca. 17nm schmales Spektrum mit Maximum innerhalb

der Bandkantenregion (II) vor. Die EQE beträgt im Maximum bei 264nm ca. 7% und

überragt damit das entsprechende Spektrum unter FS-Bestrahlung. Im Sättigungsbetrieb

weist die EQE dann wieder einen nahezu wellenlängenunabhängigen Verlauf zwischen

210nm und 250nm mit Werten &60 % auf. Ein kurzwelliger Cut-off bei 200 nm tritt hier

sehr deutlich in Erscheinung (Bereich IV). Darüber hinaus ist die EQE in den langwelli-

gen Bereichen II und III bei gleicher Vorspannung unter RS-Bestrahlung immer höher als

unter FS-Bestrahlung.

3.2. ABHÄNGIGKEIT DER EQE VON DER VORSPANNUNG 59

(a) (b)

Abbildung 3.6.: Zur Erläuterung des EQE-Spektrums eines RS-bestrahlten MSM PD. (a) Gemessenes (Punk-

te) und nach 1D-Modell berechnetes (Linie) EQE-Spektrum eines 0,5µm dicken Al0,5Ga0,5N MSM PD unter

rückseitiger Bestrahlung bei 5 V (<Uthr). (b) Photogenerationsrate Gopt unterhalb der Kathode berechnet nach

Gl. (2.7) in den verschiedenen Wellenlängenbereichen unterhalb (blau) und oberhalb (schwarz) der Bandkante

sowie innerhalb der Bandkantenregion (rot) – vgl. auch farbige Markierungen in (a).

Mit den optischen Konstanten aus Abschnitt 3.1.2 kann das spektrale Verhalten der EQE

über die Gln. (1.54) bzw. (1.55) qualitativ sehr gut reproduziert werden (s. Abb. 3.5 b),

so dass das 1D-Modell zur Interpretation der Daten herangezogen werden kann.

Für die FS-Bestrahlung wurde dies oben schon durch die Gln. (3.2) und (3.3) getan,

so dass hier nur noch die Ergebnisse für die RS-Bestrahlung anhand Abb. 3.6 erläutert

werden sollen. Messung und Berechnung der EQE unterhalb der Schwelle sind dazu in

Abb. 3.6 a noch einmal wiedergegeben. Bei einer Vorspannung von 5V beträgt die Aus-

dehnung wcder RLZcnur ca. 270nm (s. Abb. 3.6 b). Bei einer Absorberdicke tabs von

0,5µm ist die Photogenerationsrate Gopt im feldbehafteten Bereich

Gopt(RLZc)∝αopt ·exp −αopt ·tabs −wc(U)(3.8)

und damit stark von der Wellenlänge abhängig. Für kurze Wellenlängen <250 nm ist αopt

mit &105cm−1sehr hoch und es resultiert eine geringe Photogeneration innerhalb der

RLZcund damit eine niedrige CE bzw. EQE. Eine ähnliche Situation ergibt sich auch bei

Wellenlängen >275 nm, hier allerdings aufgrund eines zu niedrigen Absorptionskoeffizi-

enten αopt .102cm−1. Im spektralen Bereich II ist αopt dafür gerade so hoch, dass sich

Gopt(RLZc)signifikant erhöht und die CE bei ca. 264 nm maximal wird. Dieses Maximum

ist folglich im spektralen Verlauf der EQE innerhalb der Bandkantenregion erkennbar.

Im Sättigungsbetrieb ist wc,y=tabs und Photogeneration findet aufgrund des in den Ab-

sorber transmittierten Signals immer innerhalb der RLZ statt. Die EQE verläuft deshalb,

wie bei der FS-Bestrahlung, oberhalb der Bandkante zunächst konstant.

Unter RS-Bestrahlung ist das Transmissionsvermögen in den AlGaN-Absorber für die

Schichtenfolge Luft/Saphir/AlN/Al0,5Ga0,5N

TRS

opt (λ) = TLuft/Saphir ·TSaphir/AlN ·exp (−αopt,AlN ·tAlN)·TAlN/AlGaN,(3.9)

60 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

mit der Dicke tAlN = 0,5 µmsowie dem Absorptionskoeffizienten αopt,AlN der Pufferschicht.

Demnach wird der kurzwellige Cut-off der EQE bei ca. 210nm aufgrund der einsetzenden

Absorption des optischen Signals in der AlN-Pufferschicht hervorgerufen.

Wie auch schon für die EQE-Kennlinien erwähnt, fällt die spektrale EQE im Sättigungs-

betrieb im 1D-Modell geringer aus als in der Messung. Dazu kommt, dass die CE nicht auf

die AlN-Pufferschicht erweitert wurde, was zur einer Unterschätzung der EQE unterhalb

210nm führt. Trotzdem konnte ein qualitatives Bild von der generellen Funktionsweise

der Absorberschicht unter FS- und RS-Bestrahlung generiert werden.

3.3. Erläuterung der Ergebnisse anhand der

2D-Simulation

Anhand des 1D-Modells konnte ein Teil der beobachteten Trends für front- und rücksei-

tig bestrahlte AlxGa1−xN MSM PD qualitativ eingeordnet und ein vereinfachtes Bild der

Vorgänge innerhalb der MSM Struktur entwickelt werden. Die gemessenen Spektren und

Kennlinien der EQE unter frontseitiger (FS) Bestrahlung können durch das spannungs-

abhängige Verhalten der RLZ an der Kathode nachvollzogen werden. Das beobachtete

Sättigungsverhalten der EQE unter rückseitiger (RS) Betrahlung lässt sich als vertikales

Durchreichen der vorgespannten RLZ zur Absorberunterseite, und damit die vollständi-

ge vertikale Verarmung des Absorbers unterhalb der Kathode, auffassen. In diesem Bild

ist auch die unterschiedliche spektrale Form der EQE unterhalb und oberhalb der Sätti-

gungsspannung leicht zu verstehen. Allerdings lassen sich der abrupte Anstieg der EQE

vor deren Sättigung sowie die deutlich höheren Sättigungswerte im Experiment nicht

durch das vereinfachte 1D-Modell reproduzieren.

In diesem Abschnitt wird zunächst das Schwellen- und Sättigungsverhalten eines 0,5µm-

AlGaN/AlN MSM Photodetektors unter RS-Bestrahlung mit Hilfe der in Kapitel 2.4

vorgestellten 2D-Drift-Diffusions-Modellierung erklärt. Hierbei stehen die elektrischen Ei-

genschaften des AlGaN/AlN-Heteroübergangs, d.h. polarisations- und defektinduzierte

Grenzflächenladungen im Vordergrund. Anhand der daraus gewonnenen Erkenntnisse so-

wie weiterer Simulationsberechnungen wird zudem eine mögliche Ursache für die ver-

gleichsweise geringe EQE dieses PD unter FS-Bestrahlung diskutiert.

3.3.1. Schwellen- und Sättigungsverhalten unter RS-Bestrahlung

Unter Einbeziehung von Grenzflächenladungen σian der Oberfläche (i= 1) und am

AlGaN/AlN-Heteroübergang (i= 2) lässt sich eine sehr gute Übereinstimmung zwischen

den Ergebnissen der 2D-Simulation und den Messungen erreichen. Die simulierte EQE-

Spannungskennlinie bei RS-Bestrahlung in Abb. 3.7 a gibt sowohl das Schwellenverhalten

Uthr als auch die Höhe der Sättigung EQEsat korrekt wieder. Die Diskussion des EQE-

Verhältnisses erübrigt sich hier aufgrund der guten Übereinstimmung. Nachfolgend werden

die zugrunde liegenden Mechanismen anhand der 2D-Daten für die elektrische Feldvertei-

lung Felektr sowie die Lochstromdichten jpinnerhalb der Simulationseinheitszelle unterhalb

der Schwelle sowie im Sättigungsbetrieb analysiert. Es liegen die in Tabelle 3.1 aufgelis-

3.3. ERLÄUTERUNG DER ERGEBNISSE ANHAND DER 2D-SIMULATION 61

Tabelle 3.1.: Simulationsparameter für die in Abb. 3.7 a gezeigten Kennlinien des 0,5µm dicken

Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD: Hintergrunddotierung ND, SRH Rekombinationslebensdauer für Löcher τpund

für Elektronen τn, Niedrigfeld-Beweglichekeit für Löcher µp0und Gesamtflächenladungsdichte σan der ent-

sprechenden Schichtobergrenze.

NDτpτnµp0σi/e

Schicht (cm−3) (ps) (ns) (cm2/V−s) (1012cm−2)

Al0,5Ga0,5N1, 2 ×1017 30 1 30 −0.42

AlN 1, 0 ×1017 30 1 30 −1.74

teten Simulationsparameter zugrunde, deren Diskussion im Verlauf der Arbeit jeweils

an geeigneter Stelle stattfinden soll. Dabei werden anhand neu gewonnener Erkenntnisse

ebenfalls Korrekturen vorgenommen und erläutert. Erwähnenswert ist hier jedoch schon,

dass die Variation der Rekombinationslebensdauer für Elektronen τnzwischen einigen

10ps und 1 ns auf die Kennlinien von symmetrischen MSM PD keinen signifikanten Ein-

fluss hat. Sie wurden deshalb, wenn nicht anders gesagt, für eine schnellere Konvergenz der

Lösungen auf 1ns heraufgesetzt. Erst bei der Diskussion von geometrisch asymmetrischen

MSM PD im nächsten Kapitel wird τnsinnvoll angepasst.

3.3.1.1. Hintergrunddotierung

Wie schon im 1D-Modell ist die Hintergrunddotierung ein maßgeblicher Fitparameter für

Schwellen- bzw. Sättigungsspannung. In Abbildung 3.7 b sind simulierte EQE-Kennlinien

für Dotierungen NDzwischen 8 ×1016 cm−3und 1,6×1017 cm−3gezeigt. Der Einfluss auf

EQEsat ist an dieser Stelle nicht ausschlaggebend. Vielmehr soll auf den direkten Zu-

sammenhang zwischen Schwellenspannung Uthr (bzw. Usat) und Hintergrunddotierung ND

hingewiesen werden. Im Insert ergibt sich ein linearer Zusammenhang, dessen Steigung

nach Gl. (A.11) mit wRLZ =tabs durch die Absorberschichtdicke tabs festegelegt ist. Für

einen dünneren Absorber mit z. B. 0,3µm Schichtdicke ist demnach eine Reduktion von

Uthr zwischen 10V und 20V möglich.

Die beste Übereinstimmung zum Experiment ergibt sich für ND= 1,2 ×1017 cm−3, was

bei Annahme einer nicht dotierten Schicht etwas überhöht ist. Dieser Wert ließ sich für

die untersuchte Probe auch nicht experimentell bestätigen. Zum Beispiel konnte durch

eine kontaktlose Schichtwiderstandbestimmung am FBH keine entsprechende Schichtleit-

fähigkeit nachgewiesen werden.

Da sich ein Großteil der Simulationen jedoch mit ND= 1,2 ×1017 cm−3±1×1016 cm−3

in ein schlüssiges Gesamtbild einordnen lässt, steht vielmehr die Allgemeingültigkeit der

abgeleiteten Aussagen im Vordergrund. In Kapitel 4.1.2 wird darüber hinaus noch die

Kontamination an der Heterogrenzfläche als mögliche Ursache für eine entsprechende Kor-

rektur von NDzu einem niedrigeren Wert von 8 ×1016 cm−3diskutiert.

62 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

(a) (b)

Abbildung 3.7.: (a) Vergleich gemessener (Punkte) und anhand des 2D-Modells berechneter (Linien) EQE-

Kennlinien eines Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit 0,5µm dickem Absorber (Probe M1285-2) unter frontseitiger

(FS: schwarz) und rückseitiger (RS: rot) Bestrahlung bei λ=250 nm. (b) Berechnete EQE-Kennlinien unter

RS-Bestrahlung für verschiedene Hintergrunddotierungen ND. Insert: Schwellenspannung Uthr als Funktion von

NDfür tabs =0,5µm und 0,3µm.

3.3.1.2. Feldverteilungen und Lochströme

In Abbildung 3.8 a und b sind die Konturplots von elektrischer Feldstärke Felektr in der un-

bestrahlten Simulationseinheitszelle sowie von Lochstromdichten jpunter RS-Bestrahlung

für Spannungen unterhalb der Schwelle (5 V) bzw. im Sättigungsbetrieb (30V) dargestellt.

Zu den bisher im 1D-Modell angesprochenen Raumladungszonen RLZcund RLZaunter

den Elektroden sind nun zusätzlich zwei weitere RLZ vorhanden. Diese, RLZ1an der Ab-

sorberoberfläche und RLZ2am Al0,5Ga0,5N/AlN-Heteroübergang, werden durch negative

Flächenladungsdichten σiverursacht, welche hier als polarisations- (σPi<0) und defek-

tinduziert (σQ,i>0) angenommen werden. Einzelheiten dazu wurden in Abschnitt 2.4.2

erläutert. Felektr ist in diesen beiden RLZ zum jeweiligen Übergang i= 1 bzw. 2 gerichtet

und nimmt in diese Richtungen auf Maximalfeldstärken von ca. 80kV/cm bzw. 140kV/cm

zu.

Unter RS-Bestrahlung driftet ein Großteil der photogenerierten Löcher in der RLZ2zum

Heteroübergang (s. Abb. 3.8 a und b unten). Ein weiterer Teil der Löcher diffundiert

aus Gebieten geringer Feldstärke aufgrund des Generationsprofils vom Übergang weg in

das Volumen des Absorbers und rekombiniert mit den Hintergrundelektronen. Unter-

halb der Schwelle tragen beide Ströme nicht zur EQE bei (s. Abb. 3.8 a). Wie auch

schon im 1D-Modell gedeutet, ist die EQE dann nur durch die geringe Photgenerati-

onsrate ∼1017 cm−3s−1innerhalb RLZcgegeben. Im Sättigungsbetrieb reicht RLZcbis

zum AlGaN/AlN-Übergang und kehrt das elektrische Feld im Überlappbereich mit der

RLZ2um (Abb. 3.8 b). Nun driften die dort photogenerierten Löcher zum Großteil direkt

3.3. ERLÄUTERUNG DER ERGEBNISSE ANHAND DER 2D-SIMULATION 63

dp/dx

diffusion

< U

thr

> U

sat

elektr (V/cm) @ Iopt=0

jp (A/cm2) @ RS-Bestrahlung (λopt = 250 nm, Iopt = 1 mW/cm²)

-30V

AlN/Saphir

RLZ

0.5

AlN/Saphir

RLZ

-5V

opt

(cm

-3

-1

)

~10

AlN/Saphir

-3 log10

0.5

Tiefe y

(µm)

Drift

Diffusion

-30V

AlN/Saphir

-0.3

-6

Drift + Diffusion

Diffusion

log10

Drift

(a) (b) (c)

Abbildung 3.8.: Simulationsdaten für den 0,5µm dicken MSM PD (a) unterhalb der Schwelle bei 5 V und

(b) im Sättigungsbetrieb bei 30 V – c und a bezeichnen Kathode und Anode. Logarithmische Konturplots der

elektrischen Feldstärke Efield im Dunkeln (oben) und der Lochstromdichte jpunter RS-Bestrahlung bei 250 nm

mit 1 mW cm−2(unten), Profil der optischen Generationsrate Gopt über der Absorbertiefe y. Pfeile deuten

Stärke und Richtung der jeweiligen Größe an. (c) 1D-Profile von Lochkonzentration p(oben) sowie lateraler

Lochstromdichte jpx (unten) entlang der Al0,5Ga0,5N/AlN Grenzfläche.

zur Kathode, während die photogenerierten Elektronen zum Übergang gedrängt werden

und dort einen gewissen Rekombinationsverlust verursachen können. Letzteres wird im

Zusammenhang mit geometrisch asymmetrischen MSM PD in Abschnitt 4.2.2.1 wieder

aufgegriffen. Am Heteroübergang akkumulierte Löcher driften direkt in die RLZcund ent-

lang der gesamten Grenzfläche bildet sich ein Gradient dp/dxder Lochkonzentration aus

(Abb. 3.8 c oben). Dadurch wird ein lateraler Diffusionstrom jpx entlang des gesamten

Übergangs in Gang gesetzt und sämtliche in RLZ2akkumulierte Löcher tragen zur EQE

bei (Abb. 3.8 c unten).

Das Schwellenverhalten der EQE, also deren sprunghafter Anstieg zwischen Uthr und

Usat, ist somit auf das Einsammeln akkumulierter Löcher aus der RLZ2zurückzuführen,

wenn die RLZcbis zur Al0,5Ga0,5N/AlN-Grenzfläche durchgreift. Im 1D-Modell beträgt

die EQE am Sättigungspunkt gerade mal knapp 20%, da nur die RLZc, also gerade mal et-

was über 1/7 der Gesamteinheitszelle, zum Sammelvolumen beiträgt. Im 2D-Modell liegt

die EQE im Sättigungsbereich dagegen oberhalb von 60 %, weil hier die RLZ2entlang

der AlGaN/AlN-Grenzfläche als Sammelvolumen wirkt. Die Ursache dafür, dass nicht die

maximal erreichbaren EQE von 89 % unter RS-Bestrahlung erzielt wird, sondern beinahe

bis zu 30 Prozentpunkte weniger, wird nachfolgend diskutiert.

64 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

(a) (b)

Abbildung 3.9.: Zur Justage der Flächenladungsdichten σiin der Simulation (Linien) anhand der Mess-

daten (offene Kreise). (a) Banddiagramme im Al0,5Ga0,5N-Absorber für verschiedene Kompensationsfakto-

ren γ2(links) und resultierende EQE-Kennlinien unter RS-Bestrahlung (rechts). (b) Banddiagramme im

Al0,5Ga0,5N-Absorber für verschiedene Kompensationsfaktoren γ1(links) und resultierende EQE-Kennlinien

unter FS-Bestrahlung (rechts).

3.3.1.3. Grenzflächenladung am AlGaN/AlN-Übergang

Unter RS-Bestrahlung wird in der RLZ2eine hohe Lochkonzentration angesammelt und

oberhalb der Schwellenspannung über die Kathode abgeführt. Da die EQE im Sättigungs-

betrieb i.A. durch den Überlapp zwischen optischer Generationsrate und elektrischem Feld

in der RLZ2gegeben ist [99], wurde EQEsat in der Simulation über die Höhe der Grenz-

flächenladung σ2gemäß

σ2= (1 −γ2)·σP2 mit γ2=−σQ2/σP2 (3.10)

an die Messungen angepasst (vgl. Abschnitt 2.4.2). Dies ist in Abb. 3.9 a unter Ver-

nachlässigung der Oberflächenladung σ1gezeigt. Ist keine defektinduzierte Flächenladung

vorhanden (γ2= 0), dann ist die Verbiegung der Energiebänder ∆Eam Übergang ∝Eg

und die Weite w2der RLZ2beträgt in etwa 0,25 µm. Bei einer optischen Eindringtiefe

1/αopt von <0,1 µmgibt es demnach kaum Rekombinationsverluste in feldfreiem Absor-

bervolumen und EQEsat erreicht ca. 89%, wie die Kennlinie in Abb. 3.9 a zeigt. Wird

dagegen die Polarisationsladung vollständig kompensiert (γ2= 1) sind die Bänder nach

unten gebogen und es liegt eine dünne Elektronenanreicherungsschicht mit n∼1019cm−3

vor, welche durch den Dotierunterschied und die Band-offsets von Absorber- und Puffer-

schicht gegeben ist. Nicht in der RLZcphotogenerierte Löcher rekombinieren also entweder

direkt am Übergang oder im Volumen und ein abruptes Ansteigen der EQE bleibt aus.

Trotzdem sättigt die EQE bei ca. 16%, da der Absorber bei ausreichender Spannung un-

ter der Kathode nahezu vollständig verarmt ist.

Am besten stimmt die simulierte Kennlinie für γ2= 0.94, was einer Flächenladung von

σ2≈ −e·1,74 ×1012 cm−2entspricht, mit der experimentellen Kurve überein. Jetzt ist

∆Eauf 0,37eV reduziert und w2misst weniger als 0,1µm, so dass EQEsat durch einen

signifikanten Verluststrom photogenerierter Löcher ins Volumen auf ca. 67% limitiert ist.

Damit ist die hohe Kompensation der Polarisationsladung am AlGaN/AlN-Übergang für

den Verlust zur maximal erreichbaren EQE von 89% verantwortlich.

3.3. ERLÄUTERUNG DER ERGEBNISSE ANHAND DER 2D-SIMULATION 65

Im Umkehrschluss kann nun auch nachvollzogen werden, dass die EQE im Sättigungsbe-

reich mit steigender Dotierung, wegen einer entsprechenden Reduktion der Ausdehnung

der RLZ2gemäß w2∝1/√NDnach Gl. (A.11), sinkt (Abb. 3.7 b).

An dieser Stelle soll außerdem noch einmal betont werden, dass die Höhe der Schwellen-

spannung nicht durch die Höhe von σ2beeinflusst wird, sobald sich netto eine positive

Raumladung am AlGaN/AlN Übergang ausgebildet hat.

3.3.2. EQE unter FS-Bestrahlung

Unter rückseitiger Bestrahlung werden durch das Einsammeln von in RLZ2akkumulierten

Löchern sehr hohe EQE-Werte nahe EQERS

max oberhalb von ca. 25V erreicht. Trotz der

Präsenz der RLZ1an der Oberfläche ist die EQE unter frontseitiger Bestrahlung mit

gerade mal 10% bei 50V um ein Vielfaches geringer als die maximal Erreichbare von

56% für das M5-Motiv. Diese Diskrepanz wird im Folgenden erläutert.

3.3.2.1. Oberflächenladung und Elektronenverarmung

Gemäß der Ausführungen des letzten Abschnitts wurden ebenfalls die Oberflächenladun-

gen σ1über die EQE-Kennlinien unter FS-Bestrahlung angepasst (s. Abb. 3.9 b). Die

grundlegenden Verhältnisse bzgl. des Kompensationsfaktors γ1sind hier sehr ähnlich und

sollen nur kurz wieder gegeben werden. Liegt keine Kompensation durch defekt-induzierte

Ladungen vor (γ1= 0), so resultieren maximale Bandverbiegung und Weite der RLZ1und

die simulierte EQE erreicht den Maximalwert von ca. 56 %. Ist die gesamte Polarisations-

ladung kompensiert (γ1= 1) sind die Bänder an der Oberfläche flach und die simulierte

EQE-Kennlinie verläuft unterhalb der Messkurve. Die beste Übereinstimmung zwischen

Rechnung und Messung ergibt sich gerade für γ1= 0, 98 was einer sehr geringen Netto-

flächenladung von σ1≈ −e·4.2 ×1011cm−2entspricht. Wie in Abb. 3.10 a dargestellt

liegt die maximale Feldstärke in der RLZ1mit ca. 80 kV/cm deutlich unter 140kV/cm in

RLZ2– der gezeigte Schnitt verläuft zwischen den Elektroden entlang der Detektormitte

und ist daher nicht durch die angelegte Spannung von 30V beeinflusst. Ohne Bestrah-

lung ist bei dieser Feldstärke eine sehr hohe Elektronendichte n > 1014 cm−3in der RLZ1

an der Oberfläche vorhanden (Abb. 3.10 a, oben). Bei FS-Bestrahlung rekombinieren die

photogenerierten Löcher demnach sofort mit den Hintergrundelektronen an der Oberflä-

che (Abb. 3.10 b, oben) und es resultiert eine sehr geringe mobile Löcherkonzentration

p < 1011 cm−2(Abb. 3.10 a, oben).

Am Al0,5Ga0,5N/AlN-Übergang liegt dagegen schon im unbeleuchteten Fall eine deutlich

stärkere Elektronenverarmung vor (n > 1011 cm−3). Unter RS-Bestrahlung nimmt die Ver-

armung nun aufgrund der Ansammlung photogenerierter Löcher sogar auf p.1015 cm−3

zu (Abb. 3.10 a, unten). Damit ist die Rekombinationsrate am AlGaN/AlN-Übergang

mit RSRH 1019 cm−3s−1deutlich geringer als die Photogenerationsrate (s. Abb. 3.10 b,

unten) und der laterale Diffusionsstrom photogenerierter Löcher in die RLZcwird ermög-

licht. Unter FS-Bestrahlung ist die Rekombinationrate dagegen innerhalb der ersten 10nm

zur Oberfläche deutlich höher als die Photogenerationrate (RSRH ∼1,6 ×1021 cm−3s−1>

Gopt) und es fließen nur sehr geringe laterale Diffusionsströme, die in unterschiedlicher

66 KAPITEL 3. FRONT- UND RÜCKSEITIG BESTRAHLTE ALGAN MSM

PHOTODETEKTOREN

RSRH (1020 cm-3s-1)

@ 250 nm

n, p (cm-3)

@ 250 nm

-30V

Felektr

(MV/cm)

jp (A/cm2)

@ 250 nm

AlN/Saphir

-30V

-1.5

-6

log10

p,L

p,R

Drift

Diffusion

AlN/Saphir

50 nm

0.2

0 0.1

0.1

0.4

0.5

Löcher

Elektronen

@ 30 V

Tiefe y

(µm)

dunkel hell

(a) (b) (c)

Abbildung 3.10.: Simulationsdaten für den 0,5µm dicken MSM PD im Sättigungsbetrieb bei 30 V. (a) Lini-

enplots der elektrischen Feldstärke Felektr (links) und der Ladungsträgerkonzentrationen nund p(rechts)

unter FS- (oben) bzw. RS-Bestrahlung (unten) bei 250 nm. (b) Entsprechende Konturplots der SRH-

Rekombinationsrate RSRH innerhalb der ersten 50 nm vom jeweiligen Materialübergang. (c) Logarithmischer

Konturplot der Lochstromdichte jpunter FS-Bestrahlung. Pfeile deuten Stärke und Richtung der angezeigten

Größe an.

Stärke zu den beiden Elektroden gerichtet sind.

Insgesamt bilden sich unter FS-Bestrahlung zwar signifikante Driftströme im Feld der

RLZ1aus (Abb. 3.10 c), jedoch sind die Rekombinationsverluste an der Oberfläche auf-

grund einer schwachen Elektronenverarmung zu hoch. Letzteres wird im 2D-Rechenmodell

durch eine verhältnismäßig starke Kompensation der Polarisationsladungen verursacht.

Die EQE unter FS-Bestrahlung wird dann hauptsächlich durch die Differenz der Drift-

ströme an den beiden Elektroden (jpL−jpR)bestimmt.

Abschließend soll an dieser Stelle noch darauf hingewiesen werden, dass sich unter FS-

Bestrahlung ebenfalls ein lateraler Diffusionsstrom am AlGaN/AlN-Übergang ausbildet,

der im Sättigungsbetrieb auch über die Kathode abfließt (gestrichelte Pfeile in Abb. 3.10 c).

Wegen der Dicke der Absorberschicht ist dieser Strom jedoch sehr gering.

3.4. Zusammenfassung des Kapitels

In diesem Kapitel wurde die EQE front- und rückseitig bestrahlter AlGaN MSM Photo-

detektoren untersucht. Die spektralen Charakterisitka wurden dazu anhand des Verlaufs

des optischen Absorptionskoeffizienten analysiert. Die energetische Position der Band-

kantenregion im EQE-Spektrum wird demnach direkt durch den Zusammenhang zwi-

schen Bandlückenenergie und Al-Gehalt der Absorberschicht beschrieben und der spek-

trale Verlauf ist in diesem Wellenlängenbereich durch Kompositionsfluktuationen und den

exponentiellen Urbach-Martienssen-Tail gekennzeichnet. Oberhalb der Bandlücke hängt

3.4. ZUSAMMENFASSUNG DES KAPITELS 67

sowohl die spektrale Form der EQE als auch deren Spannungsverhalten entscheidend

vom Bestrahlungsmodus ab. Im Gegensatz zum stetigen Spannungsverlauf einer spektral

flachen EQE unter frontseitiger Bestrahlung, wurde unter rückseitiger Bestrahlung ein

Schwellen- und Sättigungsverhalten der EQE als Funktion der Spannung mit entspre-

chendem Übergang von einem schmalen zu einem breiten Spektrum beoabachtet. Zudem

fällt die Sättigungs-EQE unter RS-Bestrahlung um ein Vielfaches höher aus, als die EQE

unter FS-Bestrahlung unter sonst gleichen Betriebsbedingungen. Dieses Verhalten wurde

qualitativ teilweise durch ein vereinfachtes 1D-Modell bzw. deutlich umfassender durch

2D-Simulationsergebnisse für einen Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit einer Absorberschicht-

dicke von 0,5µm erklärt. Das sich ergebende Bild basiert dabei auf dem Zusammenspiel

zwischen der Akkumulation von photogenerierten Löchern in der polarisationsinduzier-

ten RLZ am AlGaN/AlN-Heteroübergang und der spannungsabhängigen Ausdehnung der

RLZ unterhalb der vorgespannten Kathode. Da unter RS-Bestrahlung keine Abschattung

durch Elektroden vorliegt und außerdem die gesamte RLZ an der AlGaN/AlN-Grenzfläche

als Sammelvolumen wirksam ist, wird im Sättigungsbetrieb (&30 V) eine deutlich höhe-

re EQE erzielt (∼68 %), als unter FS-Bestrahlung (∼10 %). Der Vergleich zwischen

Experiment und Modell zeigt allerdings auch, dass neben Polarisationsladungen, sowohl

am AlGaN/AlN-Übergang als auch am Luft/AlGaN-Übergang, kompensierende Grenzflä-

chenladungen vorhanden sein müssen. Da sich dies auf die Höhe der Elektronenverarmung

bzw. die Breite einer RLZ auswirkt, wird dies als Ursache für die sehr geringe EQE un-

ter FS-Bestrahlung einerseits und die Differenz der gemessenen zur maximal erreichbaren

EQE unter RS-Bestrahlung andererseits gedeutet.

Diese Ergebnisse bilden die Ausgangslage zur Untersuchung verschiedener Optimierungs-

ansätze für AlGaN-basierte MSM PD im nächsten Kapitel.

Kapitel 4.

Optimierung AlGaN-basierter MSM

Das Hauptziel des vorliegenden Kapitels ist es, sinnvolle Strategien zur Maximierung der

externen Quanteneffizienz AlGaN-basierter MSM Photodetektoren bei möglichst gerin-

gen Betriebsspannungen zu entwickeln. Dazu wird sowohl die Schichtstruktur als auch

die Elektrodengeometrie und letztlich sogar das Metallisierungsschema von AlGaN MSM

PD variiert. Der ständige Abgleich zwischen experimentellen und modellierten Charakte-

risierungsergebnissen dient dabei teils zur Bestätigung der Vorgehensweise und teils zur

Festigung gewonnener Erkenntnisse über die Funktionsweise dieser Bauteile.

4.1. Variation der Schichtstruktur

Im vorigen Kapitel ergaben sich deutliche Hinweise dafür, dass das spannungsabhängige

Schwellen- und Sättigungsverhalten der EQE eines rückseitig bestrahlen MSM PD direkt

mit dessen Al0,5Ga0,5N-Absorberschichtdicke verknüpft ist. Deshalb wird im Folgenden

zunächst die Verringerung der Absorberschichtdicke thematisiert. Im Anschluss daran

wird eine mögliche Ursache für die bisher ohne direkten Befund angenommene defekt-

induzierte Grenzflächenladung diskutiert. Am Ende wird dann auf die Charakteristika

von Al0,5Ga0,5N MSM PD ohne AlN-Pufferschicht eingegangen.

4.1.1. Einfluss der Absorberschichtdicke

Das vertikale Durchgreifen der Raumladungszone RLZcunter dem vorgespannten Kon-

takt ermöglicht den effizienten Transport photogenerierter Löcher, die im Feld der RLZ2

zum Absorber/Puffer-Übergang driften. Es liegt also nahe, dass die Schwellen- bzw. Sät-

tigungsspannung eines rückseitig bestrahlten Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD durch dessen

Absorberschichtdicke festgelegt ist. Wie die gemessenen EQE-Kennlinien der Probenserie

M128x-y mit tabs von 0,5µm, 0,3µm und 0,1µm im linken Diagramm der Abb. 4.1 a zeigen,

weisen alle gemessenen EQE-Kennlinien unter RS-Bestrahlung die im letzten Kapitel be-

sprochenen Schwellen- und Sättigungscharakteristika auf (Probendaten: s. Tabelle A.3 im

Anhang). Dabei nimmt die Schwellenspannung Uthr mit sinkender Absorberschichtdicke

tatsächlich von 22 V für tabs = 0,5 µmauf ca. 5V für 0,1µm ab. Zwar nimmt gleichzeitig

ebenfalls das Sättigungsniveau EQEsat der PD bei 50V von 67% auf 48% ab, dafür steigt

70 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

Felektr. @ 0V, unbeleuchtet

Al0.5Ga0.5N

abs

= 0.5 µm 0.3 µm 0.1 µm

log10

(a) (b)

Abbildung 4.1.: (a) EQE-Kennlinien von Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit unterschiedlicher Absorberschicht-

dicke tabs =0,5µm, 0,3µm und 0,1µm unter rückseitiger (RS) bzw. frontseitiger (FS) Bestrahlung bei einer

Wellenlänge von 250 nm; gemessene (links) und simulierte (rechts) Daten. Insert: Skizze von Probenstruktur

und Bestrahlungsmodi. (b) Logarithmische Konturplots der elektrischen Feldstärke Felektr der Einheitszellen

unterschiedlicher Schichtdicke bei 0 V ohne Bestrahlung.

jedoch die EQE unterhalb der Schwelle von nur wenigen Prozent für tabs = 0,3 µmauf

20% bis 30% für tabs = 0,1 µm.

Unter frontseitiger Bestrahlung (FS) sind ebenfalls deutliche Unterschiede im Kennlini-

enverlauf der drei PD zu erkennen. Mit sinkender Absorberdicke gehen die Kennlinien

vom wurzelförmigen Verlauf des 0,5µm dicken PD zunehmend in einen Schwellen- und

Sättigungsverlauf über. Für tabs = 0,3 µmsteigt die EQE ab ca. 10V, also dessen Schwel-

lenspannung unter RS-Bestrahlung, geringfügig an und verläuft dann weiter wurzelförmig.

Und der Kennlinienverlauf des 0,1µm dünnen PD unterscheidet sich von jenem unter RS-

Bestrahlung schließlich nur um einen offensichtlich konstanten Faktor.

Im rechten Diagramm der Abbildung 4.1 a sind die simulierten Kennlinienverläufe der

drei PD-Strukturen bei Verwendung des Parametersatzes in Tabelle 3.1 gezeigt. Wie sich

leicht erkennen lässt werden sämtliche experimentelle Trends qualitativ sehr gut reprodu-

ziert. Zwar könnten individuelle Anpassungen unterschiedlicher Parameter den Grad der

Übereinstimmung erhöhen, jedoch ist dies nicht wirklich zielführend, da die nachfolgen-

den Interpretationen anhand der grundlegenden Mechanismen zunächst völlig ausreichend

sind.

Interpretation der Kennlinienverläufe Aus dem letzten Kapitel ist bekannt, dass die

Schwellenspannung Uthr den Abfluss photogenerierter Löcher aus RLZ2am Heteroüber-

gang über RLZczur Kathode markiert. Wie anhand des elektrischen Feldprofils innerhalb

des 0,5µm dicken Absorbers in Abb. 4.1 b zu erkennen ist, sind die RLZcund RLZaunter

den Elektroden bei 0 V Vorspannung um ca. 0,1µm in vertikaler Richtung ausgedehnt.

Es besteht also ein räumlicher Abstand von ca. 0,3µm zwischen diesen beiden RLZ und

der lateral ausgedehnten RLZ2, der durch die spannungsabhängige Ausdehnung der RLZc

unter der negativ gepolten Kathode überbrückt wird. Für tabs = 0,3 µmbeginnen die

4.1. VARIATION DER SCHICHTSTRUKTUR 71

RLZ unter den Elektroden im spannungslosen Fall gerade mit der RLZ2zu überlappen.

Demnach ist eine geringere Spannung nötig, um den vertikalen Durchgriff der Kathode

zur RLZ2zu bewirken und die am Heteroübergang akkumulierten Löcher abzuführen.

Innerhalb der 0,1µm dünnen Absorberschicht überlagern sich schließlich die elektrischen

Felder sämtlicher sich gegenüberliegender RLZ. Die Schicht ist im unbeleuchteten Fall voll-

ständig von Elektronen verarmt und es gibt, abgesehen von den Orten der Feldumkehr

(dunkle Bereiche), keine ausgedehnten feldfreien Bereiche mehr. Photogenerierte Elek-

tronen und Löcher werden überall im Absorber räumlich voneinander getrennt und die

Rekombinationsrate sinkt im gesamten Absorber deutlich ab, wodurch die EQE für den

dünnsten PD schon unterhalb der Schwelle vergleichsweise hoch ausfällt. Die Sättigung

ist jedoch erst erreicht, wenn das Grenzflächenfeld durch das Kathodenfeld ausreichend

kompensiert ist, um die am Heteroübergang akkumulierten Löcher in Richtung Kathode

zu bewegen. Für diesen dünnen PD ist bei Bestrahlung oberhalb der Bandlückenenergie

jedoch 1/αopt .0,1 µm, so dass zwischen den Elektroden ca. 30 % des UV-Signals trans-

mittiert werden. Dieser Transmissionsverlust bewirkt die Reduktion der Sättigungs-EQE

des dünnen PD.

In Kapitel 3.3.2 wurde für den 0,5µm dicken PD unter FS-Bestrahlung schon auf einen ge-

ringen Strombeitrag aus der RLZ2am AlGaN/AlN-Übergang hingewiesen (s. Abb. 3.10 c).

Dieser ist nun für den MSM PD mit 0,3µm dünnem Absorber unter FS-Bestrahlung als

zusätzlicher Beitrag im Kennlinienverlauf zu erkennen, da die Photogeneration nun in der

RLZ2erhöht ist. Für den 0,1µm dünnen Absorber ist die Photogeneration zwischen den

Elektroden innerhalb des gesamten Absorbers schließlich so hoch, dass der über den He-

teroübergang gesammelte Strombeitrag schließlich den gesamten Kennlinienverlauf unter

FS-Bestrahlung dominiert. Im Sättigungsbetrieb unterscheiden sich die beiden Kennlinien

(FS/RS) gerade um einen Faktor von ca. 0,6, was gerade dem nach Gl. (3.1) bestimm-

ten Verhältnis EQEFS

max/EQERS

max von 56 %/89 % ≈0, 63 entspricht und somit genau die

Einkoppelunterschiede der beiden Bestrahlungsmodi wiedergibt.

Diffusionslänge der Löcher Im letzten Kapitel wurde die Hintergrunddotierung des

Al0,5Ga0,5N-Absorbers anhand der Schwellenspannung und die Grenzflächenladung am

Al0,5Ga0,5N/AlN-Heteroübergang anhand der Sättigungs-EQE des rückseitig bestrahlten

0,5µm dicken MSM PD diskutiert. Diese Größen sind nun bis auf Weiteres festgelegt. Nun

bietet sich das Schwellen- und Sättigungsverhalten der EQE des frontseitig bestrahlten

0,3µm dünnen MSM PD – und insbesondere dessen Fehlen in der Kennlinie des 0,5µm

dicken PD – dazu an, den Wert der Löcherbeweglichkeit in den Modellrechnungen disku-

tieren.

Durch die eben besprochenen Kennlinien dünner PD festigt sich das Bild, dass das

Schwellen- und Sättigungsverhalten der EQE im Wesentlichen auf den Abfluss akkumulier-

ter Löcher aus einem lateralen Reservoir (RLZ2) zur Kathode zurückgeführt werden kann.

Zur Vereinfachung wurde dabei auf die Diskussion der Elektronenströme verzichtet. Dies

soll nun kurz anhand der Skizzen in Abbildung 4.2 a nachgeholt werden. Sofern die Über-

schusselektronen nicht mit freien Löchern rekombinieren, sammeln sie sich als negative

Überschussladung im zuvor noch feldfreien Bereich des Absorbers und bilden den Gegen-

72 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

----------------

++++++++++++++++++++

K A

Usat

RLZC

RLZ2

RLZ RLZ

------------------------------------

++++++++++++++++++++

0 V

RLZ

(a) (b)

Abbildung 4.2.: Zur Erläuterung des Einflusses der Löcherdiffusionslänge Lpim Drift-Diffusions-Modell. (a)

Skizzen der Einheitszelle (nur Absorber und Elektroden). Oben: Verteilung freier Elektronen und Löcher im

RS-bestrahten PD bei 0 V (links) sowie die Stromdichten jpund jnzur Kathode K bzw. zur Anode A im Sätti-

gungsbetrieb (rechts). Unten: Unter FS-Bestrahlung diffundieren (Lp) zusätzliche Löcher zum Rand der RLZ2.

(b) Simulierte EQE-Kennlinien der 0,5µm und 0,3µm dicken MSM PD unter frontseitiger Bestrahlung bei

250 nm für Löcherbeweglichkeiten µp0zwischen 10 cm2V−1s−1und 100 cm2V−1s−1. Insert: EQE-Hub ∆EQE

am jeweiligen Schwellen-/Sättigungspunkt als Funktion der Löcherdiffusionslänge Lp=pkT/e·τp·µp0

pol zur positiven Löcherladung (Skizze oben links). Unter Vorspannung ist der Überschuss-

elektronenstrom zur Anode dann durch die zur Kathode fließende Löcherladung limitiert

(Skizze oben rechts). Letztere wird, neben den Löcherströmen innerhalb der verschiedenen

RLZ, auch von den Löcherdiffusionsströmen in diese RLZ bestimmt (Skizze unten) und

hängt somit bei gegebener Löcherlebensdauer τpüber die Niedrigfeldbeweglichkeit µp0

direkt von der Diffusionslänge der Löcher Lp∼√µp0τpab. Die für verschiedene Beweg-

lichkeiten berechneten Kennlinien in Abbildung 4.2 b zeigen, dass der EQE-Hub ∆EQE

am Übergang Schwelle/Sättigung für dicke MSM PD mit tabs ≥0,3 µmunter frontsei-

tiger Bestrahlung mit steigender Beweglichkeit (und damit steigender Diffusionslänge)

zunimmt (siehe auch Insert). Beim 0,3µm dünnen PD beträgt ∆EQE im Experiment ca.

drei Prozentpunkte, was sich gerade noch mit einer Beweglichkeit µp0≈30 cm2V−1s−1

sehr gut reproduzieren lässt. Für höhere Beweglichkeiten überlagert sich in der Kennlinie

des 0,5µm dicken PD ebenfalls ein Schwellen- und Sättungsbeitrag aus der RLZ2. Dies

konnte im Experiment allerdings nicht aufgelöst werden. Damit ist gezeigt, dass unter

frontseitiger Bestrahlung dicker PD, neben der möglicherweise nur geringen Photogenera-

tion in der lateralen RLZ2, ebenfalls die Diffusion von Minoritätsladungsträgern in diese

RLZ zur Höhe der Sättigungs-EQE beiträgt.

Die hier verwendeten Parameter führen dabei auf einen unteren Schätzwert für die Lö-

cherdiffusionslänge von ca. 50nm (Insert).

4.1. VARIATION DER SCHICHTSTRUKTUR 73

(a) (b)

Abbildung 4.3.: Spektrale EQE von Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit 0,1µm dicker Absorberschicht. (a) Unter

rückseitiger Bestrahlung bei Spannungen unterhalb der Schwelle (1V) bzw. im Sättigungsbetrtieb (20 V).

Das Insert zeigt entsprechende Simulationsergebnisse. (b) Dunkelstrom-Kennlinien von Al0,5Ga0,5N/AlN MSM

PD der Probenserie M128x-y mit Absorberschichtdicken zwischen 1,4µm und 0,1µm. Zur Veranschaulichung

des Photostrom/Dunkelstrom-Kontrastes ist die wurzelförmige Photostrom-Kennlinie des dicksten PD unter

FS-Bestrahlung ebenfalls mit eingezeichnet.

EQE-Spektren dünner MSM PD unter RS-Bestrahlung Anders als beim 0,5µm di-

cken PD ist die spektrale EQE des 0,1µm dünnen MSM PD (Abb. 4.3 a) sowohl unterhalb

der Schwelle (1 V) als auch im Sättigungsbetrieb (20 V) nahezu konstant bis unterhalb von

ca. 200nm wieder die Absorption des eingestrahlten UV-Signals in der AlN-Pufferschicht

einsetzt. Da es keine feldfreien Gebiete im Absorber gibt und die Schicht nicht wesent-

lich dicker als die optische Eindringtiefe von UV-C-Licht ist, wirkt das dünne Al0,5Ga0,5N

nicht wie ein Filter und es kann kein spannungsabhängiger Übergang von einem schma-

len zu einem breitem EQE-Spektrum beobachtet werden. Dies wird ebenfalls durch die

entsprechenden 2D-Simulationsrechnungen bestätigt (s. Insert).

Dunkelstrom-Kennlinien Solange in einer schwach bzw. undotierten MSM-Struktur

die thermionische Emission über die hohe Schottky-Barriere den Stromtransport an den

Kontakten dominiert, sind nur sehr geringe Sperrsättigungsströme mit relativ schwacher

Spannungsabhängigkeit zu erwarten. Wie in Abbildung 4.3 b für MSM PD (M5-Motiv)

der M128x-y-Serie gezeigt ist, fließen unabhängig von der Absorberschichtdicke bis zu

Spannungen von 100V bzw. 160V tatsächlich nur wenige pA.1Von Ausnahmen abge-

sehen, konnten bei sämtlichen FBH-AlGaN MSM PD im Allgemeinen nur sehr geringe

Dunkelstromniveaus nachgewiesen werden, die häufig vielmehr die am Messtag vorlie-

1Die Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD auf der Probe M1287 mit tabs = 1,4 µmweisen unter RS-Bestrahlung

ab ca. 80 V bis 100V ebenfalls ein Schwellen- und Sättigungsverhalten der EQE auf (EQEsat ≈80 %).

Die bisherige Diskussion wurde jedoch aus Gründen der Überschaubarkeit auf die drei Proben mit

dünneren Absorbern ≤0,5 µmbeschränkt.

74 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

gende Messuntergrenze wiederspiegelten. Ohne also die gezeigten Dunkelstromkennlinien

allzu sehr zu belasten, kann zumindest festgehalten werden, dass es in den hier unter-

suchten MSM PD keine Hinweise auf hohe Leckströme oder sonstige plötzlich einsetzende

Durchbruchmechanismen gibt. Im weiteren Verlauf dieses Kapitels wird deshalb der Dun-

kelstrom von MSM PD nicht weiter thematisiert.

4.1.2. Einfluss der Grenzflächenkontamination

Die bisher erläuterten Simulationsergebnisse basieren auf den vereinfachenden Annah-

men, dass (1) ein konstantes Dotierprofil (flacher, unbekannter Donator) in der Absor-

berschicht vorliegt und (2) der AlGaN/AlN-Heteroübergang auf atomarer Skala abrupt

ist. Darüber hinaus wurden die negativen Polarisationsladungen an der AlGaN-Oberfläche

und am AlGaN/AlN-Heteroübergang als durch positive defektinduzierte Flächenladungen

(ebenfalls unbekannten Ursprungs) kompensiert angenommen, um die unterschiedlichen

Messergebnisse für die front- und rückseitige Bestrahlung anhand der Simulationsdaten

zu beschreiben. Die nachfolgend diskutierte SIMS-Analyse einer 0,3µm-Al0,5Ga0,5N/AlN-

Probe soll nun einen Erklärungsansatz für die Haltbarkeit dieser Annahmen liefern.

4.1.2.1. SIMS-Analyse einer 0,3µm-Al0,5Ga0,5N/AlN-Probe

Die untersuchten Proben sind nominell nicht dotiert. Das heißt jedoch nicht, dass sie

frei von Verunreinigungen sein müssen. Die Präsenz von Verunreinigungen während des

Wachstums können z. B. auf die bei der MOVPE verwendeten Precursor-Gase oder auf

parasitäre Abscheidungen an bzw. Ausscheidungen von Reaktorbestandteilen zurückge-

führt werden. Abgesehen davon lässt die beobachtete Dicken- und Spannungsabhängigkeit

des Schwellen- und Sättigungsverhaltens der EQE darauf schließen, dass ein ionisierbarer

Donator in der Al0,5Ga0,5N-Schicht vorhanden sein muss. Um mögliche atomare Verun-

reinigungen im MSM PD zu identifizieren, wurde also ein unprozessiertes Teilstück der

Probe M1288-4 – 0,3µm Al0,5Ga0,5N auf &0,5 µmAlN (auf Saphir) – einer SIMS-Analyse

unterzogen.

In Abbildung 4.4 a sind die gemessenen Atomkonzentrationen für Sauerstoff- [O], Silizium-

[Si] und Kohlenstoffionen [C] über der Tiefe des Sputterkraters gezeigt. Während diese

innerhalb der Schichten jeweils weitgehend konstant verlaufen, ändern sie sich an sämtli-

chen Grenzflächen auf unterschiedliche Weise. An der AlGaN-Oberfläche sinken alle drei

Konzentrationen von sehr hohen Werten innerhalb weniger 10 nm Sputtertiefe rapide ab.

Die Profile sind in diesem Bereich allerdings schwer zu interpretieren. Sowohl C und O

als auch Si könnten sich natürlich während der Probenaufbewahrung an der Probenober-

fläche angelagert haben. Außerdem ist davon auszugehen, dass C und O auch im Restgas

der Messapparatur vorhanden sind und es sich hierbei größtenteils um ein Messartefakt

handelt. Im Gegensatz dazu ist Si normalerweise kein Restgasbestandteil, weshalb sich bei

dieser Probe möglicherweise tatsächlich eine Siliziumanlagerung an der AlGaN-Oberfläche

befunden haben kann.

Die konstanten Verläufe innerhalb des Al0,5Ga0,5N-Absorbers lassen sich bei C und O wei-

terhin auf den Einfluss der Restgaskontamination zurückführen. Der höhere O-Untergrund

4.1. VARIATION DER SCHICHTSTRUKTUR 75

Abbildung 4.4.: SIMS-Profile für Silizium (Si), Kohlenstoff (C) und Sauerstoff (O) in der Probe M1288-4,

die aus einem 0,3µm dicken Al0,5Ga0,5N-Absorber auf einem 0,5µm dicken AlN-Puffer auf Saphir-Substrat

besteht. Das Insert in zeigt die Si-Kontamination in der Nähe des AlGaN/AlN-Übergangs.

im AlN hängt dabei sicher damit zusammen, dass Al an Oberflächen generell stark zur

Bindung von Wassermolekülen neigt [66]. Wieviel des gemessenen O-Signals zum Messun-

tergrund bzw. zur Probenkontamination gehört, bleibt allerdings offen. Da es beim Nach-

weis vom Si zu einer Masseninterferenz mit AlH kommt, die sich bei hohen Al-Gehalten

zudem schwieriger entfalten lässt, bleibt auch hier unklar, inwiefern der konstante Si-

Verlauf tatsächlich aus den Schichten stammt.

Festzuhalten bleibt jedoch: Die konstanten Werte für C, O und Si innerhalb der Schichten

sind zumindest als obere Schätzwerte der jeweiligen Probenkontamination zu betrach-

ten. Der Anstieg der Sauerstoffkonzentration zum AlN/Saphir-Übergang spiegelt mögli-

cherweise einen Einbau von Sauerstoff aus dem geheizten Saphirsubstrat an den vielen

Versetzungen innerhalb der ersten 0,1µm bis 0,2µm im AlN [150] wieder. Und die drei

Si-Peaks – [Si]1∼2×1019 cm−3an der AlGaN-Oberfläche, [Si]2∼1,3 ×1019 cm−3am

AlGaN/AlN-Übergang und [Si]3∼1,5 ×1018 cm−3am AlN/Saphir-Übergang – sind sehr

wahrscheinlich ebenfalls keine (reinen) Messartefakte. Ob deren Ursprung mit dem Auf-

bzw. Abheizen der Reaktoren und der evtl. damit verbundenen Anreicherung von Silizi-

um auf den beim Wachstumsstart bzw. -ende angebotenen Saphir-, AlN- oder AlGaN-

Oberflächen zusammenhängt – das Si könnte z. B. aus den Quartzteilen eines Reaktor

bzw. der SiC-Beschichtung der Suszeptoren stammen –, lässt sich momentan allerdings

nicht belegen.

Diskussion Generell sagen die nachgewiesenen Konzentration dieser amphoteren Do-

tanden zunächst nichts über deren ursprünglichen elektronischen Charakter in den Pro-

benschichten aus. Beim Silizium ist wegen der geringen Formierungsenergie von substi-

tutionellem Si auf Ga- bzw. Al-Gitterplätzen davon auszugehen, dass es als Donator in

den Schichten eingebaut war. Der Schätzwert für die Si-Konzentration liegt im Al0,5Ga0,5N

76 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

0.5

N AlN

[O]+ + [Si]+

1.05×1017

(metastabil?)

[O]+ + [Si]+

[Si]+

4.6×1016

[Si]+ [Si]+

1.3×1019

2×1019 1018

[O]

(a) (b)

Abbildung 4.5.: (a) Abschätzung der Ionisierungsgrade von Silizium (Si) und Sauerstoff (O) als Donatoren

bzw. Kohlenstoff (C) als Akzeptor in der Probe M1288-4 bei den Dotierkonzentrationen 1016 cm−3, 1017 cm−3

und 1018 cm−3. (b) Übersichtsskizze der ionisierten Donatoren [O]+und [Si]+im Al0,5Ga0,5N und AlN.

mit ca. 2 ×1016 cm−3jedoch ca. eine Größenordnung unterhalb der Donatorkonzentration

ND= 1,2 ×1017 cm−3, die im 2D-Modell nötig war, um die Schwellenspannungen Uthr für

die verschiedenen Absorberschichtdicken korrekt wiederzugeben. Dazu kommt, dass die

Ionisierungsenergie ED,Si von Si in Al0,5Ga0,5N ca. 150meV beträgt [59] und demnach weni-

ger als 30%, also 6 ×1015 cm−3der Si-Donatoren ionisiert sind (vgl. Abb. 4.5 a). Sauerstoff

ist ebenfalls ein tiefer Donator mit z.B. ED,O ≈90 meV in Al0.67Ga0.33N [60]. Vom oberen

Schätzwert 1 ×1017 cm−3im Al0,5Ga0,5N wären ca. 40%, also immerhin 4 ×1016 cm−3

der O-Donatoren im feldfreien Bereich ionisiert. Sauerstoff und Silizium kommen dem-

nach als mögliche Quelle der n-Typ Hintergrunddotierung im Al0,5Ga0,5N in Frage. Zur

Veranschaulichung ist dies in einer Übersichtsskizze in Abb. 4.5 b vereinfacht dargestellt.

Kohlenstoff wäre im Al0,5Ga0,5N als Akzeptor (CN) bei einer Obergrenze von 1 ×1017 cm−3

wegen EA,C ≈300 meV [67] nur zu ca. 1% ionisiert, was die Kompensation der Donatoren

im Al0,5Ga0,5N vernachlässigbar macht.

In den verschiedenen RLZ wären aufgrund der feldinduzierten Ionisation der Dotanden

sicherlich höhere Ionisierungsgrade zu erwarten. Dieser Effekt wurde in den Rechnungen

allerdings vernachlässigt. Durch die inhomogenen Feldprofile in den RLZ des MSM PD

wären inhomogene Raumladungsprofile zu erwarten was wiederum die spannungsabhän-

gige Ausbreitung und Überlagerung von RLZ gewissermaßen verlangsamen würde.

Im AlN verhalten sich O und Si dagegen sehr wahrscheinlich metastabil [61, 59, 151, 71]

und liegen bei Raumtemperatur nicht vollständig als ionisierte Donatoren vor. Der sprung-

hafte Anstieg von O am AlGaN/AlN-Übergang sollte demnach nicht als zunehmende (io-

niserte) Donatorkonzentration verstanden werden. Kohlenstoff wäre wegen der sehr hohen

4.1. VARIATION DER SCHICHTSTRUKTUR 77

(a) (b)

Abbildung 4.6.: Zur Berücksichtigung der Si-Kontamination im Rechenmodell. (a) Gemessene (Kreise) und

simulierte (Linien) EQE-Kennlinien eines 0,5µm Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD unter rückseitiger Bestrahlung bei

einer Wellenlänge von 250 nm. Im Modell wurde die Si-Kontamination an der AlGaN/AlN-Grenzfläche entweder

vernachlässigt (grau gestrichelt) oder mit einer 10 nm breiten Gaußverteilung bei einer Maximalkonzentration

Npeak

Si von 1,3×1019 cm−3(rote Linie) berücksichtigt. (b) Bei verschiedenen Niedrigfeldbeweglichkeiten µp0

für Löcher berechnete EQE-Kennlinien des 0,3µm dicken MSM PD unter frontseitiger Bestrahlung. Insert:

EQE-Hub ∆EQE am Schwellpunkt in Abhängigkeit der Löcherdiffusionslänge Lp∼√µp0.

Ionisierungsenergie von 400meV im AlN ebenfalls nur zu 0,1% ionisiert und somit als Ak-

zeptor mit p∼1014 cm−3wieder nahezu wirkungslos.

Bei der rückseitigen Bestrahlung von AlGaN/AlN MSM PD spielt die AlGaN/AlN-Grenz-

fläche eine wesentliche Rolle, da sich hier ein Reservoir für photogenerierte Löcher befin-

det, das bei ausreichender Vorspannung die hohe Sättigungs-EQE verursacht. Zur Ver-

einfachung werden in der weiteren Diskussion deshalb nur die konstante n-Dotierung

innerhalb der Absorberschicht und die gaußförmige Si-Kontamination am AlGaN/AlN-

Heteroübergang berücksichtigt.

4.1.2.2. Si-Kontamination am AlGaN/AlN-Heteroübergang im 2D-Modell

In Abbildung 4.6 a ist der Einfluss eines gaußförmigen Donatorprofils mit einer vollen

Halbwertsbreite (FWHM) von 10nm und einer Peak-Konzentration von 1,3×1019 cm−3

am AlGaN/AlN-Heteroübergang auf die simulierte EQE-Kennlinie eines 0,5µm dicken

Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD unter rückseitiger Bestrahlung dargestellt. Im Gegensatz zur

simulierten Kennlinie eines PD ohne Si-Kontamination am Übergang wird unter Berück-

sichtigung der Kontamination insbesondere die Steigung der gemessenen EQE-Kennlinie

zwischen Schwellen- und Sättigungsspannung deutlich besser wiedergegeben. Da die posi-

tive Ladung der ionisierten Si-Kontamination am Heteroübergang hoch konzentriert ist,

78 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

verändert sich die Spannungsabhängigkeit der Ausbreitung des Kathodenfeldes. Insbeson-

dere kurz vor dem kompletten Durchgriff der RLZczum Übergang muss für die Kompen-

sation des ansteigenden Gegenfeldes der gaußförmigen Donatorladung eine zunehmend

höhere Vorspannung aufgeprägt werden. Dies hat zwei wichtige Konsequenzen für die

Anpassung der simulierten Kennlinien an die Messdaten: Zum einen muss die konstante

Hintergunddotierung NDder AlGaN-Schicht von 1,2×1017 cm−3auf 8 ×1016 cm−3her-

abgesetzt werden, was deutlich näher am oberen Schätzwert der konstanten n-Dotierung

im Al0,5Ga0,5N aus der SIMS-Analyse von ca. 4,6×1016 cm−3liegt. Und zum anderen

wird die bisher angenommene positive defekt-induzierte Flächenladung σQ2 gewisserma-

ßen durch die ionisierte Si-Dotierung repräsentiert, so dass die Grenzflächenladungsdichte

σ2von −e·1,74 ×1012 cm−2auf −e·1,8 ×1013 cm−2heraufgesetzt werden musste. Diese

Anpassung erfolgte wieder über die Höhe der Sättigungs-EQE (vgl. Abschnitt 3.3.1.3).

Wird die defekt-induzierte Grenzflächenladung σQ2 am Heteroübergang nun vollständig

vernachlässigt, liegt die beste Übereinstimmung zwischen gemessener und berechneter

EQE-Kennlinie bei einer Polarisationsladung σP2 =σ2von 62% des aus den Theorie-

daten bestimmten Wertes (−e·2,9 ×1013 cm−2) vor. Diese Diskrepanz lässt sich mög-

licherweise dadurch erklären, dass keine vollverspannten Al0,5Ga0,5N-Schichten auf AlN

vorlagen, sondern z.B. für tabs →0,5 µmvielmehr teilrelaxierte Schichten. Wird die pie-

zoelektrische Polarisation vollständig vernachlässigt, beträgt die Polarisationsladung am

Al0,5Ga0,5N/AlN-Heteroübergang gerade ca. −e·1,74 ×1013 cm−3. Wie die für unterschied-

liche Löcherbeweglichkeiten berechneten EQE-Kennlinien des frontseitig bestrahlten PD

mit einer Absorberdicke von 0,3µm zeigen (Abb. 4.6 b), kann der experimentell beobach-

tete EQE-Hub von ca. 3% am Schwellenpunkt nun auch durch einen deutlich höheren

Wert µp0= 60 cm2V−1s−1oder 80cm2V−1s−1reproduziert werden. Dadurch erhöht sich

die Löcherdiffusionslänge auf ca. 70 nm bzw. 80nm verglichen mit der Analyse der Re-

chendaten ohne Si-Kontamination im letzten Abschnitt. Es muss jedoch beachtet werden,

dass die hier bestimmte (Niedrigfeld-)Löcherbeweglichkeit sowohl den Stromtransport in

die laterale RLZ2, als auch den entlang der dort befindlichen Heterogrenzfläche beeinflusst.

Die Beweglichkeit am AlGaN/AlN-Heteroübergang ist jedoch – zumindest verglichen mit

jener im Volumenmaterial – sicherlich durch die Ladungsträgerstreuung an den struktu-

rellen Defekten reduziert.

Fazit Die Berücksichtigung der per SIMS-Analyse gefundenen Si-Kontamination an der

AlGaN/AlN-Grenzfläche liefert einen Ansatz dafür die defekt-induzierte Grenzflächen-

ladung σQ2im Rechenmodell zu ersetzen und dadurch die experimentelle Ergebnislage

besser zu interpretieren. Die damit verbundenen Anpassungen von Hintergrunddotierung,

Polarisationsladung und Löcherbeweglichkeit bewegen sich dabei jeweils in einem für jedes

Ergebnis plausiblen Rahmen. Es wird zudem davon ausgegangen, dass die Ergebnisse für

die frontseitige Bestrahlung in gleicher Weise, bei einer entsprechenden Berücksichtigung

des Si-Peaks an der AlGaN-Oberfläche, angepasst und nachvollzogen werden können.

Die Si-Kontamination am AlGaN/AlN-Heteroübergang hängt sehr wahrscheinlich mit der

Wachstumsunterbrechung zwischen AlN-Template und AlGaN-Absorberschicht zusam-

men. Mit Blick auf die Berechnungen im letzten Kapitel ließe sich durch ein Vergraben

der kontaminierten AlN-Oberfläche im zweiten Wachstumsschritt eine reduzierte Schwel-

4.1. VARIATION DER SCHICHTSTRUKTUR 79

(a) (b)

Abbildung 4.7.: Experimentelle Charakteristika von 0,3µm dicken Al0,5Ga0,5N MSM PD mit bzw. ohne

AlN-Pufferschicht. (a) EQE-Kennlinien bei einer Wellenlänge von 240 nm (links) und Dunkelstrom-Kennlinien

(rechts). (b) EQE-Spektren der PD bei 5 V, 20 V und 140V. (vgl. Text)

lenspannung und ein steilerer Anstieg der EQE bis zum Sättigungspunkt erzielen (vgl.

hierzu die EQE-Kennlinie für ND= 8 ×1016 cm−3in Abb. 3.7 b).

Weitergehende Untersuchungen, welche diese Thesen experimentell belegen könnten, konn-

ten im Rahmen dieser Arbeit allerdings nicht mehr durchgeführt werden.

4.1.3. Al0,5Ga0,5N MSM PD mit und ohne AlN-Pufferschicht

Die besondere Rolle des AlGaN/AlN-Übergangs für rückseitig bestrahlte AlGaN-MSM

PD wird im Wesentlichen durch den Polarisationsunterschied zwischen AlGaN und AlN

hervorgerufen und, wie im letzten Abschnitt gezeigt, durch eine mögliche Kontamination

dieser Grenzfläche beeinflusst. In diesem Abschnitt wird untersucht, wie sich die EQE-

Kennlinien und -Spektren von 0,3µm dicken Al0,5Ga0,5N MSM PD mit (Probe M1288-5)

bzw. ohne (Probe M1289-2) AlN-Pufferschicht unter rückseitiger Bestrahlung voneinander

unterscheiden.

In Abbildung 4.7 a sind die EQE-Kennlinien der Detektoren mit und ohne AlN-Puffer-

schicht bei einer Wellenlänge von 240 nm (linke Achse) sowie deren Dunkelstromkennlinien

(rechte Achse) bis zu einer Spannung von 140V gezeigt. In der doppelt-logarithmischen

Auftragung ist für beide PD zunächst ein linearer Photostromverlauf zu erkennen. Der PD

mit AlN-Pufferschicht zeigt das oben besprochene Schwellen- und Sättigungsverhalten bei

ca. 10V mit einer hohen Sättigungs-EQE von rund 60 %. Die Kennlinie des PD ohne AlN-

Pufferschicht liegt dagegen durchgehend niedriger und sättigt ohne Schwellenverhalten ab

einer Spannung von ca. 40 V bei einer EQE von ca. 3%. Die Dunkelstromverläufe der

beiden PD unterscheiden sich allerdings kaum voneinander und weisen überwiegend Werte

im Bereich nahe der unteren Messplatzbegrenzung (.pA) auf.

80 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

In Abbildung 4.7 b sind die EQE-Spektren der beiden PD bei 5V, 20V und 140V gezeigt.

Für den PD mit AlN-Pufferschicht ergeben sich die Spektren, wie sie weiter oben für tabs =

0,5 µmdiskutiert worden sind (gestrichelte Kurven): Unterhalb der Schwelle (5V) liegt ein

ausgeprägter EQE-Peak im Al0,5Ga0,5N-Bandkantenbereich vor und im Sättigungsbetrieb

(20V) bildet sich ein Plateau hoher EQE aus, das unterhalb von ca. 200 nm durch die

Absorption in der AlN-Pufferschicht limitiert wird. Bei sehr hohen Spannungen (140V)

steigt die EQE schließlich auch dort stark an, da der AlN-Puffer unterhalb der Kathode

nun ebenfalls zunehmend verarmt wird.

Für den PD ohne Pufferschicht ist die spektrale Form der EQE dagegen eher geringfügig

von der Spannung abhängig (durchgezogen): Zunächst gibt es keinen kurzwelligen Cut-off

bei 200 nm; dieser sollte jetzt wegen der Bandlückenenergie das Saphirsubstrat von ca.

9eV in etwa bei 140nm liegen. Für kleine Spannungen (5V) ist ein lokales Maximum der

EQE im AlGaN-Bandkantenbereich erkennbar; es ist jedoch nicht so stark ausgeprägt.

Für höhere Spannungen (≥20 V) weicht dieses Maximum zwar etwas auf, jedoch bildet

sich im Sättigungsbetrieb dieses PD kein Plateau aus.

Interpretation der Daten Der Vergleich der EQE-Daten von AlGaN MSM PD mit und

ohne AlN-Pufferschicht zeigt, dass die Pufferschicht zum Erreichen hoher EQE-Werte un-

verzichtbar ist. Die Gründe hierfür sollen nachfolgend aufgeführt werden.

In einer AlGaN/Saphir-Schichtabfolge bildet sich, unter Annahme einer nicht vorhandenen

Polarisation von Saphir, an der Grenzfläche eine positive polarisations-induzierte Flächen-

ladung aus. Dadurch liegt in n-Typ AlGaN eine Elektronenanreicherungsschicht vor. Dies

ist mit dem Fall γ2= 1 in Abbildung 3.9 a vergleichbar, wo sich die Energiebänder an der

Grenzfläche nach unten verbiegen. Da photogenerierte Löcher aufgrund des Fehlens einer

Elektronenverarmungszone (=RLZ2) nicht am Materialübergang akkumulieren können,

rekombinieren diese mit den Hintergrundelektronen. Deshalb wird kein Schwellverhalten

in der EQE-Kennlinie beobachtet. Gleichwohl sättigt die EQE bei ca. 3%, da die RLZc

ab einer gewissen Spannung bis zum AlGaN/Saphir Übergang reicht und, je nach Hö-

he der vorherrschenden Rekombinationsrate, ein Teil der Löcher zur Kathode abgeführt

werden kann. Die insgesamt sehr geringe EQE des PD ohne AlN-Pufferschicht, lässt sich

dadurch erklären, dass die Versetzungsdichte im Al0,5Ga0,5N bei direktem Wachstum auf

Saphir sehr wahrscheinlich erhöht ist. Ein Indiz hierfür ist die hohe volle Halbwertsbrei-

te der XRD-Omega-Rockingkurve des symmetrischen 0002-Reflexes von 1833 00, der für

Al0,5Ga0,5N auf einer AlN-Pufferschicht dagegen typischerweise um ca. 40000 liegt. Für

binäre Halbleiter, wie z.B. GaN und AlN, ist das Quadrat der Breite dieses Reflexes

direkt proportional zur Dichte der Schraubenversetzungen [152]. Damit ergäbe sich also

ein Unterschied in der Schraubenversetzungsdichte von ca. einem Faktor 20 zwischen den

AlGaN-Schichten ohne bzw. mit AlN-Puffer. Ein großer Teil der Versetzungen liegt zudem

innerhalb der zuerst abgeschiedenen LT-Al0,5Ga0,5N-Schicht mit nominell 25 nm Dicke, so

dass der Al0,5Ga0,5N/Saphir-Übergang darüber hinaus eher einem defektbehafteten Über-

gangsbereich entspricht.

In Abbildung 4.8 sind die SIMS-Profile von Si, C und O der Probe M1289-2 dargestellt.

Die Verläufe von Si und O in der 0,3µm dicken Al0,5Ga0,5N-Absorberschicht ähneln jenen

in der AlN-Pufferschicht der Probe M1288-4 (vgl. Abb. 4.4). Zum einen wurde der offen-

4.1. VARIATION DER SCHICHTSTRUKTUR 81

Abbildung 4.8.: SIMS-Profile für Silizium (Si), Kohlenstoff (C) und Sauerstoff (O) in der Probe M1289-2,

die aus einem 0,3µm dicken Al0,5Ga0,5N-Absorber auf Saphir-Substrat besteht.

bar vom Substrat verschleppte Sauerstoff nachgewiesen und zum anderen ist der Si-Peak

an der Grenzfläche zum Saphir erkennbar.

Zusätzlich liegt eine sehr hohe Kohlenstoffkonzentration im unteren Bereich der Al0,5Ga0,5N-

Schicht vor, die zur Grenzfläche hin zunimmmt. Der Übergang zwischen Al0,5Ga0,5N und

LT-Al0,5Ga0,5N wird im Bereich zwischen bei ca. 0,4µm Sputter-Tiefe angenommmen,

da sich [C] dort um ca. zwei Größenordnungen ändert. Neben der reinen strukturel-

len Defekte (Versetzungen, Fehlstellen, ...) sind somit auch durch Kontamination ver-

ursachte Störstellen in sehr hoher Dichte am Al0,5Ga0,5N/Saphir-Übergang vorhanden.

Unter rückseitiger Bestrahlung werden nun die meisten Ladungsträger in der Nähe der

Al0,5Ga0,5N/Saphir-Grenzfläche photogeneriert und können an Störstellen/Defekten mit

Hintergrundelektronen nichtstrahlend rekombinieren. Werden O und Si im Al0,5Ga0,5N als

flache ionisierte Donatoren angenommen, kann die Verschiebung ∆Usat des Sättigungsbe-

triebes möglicherweise auf die Verdrängung der dadurch erhöhten Elektronenanreicherung

(verursacht Rekombination) zurückgeführt werden. Ebenfalls ist auch davon auszugehen,

dass die Beweglichkeiten der Ladungsträger durch die hohe Konzentration an Störstellen

(Fremdatome und Gitterstörungen) reduziert sind. Dies erklärt die durchgehend geringe

EQE im gesamten Absorptionsband des Al0,5Ga0,5N-Absorbers: Mit sinkender Wellenlän-

ge nimmt die Eindringtiefe des Lichts ab und es werden weniger Ladungsträger außerhalb

dieses gestörten Bereichs photogeneriert, so dass sich im Sättigungsbetrieb kein wellen-

längenunabhängiges EQE-Spektrum (Plateau) ausbildet, sondern vielmehr eine Abnahme

der EQE zu kurzen Wellenlänge hin zu erkennen ist.

Fazit Für PD ohne AlN-Pufferschicht lässt sich zum einen kein Schwellenverhalten unter

RS-Bestrahlung beobachten und zum anderen bleibt deren EQE deutlich unterhalb der

eines PD mit AlN-Pufferschicht. Die Ursachen hierfür sind auf eine Elektronenanreiche-

rung am AlGaN/Saphir-Übergang sowie auf eine sehr hohe Dichte an Versetzungen, die

82 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

Kontamination der Grenzfläche durch Si, O und C bzw. strukturelle Defekte im Material

zurückzuführen. Die AlN-Pufferschicht ist für AlGaN-basierte MSM PD also prinzipiell

unverzichtbar. Bemerkenswert ist allerdings, dass trotz der hohen Dichte an Versetzun-

gen bzw. Materialdefekten bis zu einer Spannung von 140V kein erheblicher Dunkelstrom

(.2 pA) im PD ohne Pufferschicht fließt.

4.2. Variation der Elektrodengeometrie

In diesem Abschnitt soll die Abhängigkeit der externen Quanteneffizienz eines MSM Pho-

todetektors vom Elektrodendesign untersucht werden. Dabei werden verschiedene MSM-

Motive mit geometrisch symmetrischer als auch asymmetrischer Elektrodenkonfiguration

untersucht. Neben dem Vergleich bestimmter PD-Motive untereinander werden die beiden

Bestrahlungsmodi, die frontseitige und die rückseitige Bestrahlung, und darüber hinaus

auch die verschiedenen Absorberschichtdicken herangezogen. Die sich daraus ergebende

Vielfalt an Daten wird anhand von 1D- und 2D-Simulationen interpretiert, und das Bild

über die Funktionsweise von MSM Photodetektoren entsprechend erweitert.

Beschreibung der untersuchten PD-Strukturen In Abschnitt 2.2 wurde die sym-

metrische und die asymmetrische Elektrodenkonfiguration für MSM PD mit koplana-

rer Struktur eingeführt (s. Abb. 2.2). Demnach liegen in beiden Fällen zwei ineinan-

dergreifende Elektrodenkämme auf einer quadratischen Detektorfläche der Kantenlänge

Ldet = 400 µmvor. Für die symmetrische Konfiguration sind die Elektrodenbreiten ei-

nes Elektrodenpaares – bestehend aus der (halben) linken Elektrode 1 und der (halben)

rechten Elektrode 2 – identisch (wEl,1 =wEl,2 =: wEl = 2 µm), so dass bei einem Elektro-

denabstand sEl gerade nEl ≈1/2·Ldet/(wEl +sEl)Elektrodenpaare auf der gesamten De-

tektorfläche aufgebracht werden können. Das bisher untersuchte Motiv M5 mit sEl = 5 µm

hat also 29 Elektrodenpaare. Für die asymmetrische Konfiguration (Motiv M4) wurde die

Elektrode 1 nun auf 8 µm verbreitert, während die Breite der rechten Elektrode 2 weiter-

hin 2µm beträgt der Elektrodenabstand sEl jedoch auf 2 µm reduziert ist. Dadurch lässt

sich das asymmetrische M4-Motiv mit ebenfalls 29 Elektrodenpaaren zum Vergleich zum

symmetrischen M5-Motiv heranziehen.

4.2.1. Symmetrische Elektrodenkonfiguration

Im vorliegenden Unterabschnitt soll nun zunächst geklärt werden, wie sich eine Variation

der Elektrodenpaaranzahl nEl, auf die EQE von AlGaN MSM PD mit symmetrischer Elek-

trodenkonfiguration auswirkt. In Abbildung 4.9 ist dazu zunächst die gemessene EQE von

FS-bestrahlten Al0.48Ga0.52N/AlN MSM PD (Probe M0805-6) mit verschiedenen Elektro-

denabständen sEl bei einer Spannung von 5V und einer Wellenlänge von 260nm über sEl

aufgetragen. Es zeigt sich, dass die EQE von ca. 1% für einen breiten Elektrodenabstand

von 15µm auf 5,5% bei einem schmalen Abstand von 1µm zunimmt.

4.2. VARIATION DER ELEKTRODENGEOMETRIE 83

Abbildung 4.9.: EQE von AlGaN/AlN-basierten MSM PD (Probe M0805-6) mit unterschiedlichen Elektro-

denabständen sEl unter frontseitiger Bestrahlung bei einer Wellenlänge von 260 nm und einer Vorspannung

von 5 V. Der Photostrom Iphoto bezogen auf Elektrodenpaaranzahl nEl ist für alle Motive mit ca. 60 pA gleich

(rechte Achse)

(a) (b)

Abbildung 4.10.: (a) Vergleich von EQE-Kennlinien frontseitig (schwarz) und rückseitig (rot) bestrahl-

ter symmetrischer MSM PD mit 29 (M5-Motiv) und 49 (M1-Motiv) Elektrodenpaaren auf einer 0,5µm

Al0,5Ga0,5N/AlN-Struktur (Probe: M1285-2) bei einer Wellenlänge von 250 nm. Für die RS-Bestrahlung sind

die EQE-Änderungen unterhalb der Schwelle (A) und in den Sättigungsbetrieben (B) mit ∆EQEthr bzw.

∆EQEsat hervorgehoben. (b) EQE-Verhältnisse (M1/M5) der in (a) gezeigten Kennlinien. Die Skizzen veran-

schaulichen die Verteilung der RLZ-Bereiche (rot), die am Photodetektionsprozess unter frontseitiger (oben)

bzw. rückseitiger (unten) Bestrahlung beteiligt sind.

84 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

Unter Berücksichtigung von dEZ =wEl +sEl lässt sich dieser experimentelle Befund nach

Gl. (3.2)

EQE =Topt ·wc

wEl +sEl ∝nEl

LDet ∝Iphoto ⇔Iphoto

nEl

=const (4.1)

für wEl = 2 µmmit sehr guter Übereinstimmung beschreiben. Nach Gleichung (4.1) ist die

EQE außerdem direkt proportional zur Elektrodenpaardichte nEl/LDet eines MSM PD, da

jedes bestrahlte Elektrodenpaar den gleichen Photostrom Iphoto/nEl liefert. Dies wird im

Experiment mit ca. 60 pA pro Elektrodenpaar für alle PD-Motive bestätigt (s. rechte Ach-

se in Abb. 4.9). Damit ist experimentell gezeigt, dass FS-bestrahlte MSM PD bei geringer

Spannung ein umso höheres Signal liefern, je mehr vorgespannte RLZ (∝nEl) bestrahlt

werden. Welche Auswirkungen die RS-Bestrahlung von PD unterschiedlicher Elektroden-

anzahl auf deren EQE hat, wird nachfolgend anhand von zwei verschiedenen PD der

Motive M5 (sEl = 5 µm) und M1 (sEl = 2 µm), also PD mit 29 bzw. 49 Elektrodenpaaren,

untersucht. In Abbildung 4.10 a sind dazu die EQE-Spannungskennlinien dieser Detek-

toren zwischen ±50 V gezeigt. Unabhängig vom Bestrahlungsmodus sind alle Kennlinien

symmetrisch um den Spannungsnullpunkt. Unter frontseitiger Bestrahlung weist die EQE

für beide Motive das für MSM PD typische √U-Verhalten auf wobei die EQE des M1-PD

durchgehend oberhalb jener des M5-PD verläuft. Bei rückseitiger Bestrahlung ist für beide

Motive das oben für den 0,5µm dicken Al0,5Ga0,5N-Absorber besprochene Schwellen- und

Sättigungsverhalten der EQE bei ca. 25 V erkennbar. Unterhalb der Schwelle (Bereich A)

liegt dabei die EQE des M1-PD höher (→∆EQEthr) und im Sättigungsbetrieb (B) die

des M5-PD (→∆EQEsat).

Anhand der in Abbildung 4.10 b gezeigten Kennlinienverhältnisse EQE(M1)/EQE(M5)

lassen sich die Ergebnisse quantitativ miteinander vergleichen. Die rot eingezeichneten

Flächen in den Skizzen dienen dabei zur Veranschaulichung der jeweils am Photodetekti-

onsprozess beteiligten RLZ – der M1 PD ist näherungsweise durch eine, gegenüber dem

M5-PD, verdoppelte Elektrodenpaarzahl auf gleicher Gesamtzellenbreite skizziert. Unter

FS-Bestrahlung ist der Unterschied in den Kennlinien im gesamten Spannungsbereich ge-

rade durch das Elektrodenpaarverhältnis nM1

El /nM5

El von 49/29 ≈1, 7 gegeben. Dies folgt

direkt aus Gleichung (4.1) und liegt an der entsprechenden Vervielfachung der Detekti-

onsbereiche von M5 nach M1 (Skizzen oben). Unter RS-Bestrahlung gilt nun unterhalb

der Schwelle im Wesentlichen das gleiche (s. Skizzen unten), wobei die EQE wegen der

Absorptionsverluste im dicken Absorber jedoch gering ausfällt. Im Sättigungsbetrieb wer-

den die an der Absorberunterseite photogenerierten Löcher aus der lateralen RLZ2an der

AlGaN/AlN Grenzfläche eingesammelt, so dass die Detektionsbereiche der beiden PD M1

und M5 beinahe gleich sind. Doch, obwohl sich wegen der höheren Anzahl an RLZcim

M1-PD eigentlich ein EQE-Verhältnis knapp oberhalb von eins ergeben müsste, liegt es

umgekehrt bei ca. 0,9.

Diese Trends bleiben auch für PD auf dünneren Al0,5Ga0,5N-Absorberschichten mit tabs =

0,3 µmund 0,1µm erhalten (s. Abb. 4.11): Unabhängig von der Polarität wird die Erhö-

hung ∆EQEthr unterhalb der Schwelle (↑-Pfeile) immer durch das Elektrodenverhältnis

von 49/29 dominiert. Und im jeweiligen Sättigungsbetrieb stellt sich immer ein geringer

Verlust ∆EQEsat ein, dessen Ursache im folgenden Unterabschnitt ersichtlich wird.

4.2. VARIATION DER ELEKTRODENGEOMETRIE 85

(a) (b)

Abbildung 4.11.: (a) EQE-Kennlinien rückseitig bestrahlter symmetrischer MSM PD mit 49 (M1-Motiv) und

29 (M5-Motiv) Elektrodenpaaren für tabs =0,5µm (schwarz), 0,3µm (rot) und 0,1µm (blau) bei einer Wellen-

länge von 250 nm. Die EQE-Änderungen unterhalb der Schwelle (∆EQEthr) und in den Sättigungsbetrieben

(∆EQEsat) sind durch Pfeile markiert. (b) EQE-Verhältnisse (M1/M5) der in (a) gezeigten Kennlinien.

4.2.2. Asymmetrische Elektrodenkonfiguration

Im vorliegenden Unterabschnitt wird der Einfluss einer geometrischen Asymmetrie auf die

Eigenschaften von MSM PD untersucht. Da unter rückseitiger Bestrahlung von MSM PD

keine Abschattung des feldbehafteten Volumens unter den Elektroden auftritt, ist dieser

Bestrahlungmodus prinzipiell sehr attraktiv. Eine weitere Möglichkeit, die EQE eines

rückseitig bestrahlten MSM PD anhand der Elektrodengeometrie zu erhöhen, besteht

darin, die Breite wEl,1 der Elektrode 1 (s. Abb 4.9 a) gegenüber wEl,2 von Elektrode 2

um einen Faktor k > 1zu verbreitern. Dadurch wird unter Elektrode 1 ein entsprechend

breiterer feldbehafteter Bereich für die Photodetektion angeboten. Zur Abschätzung der

EQE eines solchen geometrisch asymmetrischen MSM PD ergibt sich aus Gleichung (3.7)

für die rückseitige Bestrahlung folgende Näherung

EQE1D

RS (k)≈Topt ·wc(U) + k·wEl,2/2

dEZ ·exp −αopt ·∆y(U)(4.2)

mit der spannungsabhängigen Ausdehnung wc(U)der RLZcam vorgespannten Kontakt

sowie dessen halber Breite k·wEl,2/2und ∆yals vertikalem Abstand zur Absorberunter-

seite (vgl. auch Abb.3.4 b unten). Wie sich nachfolgend zeigt, ist nun auch die Polarität

der Vorspannung relevant. Der Ausdruck (4.2) basiert auf der Vorstellung, dass Elektrode

1 auf niedrigerem Potential liegt. Bei umgekehrter Polung, d.h. Elektrode 2 auf niedrige-

rem Potential, gibt k= 1 eine gute Näherung. Im Folgenden wird die EQE eines MSM

PD mit geometrisch asymmetrischem Elektrodendesign (Motiv: M4, k= 4) mit jener des

symmetrischen Standard-Motivs (M5, k= 1) verglichen. Damit der Vergleich M4/M5 bei

gleicher Elektrodenpaardichte (29/400 µm) möglich ist – deren Einfluss auf die EQE eines

MSM PD wurde im letzten Unterabschnitt untersucht –, wurden beim Design des M4-PD

sowohl die Breite der Einheitszelle (7µm) als auch die Breite der Elektrode 2 (2µm) wie

beim M5-PD belassen, während die Breite der Elektrode 1 auf 8µm erhöht wurde.

Die gemessenen EQE-Kennlinien der beiden Motive sind in Abbildung 4.12 a bei einer

86 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

(a) (b)

Abbildung 4.12.: (a) Vergleich von EQE-Kennlinien frontseitig (schwarz) und rückseitig (rot) bestrahl-

ten MSM PD mit asymmetrischen (M4, k= 4) und symmetrischen (M5, k= 1) Elektrodenbreiten für

tabs =0,5µm bei einer Wellenlänge von 250nm. Für die RS-Bestrahlung sind die EQE-Änderungen unter-

halb der Schwelle (A−) und im Sättigungsbetrieb (B−) mit ∆EQEthr bzw. ∆EQEsat hervorgehoben. (b)

EQE-Verhältnisse (M4/M5) der in (a) gezeigten Kennlinien. Die Skizzen veranschaulichen die Verteilung der

RLZ-Bereiche (rot), die am Photodetektionsprozess unter frontseitiger (oben) bzw. rückseitiger (unten) Be-

strahlung beteiligt sind. Im Bereich A−ist das EQE-Verhältnis nach Gl. (4.2) für ND=8×1016 cm−3und

um 0,2µm verbreiterte Elektroden mit eingezeichnet.

Wellenlänge von 250nm dargestellt. Unter frontseitiger Bestrahlung zeigt sich kein deutli-

cher Unterschied in den Kennlinien. Aufgrund der gleichen Elektrodenpaaranzahl liegt das

EQE-Verhältnis EQE(M4)/EQE(M5) durchgehend bei ca. 29/29=1 (s. Abb. 4.12 b).

Unter rückseitiger Bestrahlung weisen die EQE-Kennlinien beider PD das Schwellen- und

Sättigungsverhalten auf, das durch das Durchreichen der jeweils vorgespannten RLZ bis

zum Absorber/Puffer-Übergang verursacht wird. Allerdings ist für den M4-PD nun eine

deutliche Auswirkung der Asymmetrie im EQE-Verlauf erkennbar, so dass im Folgenden

sowohl zwischen Vorwärtsrichtung (U > 0 V) und Rückwärtsrichtung (U < 0 V) als auch

zwischen unterhalb der Schwelle (Bereiche A−und A+) und Sättigungsbetrieb (B−und

B+) unterschieden wird. In Vorwärtsrichtung verlaufen die Kennlinien beider PD nahezu

identisch und das EQE-Verhältnis liegt durchgehend bei ca. 1. Wie die unteren Skizzen

in Abb. 4.12 b andeuten, liegt dies daran, dass in beiden PD die gleiche Anzahl gleich-

großer RLZ-Bereiche zur Photodetektion beitragen. Unterhalb der Schwelle (A+) ist das

EQE-Verhältnis weiter durch das Elektrodenpaarverhältnis 29/29=1 gegeben, da im M4-

und M5-PD Elektroden identischer Breite (2µm) vorgespannt sind, Im Sättigungsbetrieb

(B+) wird das EQE-Signal dagegen jeweils innerhalb der lateralen RLZ2am AlGaN/AlN-

Übergang generiert. Da somit die gleiche Sättigungs-EQE von knapp 70 % erzielt wird,

resultiert auch hier ein EQE-Verhältnis von ∼1.

In Rückwärtsrichtung verlaufen die EQE-Kennlinien der beiden PD dagegen sehr un-

terschiedlich. Unterhalb der Schwelle (A−) ist die EQE des M4-PD zunächst erhöht

4.2. VARIATION DER ELEKTRODENGEOMETRIE 87

(a) (b)

Abbildung 4.13.: (a) EQE-Kennlinien rückseitig bestrahlter MSM PD mit asymmetrischen (M4, k= 4)

und symmetrischen (M5, k= 1) Elektrodenbreiten für tabs =0,5µm (schwarz), 0,3µm (rot) und 0,1µm

(blau) bei einer Wellenlänge von 250 nm. Die EQE-Änderungen unterhalb der Schwelle (∆EQEthr) und in

den Sättigungsbetrieben (∆EQEsat) sind durch Pfeile markiert. (b) EQE-Verhältnisse (M4/M5) der in (a)

gezeigten Kennlinien. Das nach dem 1D-Modell (Gl. (4.2)) bestimmte EQE-Verhältnis ist für tabs =0,5µm

und 0,3µm im A−-Bereich eingezeichnet.

(→∆EQEthr), was auf den Unterschied der Elektrodenbreiten zurückzuführen ist (untere

Skizzen in Abb. 4.12 b). Nach Gl. (4.2) ist das EQE-Verhältnis theoretisch durch

EQE(M4)

EQE(M5) =wc(U)+4·wEl/2

wc(U) + wEl/2(4.3)

gegeben und für ND= 8 ×1016 cm−3und wEl = 2 µmwird der gemessene Verlauf tat-

sächlich sehr gut reproduziert (s. Abb. 4.12 b). Die Höhe wurde allerdings durch eine

mögliche Ungenauigkeit der Halbelektrodenbreite von 0,2µm etwas nach unten korrigiert

(s. Abschnitt 2.2). Damit ist der eingangs motivierte Effekt einer einseitig verbreiterten

Elektrode auf die EQE für rückseitig bestrahlte MSM PD experimentell nachgewiesen

worden.

Im Sättigungsbereich (B−) ist die EQE des M4-PD dann um fast 35 Prozentpunkte re-

duziert (→∆EQEsat), so dass das EQE-Verhältnis beinahe nur noch etwa 0,5 beträgt.

Wie in Abbildung 4.13 gezeigt, sind diese Unterschiede auch für PD auf dünneren Ab-

sorberschichtdicken tabs vorhanden. Im Rückwärtssättigungsbetrieb bildet sich für M4-

PD, offenbar unabhängig von tabs, ein vergleichbar hoher Verlust ∆EQEsat gegenüber

der jeweiligen Sättigungs-EQE des M5-PD aus (↓-Pfeile) und die entsprechenden EQE-

Verhältnisse sinken auf Werte zwischen ca. 0,6 bzw. 0,5 ab. Die geometrisch induzierte

EQE-Erhöhung ∆EQEthr (↑-Pfeile) wird dagegen nur für dicke Absorber (tabs ≥0,3 µm)

im Rückwärtsbetrieb beobachtet. Für den M4-PD auf dem dünnsten Absorber (0,1µm)

stellt sich ∆EQEthr nämlich überraschenderweise im Vorwärtsbetrieb ein. Demnach ist

das EQE-Verhältnis in diesem Fall in Vorwärtsrichtung erhöht und sinkt mit steigender

Spannung bis zum Schwellenpunkt (s. Abb. 4.13 b).

Wie in den nachfolgenden Unterabschnitten gezeigt wird, sind die Ursachen für diese Be-

obachtungen auf Rekombinationsverluste am Al0,5Ga0,5N/AlN-Heteroübergang (→Auf-

treten von ∆EQEsat) bzw. den zunehmenden Einfluss des Diffusionsstromes im nahezu

88 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

komplett verarmten 0,1µm-Absorber (→Quadrantenwechsel von ∆EQEthr) zurückführ-

bar.

4.2.2.1. Rekombinationsverluste am Al0,5Ga0,5N/AlN Heteroübergang

Bei den vorangegangenen Diskussionen der Kennlinien von MSM PD unterschiedlicher

Motive (M1, M4 und M5) waren gewisse Verringerungen der EQE im Sättigungsbetrieb

auffällig (→∆EQEsat). Während dieser Verlust für den symmetrischen M1-PD mit nur

ca. 5 Prozentpunkten sehr gering ausfällt, ist er mit ca. 35 Prozentpunkten beim asym-

metrischen M4-PD dagegen sehr hoch. Damit bietet sich eine Untersuchung der zugrun-

deliegenden Vorgänge im M4-PD anhand von 2D-Simulationen an.

Entscheidende Hinweise finden sich schon in Kapitel 3.3.2, wo die grundsätzlichen Zu-

sammanhänge von front- und rückseitiger Bestrahlung des symmetrischen M5-PD er-

läutert wurden. Im Sättigungsbetrieb des RS-bestrahlten PD liegt unter der Kathode

eine erhöhte Rekombinationsrate von Ladungsträgern in der Nähe des Al0,5Ga0,5N/AlN-

Heteroübergangs vor (s. Abb. 3.10 b, unten). Der Kontur-Plot der elektrischen Feldstärke

(Abb. 3.8 b) offenbart zudem, dass es sich hier um den Bereich minimaler Feldstärke im

Überlappbereich der spannungsabhängigen RLZcmit der polarisations-/defektinduzierten

RLZ2handelt. Bisher wurde aus Konvergenzgründen allerdings eine sehr lange Elektro-

nenlebensdauer τnvon 1 ns angenommen, obwohl diese aufgrund der geringen effektiven

Masse von Elektronen (m∗

n< m∗

p) unterhalb der Lochlebensdauer τpvon 30ps liegen soll-

te. Im Folgenden wird die Auswirkung einer entsprechenden Verringerung von τnauf die

EQE-Kennlinie eines M4-PD anhand von Abb. 4.14 diskutiert. In Abbildung 4.14 a sind

dazu die simulierten EQE-Kennlinien eines rückseitig bestrahlten Al0,5Ga0,5N/AlN MSM

M4-PD für unterschiedliche Elektronenlebensdauern τnzwischen 1ns und 11ps dargestellt

(τp= 30 ps). Die geometrisch bedingte Asymmetrie aller Kennlinien unterhalb der Schwel-

lenspannungen bleibt von dieser Parametervariation nahezu unbeeinflusst. Dies deckt sich

damit, dass unterhalb der Schwelle nur die Photogeneration in der noch nicht durchge-

reichten RLZcunterhalb der Kathode relevant ist und dort die Elektronen und Löcher im

elektrischen Feld effizient voneinander getrennt werden. Mit sinkendem τnnehmen jedoch

die Sättigungsniveaus im Rückwärts- und Vorwärtsbetrieb unterschiedlich stark ab. Für

τn= 10 ps liegt die Sättigungs-EQE im Rückwärtsbereich schließlich 20 Prozentpunkte

unterhalb jener im Vorwärstbetrieb. Die Kennlinie des symmetrischen M5-PD bleibt da-

gegen auch bei geringem τnsymmetrisch und verläuft in beiden Polungsrichtungen wie

die entsprechende Vorwärtskennlinine des M4-PD.

Im Kontur-Plot der elektrischen Feldstärke Felektr des M4-PD im Sättigungsbetrieb (Abb.

4.14 b, links) ist erkennbar, dass die laterale Ausdehnung des Überlappbereichs direkt mit

der Breite wEl der jeweils vorgespannten Elektrode skaliert (s. gestrichelte Markierungen).

Unter rückseitiger Bestrahlung stellt sich dann für τn= 11 ps genau dort eine sehr hohe

Rekombinationsrate RSRH von bis zu 2,4×1020 cm−3s−1ein (Abb. 4.14 b, rechts).

Zudem nimmt die optische Generationsrate Gopt exponentiell in den Absorber hinein ab

(Abb. 4.14 c, oben). Unterhalb der vorgespannten Kathode ist das elektrische Feldprofil

Felektr.,ynun gerade derart ausgeprägt, dass freie Elektronen zum Ort des Vorzeichen-

wechsels hin und Löcher in die jeweils entgegengesetzte Richtung driften (Abb. 4.14 c,

4.2. VARIATION DER ELEKTRODENGEOMETRIE 89

RSRH @ RS

(250 nm, 1 mW/cm2)

1 2 1 2

- 30 V

2.4 0

(1020 cm-3s-1)

1 2 1 2

+ 30 V

log10

Felektr @ Iopt=0

(V cm-1)

(a) (b) (c)

Abbildung 4.14.: Zur Erläuterung der Kennlinienasymmetrie des asymmetrischen M4-PD (tabs =0,5 µm).

(a) EQE-Kennlinien unter RS-Bestrahlung für Elektronenlebensdauern τnzwischen 1 ns und 11ps (τp=30 ps)

– ebenfalls gezeigt ist die Kennlinie eines symmetrischen M5-Motivs für τn=11 ps. (b) Kontur-Plots der

elektrischen Feldstärke Felektr. (links) und der SRH-Rekombinationsrate RSRH (rechts) im Sättigungsbetrieb

(±30 V). (c) Linienprofile der Generations- und Rekombinationsraten Gopt und RSRH (oben), des elektrischen

Feldes Felektr. (mitte) sowie der freien Ladungsträgerkonzentrationen nund p(unten) unterhalb der jeweils

revers gepolten Elektrode (vgl. Pfeile in (b)).

mitte). Unter Berücksichtigung der durch Konzentrationsgradienten verursachten Dif-

fusionsströme ergibt sich dann eine zum AlGaN/AlN-Heteroübergang hin ansteigende

Löcherkonzentration p. Die Elektronendichte nist dagegen am Ort der Feldumkehr ma-

ximal (Abb. 4.14 c, unten) und es resultiert eine sehr hohe Rekombinationsrate (RSRH ∝

np/τnp+τpn) (Abb. 4.14 c, oben). Dieser Verlust photogenerierter Ladungsträger ist

allerdings nicht mehr vernachlässigbar, da er sehr nah am AlGaN/AlN-Übergang auftritt,

wo Gopt sehr hoch ist und ein wesentlicher Teil des Photostroms erzeugt wird. Mit Blick

auf die Kontur-Plots in Abbildung 4.14 b erklärt es sich nun von selbst, dass dieser La-

dungsträgerverlust bei unterschiedlichen Elektrodenbreiten, und damit bei unterschied-

licher Polung des M4-PD, verschieden stark ausfällt (∆EQEsat ∝wEl). Anhand dieser

Erläuterungen leitet sich nun auch direkt ab, weshalb sich unter rückseitiger Bestrahlung

ein geringer Unterschied ∆EQEsat für die symmetrischen PD des M1- und des M5-Motivs

beobachten lässt: Im Vergleich zu den 29 Elektrodenpaaren des M5-PD summiert sich im

M1-PD mit 49 Elektrodenpaaren ein insgesamt höherer Signalverlust durch nichtstrah-

lende Rekombination im Bereich der Feldumkehr auf.

Zusammengefasst sind damit die experimentell gefundenen Verluste ∆EQEsat von rück-

seitig bestrahlten MSM PD vom M1-Typ (viele Elektroden) und vom M4-Typ (unter-

schiedliche Elektrodenbreiten) auf die geringen Elektronen- und Lochlebensdauern zu-

rückzuführen.

90 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

RSRH @ RS

(250 nm, 1 mW/cm2)

2.9 0

(1020 cm-3s-1)

1 2 1 2

+2 V -2 V 0 V

Iopt≠0 (RS)

jp @ RS

(250 nm, 1 mW/cm2)

0 -5

(A cm-2)

log10

1 2 1 2

Diffusion

Drift

1 2 1 2

1 2

log10

Felektr @ Iopt=0

(V cm-1)

(a) (b)

Abbildung 4.15.: Zur Erläuterung der Kennlinienasymmetrie des dünnen asymmetrischen M4-PD (tabs =

0,1µm). (a) Für τn=τp=30 ps und ND,AlN =1016 cm−3simulierte (oben) und gemessene (unten)

EQE-Kennlinienverläufe des symmetrischen M5-PD und des asymmetrischen M4-PD unter RS-Bestrahlung.

(b) Kontur-Plots der elektrischen Feldstärke Felektr. (oben), der Lochstromdichte jp(mitte) und der SRH-

Rekombinationsrate RSRH (unten) innerhalb des Al0,5Ga0,5N-Absorbers des M4-PD unterhalb der Schwelle

(±2 V) – Pfeile deuten Richtung und Stärke der jeweiligen Größe an.

4.2.2.2. Auswirkungen der Feldasymmetrie im 0,1µm dünnen Absorber

In Abbildung 4.15 a sind die berechneten und gemessenen EQE-Kennlinien von 0,1µm

dünnen MSM PD mit symmetrischer (M5) und asymmetrischer (M4) Elektrodenkonfigu-

ration dargestellt. Die sehr gute qualitative Übereinstimmung – ∆EQEsat befindet sich

im Rückwärtssättigungsbereich und ∆EQEthr im Vorwärtsbereich – konnte allerdings

nur durch eine Verringerung der Dotierkonzentration ND,AlN im AlN-Puffer von bisher

1017 cm−3auf 1016 cm−3erzielt werden. Nach den Ausführungen zur der SIMS-Analyse

(Abschnitt 4.1.2) erscheint dies vom Trend her auch durchaus zulässig. Im Konturplot

der elektrischen Feldstärke des M4-PD (Abb. 4.15 b, oben) wird ersichtlich, dass sich

dadurch die Feldstärke am AlGaN/AlN-Übergang erhöht und das Kathodenfeld unter

den Elektroden bei 0V vollständig kompensiert ist. Im Gegensatz zum bisherigen Fall

(vgl. Abb. 4.1 b) liegt damit bei 0V unter den Elektroden keine Feldumkehr vor. Im

Vorwärtsbetrieb (+2 V an der breiten Elektrode 1) überlagert sich dem Polarisationsfeld

ein entsprechendes Kathodenfeld unter der schmalen Elektrode 2 während das Feldprofil

unter der breiten Elektrode 1 weitgehend unverändert bleibt. Im Konturplot der Loch-

stromdichte (Abb. 4.15b, mitte) wird ersichtlich, dass ein Großteil der photogenierten

Löcher unter der breiten Elektrode 1 zum Al0,5Ga0,5N/AlN-Grenzfläche driftet, über den

lateralen Diffusionsstromkanal am Heteroübergang bis unter die schmale Elektrode 2 ge-

langt und dort schließlich, aufgrund der hohen Lochdichte direkt zum Kontakt diffundiert.

Im Rückwärtsbetrieb (−2 V an der breiten Elektrode 1) kehren sich die Verhältnisse ent-

4.3. VARIATION DES METALLISIERUNGSSCHEMAS 91

sprechend um. Dadurch nimmt der Strom photogenerierter Löcher zwar den gleichen Weg,

jedoch in umgekehrter Richtung. Im Unterschied zum Vorwärtbetrieb liegt nun allerdings

ein kleinerer Sammelbereich unter der schmalen Elektrode 2 vor und es gehen mehr La-

dungsträger durch Rekombination unter der breiten Elektrode 1 verloren (Abb. 4.15 b,

unten) bevor sie die Kathode erreichen.

Zusammengefasst ergibt sich also beim dünnen, asymmetrischen M4-PD eine höhere EQE

unter der Vorwärtsschwelle als im Rückwärtsbetrieb, weil mehr Löcher von der breiten

Elektrode aus zur schmalen Elektrode transportiert werden und dort dann ein geringerer

Rekombinationsverlust vorliegt.

4.3. Variation des Metallisierungsschemas

Für die bisher untersuchten MSM PD liegen im spannungslosen Fall identische Feldpro-

file unterhalb der Anode und der Kathode vor. Dies ist in Abbildung 4.16 a durch einen

symmetrischen Bandverlauf skizziert. Bei homogener Bestrahlung des PD ergeben sich an

den Kontakten betragsgleiche Photoströme in den RLZ mit unterschiedlicher Flussrich-

tung und der Gesamtstrom am Bauteil hebt sich auf. Erst wenn sich die Ausdehnungen der

entsprechenden RLZ unter den Kontakten durch Anlegen einer Vorspannung unterschei-

den, also ein asymmetrisches Feldprofil vorliegt, wird ein Stromsignal im äußeren Strom-

kreis messbar. Bei Verwendung von alternierenden Elektroden mit jeweils unterschiedli-

chen Schottky-Barrieren zum Halbleiter (z.B. Φ1>Φ2) liegt dagegen ein asymmetrisches

Feldprofil im Absorber vor, ohne dass dazu eine Vorspannung nötig ist (Abb. 4.16 b). Folg-

lich ist bei einer solchen Struktur schon bei 0V ein Photostrom (∼w1,0−w2,0) zu erwarten.

Al0.5Ga0.5N

AlN

Pt Ni

Φ1 Φ2

MSM

symmetrisch

Φ1

w0 w0

Φ2

@ 0V

w2,0

w1,0

a-MSM

Φ1 Φ2

asymmetrisch

@ 0V

(a) (b) (c)

Abbildung 4.16.: Skizzierte Leitungsbandprofile von Elektrodenpaaren eines (a) MSM PD- bzw. (b) a-MSM

PD zur Veranschaulichung einer barriereinduzierten Asymmetrie im a-MSM. (c) Querschnittsskizze eines a-

MSM mit je einer Pt-basierten und einer Ni-basierten Elektrode pro Elektrodenpaar.

Dieser Ansatz wird im vorliegenden Abschnitt aufgegriffen und am Beispiel von MSM PD

diskutiert, die aus Elektrodenkämmen mit unterschiedlichem Metallisierungsschema be-

stehen. Wie schon im Abschnitt 2.2 erläutert, wurde dafür zunächst ein Ni-basierter Elek-

trodenkamm bei hohen Temperaturen formiert bevor der Pt-basierte Elektrodenkamm als

92 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

(a) (b)

Abbildung 4.17.: Charakteristika eines 0,3µm dicken a-MSM PD (rot). (a) Photostrom-Kennlinie unter front-

seitiger Bestrahlung bei 240 nm – zum Vergleich ist die Photostrom-Kennlinie eines MSM PD mit eingezeichnet

(schwarz, gestrichelt). Der Dunkelstromverlauf des a-MSM PD kann in Vorwärtsrichtung durch einen analy-

tischen Ausdruck nach Nouchi [153] für den thermionischen Strom in MSM-Strukturen mit alternierenden

Schottky-Barrieren Φ1>Φ2dargestellt werden. (b) Strom-Leistungs-Kennlinien des a-MSM PD in Vorwärts-

(oben) bzw. Rückwärtsrichtung (unten).

Schottky-Kontakt aufgebracht wurde (s. Abb. 4.16 c). Um diesen PD-Typ von den bisher

untersuchten MSM PD mit einheitlicher Pt-Kontaktmetallisierung zu unterscheiden, wird

er im Folgenden mit „a-MSM PD“ bezeichnet.

4.3.1. Dicke a-MSM PD unter frontseitiger Bestrahlung

Zunächst werden die Unterschiede zwischen frontseitig bestrahlten a-MSM PD und MSM

PD mit Standardelektrodengeometrie (M5-Motiv) auf einer 0,3µm dicken Al0,5Ga0,5N-

Absorberschicht (Probe M1288-3) anhand der in Abb. 4.17 a gezeigten Kennlinienverläu-

fe diskutiert. Wie erwartet weist die Photostromkennlinie des a-MSM PD einen asym-

metrischen Verlauf um den Spannungsnullpunkt auf. Und gemäß des deutlich höheren

Photostroms bei postitiven Spannungen kann hier von einem Rückwärts- (U < 0 V) bzw.

Vorwärtsbetrieb (U > 0 V) gesprochen werden. Verglichen dazu ist die Photostromkurve

des MSM PD symmetrisch und läuft bei negativen Spannungen sinnvollerweise mit der

Rückwärtskennlinie des a-MSM PD bei ca. 1,4nA bzw. einer EQE von ca. 5% zusam-

men. Bei 0V fließt, wie erwartet, allerdings nur im a-MSM PD ein Photostrom von knapp

0,8nA, was immerhin einer EQE von knapp 3% entspricht. Im Vergleich zum frontseitig

bestahlten MSM PD ist dies schon als eine Verbesserung zu deuten, da dieser zum Errei-

chen der gleichen EQE eine Vorspannung von ca. 2V benötigt.

In Vorwärtsrichtung lässt sich für den a-MSM PD ein Photostromnulldurchgang bei ei-

ner Leerlaufspannung ULvon ca. +1 V beobachten. Bei der diesen Abschnitt einleitenden

4.3. VARIATION DES METALLISIERUNGSSCHEMAS 93

Vorstellung des a-MSM PD als MSM-Struktur mit unterschiedlichen Schottky-Kontakten

(vgl. Abb. 4.16 b) fließt zu beiden Elektrodensorten nun ein gleich großer interner Photo-

strom, da die Feldasymmetrie durch eine entsprechende Vorspannung ausgeglichen wurde.

Mit zunehmender Spannung steigt der Photostrom des a-MSM dann allerdings sehr deut-

lich an: Zunächst wird ab ca. 2,5V der maximal erwartete Photostrom von 15 nA für das

M5-Motiv für λ= 240 nm und Popt = 0,13 µWüberschritten, und bei 5V fließen schließ-

lich knapp 0,5µA, was unter den gegebenen Bedingungen einer EQE von ca. 2000%

entspricht. Demnach liegt hier offenkundig ein Photostromverstärkungsmechanismus vor.

Wie anhand der Strom-Leistungs-Kennlinien (Abb. 4.17 b) zu erkennen ist, verläuft der

Photostrom Iphoto im Bereich der Verstärkung (+10 V) jedoch nicht mehr mit der einge-

strahlten optischen Leistung Popt linear, während dies für den Rückwärtsbetrieb (−10 V)

der Fall ist. Aus diesem Grunde wurde der Vorwärtsbetrieb trotz der hohen EQE-Werte

bei der weiteren Charakterisierung nicht weiter berücksichtigt.

Über den Ursprung der Verstärkung lässt sich ohne weitere Untersuchungen, wie sie

z.B. im letzten Ergebniseteil für MSM PD auf ELO-AlN-Templates diskutiert werden,

keine wirklich belastbare Aussage treffen. Allerdings ist es sehr wahrscheinlich, dass es

einen Zusammenhang zur chemischen Beschaffenheit des unmittelbaren Metall/Halbleiter-

Übergangs am legierten Ni-Kontakt gibt.

Das verrauschte Signal des rückwärtsgepolten a-MSM PD deutet darauf hin, dass es sich

hierbei vielmehr um die untere Messgrenze des Messplatzes handelt und der tatsächli-

che Dunkelstrom vielmehr unter 0,5pA liegt. In Vorwärtsrichtung kann dagegen ab UL

ein deutlicher Anstieg des Dunkelstromsignals beobachtet werden, welches dann oberhalb

von 2,5V mit ca. 12pA sättigt.

Dieses Verhalten lässt sich durch einen analytischen Ausdruck für den (thermionischen)

Dunkelstrom einer MSM-Struktur mit unterschiedlichen Schottky-Barrieren nach Nou-

chi [153] darstellen (gestrichelte blaue Kurve in Abb. 4.17 a). Der Sättigungsdunkelstrom

in Vorwärtsrichtung lässt sich danach mit 29 gleichgepolten (Ni-basierten) Elektroden

(400 µm×2µm) bei einer Schottky-Barriere von Φ2= 0,815 eV reproduzieren. Die Höhe

der Leerlaufspannung erzwingt danach allerdings auch eine entsprechend höhere Schottky-

Barriere Φ1für die verbleibenden (Pt-basierten) Elektroden von ca. 2eV. Dieser hohe

Wert von Φ1passt zunächst deutlich besser in die im Abschnitt 2.4.2 besprochene Lite-

raturdatenlage, wonach die Barrierenhöhe für Pt auf Al0,5Ga0,5N im Bereich 1,75eV bis

3,25eV liegen sollte. Und vor dem Hintergrund, dass der Al0,5Ga0,5N-Absorber nur sehr

schwach unbeabsichtigt n-dotiert ist und somit am legierten Kontakt weiterhin ein sehr

hoher Sperrschichtwiderstand vorliegen muss, ist ohnehin kein ohmsches Verhalten des

Ni-basierten Kontaktes zu erwarten gewesen. Es handelt es sich also möglicherweise viel-

mehr um einen nichtidealen Schottky-Kontakt mit einer im Vergleich zum Pt geringeren

Schottky-Barriere.

4.3.2. Kombination der verschiedenen Optimierungsansätze

Werden die in diesem Kapitel untersuchten Ansätze zur Erhöhung der EQE AlGaN-

basierter MSM Photodetektoren kombiniert, lässt sich die EQE eines a-MSM im 0-V-

94 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

(a) (b)

Abbildung 4.18.: Charakteristika von 0,1µm dünnen a-MSM PD mit unterschiedlichen Motiven unter rück-

seitiger Bestrahlung. (a) EQE-Kennlinien für PD mit M1-, M4- und M5-Motiv. (b) EQE-Spektrum des M1-PD

im Kurzschlussbetrieb (U=0 V) – Insert: Strom-Leistungs-Kennlinie bei 240 nm.

Betrieb noch weiter erhöhen. Zunächst liegt auf der Hand, dass zum 0,1µm dünnen Ab-

sorber (Probe: M1286-3) unter rückseitiger Bestrahlung übergegangen werden muss, um

die Vorteile geringer Einkoppel- sowie Rekombinationsverluste auszunutzen. Hiervon aus-

gehend sollen die Resultate für a-MSM PD mit den unterschiedlichen Elektrodenkonfigu-

rationen M1 (symmetrisch mit möglichst vielen Elektroden) bzw. M4 (asymmetrisch mit

breiter Kathode) vorgestellt werden.

In Abbildung 4.18 a sind die entsprechenden EQE-Kennlinien von M1- und M4-PD ge-

zeigt. Die Kennlinienverläufe sind asymmetrisch und weisen die gleichen charakteristischen

Bereiche, wie sie schon in Abb 4.17 für den frontseitig bestrahlten a-MSM M5-PD mit

0,3µm Absorberschichtdicke diskutiert wurden, auf: (1) Den Rückwärtsbetrieb – unter

RS-Bestrahlung tritt eine EQE-Sättigung auf, (2) den Vorwärtsbetrieb ab einer Leer-

laufspannung ULvon ca. .1 V mit anschließender Photostromverstärkung und (3) den

gewünschten Kurzschlussbetrieb mit einer bemerkenswert hohen EQE bei 0V.

Darüber hinaus werden allerdings auch die im letzten Abschnitt 4.2.2 besprochenen Aus-

wirkungen der beiden Motivgeometrien auf das jeweilige Kennlinienverhalten deutlich.

Der Vergleich der Motive M4 und M5 zeigt sowohl den EQE-Verlust ∆EQEsat im Rück-

wärtssättigungsbetrieb, als auch den (nun beim a-MSM PD etwas weiter) in den Vor-

wärtsbetrieb verschobenen EQE-Zuwachs ∆EQEthr. Bei 0 V erreichen beide Motive die

gleiche EQE von immerhin 15 %. Die Verwendung einer breiteren Kathode trägt demnach

nicht zu einer Erhöhung der EQE im Kurzschlussbetrieb bei. Die Erhöhung der Elektro-

denpaarzahl von 29 für den M5-PD auf 49 für den M1-PD resultiert dagegen in einem

höheren Wert der EQE im Kurzschlussbetrieb von 24%, was offenbar durch die höhere

Elektrodenpaaranzahl verursacht wird. Für das M1-Motiv ist dadurch das Schwellen- und

Sättigungsverhalten beinahe nicht mehr zu erkennen.

4.4. ZUSAMMENFASSUNG DES KAPITELS 95

In Abbildung 4.18 b ist schließlich noch das EQE-Spektrum des a-MSM PD vom M1-

Typ bei 0 V gezeigt. Wie auch für den symmetrischen MSM PD unter Vorspannung und

RS-Bestrahlung (vgl. Abb. 4.3 a) ist die EQE im spektralen Bereich zwischen den Band-

kantenenergien des Al0,5Ga0,5N-Absorbers und des AlN-Puffers konstant. Darüber hinaus

ist der Photostrom bei einer Wellenlänge von 240 nm im Kurzschlussbetrieb über mehrere

Größenordnungen linear mit der eingestrahlten optischen Leistung (s. Insert).

Insgesamt erweist sich der a-MSM also als sehr vielversprechend bei der Realisierung leicht

herstellbarer AlGaN-basierter UV-Photodetektoren mit hohen Quanteneffizienzen.

4.4. Zusammenfassung des Kapitels

Basierend auf den Erkenntnissen zu dem in Kapitel 3 erläuterten Schwellen- und Sät-

tigungsverhalten der EQE-Spannungskennlinie eines rückseitig bestrahlten AlGaN/AlN

MSM PD, wurden im vorliegenden Kapitel drei Optimierungsansätze ausgearbeitet: Die

Variation der epitaktischen Schichtabfolge, die Änderung der Elektrodengeometrie und die

gleichzeitige Verwendung zweier unterschiedlicher Metallisierungsschemata. Dabei stand

die Erhöhung der EQE bei möglichst geringer Vorspannung im Vordergrund.

Die Reduktion der Absorberschichtdicke bewirkt zum einen ein Sinken der Schwellen-

spannung, die das Durchgreifen der vorgespannten RLZ zum AlGaN/AlN-Heteroübergang

markiert, zum anderen aber auch die hohe EQE im Sättigungsbetrieb aufgrund zuneh-

mendender Transmissionsverluste. Da die EQE unterhalb der Schwelle jedoch ebenfalls

stark zunimmt, was auf die vollständige Verarmung des Absorbers zurückzuführen ist,

erweisen sich dünne Absorberschichten für den effizienten Betrieb bei niedrigen Vorspan-

nungen als besonders geeignet. Darüber hinaus konnten die experimentellen Trends für

front- und rückseitig bestrahlte MSM PD unterschiedlicher Absorberschichtdicke anhand

der 2D-Simulationen mit sehr guter Übereinstimmung simuliert und interpretiert werden,

was die grundsätzliche Anwendbarkeit der gemachten Annahmen des Modells nochmals

unterstreicht. Durch eine SIMS-Analyse wurde eine hohe Siliziumkonzentration an der

AlGaN/AlN-Heterogrenzfläche nachgewiesen, die sich vermutlich auf die prozessbedingte

Wachstumsunterbrechung mit Anlagenwechsel zurückführen lässt. Durch entsprechende

Simulationen konnte gezeigt werden, dass diese Kontamination zu einer grundsätzlichen

Erhöhung der Schwellenspannung führt. Der Vergleich von MSM PD mit und ohne AlN-

Pufferschicht zeigte außerdem, dass diese generell unverzichtbar ist, um, neben einer nied-

rigen Defektdichte im AlGaN-Absorber, ein effizientes Schwellen- und Sättigungsverhalten

der EQE zu erzielen.

Die EQE eines rückseitig bestrahlten MSM PD lässt sich durch die Dichte der Elektroden-

paare oder durch unterschiedliche Elektrodenbreiten beeinflussen. Sowohl die Erhöhung

der Elektrodenpaardichte als auch die Verbreiterung der Kathodenfläche wirken sich da-

bei allerdings nur unterhalb der Schwellenspannung, gemäß der jeweiligen geometrischen

Veränderung, vorteilhaft aus. Im Sättigungsbetrieb ist die EQE dagegen offenbar durch

die kurzen Rekombinationszeiten von Elektronen und Löchern, die in der Simulation im

ps-Bereich liegen, limitiert. Dies äußert sich insbesondere dadurch, dass die Verringerung

96 KAPITEL 4. OPTIMIERUNG ALGAN-BASIERTER MSM PD

der Sättigungs-EQE offenbar direkt mit der Kathodenbreite skaliert, da der Feldüberlapp

unter der Kathode zu einem entsprechenden Rekombinationsverlust führt.

Durch die Formierung eines Ni-basierten Elektrodenkamms, der Pt-basierte wurde weiter-

hin in der Standard-Schottky-Metallisierung prozessiert, wurden MSM PD mit asymme-

trischer EQE-Kennlinie erzeugt. Diese, als a-MSM PD bezeichneten Detektoren, weisen

nun einen Kurzschlussbetrieb auf. Die Kombination dieses Ansatzes mit einer dünnen Ab-

sorberschicht und einer möglichst hohen Elektrodenpaardichte führt schließlich zu einer

EQE von 24% bei 0V für die rückseitige Bestrahlung.

Kapitel 5.

AlGaN MSM PD auf ELO-Templates

In den vorangegangenen Kapiteln wurde das Verhalten von AlGaN MSM Photodetekto-

ren unter front- und rückseitiger Bestrahlung untersucht, deren Absorberschicht auf pla-

naren AlN/Saphir-Templates aufgewachsen wurde. Im vorliegenden Kapitel werden nun

die Eigenschaften frontseitig bestrahlter MSM Detektoren diskutiert, deren AlxGa1−xN-

Absorberschicht (xAl = 0, 4 −0, 5) auf epitaktisch lateral überwachsenen AlN/Saphir-

Templates (kurz: ELO für epitaxially laterally overgrown) abgeschieden sind. Die Ver-

wendung von ELO-basierten Templates ermöglicht hierbei die Reduktion der Dichte von

Durchstoßversetzungen in der AlGaN-Absorberschicht, was eine entsprechende Verringe-

rung nichtstrahlender Rekombinationszentren bewirkt und demnach prinzipiell die Erhö-

hung der externen Quanteneffizienz eines MSM Detektors verspricht.

Die Entwicklung von MSM Photodetektoren auf ELO-Templates wurde am FBH in zwei

Schritten vollzogen. Der Grund hierfür lässt sich, anhand der in Abbildung 5.1 gezeigten

EQE-Kennlinien, nachvollziehen: Die Detektoren der ersten ELO Generation zeigen einen

Photostromverstärkungsmechanismus (→EQE > EQEmax.), der durch eine geänderte

Epitaxiestruktur für Detektoren der zweiten ELO Generation nicht mehr vorhanden ist.

Zum Verständnis dieses fundamentalen Unterschieds wird im ersten Abschnitt 5.1 die-

ses Kapitels zunächst eine umfassende Analyse der Materialeigenschaften von planaren

Proben und ELO-basierten Proben beider Generationen vorgenommen. Im zweiten Ab-

schnitt 5.2 schließt sich dann die Untersuchung der Photostromverstärkung im ELO MSM

PD der ersten Generation an und im darauffolgenden Abschnitt 5.3 wird der Zusammen-

Abbildung 5.1.: EQE-Spannungs-Kennlinien von planaren und ELO Al0,4Ga0,6N MSM PD bei 260 nm.

98 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

Planar (Referenz) ELO (1. Gen.) ELOB (2. Gen)

AlGaN

AlN/Saphir

AlGaN

ELO-AlN

pss[AlN/Saphir]

AlGaN

ELO-AlN

pss[AlN/Saphir]

AlGaN

A: Absorber

T: Template

(a) (b) (c)

Abbildung 5.2.: Illustration der Epitaxiestruktur der hier untersuchten planaren (a), ELO (b) und ELOB (c)

Proben. Die Abkürzung pss bedeutet patterned sapphire substrate, meint hier allerdings ein oberflächenstruk-

turiertes AlN/Saphir-Template. (weitere Erläuterungen s. Text)

hang zwischen Versetzungsdichte und externer Quanteneffizienz anhand der Charakte-

ristika von ELO MSM PD der zweiten Generation thematisiert. Abschließend wird im

letzten Abschnitt 5.4 auf die experimentell gefundene Anisotropie des Photostroms (bzw.

der EQE) bei unterschiedlich orientierten MSM-Elektrodenkämmen eingegangen.

5.1. Materialanalytische Charakterisierung

Der Herstellungsprozess von AlGaN-basierten Photodetektoren auf planaren und ELO

Templates wurde eingangs in den Abschnitten 2.1 und 2.2 erläutert. In diesem Kapitel

werden Charakterisierungsergebnisse von MSM PD auf drei unterschiedlichen Probenty-

pen diskutiert. Wie in Abbildung 5.2 illustriert, besteht deren Epitaxiestruktur jeweils

aus einer AlGaN-Absorberschicht (A) auf unterschiedlich aufgebauten Templates (T).

Die planare Struktur (Abb. 5.2 a) dient als Referenz. Bei der ELO-Struktur (Abb. 5.2 b)

– ELO der ersten Generation – wurde die AlGaN-Absorberschicht direkt auf ein ELO

AlN-Template gewachsen. Und bei der ELOB-Struktur (Abb. 5.2 c) – ELO der zweiten

Generation – wurde die AlGaN-Absorberschicht dagegen auf eine komplette ELO-Probe

der ersten Generation abgeschieden. Das B in der Bezeichnung ELOB bezieht sich deshalb

auf das vergrabene (buried) ELO AlGaN-Template. Während sich also die Templates der

drei Probentypen – planar, ELO und ELOB – wesentlich unterscheiden, ist die Absorber-

schicht mit einer Dicke von 1,3µm bis 1,4µm vergleichbar.

Da die Epitaxie von Absorber und Pufferschicht hierbei generell auf verkippten bzw. bei

ELO-Templates zusätzlich auf strukturierten (pss) Oberflächen erfolgt, weisen alle AlGaN-

Absorberschichten gewisse Materialeigenschaften auf, die sich durch die Terminierung der

Unterlagenoberfläche ergeben. Darauf wird im vorliegenden Abschnitt anhand von reprä-

sentativen Ergebnissen aus AFM-, REM/CL und PCS-Untersuchungen eingegangen.

5.1. MATERIALANALYTISCHE CHARAKTERISIERUNG 99

Planar ELO

m .

AlN

(E3872-1)

Template

5 µm

Al0.4Ga0.6N

(M0561-4)

5 µm

Absorber

m .

5 µm

Al0.4Ga0.6N

(M0561-3)

a .

Absorber

5 µm

AlN

(E3130-1B)

Template

5 µm

(a) (b) (c) (d)

Abbildung 5.3.: AFM-Aufnahmen (oben) und daraus extrahierte 1D-Linienprofile (unten) von planaren (a

und b) sowie ELO (c und d) AlN- und Al0,4Ga0,6N-Oberflächen.

5.1.1. Oberflächenmorphologie

In Abbildung 5.3 sind AFM-Oberflächenaufnahmen von AlN- und Al0,4Ga0,6N-Schichten

dargestellt. Bei dem planaren AlN/Saphir-Template mit 0,25◦Fehlschnitt in a-Richtung1

bilden sich ca. 1µm breite Terrassen mit 2,5 nm Stufenhöhe an der AlN-Oberfläche aus

(s. Abb. 5.3a). Beim Überwachsen mit 1,4µm Al0,4Ga0,6N nehmen sowohl Terrassenbrei-

te als auch Stufenhöhe weiter auf ca. 4µm bzw. 20 nm zu (Abb. 5.3b). Dies wird durch

die Bündelung mehrerer Terrassenstufen (engl.: step-bunching) während des Stufenfluss-

wachstums verursacht. Beim ELO-AlN-Template (0,25◦nach m) weist die Oberfläche

der ca. 7µm dicken ELO-AlN-Schicht, gemäß dem angewendeten ELO-Ätzstreifenmuster,

3,5µm breite Terrassen mit einer Stufenhöhe von ca. 10nm auf (Abb. 5.3c). Diese Morpho-

logie überträgt sich dann weiter auf die darauf abgeschiedenen 1,4µm dicken Al0,4Ga0,6N-

Schicht (Abb. 5.3d), wobei die Stufenhöhe dort sogar auf ca. 20nm bis 30nm ansteigt.

Auf den Terrassen liegt dagegen ein vergleichsweise glattes Höhenprofil vor.

5.1.2. Kompositionsfluktuationen

Die Präsenz der Terrassenstufen auf planaren und ELO AlN-Templates hat direkte Kon-

sequenzen für die Homogenität der Materialkomposition innerhalb der darauf abgeschie-

denen Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht. Für am FBH hergestellte ELO-Proben wurde dies

in einer Reihe von Veröffentlichungen thematisiert (siehe z.B. Knauer et al. [154], Zei-

mer et al. [155] und Mogilatenko et al. [156]). In diesem Unterabschnitt soll trotzdem auf

entsprechende Ergebnisse der hier untersuchten ELO-Probe M0561-4, und insbesondere

1Richtungsbezeichnungen beziehen sich auf Saphir.

100 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

REM

Al0.4Ga0.6N

AlN

Saphir

2 µm

monoCL (290 nm)

panCL

monoCL

(290 nm)

panCL

Al0.4Ga0.6N

5 µm

Planar

(M0561-3)

(a) (b) (c)

Abbildung 5.4.: REM/CL-Aufnahmen der Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht auf planarem AlN-Template. (a) Pro-

benquerschnitt bzw. (b) Al0,4Ga0,6N-Oberfläche (c) CL-Spektrum der Oberfläche. (Erläuterungen: s. Text)

auf ein vergleichbares Resultat bei der planaren Probe M0561-3 eingegangen werden. Im

Folgenden werden dazu die Ergebnisse von REM/CL-Analysen dieser Proben anhand der

Abbildungen 5.4 und 5.5 erläutert.

Das panchromatische Querschnittsbild der planaren Al0,4Ga0,6N-Schicht zeigt (Abb. 5.4 a,

mitte), bis auf einige diagonal verlaufende Spuren geringer Intensität (Pfeile), eine nahe-

zu homogene Verteilung des Lumineszenzsignals. Ein ähnliches Verhalten lässt sich von

der Oberfläche aus beobachten (Abb. 5.4 b, oben), von wo aus hauptsächlich die Ter-

rassenstufen deutlich dunkler erscheinen als der Rest der Fläche. Das CL-Spektrum von

der Oberfläche (Abb. 5.4 c) hat bei 277nm ein Maximum, und spiegelt den nominellen

Al-Anteil der Schicht von ca. 0,4 wieder. Die niederenergetische Verbreiterung des CL-

Signals lässt sich anhand der panchromatischen Aufnahmen bei 290nm auf eine räumliche

Kompositionsfluktuation zurückführen (Abb. 5.4 b, unten) . Die energetische Differenz

zum Maximum von ca. 200 meV lässt nun darauf schließen, dass die diagonalen Spuren

vielmehr Ga-reiche Regionen innerhalb der Absorberschicht sind, die offenbar an der AlN-

Pufferschicht beginnen und zu den Terrassenstufen an der Al0,4Ga0,6N-Oberfläche laufen

und einen Kompositionsunterschied von ca. ∆xAl .0, 07 zur AlGaN-Umgebung aufwei-

sen.

In der ELO-Al0,4Ga0,6N-Schicht ist dies, allerdings wesentlich deutlicher ausgeprägt, eben-

falls zu beobachten. Das REM-Querschnittsbild (Abb. 5.5 a) zeigt den strukturellen Auf-

bau der Probe mit Blickrichtung entlang der ELO-Ätzstreifen (a-Richtung). Im Elektro-

nenrückstreubild (BSE) der Al0,4Ga0,6N-Schicht (Abb. 5.5 b, oben) ist ein sich periodisch

wiederholender Helligkeitskontrast erkennbar (s. Markierungen). Da dieser Modus sensitiv

5.1. MATERIALANALYTISCHE CHARAKTERISIERUNG 101

ELO

(M0561-4)

REM

Al0.4Ga0.6N

AlN

Saphir

1 µm

monoCL

271nm

292nm

262nm

BSE

1 µm

(a) (b) (c)

Abbildung 5.5.: REM/CL-Aufnahmen der Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht auf ELO AlN-Template. (a) Proben-

querschnitt bzw. (b) Querschnitt des Al0,4Ga0,6N-Absorbers (c) CL-Spektrum des Absorberquerschnitts. (Er-

läuterungen: s. Text)

auf die Kernladungszahl der Streuzentren ist, werden Ga-reiche Bereiche heller (Zickzack)

angezeigt als Al-reiche (Dreiecke), was schon auf Kompositionsunterschiede innerhalb der

Schicht hinweist. Zudem weist das CL-Spektrum der Querschnittsfläche (Abb. 5.5 c) drei

Maxima bei 271 nm (A), 292nm (B) und 262nm (C) auf, die sich anhand entsprechen-

der monochromatischer Aufnahmen (Abb. 5.5 b, unten) räumlich zuordnen lassen. Die

Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht besteht demnach aus zwei Al-reichen Regionen – einer oberen

A mit xAl,A = 0, 41 und einer unteren C mit xAl,C = 0, 47 – zwischen denen eine zickzack-

förmige Ga-reiche Region B mit xAl,B = 0, 30 verläuft. Daraus leiten sich die Kompositi-

onsunterschiede der direkt benachbarte Regionen zu ∆xA/B≈0, 11 und ∆xB/C≈0, 17 ab.

Zustandekommen der Kompositionsfluktuationen Der zugrundeliegende Mechanis-

mus zur Entstehung solcher Kompositionsfluktuationen wurde in mehreren Veröffentli-

chungen untersucht (z.B. in [154, 155, 156]) und soll nachfolgend schematisch nachvoll-

zogen werden.

In Abbildung 5.6 a ist der Querschnitt einer Al0,5Ga0,5N-Schicht mit dünnen AlN-Marker-

schichten auf einem ELO-AlN Template im Elektronenrückstreumodus gezeigt. In der

Al0,5Ga0,5N-Matrix sind zum einen die dunklen AlN-Markerschichten und zum anderen

die beiden hellen, gegenläufigen Spuren (B1 und B2) mit erhöhtem Ga-Anteil zu erkennen,

deren Ursprung bei den Oberflächenterrassenstufen des ELO-AlN liegt. Dem Verlauf der

AlN-Markerschichten nach liegen innerhalb B1 und B2 außerdem von der c-Oberfläche

abweichende Wachstumsoberflächen vor, deren Ausdehnung mit zunehmender Gesamt-

schichtdicke wächst.

Die Ausbildung der Ga-reichen Spuren hängt nun zum einen damit zusammen, dass die

102 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

ΔE

Diff

ΔE

Bind

ΔE

Terrasse

B1 B2

Stufe

1 Stufe

1 µm

B1 B2

0.5

ELO AlN

AlN-Terrassenstufen

BSE

(a) (b) (c)

Abbildung 5.6.: Zur Diskussion der Kompositionsinhomogenitäten in AlGaN auf einem verkippten

ELO AlN-Template. (a) Repräsentative BSE-Querschnittsaufnahme einer Al0,5Ga0,5N-Schicht mit AlN-

Markierungsschichten auf ELO-AlN, (b) Schematische Darstellung der Oberflächendiffusion von Adatomen

auf Terrassen und (c) daraus abgeleitete Illustration zur Entstehung der Ga-reichen Spuren B1 und B2 (s.

auch Ref. [155]).

Wahrscheinlichkeit für Adatome eine Terrassenstufe zu überwinden richtungsabhängig ist

(s. Abb. 5.6 b), da an einer Stufe – Adatom kommt von rechts – mehr Bindungspartner

zur Verfügung stehen als auf der Stufe – Adatom kommt von links. Demnach wird es

an einer Stufe mit höherer Wahrscheinlichkeit eingebaut (Bindungsenergie ∆EBind) und

auf einer Stufe mit höherer Wahrscheinlichkeit reflektiert (Ehrlich-Schwoebel-Barriere

∆EES) [157, 158]. Zum anderen wird davon ausgegangen, dass die Ga-Adatome mobiler

sind als Al-Adatome (s. Abb. 5.6 c). Das mobilere Ga lagert sich demnach vermehrt direkt

an der Stufe 1 an und es entsteht die Ga-reiche Spur B1. Auf der Stufe 2 wird es dagegen

reflektiert, sammelt sich jedoch teilweise in der Nähe der Stufe 2, so dass sich mit einer

gewissen Verzögerung die Spur B2 mit entgegengesetzter Orientierung ausbildet.

Beim Zusammenlaufen der beiden Spuren nimmt die Ausdehnung der oberen Region A

im Verhältnis zur unteren Region C zu. Demnach sind mehr Ga-Adatome aus der unteren

Region C an der Ausbildung dieser Spuren beteiligt als aus der oberen Region A und es

resultiert ein höherer Al-Anteil unterhalb der zickzackförmigen Ga-reichen Spur B.

Die Entstehung der Ga-reichen Spuren im planaren Al0,4Ga0,6N ist mit hoher Wahr-

scheinlichkeit ebenfalls auf die Anlagerung von Ga-Adatomen, zunächst an den den AlN-

Terrassenstufen und dann an den Stufenbündeln im Al0,4Ga0,6N, zurückzuführen.

5.1.3. Durchstoßversetzungen

In diesem Abschnitt werden sowohl Dichte als auch Verteilung von Durchstoßverset-

zungen in AlGaN-Absorberschichten auf planaren und ELO AlN-Templates untersucht.

Um ein möglichst umfassendes Bild zu erhalten, werden dazu hauptsächlich die Er-

gebnisse aus REM/CL-Untersuchungen an den Proben der beiden Serien M0561-x und

M0957-y ausgewertet. Zunächst wird auf Oberflächenbilder von 1,4µm dicken Al0,4Ga0,6N-

Absorberschichten im panchromatischen Aufnahmemodus eingegangen, bei denen die Zahl

dunkler Flecken (dark-spots) auf einer quadratischen Fläche von 1µm2deren lokale Dichte

(DSD: dark spot density) in 108cm−2angibt und als Maß für die Durchstoßversetzungs-

dichte TDD herangezogen wird.

5.1. MATERIALANALYTISCHE CHARAKTERISIERUNG 103

2 µm

REM

A: 80 B: 64

C: 40

2 µm

panCL

1 µm

REM

A: 25 B: 40

C: 8

A C

1 µm

panCL

DSD ≈ 6.1 × 109 cm-2

DSD ≈ 2.4 × 109 cm-2

Planar

(M0561-3)

ELO

(M0561-4) < >

(a) (b) (c)

Abbildung 5.7.: REM/CL-Analyse zur Bestimmung der dark spot density (DSD) von 1,4µm dicken

Al0,4Ga0,6N-Absorberschichten der Probenserie M0561-x auf planarem AlN (oben) bzw. ELO AlN (unten).

Oberflächenaufnahmen der Schichten im (a) REM- und (b) panchromatischen CL-Modus – Die Symbole <

bzw. >beziehen sich auf eine geringe bzw. hohe DSD. (c) Vergrößerungen von 1µm2-Quadraten aus den

panCL-Bildern zur Auszählung der dark spots und damit der DSD in 108cm−2.

ELO-Probenserie (M0561-x) In Abbildung 5.7 a sind für die Proben M0561-3 und

M0561-4 die zuvor besprochenen Terrassenstrukturen deutlich erkennbar. Im panchroma-

tischen Aufnahmemodus (Abb. 5.7 b) werden nun die durch dark spots hervorgerufenen

Intensitätsunterschiede sichtbar. Bei der planaren Probe M0561-3 variiert die DSD zwi-

schen 8 ×109cm−2in dunklen Bereichen (z.B. A) und 4 ×109cm−2in hellen Bereichen

(z.B. C) – also um einen Faktor 2 – und liegt damit im Mittel bei ca. 6 ×109cm−2.

Bei der ELO-Probe M0561-4 sind durchgehende Bereiche hoher (>) bzw. niedriger (<)

DSD zu erkennen, die in alternierender Reihenfolge gemäß der ELO-Ätzstreifenperiode

von 3,5µm angeordnet sind. In repräsentativen Bereichen A, B und C über eine Terrasse

variiert die DSD zwischen 4 ×109cm−2(B) und 8 ×108cm−2(C) – d.h. um einen Faktor

5 – und liegt im Mittel bei nur ca. 2,4×109cm−2. Gegenüber dem gemittelten Wert für

die planare Probe ist die DSD der ELO-Probe also auf ca. 1/2 reduziert.

ELOB-Probenserie (M0957-x) In Abbildung 5.8 sind panchromatische CL-Aufnahmen

der Al0,4Ga0,6N-Oberflächen auf planarem AlN, ELO AlN und ELOB AlGaN gezeigt.

Zunächst sind die Ergebnisse der planaren und der ELO Probe dieser Serie vergleich-

bar mit jenen der M0561-x-Serie: Für das planare AlGaN (Abb. 5.8 a) ist die DSD

104 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

DSD ≈ 8 × 109cm-2 DSDmittel ≈ 2.4 × 109cm-2

Planar

(M0957-2A)

ELO

(M0957-6D)

panCL, 1.4 µm Al0.4Ga0.6N (plan-view)

105

DSDmittel ≈ 1.43 × 109cm-2

ELOB

(M0957-8A)

25 16

> <

< >

DSD

1.0 1.2 2.2 1.3

(×109cm-2)

1.2

1.35

1.55

1.38

1.43

1.53

< >

> <

DSD

(a) (b) (c)

Abbildung 5.8.: Panchromatische Oberflächenaufnahmen zur Bestimmung der dark spot density (DSD) von

1,4µm dicken Al0,4Ga0,6N-Absorberschichten auf (a) planarem AlN, (b) ELO AlN- und (c) ELOB AlGaN-

Template (Probenserie M0957-x). Die Symbole <bzw. >beziehen sich auf eine geringe bzw. hohe DSD. Für

die ELOB-Oberfläche sind zeilen- und spaltenweise Mittelwerte der ausgezählten DSD im Maß einer 3,5µm

breiten Terrasse in 109cm−2angegeben. (weitere Erläuterungen s. Text).

wieder vergleichsweise homogen und beträgt im Mittel ca. 8 ×109cm−2. Für das ELO

AlGaN (Abb. 5.8 b) ist die DSD wieder inhomogen und es lassen sich wieder entlang

der Oberflächenterrassen orientierte Streifen hoher (>) bzw. niedriger (<) DSD von

3,7×109cm−2bzw. 1,2×109cm−2beobachten. Im Mittel beträgt die DSD an der ELO

AlGaN-Oberfläche damit wieder ca. 2,4×109cm−2und ist somit ca. auf 1/3 des Wertes

vom planaren AlGaN reduziert.

Für die ELOB-Probe (Abb. 5.8 c), also Al0,4Ga0,6N welches auf einer ELO AlGaN-

Struktur abgeschieden wurde, ist die DSD schließlich wieder etwas homogener und mit

1,43 ×109cm−2sogar am geringsten. Diese Reduktion der DSD gegenüber der ELO Probe

ist jedoch plausibel, wie nachfolgend anhand der verschiedenen Querschnittsaufnahmen in

Abb. 5.9 erläutert wird. Zur Übersicht ist in Abbildung 5.9 a das Elektronenrückstreubild

des Querschnitts der ELOB-Probe gezeigt. Die 1,4µm dicke Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht

wurde bei dieser Probe auf einer 3 µm dicken ELO Al0,4Ga0,6N-Pufferschicht mit 11 ca.

10nm dünnen AlN-Markierungsschichten aufgewachsen. Dem Intensitätskontrast nach

laufen die an den AlN-Stufen entspringenden Ga-reichen Spuren auf den ersten 1,4µm

bis 1,5µm zusammen und darauf bleibt bis zur Absorberoberfläche jeweils eine wesent-

lich dünnere Ga-reiche Spur erhalten. In der panchromatischen Aufnahme (s. Abb. 5.9 b)

tritt zusätzlich noch eine gewisse Zahl von überwiegend vertikalen Strukturen geringerer

Intensität in Erscheinung, die unter Zuhilfenahme der annullaren Dunkelfeldaufnahme

(ADF, annular dark field) im Rastertransmissionselektronenmikroskop (STEM, scanning

transmission electron microscope) in Abb. 5.9 c größtenteils als Versetzungen identifi-

5.1. MATERIALANALYTISCHE CHARAKTERISIERUNG 105

panCL

1 µm

ADF STEM

~ 20

> < > <

~ 10

1 µm

ELO-Al

0.4

0.6

(+AlN-Marker)

0.4

0.6

N (Absorber)

REM (BSE)

ELO-AlN

ELO

ELOB

ELO-AlN

1 µm

ELO-Terrassen

ELOB (M0957-8)

(a) (b) (c)

Abbildung 5.9.: Zur Korrelation zwischen Dark-Spots und Durchstoßversetzungen (TDD) in Al0,4Ga0,6N

(ELOB-Probe M0957-8). (a) BSE-Übersichtsaufnahme des Probenquerschnitts, (b) panchromatische Abbil-

dung mit vertikalen dunklen Bereichen und (c) Dunkelfeldaufnahme im Rastertransmissionselektronenmikro-

skop (ADF STEM) (vgl. [156]) – <bzw. >beziehen sich auf eine geringe bzw. hohe TDD.

ziert werden können. Dieses ADF-Bild deutet darauf hin, dass nicht die reduzierte Ver-

setzungsdichte im ELO-AlN zur Reduktion der DSD im darauf abgeschiedenen AlGaN

führt. Die in der ELO Al0,4Ga0,6N-Schicht neu entstehenden Versetzungen werden viel-

mehr zum Großteil durch die Ga-reichen Spuren eingesammelt (Dreieck 1) und es bilden

sich darüber Bereiche geringer Versetzungesdichte (<) aus. Am Ursprung der entgegen-

gesetzt zum Fehlschnitt orientierten Ga-reichen Spur sowie an den Übergängen beider

Spuren zum Umgebungsmaterial höheren Al-Gehalts können neu entstehende Versetzun-

gen ungehindert durch das ELO-AlGaN dringen (Rechteck 2) und, wie dem panCL-Bild

zu entnehmen ist, sogar weiter bis zur Absorberoberfläche reichen. Innerhalb dieser Be-

reiche hoher Versetzungsdichte (>) zeigt sich zudem auch eine vertikale Reduktion der

sichtbaren Durchstoßversetzungen mit zunehmder Schichtdicke von ca. 20 auf Höhe der

halben ELO-AlGaN-Schicht auf nur noch 10 kurz vor der (nicht abgebildeten) AlGaN-

Absorberschicht. Dies entspricht gerade dem an der Oberfläche ausgezählten Unterschied

in der DSD von 3,7×109cm−2für die ELO-Probe und 2,2×109cm−2für die ELOB-

Probe. Die räumliche Zuordnung zwischen dark-spots im panCL-Bild (Oberfläche und

Querschnitt) und Versetzungen im ADF-STEM-Bild, veranschaulicht zudem die nicht-

strahlende Rekombination von Überschussladungsträgern an Durchstoßversetzungen.

An dieser Stelle soll noch einmal auf die Materialzusammensetzung der ELOB-Probe ein-

gegangen werden. Wie sich in Abbildung 5.9 b erkennen lässt, sind die Ga-reichen Spuren

im AlGaN-Absorber auf dem ELOB-Template vergleichsweise schwach ausgeprägt. Wie

beim planaren Material bilden sich hier, von den ELOB-AlGaN-Oberflächenterrassen aus-

gehend, dünne Spuren in Richtung des Substratfehlschnitts aus. Der Kompositionsunter-

schied ∆xAl zur Absorbermatrix ist mit ca. 0,07 [159] ebenfalls vergleichbar mit den

Verhältnissen im planaren AlGaN.

106 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

Komposition xAl

planar ELO ELOB

Absorber

Ga-reich

Ga-arm

> >

Versetzungen TDD

planar ELO ELOB

Versetzung

Ga-reich

< > < < <

Fehlschnitt

(a) (b)

Abbildung 5.10.: Illustrationen zur Zusammenfassung der materialanalytischen Untersuchung. (a) Kompo-

sitionsfluktuationen und (b) Durchstoßversetzungen innerhalb der AlGaN-Absorberschicht auf planarem AlN,

ELO AlN und ELOB AlGaN.

Fazit In Abbildung 5.10 sind die in diesem Kapitel besprochenen Materialcharakte-

ristika von 1,4µm dicken Al0,4Ga0,6N-Absorberschichten auf planarem AlN, ELO AlN

und ELOB AlGaN noch einmal zusammengefasst skizziert. Alle Schichten weisen räum-

liche Inhomogenitäten der Komposition xAl auf (Abb. 5.10 a). Das heißt, in Korrelation

zum Substratfehlschnitt ziehen sich Ga-reiche Spuren durch die Absorberschicht, deren

Ursprung die Stufen der Oberflächenterrassen des jeweiligen Templates bilden und die

an den Stufen der Oberflächenterrassen auf der Absorberoberfläche enden. Während bei

AlGaN auf ELO- und ELOB-Templates definierte Spurenabstände aufgrund der ELO-

Ätzstreifenperiode vorliegen, verursacht das Step-bunching beim AlGaN-Wachstum auf

planarem AlN mit nur 1µm schmalen Terrassen eine größere Unordnung der Spuren in-

nerhalb der Schicht. Als Besonderheit tritt beim AlGaN auf ELO AlN-Template noch eine

entgegen der Fehlschnittrichtung verlaufende Ga-reiche Spur auf, und es resultiert unter

diesen Ga-reichen Spuren eine Ga-ärmere Region.

Jüngsten Untersuchungen zufolge werden einige der Durchstoßversetzungen an Ga-reichen

Spuren eingesammelt [156], so dass an der AlGaN-Oberfläche Bereiche hoher (>) bzw.

niedriger (<) Versetzungsdichte beobachtet werden können (Abb. 5.10 b). Gemäß einer

in Ref. [160] gezeigten TEM-Aufnahme einer AlN-Schicht auf verkipptem Saphir, in der

das Abknicken von Versetzungen in Fehlschnittrichtung andeutungsweise sichtbar wird,

wird für AlGaN auf einer solchen AlN-Schicht ebenfalls angenommen, dass einige der neu

entstandenen Versetzungen in Ga-reichen Spuren gesammelt werden und darin zur Ober-

fläche der Schicht laufen.

Insgesamt konnte die TDD in der für den MSM Detektor relevanten Absorberschicht

durch die ELO-Technik jedoch reduziert werden. An der Oberfläche von Al0,4Ga0,6N auf

ELO-AlN, also ELO-AlGaN der ersten Generation, ist eine auf 1/3 des Wertes von plana-

rem Al0,4Ga0,6N reduzierte Versetzungsdichte nachgewiesen worden. Und für Al0,4Ga0,6N

auf ELOB-AlGaN, also ELO-AlGaN der zweiten Generation, wurde sogar nur knapp 1/6

ausgezählt.

Im weiteren Verlauf des Kapitels wird auf die Eigenschaften frontseitig bestrahlter MSM

Photodetektoren eingegangen. Da ELO MSM PD der ersten Generation ein besonderes

Verhalten aufweisen (Abschnitt 5.2), welches den unmittelbaren Einfluss der Versetzungs-

reduktion auf die externe Quanteneffizienz maskiert, wird dies erst anhand von ELO MSM

5.2. ELO MSM PD DER ERSTEN GENERATION 107

Energie

ELO ⊥

5 µm

Terrassenstufen

Elektroden

A C

(a) (b) (c)

Abbildung 5.11.: (a) Aus der Materialanalyse abgeleitete Struktur einer AlGaN-Absorberschicht auf ELO AlN.

(b) Schematischer Bandverlauf in Wachstumsrichtung – die polarisationsbedingte Verkippung der Bänder ist

ebenfalls angedeutet. (c) REM-Oberflächenbild zur Veranschaulichung der Elektrodengeometrie ELO⊥.

PD der zweiten Generation diskutiert (Abschnitt 5.3).

5.2. ELO MSM PD der ersten Generation

Wie zu Beginn dieses Kapitels gezeigt, weisen ELO-basierte AlGaN MSM Photodetekto-

ren der ersten Generation – im Folgenden kurz ELO MSM PD oder ELO PD genannt

– einen Photostromverstärkungsmechanismus auf. Darüber hinaus zeigen ELO MSM PD

jedoch noch weitere besondere Eigenschaften, die zunächst im ersten Unterabschnitt 5.2.1

vorgestellt werden. Durch eine Untersuchung des Temperaturverhaltens der Detektoren

werden im darauffolgenden Unterabschnitt 5.2.2 die nötigen Erkenntnisse gesammelt, auf

deren Basis dann schließlich im letzten Unterabschnitt 5.2.3 ein phänomenologisches Mo-

dell abgeleitet wird, das die wesentlichen Befunde qualitativ reproduziert.

5.2.1. Grundlegende Charakteristika

Wie in Abbildung 5.11 a skizziert, lässt sich der Aufbau einer AlGaN Absorberschicht auf

einem ELO-Template wie folgt zusammenfassen: Der obere Bereich A ist über eine zick-

zackförmige Schicht B mit dem unteren Bereich C verbunden. Aus den oben diskutierten

CL-Daten der Al0,4Ga0,6N-Schicht der M0561-4 leitet sich ein schematischer Bandverlauf

in Wachstumsrichtung cab (Abb. 5.11 b), der dem eines zur Oberfläche hin dicker werden-

den Potentialtopfs (B) mit niedriger Bandlückenenergie Eg,B, eingebettet zwischen zwei

Barriereschichten (A, C) mit höheren Bandlücken Eg,A < Eg,C, entspricht. Wenn nicht

anders gesagt, sind die koplanaren Elektroden der untersuchten ELO MSM PD senkrecht

zu den Terrassenstufen an der AlGaN-Oberfläche ausgerichet (ELO⊥, s. Abb. 5.11 c) –

gleiches gilt natürlich für die planaren Referenz-PD (planar⊥). Bis die parallele Elek-

trodenorientierung (planarkbzw. ELOk) am Ende dieses Kapitels thematisiert wird (s.

Unterabschnitt 5.4) wird auf den Zusatz ⊥verzichtet.

108 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

(a) (b)

Abbildung 5.12.: EQE-Charakteristika von planaren (schwarz) und ELO (rot) Al0,4Ga0,6N MSM PD auf

den Proben M0561-x. (a) EQE-Spektren unter frontseitiger Bestrahlung bei 1 V (durchgezogen) bzw. unter

rückseitiger Bestrahlung bei 10 V (gestrichelt). (b) EQE-Kennlinien unter frontseitiger Bestrahlung bei 270 nm.

5.2.1.1. Vergleich zu planaren PD

Die spektralen Eigenschaften von planaren und ELO MSM PD lassen sich mit den oben

diskutierten Kompositionsfluktuationen innerhalb der AlGaN-Absorberschichten in Zu-

sammenhang bringen. In Abbildung 5.12 sind die EQE-Spektren und -Kennlinien eines

planaren und eines ELO MSM PD der Probenserie M0561-x gezeigt.

Im EQE-Spektrum des frontseitig bestrahlten planaren PD ist neben dem Maximum bei

ca. 280nm eine Verbreiterung zwischen 285 nm und 310nm zu erkennen (Pfeil). Für den

frontseitig bestrahlten ELO PD liegt das Maximum bei ca. 265nm und es zeigt sich eine

ausgeprägte Schulter um 290nm. Offenbar handelt es sich hierbei um Beiträge zur EQE

aus oberflächennahen Regionen der Bereiche A und B. Bei rückseitiger Bestrahlung des

ELO PD wird ebenfalls ein Beitrag aus dem unteren Bereich C im Spektrum sichtbar.

Diese Beobachtungen decken sich mit der oben durchgeführten REM/CL-Analyse zur Ma-

terialzusammensetzung innerhalb dieser Schicht.

Die EQE-Kennlinien dieser Proben zeigen, wie auch jene der Probenserie M0957-y (s.

Abb. 5.1), dass die EQE des ELO PD bei ca. 5V, den für dieses PD-Motiv maximalen

Wert EQEmax ≈60 % übersteigt und bei 10V sogar gegen einen Wert von ca. 2000%

geht, also Photostromverstärkung vorliegt.

Der üblichen Konvention für Photoleiterbauteile folgend, wie z. B. in Ref. [161] und [162],

wird ein unverstärkter Photostrom (EQE < EQEmax) im weiteren Verlauf als Primär-

photostrom und ein verstärkter Photostrom (EQE > EQEmax) als Sekundärphotostrom

aufgefasst.

5.2.1.2. Strom-Leistungs-Kennlinien

Eine weitere Besonderheit bei den ELO PD lässt sich in deren Photostrom-Leistungs-

Charakteristik, wie in Abbildung 5.13 a gezeigt, beobachten. Für sehr geringe und für

5.2. ELO MSM PD DER ERSTEN GENERATION 109

(a) (b)

Abbildung 5.13.: Strom-Leistungs- und Strom-Spannungs-Kennlinien von ELO MSM PD. (a) Photostrom

Iphoto eines ELO Al0,4Ga0,6N MSM PD bei 265 nm in Abhängigkeit von der eingestrahlten optischen Leistung

Popt für Spannungen zwschen 1 V und 30V. (b) Photo- und Dunkelstrom-Kennlinien von ELO MSM PD mit

unterschiedlichen Elektrodenabständen sEl und Einheitszellenbreiten dauf Al0,4Ga0,6N- (links) und Al0,5Ga0,5N-

Absorbern (rechts).

sehr hohe Spannungen ist der Photostrom Iphoto über drei Größenordnungen jeweils linear

von der optischen Leistung Popt abhängig. Dazwischen, also im Übergangsbereich vom

Primär- zum Sekundärstromniveau (2 V .U.10 V), liegt dagegen keine Linearität vor

und die Empfindlichkeit des ELO MSM PD ist für geringe Leistungen deutlich erhöht.

5.2.1.3. Elektrodenabstand

In Abbildung 5.13 b sind Dunkel- und Photostrom-Kennlinien von ELO MSM PD mit

unterschiedlichen Elektrodenkonfigurationen auf den Proben M0561-4 (Al0,4Ga0,6N) und

E3950-3 (Al0,5Ga0,5N) gezeigt. Für alle Detektoren auf beiden Proben ist bei ca. 5V der

Übergang vom Primär- zum Sekundärphotostromniveau zu erkennen. Die Höhe des Pri-

märstroms korreliert dabei, wie bei den planaren PD (s. Unterabschnitt 4.2.1), mit der

durch die Einheitszellenbreite dgegebenen Anzahl beleuchteter RLZ der Weite wU. Nach

Gleichung (4.1) fließt also ein zu wU/d proportionaler Primärphotostrom.

Im Sekundärstrombereich ist ebenfalls mit steigender Anzahl an RLZ (∼1/d) zunehmen-

der Photostrom erkennbar. Jedoch ist der Zusammenhang, wie auch bei den sehr hohen

Dunkelströme von bis zu einigen 100nA, offenbar nicht mehr linear.

Für sicherlich einen Großteil der Anwendungen sind prinzipiell nur PD mit geringen Dun-

kelstromniveaus interessant. Der erhöhte Dunkelstrom der ELO MSM PD erweist sich

allerdings, wie nachfolgend gezeigt, für weitere Charakterisierungszwecke als sehr nützlich.

Zusammenfassend sind die Charakteristika von ELO MSM PD der ersten Generation al-

so durch erhöhte Dunkelströme und die Präsenz eines, bei ausreichender Spannung zur

optischen Leistung proportionalen Sekundärstromniveaus geprägt. Im Folgenden werden

die Temperaturabhängigkeiten dieser Eigenschaften dazu genutzt, den Photostromver-

stärkungsmechanismus in ELO MSM PD weiter zu untersuchen.

110 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

(a) (b) (c)

Abbildung 5.14.: Charakteristika eines Al0,5Ga0,5N ELO MSM PD bei Temperaturen Tzwischen 25 ◦C und

205 ◦C. (a) Normierte Photostromspektren bei 1 V; die energetische Position der Peakwellenlänge λmax (Punk-

te) folgt einem Varshni-Temperaturverlauf (gestrichelt). (b) Dunkelstrom-Kennlinien bis 10 V – Messungen (ge-

strichelt) und Modellrechnungen (durchgezogenn) zeigen qualitative Ähnlichkeit. (c) Photostrom-Kennlinien

bei 260 nm bis 10 V; Primär- und Sekundärströme weisen ein unterschiedliches Temperaturverhalten auf.

5.2.2. Temperaturverhalten

Photostromverstärkung in Detektoren mit Schottky-Kontakten kann durch den Einfang

einer Sorte der photogenerierten Ladungsträger (z.B. Löcher) an tiefliegenden Störstellen

(engl.: traps) erklärt werden [27, 163, 164]. Wird die sich dabei in einer n-typ Schottky-

RLZ aufbauende (positive) Ladung durch die Injektion der anderen Ladungsträgersorte

(Elektronen) aus dem Metall in den Halbleiter kompensiert (Ladungsneutralität), kann

während der verlängerten Rekombinationszeit freier Ladungsträger mehr Ladung über das

Bauteil abfließen, als ursprünglich durch Photogeneration erzeugt wurde. Da die Beset-

zung von Störstellen durch die Zufuhr thermischer Energie beeinflusst wird, wurde das

Temperaturverhalten eines ELO MSM PD vom M5-Typ genauer untersucht (Abb. 5.14).

Dazu wurde die Probe mit Wärmeleitpaste auf eine Heizplatte aufgeklebt, deren regelba-

re Oberflächentemperatur Tüber ein Thermoelement überwacht wurde. Wie im oberen

Diagramm der Abbildung 5.14 a gezeigt, verschiebt sich das Photostromspektrum des

PD beim Heizen von 25 ◦C auf 205◦C um ca. 10 nm in den längerwelligen Spektralbe-

reich. Demnach nimmt die energetische Position der Peakwellenlänge λmax, gemäß des

Varshni-Temperaturverlaufs der AlGaN-Bandlückenenergie um ca. 0,1 eV ab.

5.2.2.1. Dunkelstrom

Der in Abbildung 5.14 b gezeigte Verlauf der Dunkelstrom-Kennlinien lässt sich durch

die in Abschnitt 1.2.1 anhand der Gleichungen (1.42) bis (1.44) diskutierte Feldabhängig-

keit des Dunkelstroms über bzw. durch die sich verändernde Schottky-Barriere ΦBnach-

vollziehen. Bei geringen Spannungen (U.1 V) liegt zunächst thermionische Emission

(TE) von Elektronen aus dem Metall, unter dem Einfluss einer feldinduzierten Abnah-

5.2. ELO MSM PD DER ERSTEN GENERATION 111

me ∆ΦBL ∝√Felektr. der Schottky-Barriere (BL: barrier-lowering), vor. Daran schließt

sich bis ca. 5V eine starke Zunahme des Dunkelstroms an. Die temperaturbedingte Ab-

nahme des Spannungswerts, ab welchem der Dunkelstrom deutlich ansteigt, deutet auf

das Einsetzen von Tunnelprozessen am Kontakt (∂TU < 0), anstelle von Ladungsträ-

germultiplikation in der RLZ (∂TU > 0), hin. Hier wird demnach die thermionische

Feldemission (TFE) als zugrundeliegender Tunnelprozess angesetzt, der ebenfalls als ei-

ne effektive Abnahme ∆ΦTFE ∝F2

elektr. der Schottky-Barrierenhöhe betrachtet werden

kann. Die Schottky-Barriere wird mit steigender Spannung also immer stromdurchlässi-

ger. Ist die Barriere schließlich nahezu abgebaut, dominiert bei noch höheren Spannungen

(U > 2,5 V) schließlich die Feldemission (FE) am revers gepolten Kontakt. Auch wenn

eher qualitative Ähnlichkeiten als direkte Übereinstimmungen zwischen den Mess- und

Rechenkurven vorliegen, wird die gemessene Temperaturabhängigkeit – der Dunkelstrom

steigt im gesamten Bereich bis 10V mit der Temperatur an – sehr gut wiedergegeben.

Diskussion Die Berechnung der Dunkelstromkennlinien unterliegt gewissen Näherun-

gen, die im Folgenden diskutiert werden. Es wurden analytische Ausdrücke (Gln. (1.42)

bis (1.44)) für den Stromtranspot an idealen Schottky-Kontakten auf einem Halbleiter

mit homogenen Eigenschaften angesetzt. Dadurch bleiben natürlich die in ELO AlGaN-

Absorbern auftretenden Inhomogenitäten von Komposition und Versetzungsdichte un-

berücksichtigt. Würde nun gemäß der zuvor besprochenen Simulationsergebnisse zu un-

dotierten planaren Al0,5Ga0,5N MSM PD außerdem von einer n-Hintergrunddotierung

<1017 cm−3ausgegangen (vgl. Abschnitte 3.3.1.1 und 4.1.2), wären die feldinduzierten

Modifikationen der Schottky-Barriere (BL und TFE) und auch der Tunnelstrom (FE) zu

schwach ausgeprägt, um die steilen Anstiege der Dunkelströme oberhalb von 5 V quali-

tativ zu reproduzieren. Die gezeigten Rechenergebnisse wurden demnach unter Annahme

einer wesentlich höheren (homogenen) Dotierung von 2 ×1018 cm−3durchgeführt. Über

plausible Ursachen hierfür lässt sich nur spekulieren. Zunächst lassen sich keine Grün-

de für eine drastische Abweichung vom Kontaminationsprofil, das in planaren Absorbern

des gleichen Wachstumslaufs erwartet wird (vgl. Unterabschnitt 4.1.2), angeben. Eben-

so liefert der Ansatz erhöhter Leckströme aufgrund einer hoher Versetzungsdichten am

Schottky-Kontakt [24] hier ebenfalls keine eindeutige Erklärung, da die TDD bei den hier

untersuchten planaren AlGaN-Schichten sogar höher sind, als bei den ELO-Proben.

An den mit den Kompositionsfluktuationen verbundenen (semi-polaren) Heterogrenzflä-

chen A/B und B/C liegen dagegen Polarisationsladungen vor, die im Bereich der zu-

sammenlaufenden Ga-reichen Spuren B1 und B2 lokal mit der RLZ unter dem Schottky-

Kontakt wechselwirken und damit vermutlich den beobachteten Dunkelstrominjektions-

mechanismus hervorrufen. Diese Vorstellung wird nachfolgend schematisch anhand der in

Abbildung 5.15 gezeigten Skizzen genauer erläutert.

Bei den Übergängen zwischen den Materialien A und B bzw. B und C handelt es sich um

semi-polare Flächen innerhalb des AlGaN-Absorbers, deren Oberflächennormale zwischen

30◦und 60◦zur c-Achse verkippt sind (Abb. 5.15 a). Da die Verspannung in den teilweise

mehrere 100nm dicken Abschnitten A, B und C unbekannt ist, und, wie im letzten Kapi-

tel angedeutet wurde, unklar ist, welche genauen Werte für die spontane Polarisation im

112 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

Oberfläche / Kathode (U

rev

)

- - - - - - - - - - -

sp pz

0.4

0.3

0.5

30°…60°

+ +

- -

+,-

D+

ΔP

(a) (b) (c)

Abbildung 5.15.: Zum Ursprung des Dunkelstrom-Injektionsmechanismus. Skizzen der A/B- und B/C-

Heteroübergänge in der Nähe der Oberfläche bzw. der Kathode. (a) Polarisationsladungen ∆P an den semi-

polaren Heterogrenzflächen. Pfeilpaare deuten Richtung und Stärke der spontanen (sp) und piezoelektrischen

(pz) Polarisation (rechts) in den Materialien A, B und C bzw. (links) an den semi-polaren Grenzflächen mit

Winkeln zwischen 30◦und 60◦zur c-Achse an. (b) Skizzen zur Ladungsverteilung (Elektronen: e−, Löcher:

h+, ionisierte Donatoren: N+

Dund gebundene Polarisationsladungen: ∆P) im Primärstrombetrieb →UPbzw.

AlxGa1−xN anzunehmen sind, wird an dieser Stelle von vornherein auf den Versuch ver-

zichtet, die Polarisationsunterschiede an den semi-polaren Grenzflächen zu quantifizieren.

Lägen allerdings ähnliche Verhältnisse vor, wie für c-polares Material, dann ergäbe sich

zumindest qualitativ eine positive Polarisationsladung ∆Pam A/B-Übergang und eine

Negative am B/C-Übergang (Abb. 5.15 a).

In Abbildung 5.15 b ist die Ladungsverteilung unter der Kathode für Spannungen UP

im Primärstrombereich skizziert. Innerhalb der Raumladungszone (wU) wird ein Teil der

polarisations-induzierten Elektronen am A/B-Übergang von der Kathode weggedrängt

und eine entsprechende positive Polarisationsladung (+) zurückgelassen, die allerdings

noch nicht ausreichen soll, die Höhe der Schottky-Barriere zu beeinflussen. Bei Spannun-

gen USim Sekundärstrombereich (Abb. 5.15 c) liegt nun mehr positive Polarisationsladung

am A/B-Übergang vor, wodurch sich die elektrische Feldstärke an der Kathode erhöht.

Dies löst dann den durch Barrier-Lowering (BL), thermionische Feldemission (TFE) bzw.

Feldemission (FE) bewirkten Injektionsstrom an der Schottky-Barriere aus.

Grundsätzlich ist davon auszugehen, dass an semi-polaren Grenzflächen eine geringe-

re Polarisationsladung vorliegt, als für den c-polaren Fall. Allerdings reicht für die be-

nötige Raumladung von +e·2×1018 cm−3schon eine sehr geringe Polarisationsladung

∆P≈+e·5×1011 cm−2am A/B-Übergang aus, die über eine Distanz von nur 2,5nm

zur Kathode vorliegt.

5.2.2.2. Photostrom

Die Photostromkennlinien bei 260nm und 0,8µW (Abb. 5.14 c) zeigen zunächst einen

Anstieg des Primärphotostroms (IP∼nA) mit steigender Temperatur. Bei hohen Span-

nungen kehrt sich die Temperaturabhängigkeit des sekundären Photostroms (IS.10 µA)

jedoch komplett um. Der Verstärkungsmechanismus ist demnach direkt mit der thermi-

5.2. ELO MSM PD DER ERSTEN GENERATION 113

(a) (b) (b)

Abbildung 5.16.: Zur Identifizierung thermischer Energiebarrieren ∆E im ELO MSM PD erstellte Arrhenius-

Plots aus den Kennlinien in Abb. 5.14. (a) Reduzierter Dunkelstrom, (b) Photostrom über der reziproken

Temperatur 1/Tund (c) aus den Steigungen ermittelte Energiebarrieren ∆Edunkel bzw. ∆Ephoto als Funktion

der Vorspannung U.

schen Deaktivierung des Sekundärphotostroms verknüpft. Um also ein Modell für die

Verstärkung abzuleiten, wird das aufgezeigte Temperaturverhalten von Dunkel- und Pho-

tostrom des ELO MSM PD im Folgenden noch etwas genauer analysiert.

5.2.2.3. Thermische Energiebarrieren

In Abbildung 5.16 a sind die normierten Dunkelströme Idunkel/T2und in Abb. 5.16 b die

Photoströme Iphoto jeweils über der reziproken Temperatur 1/T aufgetragen (Arrhenius-

Plot). Beide zeigen ein exponentielles Verhalten.

Die aus den Steigungen der Daten ermittelten Energiebarrieren ∆Edunkel und ∆Ephoto

sind in Abbildung 5.16 c als Funktion der Vorspannung Uaufgetragen. Der Verlauf von

∆Edunkel kann insgesamt durch eine Funktion ∆Edunkel(U) = −(ΦB,0 −0.5 ·U1/4−0.1 ·U)

beschrieben werden, wobei ΦB,0 die Schottky-Barriere von ca. 1,3eV bei 0V ist und die

verbleibenden Terme die Feldabhängigkeiten (Felektr. ∝√U) der jeweiligen Barrierenre-

duktion durch BL (→∆ΦBL ∝√Felektr.) und TFE (→∆ΦTFE ∝F2

elektr.) beschreiben. Der

Verlauf der modellierten Daten gibt ebenfalls den gleichen Trend wieder. Dies verdeutlicht

insbesondere, dass der sperrende Schottky-Kontakt mit steigender Spannung zunehmend

durchlässiger wird und ab ca. 5V ein nahezu rein injizierender Kontakt vorliegt.

Für den Photostrom ist ∆Ephoto im Primärstrombereich zunächst negativ und schließlich

positiv im Sekundärstrombereich. Dass der Vorzeichenwechsel gerade bei ca. 5V beob-

achtet wird, deutet auf einen, in erster Näherung direkten Zusammenhang zur reduzier-

ten Dunkelstrombarriere hin. Die Photostromverstärkung setzt demnach tatsächlich erst

ein, wenn die negativ gepolte Kathode effektiv als injizierende Elektrode wirken kann.

Bei 10V wird schließlich ein Maximalwert ∆Ephoto,max von ca. 0,12eV erreicht. Bei einer

70/30-Aufteilung der Bandlückendifferenz ∆EA/B≈0,4 eV (s. Abb. 5.5 b) entspricht dies

gerade genau dem Wert der Energiebarriere für Löcher am A/B-Heteroübergang.

114 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

(a) (b)

Abbildung 5.17.: Modell nach Katz et al. (Ref. [164]) zur Beschreibung der Photostromvertärkung in MSM

PD, angewendet auf Al0,5Ga0,5N MSM PD mit 15 µm Elektrodenabstand. (a) Strom-Spannungs-Kennlinien

bei 305 K: Dunkelstrom (grau gestrichelt), primärer (schwarz gepunktet), sekundärer (schwarz gestrichelt)

und gesamter Photostrom (schwarz durchgezogen). (b) EQE-Kennlinien bei 305 K, 363K und 422 K – Insert:

Arrhenius-Plot der EQE bei 20 V.

5.2.3. Modellierung der Verstärkung

Wie im letzten Abschnitt gezeigt wurde sinkt der Sekundärphotostrom im ELO MSM PD

mit steigender Temperatur. Im Folgenden wird ein phänomenologisches Modell abgeleitet,

welches diese Temperaturabhängigkeit reproduziert. Zuvor wird jedoch noch auf ein, in sei-

nen Grundzügen häufig zitiertes, Modell aus der Literatur eingegangen, welches zwar zur

prinzipiellen Beschreibung der Photostromverstärkung in Schottky-Typ Photodetektoren

herangezogen werden kann, allerdings nicht die beobachete thermische Deaktivierung der

Verstärkung im ELO MSM PD mit abdeckt.

5.2.3.1. Modell aus der Literatur

In der Literatur wird die Photostromverstärkung in Schottky-PD und MSM PD auf ei-

ne photoinduzierte Modifikation der Schottky-Barriere zurückgeführt. Demnach führt der

Einfang photogenerierter Ladungsträger an neutralen Traps nahe des Schottky-Kontakts

zu einer Erhöhung der positiven Raumladung. Die damit verbundene Erhöhung der elek-

trischen Feldstärke innerhalb der RLZ hat dann eine Reduktion der Schottky-Barriere

ΦBzur Folge [163, 164]. Damit lässt sich zumindest ein, zur optischen Leistung überpro-

portionaler, sekundärer Strom nachvollziehen, wenn sich genügend positive Ladung in der

RLZ des Schottky-Kontaktes aufbaut hat, die durch eine feldinduzierte Elektroneninjekti-

on ausgeglichen wird. Allerdings reichen diese Modelle nicht aus, um die zuvor diskutierte

Ergebnislage, insbesondere die thermische Deaktivierung, vollständig zu erfassen. Dies

wird im Folgenden durch einfache Berechnungen nach dem Modell von O. Katz et al.

diskutiert [164].

In Abbildung 5.17 a sind die anhand der in Ref. [164] abgeleiteten Gleichungen berech-

neten Strom-Spannungs-Kennlinien für einen Al0,5Ga0,5N MSM PD mit einem Elektro-

denabstand sEl von 15µm gezeigt. Neben dem Dunkelstrom (thermionische Emission,

5.2. ELO MSM PD DER ERSTEN GENERATION 115

1/α

opt

A B

- c

Energie

A C

- c

Energie

+ c

(nahe

Kathode)

(zwischen

Elektroden)

Kathode

Abbildung 5.18.: Zum phänomenologischen Modell für die Photostromverstärkung in ELO⊥MSM PD. Trans-

port photogenerierter Ladungsträger innerhalb der Absorberschicht (Vogelperspektive). Die gelbe Linie markiert

die Kante der vorgespannten Kathode, wUdie Weite der RLZ und 1/αopt die optische Eindringtiefe. Schema-

tische Banddiagramme entlang der Wachtsumsrichtung, beispielhaft für die Fälle ’zwischen den Elektroden’

(oben) sowie ’nahe der Kathode’ (unten), sind ebenfalls gegeben.

ΦB= 1 eV) und dem primären Photostrom (Driftstrom in der RLZ) lässt sich der se-

kundäre Photostrom durch eine photoinduzierte Barrierereduktion ∆ΦBL modellieren. In

Ref. [164] werden neutrale Versetzungen als Loch-Traps vermutet, so dass der Gesamt-

strom in diesem Beispiel bei einer Versetzungsdichte TDD von 1 ×1011 cm−2ab ca. 6V

vom Sekundärstrom dominiert wird.

Wie sich allerdings ebenfalls leicht ausrechnen lässt (Abb. 5.17 b) – hier ist die EQE

gezeigt – steigt der Sekundärstrom gemäß IS∝T2·exp [−(ΦB−∆ΦBL(U))/kBT]mit zu-

nehmender Temperatur T. Und darüber hinaus werden die EQE-Kennlinien bei erhöhten

Temperaturen zunehmend durch den Sekundärphotostrom dominiert. Im Arrhenius-Plot

der EQE bei 20V (Insert in Abb. 5.17 b) zeigt sich ein zum Experiment völlig gegenläufi-

ger Trend, nämlich die thermische Aktivierung der Photostromverstärkung. Die negative

Steigung ∆Egibt dabei den Wert für die ladungsinduzierte Barrierenabnahme ∆ΦBL an.

Dieses Modell kann also nicht zum Verständnis der Photostromverstärkung im ELO MSM

PD beitragen.

5.2.3.2. Phänomenologisches Modell

Durch die räumlichen Materialinhomogenitäten ergibt sich eine sehr schwer zu modellie-

rende Situation. Daher wurde ein phänomenologisches Modell entwickelt, welches die be-

obachtete Photostromverstärkung und insbesondere deren Temperaturabhängigkeit wie-

dergibt.

In Abbildung 5.18 ist ein Ausschnitt der ELO-AlGaN-Absorberschicht mit den Berei-

chen A, B (grün) und C nahe der äußersten Kante der vorgespannte Kathode (gelber

Strich) schematisch dargestellt. Zwischen den Elektroden photogenerierte Überschussla-

dungsträger (e−, h+) werden durch Polarisationsfelder voneinander getrennt. In Region

B sammeln sich deshalb z. B. die Elektronen an der A/B-Grenzfläche und die Löcher an

der B/C-Grenzfläche (s. obere Banddiagrammskizze). Nahe der vorgespannten Kathode

überlagert sich zusätzlich das externe Feld, d. h. es bildet sich dort eine lateral und vertikal

116 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

Abbildung 5.19.: Photostrom-Kennlinienverlauf, wie er sich aus den Gln. (5.1) bis (5.3) bei 295 K für einen

MSM PD mit Elektrodenabstand sEl =15 µm und -breite wEl =10 µm berechnen lässt – IPund ISbezeichnen

den Primär- und Sekundärtstrom.

ausgedehnte RLZ der Weite wUaus. Dies bewirkt zum einen (laterale und vertikale) Drift-

stromanteile räumlich voneinander getrennter Elektronen und Löcher. Und zum anderen

entsteht innerhalb der optischen Eindringtiefe 1/αopt eine Ansammlung von Löchern an

der A/B-Grenzfläche (s. untere Banddiagrammskizze). In der Nähe der Elektroden wir-

ken außerdem die Polarisationsladungen an den internen Grenzflächen (blaue Rechtecke),

welche die oben besprochene Barrierenreduktion (lokal) hervorrufen.

Der Driftstrom in der RLZ wird zunächst als primärer Photostrom IPbetrachtet und

kann, unter Vernachlässigung sämtlicher Materialinhomogenitäten, z. B. anhand des bis-

her verwendeten 1D-Modells für die EQE beschrieben werden:

IP(U)∝Topt ·wU

d·1−exp (−αopt ·wU)(= EQE1D). (5.1)

Dieser Strombeitrag steigt demnach in erster Näherung mit der lateralen Ausdehnung wU

der RLZ und dominiert den Gesamtstrom bei geringen Spannungen (s. Abb. 5.19).

Grundlegend für den bei hoher Spannung dominierenden Sekundärstrom ist nun, dass

die Kathode in der Nähe der blau markierten Bereichen nicht mehr sperrend ist und die

dort an der A/B-Grenzfläche akkumulierte positive Lochladung durch eine entsprechen-

de Elektroneninjektion ausgeglichen werden kann. Die dadurch bewirkte Verlängerung

der Rekombinationszeit τrec freier Ladungsträger soll – in Anlehnung an die thermische

Emission von Löchern aus einem Trapniveau – über eine Art Emissionsrate akkumulierter

Löcher aus der Region B in die Region A gemäß

τrec

=K·exp −∆EA/B

kBT.(5.2)

K: Anpassungsfaktor (Einheit: s−1), ∆EA/B: energetische Höhe der A/B-Barriere

beschrieben werden. Der Anpassungsfaktor Kist dabei das Produkt aus effektiver Zu-

standsdichte im Valenzband NV, thermischer Geschwindigkeit der Löcher vth,p und einem

5.2. ELO MSM PD DER ERSTEN GENERATION 117

Abbildung 5.20.: Temperaturabhängigkeit der Strom-Spannungs-Kennlinie eines ELO MSM PD. Vergleich

zwischen experimentellen Daten (offene Symbole) und berechneten Daten (durchgezogene Linien) – Arrhenius-

Plots (oberes Insert) und Energiebarrieren (unteres Insert).

effektiven Streuquerschnitt an der A/B-Grenzfläche.

Die Photostromverstärkung in einem Photoleiter wird allgemein als das Verhältnis von

Rekombinationszeit τrec zu Transitzeit ttr beweglicher Ladung definiert (→gain-factor).

Für den Sekundärphotostrom ISim ELO MSM PD wurde nun der gleiche Ansatz gewählt,

so dass die Höhe des Sekundärstromniveaus

IS(U)∝Topt ·wU

d·τrec

ttr ·1

2erf αopt ·(wU−reff)+ 1,(5.3)

ttr: mittlere Transitzeit2in der RLZ, αopt: Absorptionskoeffizient, wU: spannungs-

abhängige Weite der RLZ, reff : effektiver Abstand (vgl. Text).

durch Gl. (5.2) direkt mit der temperaturabhängigen Emission von Löchern über die He-

terobarriere ∆EA/Bzusammenhängt (→IS∝exp ∆EA/B/(kBT)).

Für einen stetigen Anstieg zum Sekundärstromniveau wurde eine analytische Funktion

(erf ) gewählt (s. Abb. 5.19). Dieser Umstand soll jedoch erst nach der folgenden Diskus-

sion einer Anpassung der Gln. (5.1)-(5.3) an experimentelle Daten thematisiert werden.

Anpassung des Modells an Messdaten In Abbildung 5.20 sind die experimentellen

Photostrom-Kennlinien eines ELO MSM PD bei 25◦C und 172◦C, jeweils bis 100V, ge-

zeigt. Zwischen 3V und 10 V zeigt sich wieder der charakteristische Übergang vom Primär-

zum Sekundärstrom und das schon bekannte Verhalten der thermischen Energiebarrie-

re deutet sich in der Arrhenius-Aufgetragung an (oberes Insert). Der, aus dem Photo-

2Das Maß für die mittlere Transitzeit freier Ladungsträger in der RLZ ergibt sich weiter unten aus

Gl. (5.6) zu ttr =/(e·ND·µ0).

118 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

opt

w '

(a) (b) (c)

Abbildung 5.21.: (a) Aus Experiment (s. Abb. 5.13 a) bestimmte EQE-Kennlinien bei 265 nm für verschiedene

optische Leistungen Popt (Symbole) und an EQEmax justierte Modellrechnungen (Linien) nach Gln. (5.1)-(5.3)

liefern Werte für reff ∼α−1

opt ln (Popt)(Insert). (b) Strom-Leistungs-Kennlinien bei verschiedenen Spannungen:

Die experimentellen Daten (Symbole) aus Abb. 5.13 a werden durch das Modell (Linien) sehr gut reproduziert.

stromverhältnis Iphoto(T<)/Iphoto(T>)∝exp [∆E/kB·(1/T<−1/T>)] ermittelte, Span-

nungsverlauf der Energiebarriere ∆E(U)im unteren Insert bestätigt die oben gefunde-

nen gegenläufigen Temperatur-Trends für den Primärstrombereich (thermische Aktivie-

rung: ∆Eprim. ≈ −0,05 eV) sowie den Sekundärstrombereich (thermische Deaktivierung:

∆Esek. ≈0,17 eV) auch für diese Probe. Die thermische Deaktivierungsenergie ∆Esek. für

die Photostromverstärkung liegt demnach wieder im Bereich der Valenzbanddiskontinui-

tät am A/B-Übergang (∆EA/B≈0,3 eV).

Alle diese Ergebnisse werden durch die Modellrechungen3, trotz des hohen Grades an

Abstraktion, welcher dem phänomenologischen Modell zugrunde liegt, sehr gut reprodu-

ziert.4Darüber hinaus lässt sich mit NV= 1 ×1018 cm−3und vth,p = 1 ×107cm s−1aus

dem Fitparameter K= 5 ×1012 s−1ein Schätzwert für den Streuquerschnitt der A/B-

Grenzfläche für Löcher ableiten, der mit 5 ×10−13 cm−2tatsächlich deutlich höher als der

Kovalenzradius eines Atoms ausfällt (∼10−15 cm−2).

Die Bedeutung des Anpassungsparameters reff lässt sich, wie nachfolgend gezeigt, über

die Leistungs-Charakterisitka des ELO MSM PD erfassen.

Leistungsabhängigkeit und effektiver Ladungsschwerpunkt reff Für den Übergang

vom Primär- zum Sekundärstromnivieau wurde in Gl. (5.3) intuitiv eine analytische Funk-

tion (erf (x)) angesetzt. Dadurch soll zum einen die effektiv wirksame Ladungsträgerak-

kumulation an der A/B-Grenzfläche und zum anderen die Änderung des Kathodenstroms

ausgedrückt werden. Mit erf (x)als Stammfunktion einer Gaußkurve, wird so – zumin-

dest anschaulich – die Summation über eine akkumulierte Ladung mit Normalverteilung

3Eingabeparameter: Popt = 0,8 µW,∆E= 0,17 eV,ND= 8 ×1016 cm−3und µ0= 200 cm2V−1s−1.

Anpassungsparameter: K= 5 ×1012 s−1,reff = 0,34 µm, und αopt = 1,5 ×105cm−1.

4Der Primärstrom wurde über einen Faktor (T/295 K)2skaliert, um den Trend der thermionischen

Emission am Schottky-Kontakt zu nähern.

5.2. ELO MSM PD DER ERSTEN GENERATION 119

beschrieben. Wie nachfolgend gezeigt wird, erscheint es deshalb tatsächlich durchaus sinn-

voll, das Argument dieser Funktion durch den Abstand zwischen der spannungsabhängigen

RLZ (→wU) und einem effektiven (Loch-)Ladungsschwerpunkt (→reff ), bezogen auf das

optisch angeregte Volumen (→1/αopt), festzulegen.

Werden die experimentellen Strom-Leistungs-Charakteristika des ELO PD (Abb. 5.13 a)

als EQE-Kennlinien aufgetragen (Abb. 5.21 a), zeigt sich eine Abnahme des Übergangs

von Primär- zum Sekundärstrom mit sinkender Leistung. Die modellierte Kurvenschar

wurde bei EQEmax über reff an den Messdaten ausgerichtet. Demnach steigt reff in

der halblogarithmischen Auftragung (s. Insert) linear mit Popt gemäß reff =α−1

opt/10 ·

(ln [Popt] + 52.5), was an das Lambert-Beer-Gesetz erinnert. Dies lässt sich wie folgt in-

terpretieren: Mit zunehmender Leistung sind zwar einerseits mehr Löcher im Absorpti-

onsvolumen 1/αopt vorhanden, aber andererseits auch mehr Elektronen. Letztere müssen

wiederum vom Heteroübergang weggedrängt werden, wofür eine höhere Spannung und

damit einer weitere RLZ nötig ist.

Wird die gefundene Form für reff nun in Gl. (5.3) eingesetzt, ergibt sich tatsächlich ei-

ne sehr gute Übereinstimmung mit den experimentellen Strom-Leistungs-Kennlinien (s.

Abb. 5.21 b). Außerdem wird nun ersichtlich, dass sich alle modellierten Strom-Leistungs-

Kennlinien bei geringen Leistungen dem sekundären EQE-Niveau und bei hohen Leistun-

gen dem Primären annähern. Und dieser leistungsabhängige Übergang von Primär- zum

Sekundärstrom lässt sich schließlich so erklären: Ab einer ausreichenden Dichte an freien

Elektronen und akkumulierten Löchern wird das elektrische Feld im Bereich B unter dem

Kontakt schließlich wieder abgebaut. Wie in Abbildung 5.21 c angedeutet, könnte der

Injektionsstrommechanismus bei hohen Leistungen also gewissermaßen durch den photo-

voltaischen Effekt abgeschnürt werden (w0< wU).

Fazit Die Kompositionsfluktuationen innerhalb einer AlGaN-Schicht auf einem ELO-

AlN-Template mit Oberflächenterrassen stellen eine deutliche Störung der Absorberschicht

mit einer Periode von 3,5µm dar, die sich offenbar deutlich auf die Charakteristika eines

darauf prozessierten ELO MSM PD auswirkt. Zum einen werden, im Vergleich zum plana-

ren PD, erhöhte Dunkelströme und ein Verstärkungsmechanismus beobachtet. Die Dunkel-

stromcharakteristika lassen sich durch spannungsinduzierte Modifikationen der Schottky-

Barriere im Rahmen gängiger theoretischer Modelle (BL, TFE und FE) für verschiedene

Temperaturen nachvollziehen. Die Ursache für die abnehmende Sperrcharakteristik der

Kathode wird mit Polarisationsladungen an den semi-polaren Heterogrenzflächen nahe der

Kathode in Verbindung gebracht. Der Verstärkungsmechanismus ist bei erhöhten Tempe-

raturen schwächer ausgeprägt. Um dies nachzuvollziehen, wurde ein phänomenologisches

Modell entwickelt, das sowohl die thermische Deaktivierung der Photostromverstärkung

als auch die beobachteten Nichtlinearitäten in der Photostrom-Leistungsabhängigkeit ei-

nes ELO MSM PD als Funktionen der Spannung reproduziert. Das Modell basiert auf der

thermischen Emission akkumulierter Löcher über eine Valenzbanddiskuntinuität ∆EA/B

am A/B-Heteroübergang. Aus temperaturabhängigen Kennlinien bestimmte Werte für die

thermische Deaktivierungsenergie stimmen gut mit in etwa der Hälfte der aus CL/REM

abgeleiteten Bandlückendifferenz der beiden Materialienregionen A und B im ELO AlGaN

120 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

überein und dienen als Eingangsparameter für die Modellrechnungen.

Wegen der hohen Verstärkung in ELO MSM PD der ersten Generation konnte der Zusam-

menhang zwischen Versetzungsdichte und EQE nicht untersucht werden. Dafür weisen die

ELO MSM Detektoren eine Photostromverstärkung von bis zu 2000 bei 30V auf und zei-

gen, sowohl für den Primärphotostrom als auch für den Sekundärphotostrom, eine lineare

Beziehung zwischen Photostrom und optischer Leistung. Aus den entsprechenden Modell-

rechnungen leitet sich darüber hinaus ab, dass die Verstärkung insbesondere bei geringen

Leistungen dominiert, was den ELO MSM PD der ersten Generation für entsprechende

Anwendungen durchaus attraktiv macht.

5.3. ELO MSM PD der zweiten Generation (ELOB)

Bisher hat sich gezeigt, dass ELO MSM PD der ersten Generation sehr interessante Ei-

genschaften aufweisen. An bestimmten Arbeitspunkten (Spannung, Leistung, Tempera-

tur) ist eine sehr hohe und zudem leistungsunabhängige EQE nutzbar. Die Auswirkungen

der reduzierten Versetzungsdichte im ELO AlGaN auf die EQE eines MSM Detektors

auf diesem Material ist jedoch durch den Verstärkungsmechanismus maskiert, dessen Ur-

sprung auf die stark ausgeprägte Kompositionsinhomogenität im ELO AlGaN-Absorber

zurückgeführt werden konnte.

Die Eigenschaften von ELO-basierten MSM Photodetektoren der zweiten Generation,

im Folgenden ELOB MSM PD oder kurz ELOB PD genannt (B für buried), werden

im nächsten Unterabschnitt 5.3.1 anhand grundlegender Charakteristika vorgestellt. Im

darauf folgenden Unterabschnitt 5.3.2 wird dann ein Zusammenhang zwischen der EQE

eines MSM PD und der Versetzungsdichte (TDD) im Absorbervolumen abgeleitet. Dies

bildet die Grundlage, um die experimentell ermittelten Unterschiede der Photostrom-

Charakteristika planarer und ELOB MSM PD nachzuvollziehen.

5.3.1. Grundlegende Charakteristika

Die materialanalytischen Charakteristika von ELOB AlGaN (Komposition/Versetzungs-

dichte) wurden im Abschnitt 5.1 diskutiert. Im vorliegenden Unterabschnitt werden die

Photostrom-Charakteristika von ELOB MSM PD vorgestellt.

5.3.1.1. Vergleich zu planaren PD

In Abbildung 5.22 sind EQE-Spektren und Strom-Spannungs-Kennlinien eines planaren

und eines ELOB MSM PD der Probenserie M0957-y gezeigt. Die Spektren beider De-

tektoren weisen im Bandkantenbereich einen sehr ähnlichen Verlauf auf. Da im AlGaN-

Absorber der ELOB-Probe eine vergleichsweise homogene Komposition vorherrscht, ist

die langwellige Schulter zwischen 290 nm und 300nm wesentlich schwächer ausgeprägt,

als dies für ELO PD der ersten Generation der Fall ist (vgl. Abb. 5.12 a). Dies bestätigt

die Ergebnislage der REM/CL-Analyse, wonach die periodischen Kompositionsfluktua-

tionen innerhalb einer planaren und der ELOB Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht in ähnlicher

Ausprägung nachgewiesen wurden. Allerdings liegt das EQE-Spektrum des ELOB PD

5.3. ELO MSM PD DER ZWEITEN GENERATION (ELOB) 121

(a) (b)

Abbildung 5.22.: Charakteristika von planaren (schwarz) und ELOB (rot) Al0,4Ga0,6N MSM PD auf den

Proben M0957-y. (a) EQE-Spektren bei 5 V und (b) Strom-Spannungs-Kennlinien bei 260 nm und 0,5µW

(durchgezogen) bzw. im Dunkeln (gestrichelt).

überwiegend oberhalb dem des planaren PD. Während sich die Dunkelstromverläufe bei-

der PD beinahe gleichen ist der Photostrom im ELOB PD um einen Faktor 2 höher

als im planaren PD, bleibt jedoch eine Größenordnung unterhalb des maximalen Photo-

stroms für dieses PD-Motiv (EQEmax ≈75 %). In ELOB MSM PD liegt demnach keine

Photostromverstärkung vor.

5.3.1.2. Elektrodenabstand

Der gezeigte Unterschied der EQE zwischen planaren und ELOB PD ist jedoch vom Elek-

trodenabstand des betrachteten PD-Motivs abhängig. In Abbildung 5.23 a ist die EQE

von ELO PD und planaren PD bei 260nm für Spannungen Uzwischen 5V und 20V

als Funktion des Elektrodenabstands sEl aufgetragen. Für die planaren Detektoren ergibt

sich, unabhängig von der Spannung, der nach Gl. (4.1) erwartete Verlauf, welcher aus-

schließlich durch die laterale Ausdehung der RLZ an der vorgespannten Kathode bestimmt

wird. Im Unterschied dazu weicht das Verhalten der PD auf der ELOB-Probe davon deut-

lich ab. Das EQE-Verhältnis EQEELOB/EQEplanar im oberen Teil des Diagramms steigt

z.B. für 5 V von 1,4 bei sEl = 2 µmauf bis zu 2 bei 15µm an. Diese Tendenz liegt eben-

falls bei höheren Spannungen vor. Allerdings sinkt das Verhältnis dabei insgesamt ab und

liegt für 20V nur noch zwischen 1 und 1,7. Unter bestimmten Bedingungen (sEl .2µm,

U&20 V) ist die EQE-Erhöhung eines ELOB PD also praktisch nicht mehr vorhanden.

5.3.1.3. Strom-Leistungs-Kennlinie

In Abbildung 5.23 b sind die Strom-Leistungs-Kennlinien eines ELOB MSM PD bei

260nm für Spannungen bis 20V gezeigt. Im Gegensatz zum ELO PD der ersten Ge-

neration ist der Photostrom Iphoto im ELOB PD unabhängig von der Vorspannung über

mindestens zwei Größenordnungen linear zur optischen Leistung Popt.

122 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

(a) (b)

Abbildung 5.23.: (a) Abhängigkeit der EQE von planaren (gestrichelt) und ELOB MSM PD (durchgezo-

gen) vom Elektrodenabstand sEl bei verschiedenen Spannungen U(linke Achse) und daraus bestimmte EQE-

Verhältnisse (rechte Achse). (b) Photostrom-Leistungs-Kennlinien eines ELOB MSM PD bei verschiedenen

Spannungen U.

Diskussion Nach dieser Übersicht wird für ELOB MSM PD keine Verstärkung oder

Nichtlinearität beobachtet. Während diese Effekte für ELO PD der ersten Generation qua-

litativ durch eine akkumulierte Lochladung am A/B-Materialübergang des Al0,4Ga0,6N-

Absorbers erklärt wurden, ruft die Kompositionsinhomogenität innerhalb der planaren

und der ELOB Absorberschichten keine vergleichbaren Auswirkungen hervor. Nach dem

bisherigem Erkenntnisstand, lässt sich dies zum einen dadurch verstehen, dass eine wesent-

lich geringere Heterobarriere ∆EELOB vorliegt, die bei einer 70/30-Aufteilung der Band-

lückendifferenz (∆xAl ≈0, 07) nur noch ca. 0,06 eV beträgt. Bei sonst gleichen Verhältnis-

sen würde der erreichbare Sekundärphotostrom IS∝exp (∆E/kBT)demnach um einen

Faktor 100 geringer ausfallen als bei einem ELO MSM PD der ersten Generation mit

z.B. 0,17 eV. Zum anderen deutet der geringe Dunkelstrom darauf hin, dass die Kathode

des PD auch bei hohen Spannungen weiterhin sperrend bleibt und sich somit auch keine

Verstärkung, im Sinne von EQE > EQEmax ausbilden kann. Dies hängt möglicherweise

damit zusammen, dass nur die, entlang des Fehlschnitts orientierte, Ga-reiche Spur vor-

handen ist und somit keine Überlagerung unterschiedlicher Wachstumsoberflächen (vgl.

die Spuren B1 und B2 im ELO AlGaN) stattfindet. Die periodische Inhomogenität der

Durchstoßversetzungsdichte scheint allerdings keine wesentliche Rolle zur Klärung der

Unterschiede zwischen ELO und ELOB MSM PD zu spielen.

Auch wenn die aufgeführten Argumentationen teilweise auf Spekulationen basieren, er-

härtet sich die Annahme, dass die Photostromverstärkung in ELO MSM PD durch die

Eigenschaften der Ga-reichen zickzackförmigen Spur hervorgerufen wird. Demnach ist da-

von auszugehen, dass die Realisierung ELO-basierter Al0,4Ga0,6N MSM Photodetektoren

mit einer reduzierten Versetzungsdichte, aber ohne Verstärkung, auf das Vergraben der

ELO AlGaN-Unterlage zurückzuführen ist.

5.3. ELO MSM PD DER ZWEITEN GENERATION (ELOB) 123

wEl/2

Jp1 Jp2

0 wU sEl x

LFZ RLZ

(a) (b)

Abbildung 5.24.: Zur Berechnung der photoinduzierten Lochstromdichte in einer vereinfachten Einheitszelle

als Funktion der Durchstoßversetzungsdichte. (a) Darstellung der vereinfachten Einheitszelle – RLZ: Raum-

ladungszone, LFZ: Ladungsfreie Zone, TD: Durchstoßversetzung. (b) Berechnete Lochstromdichte Jpsowie

deren Komponenten Jp1in der RLZ bzw. Jp2in der LFZ für die angegebenen experimentellen Parameter.

5.3.2. Zusammenhang zwischen EQE und Versetzungsdichte

Nachfolgend wird ein analytischer Zusammenhang zwischen der EQE eines MSM Pho-

todetektors und der im Absorbermaterial vorliegenden Dichte an Durchstoßversetzungen

diskutiert, der im Anhang A.5 abgeleitet wird. Die Grundlage hierfür ist die Abhängig-

keit der SRH-Rekombinationslebensdauern für photogenerierte Elektronen τnund Löcher

τpvon der Durchstoßversetzungsdichte TDD nach Karpov et al. (s. Ref. [23] und Ab-

schnitt 2.4.2).

Trotz der Inhomogenitäten von Komposition und Versetzungsdichte, wird zur Vereinfa-

chung des Problems von homogenen Materialeigenschaften ausgegangen. Zusätzlich wird

die periodische Abfolge der koplanaren Elektrodenpaare auf der AlGaN-Absorberoberflä-

che auf ein (Halb-)Elektrodenpaar reduziert (s. Abb. 5.24 a), das zudem nicht lateral,

sondern vertikal an zwei gegenüberliegenden Halbleiterkanten angeordnet ist – bei x < 0

liegt die Kathode und bei x > s die Anode. Und schließlich sorgt eine räumlich homogene

Photogenerationsrate Gopt dafür, dass ein quasi eindimensionales Problem vorliegt, bei

dem nur noch Ströme senkrecht zu den Elektrodenflächen berechnet werden müssen. Für

eine einfachere Handhabung bestimmter Rechengrößen, d.h. die lateralen Stromdichten J

(Fläche: →y·L), die Photogenerationsrate (Volumen: →L·d·y) und die Durchstoßver-

setzungsdichte, ist die Einheitszelle jedoch weiterhin als auf drei Dimensionen erweitert zu

betrachten. Außerdem werden nur Lochströme Jpbetrachtet, da sich dadurch die grund-

legenden Flüsse im Bauteil unkompliziert darstellen lassen.

Aus den Halbleitergleichungen (s. Anhang A.3) können nun Ausdrücke für die photo-

induzierten Lochstromdichten innerhalb der Raumladungszone (RLZ) Jp1sowie in der

Ladungsfreien Zone (LFZ) Jp2als Funktion der Durchstoßversetzungsdichte TDD abge-

124 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

leitet werden (vgl. Anhang A.5):

Jp1=−e·Gopt ·β·wU(5.4)

Jp2=−e·Gopt ·β·Lp·tanh (sEl −wU)/Lp(5.5)

e: Elementarladung, Gopt: optische Generationsrate, β: Sammeleffizienz in der

RLZ, wU: Weite der RLZ, Lp: Diffusionslänge, sEl: Elektrodenabstand.

Dabei sind die Sammeleffizienz in der RLZ βund die Diffusionslänge Lpgemäß

β= (1 + ttr/τrec)−1mit t−1

tr := µp

ND(5.6)

Lp=pDp·τrec (5.7)

ttr: mittlere Transitzeit in der RLZ, τrec: SRH-Rekombinationszeit, µp: Beweglich-

keit, e: Elementarladung, : Permittivität, ND: Donatorkonzentration (ionisiert),

Dp: Diffusionskonstante

von der SRH-Rekombinationszeit τrec und somit von der Versetzungsdichte abhängig.

In Abbildung 5.24 b sind die Lochstromdichten Jp1und Jp2für einen MSM PD mit einem

Elektrodenabstand sEl von 2 µm bei einer Vorspannung von 5V und einer Photogenera-

tionsrate Gopt von 1 ×1020 cm−3s−1über der Versetzungsdichte TDD aufgetragen. Es

ist deutlich zu erkennen, dass beide Stromdichten zunächst konstant sind und bei hohen

Versetzungsdichten abgeschnürt werden. Der Gesamtstromverlauf Jp=Jp1+Jp2wird nun

anhand der Bereiche A, B und C erläutert.

•Bereich A: Bei niedriger Versetzungsdichte ist die Rekombinationszeit τrec sehr lang.

Solange sie die Transitzeit ttr durch die RLZ übersteigt (β→1) bzw. in der LFZ für

die Diffusionslänge Lp> sEl −wUgilt (tanh x→x), sind die photoinduzierten Loch-

stromdichten Jp1und Jp2durch die lateralen Ausdehnungen der RLZ und der LFZ

gegeben. Ist die RLZ wesentlich kleiner als die LFZ, so wird die Gesamtstromdichte

Jpüberwiegend durch den Diffusionsstrom Jp2∼sEl −wUaus der LFZ bestimmt.

•Bereich B: Mit steigender Versetzungsdichte unterschreitet die Diffusionslänge ab ca.

TDD = 108cm−2die halbe Breite der LFZ (tanh x→1) und nimmt gemäß Jp2∼

Lp∼√τrec ∼TDD−1/2ab. Für TDD ≤1010 cm−2überwiegt jedoch weiterhin der

Strom Jp1∼wUaus der RLZ.

•Bereich C: Ab Versetzungsdichten oberhalb von 1012 cm−2nimmt der Driftstrom Jp1

in der RLZ schließlich ebenfalls stark ab, da die Rekombinationszeit τrec kürzer als

die Transitzeit ttr wird (β→τrec/ttr). Die Gesamtstromdichte Jpwird dann aufgrund

der hohen Rekombinationsverluste in der RLZ limitiert und nimmt wie TDD−1ab.

Dies betrifft natürlich ebenso den durch die RLZ passierenden Stromanteil aus der

LFZ (Jp2∼TDD−3/2).

5.3. ELO MSM PD DER ZWEITEN GENERATION (ELOB) 125

(a) (b)

Abbildung 5.25.: Berechnete EQE für MSM PD nach dem 1D-Modell (Gln. (5.4)-(5.8)) (a) als Funkti-

on der Durchstoßversetzungsdichte TDD für PD-Motive mit Elektrodenabständen sEl von 2 µm, 5 µm und

15 µm bei 5 V (durchgezogen) und 20 V (gestrichelt), und (b) als Funktion des Elektrodenabstands bei 5 V

für Versetzungsdichten T DD zwischen 106cm−2und 1010 cm−2(linke Achse) – EQE-Verhältnisse bei 5 V

(durchgezogen) und 20 V (gestrichelt) für einen TDD-Unterschied von 108cm−2/109cm−2(rechte Achse).

Aus diesen Gleichungen lässt sich nun ein Zusammenhang zwischen der EQE eines MSM

PD und einer homogenen Versetzungsdichte TDD in dessen Absorberschicht ableiten,

wenn der durch die Fläche yL fließende Photostrom als Iphoto =Jp·(yL)und die im

Halbleitervolumen herrschende Photogenerationsrate als Gopt =Topt ·Popt/(Eopt ·yLd)

mit d=sEl +wEl angesetzt werden

EQE =Topt ·β·wU+Lp·tanh (sEl −wU)/Lp

sEl +wEl

.(5.8)

In Abbildung 5.25 a ist dieser Zusammenhang für MSM PD mit gleichen Elektrodenbrei-

ten wEl = 2 µmjedoch verschiedenen Elektrodenabständen sEl von 2µm, 5µm sowie 15µm

bei 5 V und 20V aufgetragen. Die resultierende Kurvenschar lässt sich nun wieder in drei

Bereiche A, B und C einteilen, in denen je einer der drei Detektoren die höchste EQE

erzielt. Im Bereich A (TDD < 5×106cm−2) nimmt die EQE mit steigendem Elektro-

denabstand zu und ist für den breitesten Abstand sEl = 15 µmam höchsten. Im Bereich

C (TDD > 1×108cm−2) nimmt die EQE dagegen mit sinkendem Elektrodenabstand

zu und ist für den schmalsten Abstand sEl = 2 µmam höchsten. Der Bereich B, in dem

gerade der PD mit 5µm Elektrodenabstand die höchste EQE erzielt, wird entsprechend

als Übergangsbereich betrachtet.

Wird das Verhalten der EQE in Abhängigkeit vom Elektrodenabstand sEl nach Gl. (5.8)

für unterschiedliche Versetzungsdichten TDD in Abb. 5.25 b hinzugezogen, lassen sich

diese Beobachtungen etwas besser veranschaulichen. Wenn alle photogenerierten Löcher

126 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

im Halbleiter völlig verlustfrei zur Kathode fließen, ist die theoretisch maximal erzielbare

EQE eines MSM PD nach Gleichung (5.8)

EQEmax =Topt ·sEl

sEl +wEl

(5.9)

allein durch die optischen Einkoppelverluste, d. h. Reflektion und Abschattung, bestimmt.

Demnach steigt die maximal erreichbare EQE mit zunehmendem Elektrodenabstand. Die-

ser Wert wurde in der vorliegenden Arbeit mehrfach als Referenzwert EQEmax herange-

zogen.

Ist die RLZ jedoch vergleichsweise schmal, z. B. w5 V = 0,25 µmim Vergleich zu sEl ≥2µm,

wird die EQE maßgeblich durch den Strom aus der LFZ und damit die Diffusionslänge

Lpbeeinflusst (s. Gl. (5.8)). Für jede Versetzungsdichte TDD steigt die EQE zunächst

wie EQEmax an, solange Lpgrößer als die LFZ sEl −wUist, und sinkt dann gemäß

EQE =Topt ·β·wU+Lp

sEl +wEl

,(5.10)

wenn Lpvergleichbar oder kürzer als die LFZ (sEl −wU) wird.

Damit lassen sich nun die Trends in Abbildung 5.25 a einordnen. Im Bereich A ist Lp&

30 µm, so dass die EQE direkt mit dem Elektrodenabstand skaliert (EQEA≈EQEmax).

Eine Spannungserhöhung hat dort praktisch keinen Einfluss auf die EQE. Im Bereich

C limitiert Lp≤3µmdie EQE für Motive mit entsprechend großen Elektrodenabstän-

den. Nach Gleichung (5.10) macht sich nun auch der Einfluss des Stromes aus der RLZ

zunemehnd bemerkbar, wenn die Diffusionslänge mit steigender Versetzungsdichte ent-

sprechend kurz wird.

Die experimentellen Trends für planare und ELOB MSM PD (s. Abb. 5.23 a) mit un-

terschiedlichem Elektrodenabstand lassen sich in Abbildung 5.25 b gerade für Verset-

zungsdichten zwischen ca. 109cm−2und 108cm−2beobachten (durchgezogene Linien).

Der Anstieg der EQE-Verhältnisse zwischen niedriger und hoher TDD im oberen Teil

der Abbildung gibt ebenfalls den entsprechenden experimentellen Befund aus Abb. 5.23 a

wieder. Die Abnahme des Verhältnisses mit steigender Spannung lässt sich nun durch den

schwindenen Einfluss des Driftstroms aus einer weiterhin schmalen RLZ (w20 V = 0,5 µm)

gegen die wesentlich stärkere Zunahme des Diffusionsstroms aus der LFZ erklären, da die

Diffusionslänge von ca. 1µm bei 109cm−2auf ca. 3µm bei 108cm−2zunimmt.

Fazit Das hier entwickelte Modell gibt die Unterschiede in den experimentellen Trends

für MSM PD unterschiedlicher Versetzungsdichte, d.h. planare und ELOB MSM PD,

qualitativ richtig wieder. Die Untersuchung verschiedener Elektrodenabstände stellte sich

hierbei als wesentlich heraus, da die erreichbare EQE-Erhöhung bei Versetzungsreduktion

ganz eindeutig auch vom betrachteten Elektrodenabstand abhängt. Die EQE von ELOB

PD nimmt danach gegenüber planaren PD mit steigendem Elektrodenabstand zu. Dies

ist auf eine bessere Ausnutzung der LFZ bei einer längeren Diffusionslänge für photoge-

nerierte Löcher zurückzuführen. Mit zunehmender Spannung nimmt dieser EQE-Zuwachs

jedoch wieder leicht ab, da die RLZ bei hohen Elektrodenabständen sehr kurz ist.

5.4. ANISOTROPIE DES PHOTOSTROMS 127

Somit kann das Modell zur Klärung von Optimierungsfragen herangezogen werden, um

Spannung und Elektrodenabstand geeignet zu wählen (wU↔sEl), und dadurch die ma-

ximale EQE für MSM PD bei gegebener Versetzungsdichte zu erzielen.

Gleichwohl muss jedoch hervorgehoben werden, dass diesem Modell eine homhogene Ver-

setzungsdichte zugrunde liegt und die Defektdichte im ELOB-Absorber vielmehr inho-

mogen ist (s. Abb. 5.8 c). Dies kann z.B. durch die parallele Anordnung von MSM-

Einheitszellen hoher und niedriger Versetzungsdichte berücksichtigt werden. Die disku-

tierten Zusammenhänge bleiben hiervon jedoch weiter unberührt.

5.4. Anisotropie des Photostroms

Die Ergebnisse der oben besprochenen Materialcharakterisierung von Al0,4Ga0,6N-Absor-

berschichten zeigen, dass sowohl der Substratfehlschnitt bei den planaren Proben als auch

zusätzlich die ELO-Ätzstreifenorientierung bei den ELO Proben (ELO 1. und 2. Generati-

on) zur Ausbildung von Kompositionsfluktuationen im AlGaN-Absorber und zur Ausbil-

dung von Terrassenstufen an dessen Oberfläche führt (vgl. Abschnitt 5.1). Darüber hinaus

ist die Versetzungsdichte in allen Proben entlang des Substratfehlschnitts mit der Periode

der Terrassenbreite moduliert. Der Einfluss dieser Eigenschaften auf den Photostromfluss

zwischen unterschiedlich zu den Terrassen orientierten Elektrodenkämmen wird im fol-

genden anhand experimenteller Daten diskutiert und abschließend mittels eines einfachen

Modell qualititativ erläutert.

5.4.1. Experimentelle Befunde

Auf allen in dieser Arbeit vorgestellten Probentypen zeigen zueinander direkt benachbarte

MSM PD mit unterschiedlicher Elektrodenorientierung einen höheren Photostrom, wenn

die Elektroden senkrecht (⊥) anstatt parallel (k) zu den Oberflächenstufen ausgerichtet

sind. Dies ist den Abbildungen 5.26 a-c für planare, ELO und ELOB PD anhand de-

rer Photostrom-Kennlinien gezeigt. Intuitiv kann diese Anisotropie des Photostroms mit

einer kanalartigen Verbindung der Elektroden durch die Kompositionsfluktuation oder

die periodisch modulierte Versetzungsdichte in Verbindung gebracht werden. Gerade die

starke Unterdrückung des Sekundärphotostroms im ELOkPD lässt vermuten, dass die

Anisotropie des Photostroms direkt mit einer kanalartigen Verbindung der Elektroden

durch die Kompositionsfluktuation zusammenhängt.

Diese Anisotropie ist jedoch auch für ELO PD mit einer ca. 0,8µm dicken Absorberschicht

mit einem hohen Al-Gehalt von ca. x= 0, 9 und darüber hinaus auch für ELO PD, die

direkt auf einem ELO-AlN/Saphir Template prozessiert wurden, erkennbar (s. Abbildun-

gen 5.26 d-f). Da der ELO-AlN PD keine Kompositionsunterschiede aufweisen kann, ist

ein prinzipieller Zusammenhang zwischen Anisotropie und modulierter Versetzungsdichte

TDD sehr wahrscheinlich. Für ELO PD mit Verstärkung ist allerdings ebenfalls davon

auszugehen, dass auch die Auswirkungen der Kompositionsfluktuationen im Absorberma-

terial eine bedeutende Rolle bei der dort deutlich ausgeprägten Photostrom-Anisotropie

spielen.

128 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

(a) (b) (c)

(d) (e) (f)

Abbildung 5.26.: Zur Anisotropie des Photostroms (bzw. der EQE) von planaren, ELO und ELOB MSM PD

im mittleren (x∼0, 4 und 0,5) und hohen (x= 0, 9 und 1) Kompositionsbereich. Photostrom-Spannungs-

Kennlinien von Al0,4Ga0,6N und Al0,5Ga0,5N MSM PD auf (a) planaren, (b) ELO und (c) ELOB Templates –

⊥bzw. kbezieht sich auf die senkrechte bzw. parallele Ausrichtung der Elektroden bzgl. der Terrassenstufe-

norientierung. (d) Spektren von Al0,9Ga0,1N und AlN ELO⊥und ELOkMSM PD bei 5 V und entsprechende

EQE-Kennlinien (e) und (f) oberhalb der jeweiligen Bandlückenenergie.

5.4.2. Modellierung der Anisotropie

Im Folgenden wird ein Ausdruck abgeleitet, mit dem sich die Anisotropie des Photostroms

(ab hier: der EQE) von MSM PD qualitativ nachvollziehen lässt. Hierbei werden die Zu-

ordnungen planar bzw. ELO und ELOB fallengelassen, und ganz allgemein MSM PD mit

anisotrop modulierter Versetzungsdichte MSM⊥bzw. MSMkPD betrachtet. Wie in Ab-

bildung 5.27 dargestellt, wird dazu der Bereich zwischen zwei Elektroden K und A der

Länge Lim Abstand sEl betrachtet. Für den MSM⊥(Abb. 5.27 a) werden die Bereiche

niedriger (<) bzw. hoher (>) Versetzungsdichte als parallele Anordnung alternierender

Streifenpaare mit Widerständen R1 bzw. R2 über die gesamte Elektrodenlänge Lange-

nommen. Die Periodenlänge der Streifenpaare entspricht einer Oberflächenterrassenbreite

T=t<+t>mit t<und t>als Breite der einzelnen Streifen. Entsprechend handelt es sich

bei diesen Bereichen im MSMk(Abb. 5.27 b) um eine serielle Anordnung sich wiederho-

5.4. ANISOTROPIE DES PHOTOSTROMS 129

K A

...

MSM||

3 4

1/α

K A

...

MSM⊥

1/α

(a) (b)

Abbildung 5.27.: Zur Modellierung der Photostrom-Anisotropie von MSM PD mit anisotrop modulierter

Versetzungsdichte.

lender Paare R3 bzw. R4 entlang des Elektrodenabstands sEl. Zur Vereinfachung soll hier

von idealen ohmschen Widerständen ausgegangen werden. Die Gesamtwiderstände dieser

Anordnungen können dann durch

R−1

⊥=

L/T

i=1

(R−1

1+R−1

2)bzw. Rk=

sEl/T

i=1

(R3+R4)(5.11)

ausgedrückt werden, wobei für die Summationsgrenzen L/T bzw. sEl/T zur Vereinfachung

nur ganzzahlige Werte >0zulässig sein sollen. Die Einzelwiderstände Riin Gl. (5.11) sind

durch ihre Geometrie, d.h. die jeweilige Stromtransportlänge liund -durchtrittsfläche Ai,

und den jeweils vorherrschenden spezifischen Widerstand ρigemäß Ri=ρi·li/Aifest-

gelegt. In dieser Ableitung wird der spezifische Widerstand als durch die nichtstrahlende

Rekombination photogenerierter Ladungsträgerpaare an den Versetzungen verursacht be-

trachtet und damit als Funktion der lokalen Versetzungsdichte TDD aufgefasst. Bereiche

mit geringer Versetzungsdichte (R1 und R3) haben somit einen geringeren spezifischen

Widerstand ρ<als jene (R2 und R4) mit Höherer (→ρ>). Anhand der Skizzen in Abbil-

dung 5.27 lassen sich für jeden der Materialstreifen 1,2,3 und 4 die einzelnen Widerstände

Ribestimmen

R1=ρ<

αoptsEl

ΓTbzw. R2=ρ>

αoptsEl

(1 −Γ)T(5.12)

R3=ρ<

αoptΓT

Lbzw. R4=ρ>

αopt(1 −Γ)T

L, (5.13)

wobei Γ = t</t>gerade den (lateralen) versetzungsreduzierten Anteil einer Terrassenstu-

fe (im Folgenden: Terrassenanteil) angibt und die jeweils stromdurchflossene Fläche Ai

vertikal durch die optische Eindringtiefe 1/αopt der UV-Strahlung begrenzt sein soll. Wird

zur einfacheren Handhabung nun noch das (spezifische) Widerstandsverhältnis k=ρ</ρ>

eingeführt, lässt sich über das ohmsche Gesetz U=R·Iaus den Gln. (5.11) bis (5.13)

schließlich ein analytischer Ausdruck für das EQE-Verhältnis für MSM PD der beiden

Elektrodenorientierungen ableiten

EQE⊥

EQEk

=I⊥

=1+Γ·(k−1)

| {z }

∝Rk

·1+Γ·(1/k −1)

| {z }

∝1/R⊥

. (5.14)

130 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

Abbildung 5.28.: Modelliertes EQE-Verhältnis EQE⊥/EQEkvon MSM⊥und MSMkPD als Funktion des

Terrassenverhältnisses Γfür verschiedene Widerstandsverhältnisse k. (vgl. Text)

In Abbildung 5.28 ist die Gleichung (5.14) als Funktion des Terrassenanteils Γfür ver-

schiedene Widerstandsverhältnisse k < 1aufgetragen. Zunächst ist erkennbar, dass sich

für alle keine nach unten geöffnete Parabel ergibt. Für Γ = 0 und 1 ist der Wert des

EQE-Verhältnisses jeweils gleich 1, da in diesen Fällen die Versetzungsdichte über die ge-

samte Terrasse entweder nur hoch (>) oder nur gering (<) ist, also keine unterschiedlichen

Bereiche bzgl. der Defektdichte vorliegen und damit die Anisotropie im Photostromfluss

verschwindet. Analog ergibt sich ein EQE-Verhältnis von 1, unabhängig von Γ, wenn ei-

ne homogene Versetzungsdichte (ρ<=ρ>⇒k= 1) über eine Terrasse vorliegt (nicht

gezeigt). Sobald eine Terrasse jedoch aus Streifen mit verschiedenen spezifischen Wider-

ständen besteht, nimmt das EQE-Verhältnis Werte >1an und wird für gleichverteilte

Terrassenteilvolumina (Γ = 0, 5) maximal. Wie die Kurvenschar zeigt, steigt das EQE-

Verhältnis mit sinkendem k, da nach Gl. (5.11) der Parallelwiderstand R⊥entsprechend

abnimmt und damit der zweite Faktor in Gl. (5.14) das EQE-Verhältnis zunehmend do-

miniert.

Diese Berechnungen geben die experimentelle Beobachtung EQE⊥> EQEkqualita-

tiv richtig wieder. Für einen quantitativen Vergleich werden nun die Verhältnisse beim

ELOB MSM PD aus den Abbildungen 5.8 c und 5.26 c herangezogen. Die Bereiche

niedriger und hoher Versetzungsdichten haben hier ein Flächenverhältnis Γvon ca. 0,7

und die Versetzungsdichten unterscheiden sich um einen Faktor 2. Wird Letzteres direkt

als Widerstandsverhältnis k= 1/2interpretiert, liegt nach Abb. 5.28 zwar keine exakt

quantitative Übereinstimmung zwischen Modell (EQE⊥/EQEk≈1, 1) und Experiment

(EQE⊥/EQEk≈1, 7) vor (vgl. Datenpunkt), jedoch wird immerhin die experimentelle

Größenordnung trotz der Einfachheit des Modells sehr gut reproduziert. Anzumerken ist

außerdem, dass beim hier vorliegenden PD-Motiv (M5) der Elektrodenabstand mit 5 µm

knapp oberhalb einer Terrassenbreite von ca. 3,5µm liegt. Damit ist die Forderung nach

einer Ganzzahligkeit der oberen Summationsgrenze in Gl. (5.14) für den MSMknicht ge-

5.5. ZUSAMMENFASSUNG DES KAPITELS 131

geben, was bei einem solch niedrigen Längenverhältnis sEl/T ≈1, 4 durchaus zu einem

Fehler der Abschätzung führt, der allerdings mit steigendem sEl geringer wird. Für größere

Elektrodenabstände, z. B. sEl = 15 µm, liegen keine Daten vor, die diese Vermutung bestä-

tigen könnten. Ob die Abweichung außerdem durch eine zu stark vereinfachte Annahme

der direkten Proportionalität zwischen spezifischem Widerstand und Versetzungsdichte

(ρi∼TDDi) zu erklären ist, bleibt an dieser Stelle allerdings offen – ist aber ebenfalls

durchaus denkbar.

Zusammengefasst fällt die EQE von MSM⊥PD nach diesem einfachen Modell gegenüber

MSMkPD am höchsten aus, wenn die Gebiete alterierender Versetzungsdichte entlang

einer Oberflächenterrasse gleichverteilt sind und deutlich unterschiedliche Versetzungs-

dichten zwischen diesen Gebieten vorliegen. Allerdings muss betont werden, dass eine

homogen reduzierte Versetzungsdichte (Γ→1) insgesamt zu einer höheren, sich jedoch

angleichenden EQE von MSM⊥und MSMkPD führt.

5.5. Zusammenfassung des Kapitels

Im vorliegenden Kapitel wurden die Eigenschaften AlGaN-basierter MSM Photodetek-

toren mit unterschiedlicher Versetzungsdichte vorgestellt. Zum Vergleich standen hierzu

Proben mit Al0,4Ga0,6N- bzw. Al0,5Ga0,5N-Absorberschichten auf planar überwachsenem

sowie epitaktisch lateral überwachsenem (ELO) AlN auf verkippten Saphirsubtraten zur

Verfügung. Aus einer materialanalytischen Analyse der Absorberschichten gehen peri-

odische Inhomogenitäten des Al-Gehalts und der Verteilung von Durchstoßversetzungen

hervor. Die mittlere Versetzungsdichte, ausgezählt anhand der Dark-Spot-Density (DSD)

in CL-Oberflächenbildern, ist für Absorber auf ELO-Proben um einen Faktor von 2-6

gegenüber planaren Absorbern reduziert.

Bei ELO MSM PD der ersten Generation wurde ein ausgeprägter Photostromverstär-

kungsmechanismus beobachtet. Anhand eines phänomenologischen Modells, basierend auf

den Informationen über die Materialeigenschaften, konnte die gemessene Verstärkung sehr

gut reproduziert werden. Im Kern werden hierfür die mit den Materialinhomogenitä-

ten verbundenen Heteroübergänge verantwortlich gemacht. Durch eine dort stattfindende

Akkumulation photogenerierter Löcher verlängert sich die Rekombinationszeit freier La-

dungsträger. Die ebenfalls beobachtete Reduktion der Schottky-Barriere beim Betrieb des

PD unter Vorspannung liefert dabei einen deutlichen Hinweis dafür, dass die Ladungsan-

sammlung durch eine Elektroneninjektion vom Kontakt ausgeglichen werden kann, und

demnach zusätzlich zum primären Photostrom überhaupt ein, um einen Faktor von ca.

2000 erhöhter, sekundärer Photostrom im Bauteil fließt. Während ein gängiges Modell

aus der Literatur schon einen entgegengesetzten Temperatur-Trend liefert, ist das hier

entwickelte Modell geeignet, die Spannungs-, Temperatur- und Leistungsabhängigkeit der

Photostromverstärkung durch Anwendung nur eines Parametersatzes und einer beina-

he Lambert-Beerschen Tiefenabhängigkeit der photogenerierten Ladungsansammlung zu

klären. Darüber hinaus macht die Linearität des hohen Sekundärstroms zur optischen

Leistung diese ELO-basierten MSM PD potentiell attraktiv für Anwendungen, in denen

132 KAPITEL 5. ALGAN MSM PD AUF ELO-TEMPLATES

eine geringe optische Leistung nachgewiesen werden muss.

Die Untersuchung des Zusammenhangs zwischen EQE und Versetzungsdichte wurde durch

den Vergleich zwischen planaren MSM PD mit hoher Versetzungsdichte und ELO MSM

PD der zweiten Generation (ELOB) mit niedriger Versetzungsdichte angestellt. Die expe-

rimentellen Eigenschaften sind für PD auf beiden Proben prinzipiell ähnlich. Für ELOB

MSM PD resultiert allerdings eine höhere EQE als für planare PD. Die EQE-Erhöhung

ist jedoch vom Elektrodenabstand und der Vorspannung abhängig. Diese Ergebnislage

konnte durch ein aus den Halbleitergleichungen abgeleitetes 1D-Modell gedeutet werden,

das die nichtstrahlende Rekombination von Ladungsträgern an Durchstoßversetzungen

berücksichtigt. Auch hier wurde eine gute qualitative Übereinsstimmung zu den experi-

mentellen Daten erreicht. Die gefundene Abhängigkeit der EQE vom Elektrodenabstand

lässt sich darüber hinaus bei Optimierungsfragen bzgl. der Elektrodengeometrie eines

MSM PD heranziehen.

Zuletzt wurde auf die Anisotropie des Photostroms (bzw. der EQE) eingegangen, die für

MSM PD unterschiedlicher Elektrodenorientierung auf planaren, ELO- und ELOB-Proben

bei allen untersuchten Al-Gehalten x > 0, 4 in den Absorberschichten vorlag. Diese Beob-

achtung konnte anhand eines einfachen Modells bestätigt werden, in welchem die Bereiche

alternierender Versetzungsdichte entlang einer Terrasse als Bereiche mit unterschiedlichen

(spezifischen) Widerständen aufgefasst wurden.

Zusammenfassung und Ausblick

In dieser Arbeit wurden die Auswirkungen verschiedener Bauteilparameter, wie z.B. die

Materialqualität der Absorberschicht oder die Detektorstruktur im Allgemeinen, auf die

externe Quanteneffizienz AlGaN-basierter Metall-Halbleiter-Metall Photodetektoren un-

tersucht. Dazu sind experimentell und rechnerisch ermittelte EQE-Spektren und EQE-

Kennlinien miteinander verglichen worden, um die experimentellen Unterscheidungsmerk-

male verschiedenartiger MSM PD zu interpretieren und anhand dessen ein nachvollzieh-

bares Bild zur Funktionsweise AlGaN-basierter MSM PD zu generieren.

Ein Themenschwerpunkt dieser Arbeit war das im ersten Ergebnisteil besprochene Schwell-

en- und Sättigungsverhalten der EQE rückseitig bestrahlter Detektoren.

Für einen Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit 0,5µm AlGaN-Absorberschichtdicke wurde im

Sättigungsbetrieb, d. h. oberhalb von 30 V eine EQE von ca. 68 % erzielt, während die

EQE desselben Detektors unter frontseitiger Bestrahlung bei einer Vorspannung von 50V

gerade einmal 10% betrug. Dieses von der AlGaN-Absorberschichtdicke und der Spannung

abhängige Verhalten konnte anhand von zweidimensionalen Drift-Diffusions-Rechnungen

unter Berücksichtigung der spontanen und piezoelektrischen Polarisation sehr gut repro-

duziert werden. Aus der Analyse von 2D-Modelldaten konnte abgeleitet werden, dass sich

photogenerierte Löcher am Al0,5Ga0,5N/AlN-Übergang ansammeln und bei ausreichender

Vorspannung über die Kathode abfließen. Damit wurde das gängige Verständnis von der

Funktionsweise AlGaN-basierter MSM PD insofern erweitert, als dass sich neben dem

spannungsabhängigen Schottky-Feld im Bereich der Kathode auch das lateral durchgän-

gige Polarisationsfeld am AlGaN/AlN-Heteroübergang zur Erhöhung der Sammeleffizienz

des Bauteils nutzen lässt.

Daran anknüpfend wurden im zweiten Ergebniskapitel Variationen der Epitaxiestruktur,

der Elektrodengeometrie sowie des Metallisierungsschemas von Al0,5Ga0,5N/AlN MSM

PD untersucht. Dabei stand insbesondere die Realisierung eines Detektors mit einer mög-

lichst hohen EQE bei einer möglichst geringen Vorspannung im Vordergrund.

Durch die Reduktion der AlGaN-Absorberschichtdicke nimmt die Schwellen- bzw. Sät-

tigungsspannung eines rückseitig bestrahlten MSM PD ab – für den in dieser Arbeit

Dünnsten (tabs = 0,1 µm) auf 7V bzw. 10V. Gleichzeitig limitieren jedoch Transmissions-

verluste die Sättigungs-EQE auf einen Wert &45 %. Dafür liegt unterhalb der Schwelle

nun eine EQE von bis zu 30% vor, was nach Modellrechnungen durch die durchgängige

Überlagerung der elektrischen Felder in den verschiedenen RLZ – der dünne, unbeleuch-

tete Absorber ist nun fast vollständig an Elektronen verarmt – und den dadurch stark

reduzierten Rekombinationsverlust hervorgerufen wird.

Durch die Verwendung geometrisch asymmetrischer Elektrodenpaare, d. h. ein Elektroden-

paar besteht aus einer breiten und einer schmalen Elektrode, steigt die EQE unterhalb

133

134 Zusammenfassung und Ausblick

der Schwellenspannung zusätzlich an, so dass beim dünnsten PD eine EQE von ca. 30%

bei nur noch 1 V erzielt wurde. Entsprechende Modellrechnungen zeigten hier, dass dies

sowohl auf den verbreiterten Löchersammelbereich unter der breiteren Elektrode als auch

auf die asymmetrische Feldverteilung im Absorber zurückzuführen ist.

Durch die Verwendung unterschiedlicher Metallisierungsschemata, d. h. die Prozessierung

eines standardmäßigen Schottky-Typ Elektrodenkamms (Pt-basiert) sowie eines legierten

Ohm-Typ Elektrodenkamms (Ni-basiert), wurde schließlich ein asymmetrischer MSM PD

(a-MSM) mit einer endlichen EQE bei 0V realisiert. Die Kombination aus Metallisie-

rungsasymmetrie, dünnem Absorber, rückseitiger Bestrahlung und erhöhter Elektroden-

paardichte bewirkte dann die Maximierung der EQE bei 0V auf einen Wert von 24%.

Unter Hinzunahme der 2D-Modellrechnungen wurde das Bild der physikalischen Vorgän-

ge innerhalb des Bauteils Stück für Stück erweitert und nachvollziehbare Werte für die

wesentlichen Simulationsparameter abgeleitet.

Im letzten Ergebniskapitel wurden die Auswirkungen der Reduktion der Durchstoßver-

setzungsdichte im Absorbermaterial auf die Bauteilcharakteristika untersucht.

In den Al0,4Ga0,6N-Absorberschichten auf epitaktisch lateral überwachsenem (ELO) AlN

wird ein Großteil der neu entstehenden Durchstoßversetzungen innerhalb von ca. 1,4µm

Schichtdicke an internen verkippten AlGaN-Heterogrenzflächen (∆x∼0, 17) eingesam-

melt. Dadurch ist die Versetzungsdichte gegenüber Al0,4Ga0,6N auf planarem AlN zunächst

um einen Faktor 1/4 reduziert.

Für ELO MSM PD mit einem 1,4µm dünnen Absorber (1. Generation, ELO PD) wird

allerdings ein spannungsabhängiger Injektionsmechanismus beim Dunkelstrom und ein

spannungs-, leistungs- sowie temperaturabhängiger Verstärkungsmechanismus beim Pho-

tostrom beobachtet. Auf den experimentellen Daten aufbauend konnte ein phänomeno-

logisches Modell entwickelt werden, das auf der Erhöhung der Rekombinationszeit durch

Lochakkumulation an den Heteroübergängen basiert und sämtliche Messdaten, insbeson-

dere die thermische Deaktivierung der Verstärkung, qualitativ sehr gut reproduziert.

Für ELO MSM PD mit einem ca. 4,4µm dickem Absorber (2. Generation, ELOB PD)

sind die internen Heterogrenzflächen dagegen tief unter den Elektroden vergraben und die

Versetzungsdichte ist auf nur noch 1/6 gegenüber 1,4µm dünnem, planarem Al0,5Ga0,5N

reduziert. Da nun keine Verstärkungseffekte beobachtet wurden, konnte der tatsächliche

Einfluss der Versetzungsreduktion auf die Bauteilcharakteristika untersucht werden. Bei

breiten Elektrodenabständen zeigte sich für solche ELOB PD ein deutlicher EQE-Zuwachs

gegenüber planaren PD. Anhand eindimensionaler Gleichungen für Lochströme, denen ein

aus der Literatur bekannter Zusammenhang zwischen Versetzungsdichte und Ladungs-

trägerlebensdauer zugrunde liegt, konnten diese experimentellen Ergebnisse schließlich

ebenfalls mit sehr guter qualitativer Übereinstimmung bestätigt werden. Verglichen mit

rückseitig bestrahlten planaren MSM PD können mit ELOB PD bisher allerdings nur

vergleichsweise geringe EQE-Werte erreicht werden. Für einen signifikanten Effekt müsste

die Versetzungsdichte im AlGaN um mindestens eine weitere Größenordnung verringert

werden.

Schließlich wurde die experimentell beobachtete Anisotropie des Photostroms (bzw. der

EQE) für MSM PD mit einer anisotrop inhomogenen Versetzungsdichte bei unterschied-

lichen Elektrodenorientierungen anhand eines einfachen Modells diskutiert, das die Ver-

135

setzungsdichte des Materials mit dessen spezifischem Widerstand korreliert. Durch die

parallele bzw. serielle Anordnung von damit verknüpften Widerständen im MSM⊥bzw.

MSMkPD zeigt sich der EQE-Unterschied EQE⊥/EQEkam deutlichsten für ein glei-

ches Flächenverhältnis dieser Bereiche zueinander sowie für einen hohen Unterschied der

spezifischen Widerstände. Das Modell liefert hier eine sehr gute Reproduzierbarkeit der

experimentellen Daten eines ELOB PD.

Fazit Die Verschiedenartigkeit aller Ergebnisse ergibt ein breites Spektrum an Anwen-

dungsmöglichkeiten für die hier untersuchten AlGaN/AlN MSM PD. Hierbei ist zunächst

entscheidend, ob eine Versorgungsspannung zum Betrieb des MSM PD zur Verfügung

steht oder nicht. Beispielsweise lässt sich mit einem ELO MSM PD der ersten Genera-

tion im Verstärkungsmodus, also bei Spannungen oberhalb von 10V bis 20V, eine sehr

geringe Lichtleistung linear nachweisen. Bei geringeren Versorgungsspannungen können

dagegen rückseitig bestrahlte MSM PD eingesetzt werden, wobei die Absorberschichtdi-

cke einerseits die Schwellenspannung und die spektrale Form der EQE bestimmt, ande-

rerseits jedoch auch das Transmissionsvermögen des Detektors festlegt. EQE-Werte von

einigen 10% können allerdings mit geometrisch asymmetrischen MSM PD geringer Ab-

sorberschichtdicke bei sehr geringen Spannungen von z. B. 1V erzielt werden. Steht keine

Versorgungsspannung zur Verfügung, lassen sich schließlich die a-MSM PD mit einer EQE

von bis zu 24% bei 0V ausnutzen.

Ausblick Die im Rahmen dieser Arbeit diskutierten Ergebnisse zeigen, dass vergleichs-

weise einfach herstellbare AlGaN MSM PD auf planaren AlN/Saphir Templates unter RS-

Bestrahlung trotz einer hohen Durchstoßversetzungsdichte eine hohe EQE liefern können.

Zudem lässt sich die Vorspannung durch eine geeignete Kombination aus Schichtstruktur,

Elektrodengeometrie und Metallisierungsschema sogar bis auf 0V reduzieren. Grundle-

gend hierfür sind dabei die Eigenschaften der AlGaN-Oberfläche sowie der AlGaN/AlN-

Grenzfläche. Diesbezüglich soll hier für zukünftige Untersuchungen Nitrid-basierter MSM

Photodetektoren festgehalten werden, dass durch (1) eine Passivierung der Oberfläche

und (2) das Vergraben der Si-Kontamination am AlGaN/AlN-Heteroübergang grundle-

gende Veränderungen der Bauteilcharakteristika hervorgerufen werden können.

Eine geeignete Passivierung der Oberfläche ist aus Gründen der Langzeitstabilität des

Bauteils im Betrieb generell unverzichtbar. Dabei spielen sowohl die Wahl des Materi-

als (z.B. SiO2oder Al2O3) als auch dessen Materialqualität und -homogenität – insbe-

sondere am Übergang zum AlGaN – eine wichtige Rolle. Neben einer Auswirkung auf

Dunkelstrompfade zwischen den Elektroden muss zudem die elektrische Auswirkung der

Passivierungsschicht auf die RLZ an der AlGaN-Oberfläche eingehend untersucht werden.

Ein Sinken der Schwellenspannung durch Vergraben der Si-Kontamination am AlGaN/AlN-

Übergang wurde im Rahmen der vorliegenden Arbeit anhand von Simulationsrechnungen

vorausgesagt. Hierfür muss also zunächst ein experimenteller Nachweis erbracht werden.

Da sich im Idealfall einer möglichst perfekten Grenzfläche ein 2-dimensionales Löchergas

ausbildet, ist hier ebenfalls mit weiteren Auswirkungen, z. B. auf die Dunkelstromcharak-

teristik oder die Modulationseigenschaften des MSM PD, zu rechnen.

Anhang A.

Konstanten, Parameter und

Ableitungen

137

138 ANHANG A. KONSTANTEN, PARAMETER UND ABLEITUNGEN

A.1. Konstanten und Parameter

Tabelle A.1.: Nützliche physikalische Konstanten (aus Ref. [165]).

Name Formelzeichen Wert Einheit

Lichtgeschwindigkeit im Vakuum c02, 99792458 ×108ms−1

Influenzkonstante ε08, 854187817 ×10−12 AsV−1m−1

Boltzmann-Konstante kB1, 38065 ×10−23 JK−1

Elementarladung e1, 60217646 ×10−19 C

Ruhmasse des Elektrons m09, 1093819 ×10−31 kg

Planck-Konstante h6, 6260688 ×10−34 Js

A.1. KONSTANTEN UND PARAMETER 139

Tabelle A.2.: Materialkonstanten des AlxGa1−xN-Halbleitersystems. Werte für GaN und AlN sind den Tabellen

aus Ref. [120, S. 1541ff] entnommen. Für x= 0, 25 und 0,5 wurde überwiegend linear interpoliert – außer für

Eg.

Bezeichnung Formelzeichen Einheit GaN Al0,25Ga0,75N Al0,5Ga0,5N AlN

effektive Elektronenmasse m∗

nm00,20 0,23 0,26 0,31

effektive Löchermasse m∗

pm01,00 0,85 0,71 0,42

Bandlückenenergie (0K) EgeV 3,51 – – 6,23

Varshni-Parameter αmeV K−10,909 – – 1,799

Varshni-sParameter βK 830 – – 1462

Bandlückenenergie (300K) EgeV 3,43 3,87 4,46 6,14

Permittivität εSε08,9 8,8 8,7 8,5

Gitterkonstante a0Å 3,189 3,170 3,151 3,112

Elastische Konstante (z) C33 GPa 392 390 387 382

Elastische Konstante (x,y) C13 GPa 100 107 114 127

Piezoelektrische Konstante (z) e33 Cm−21,27 1,40 1,53 1,79

Piezoelektrische Konstante (x,y) e31 Cm−2-0,35 -0,39 -0,43 -0,50

Spontane Polarisation PSP Cm−2-0,029 -0,042 -0,055 -0,081

140 ANHANG A. KONSTANTEN, PARAMETER UND ABLEITUNGEN

Hier werden die Proben tabellarisch detailliert aufgelistet.

A.2. Probendaten

Tabelle A.3.: Übersicht der planaren Proben (Dickenserie) für die Experimente zur front- und rückseitigen

Bestrahlung von MSM PD (Kapitel 3 und 4). Die Abkürzungen ssp und dsp bedeuten single side polished und

double side polished.

Absorber

Probe xAl tabs (µm) Template

M0805-6 0,48 1,3 AlN(500nm) auf AlN(25nm)/ssp-Saphir

M1285-2 0,49 0,5 AlN(500nm) auf AlN(25nm)/dsp-Saphir

M1288-3 0,51 0,3 AlN(500nm) auf AlN(25nm)/dsp-Saphir

M1288-4 0,51 0,3 AlN(500nm) auf AlN(25nm)/dsp-Saphir

M1288-5 0,51 0,3 AlN(500nm) auf AlN(25nm)/dsp-Saphir

M1289-3 0,51 0,3 Al0,5Ga0,5N(25nm)/dsp-Saphir

M1286-3 0,50 0,1 AlN(500nm) auf AlN(25nm)/dsp-Saphir

A.2. PROBENDATEN 141

Tabelle A.4.: Übersicht der ELO Proben (1. und 2. Generation) für die Experimente zur Auswirkung einer

Versetzungsreduktion auf die EQE eines MSM PD (Kapitel 5). Die Abkürzung pss bedeutet patterned sapphire

substrate, meint hier allerdings ein oberflächenstrukturiertes AlN/Saphir-Template.

Absorber Template

Probe xAl tabs (nm) Typ Struktur Fehlschnitt

1.Generation

M0561-3 0,4 1400 planar AlN(500nm)/Saphir 0,25◦<a>

M0561-4 0,4 1400 ELO ELO-AlN(7000nm)auf pss[AlN(500nm)/Saphir] 0,25◦<m>

E3950-3B 0,5 1280 ELO ELO-AlN(4420nm) auf pss[AlN(530nm)/Saphir] 0,25◦<m>

E3940-3D 0,9 750 ELO ELO-AlN(4420 nm) auf pss[AlN(530nm)/Saphir] 0,25◦<m>

E3872-1C – – ELO ELO-AlN(4420nm) auf pss[AlN(530nm)/Saphir] 0,25◦<m>

1. und 2. Generation

M0957-2A 0,41 1440 planar AlN(525nm)/Saphir 0,25◦<m>

M0957-6D 0,41 1440 ELO ELO-AlN(6025nm) auf pss[AlN(500nm)/Saphir] 0,25◦<m>

M0957-8A 0,41 1440 ELO-B 11×[Al0.43Ga0.57N(250nm)/AlN(15nm)] auf 0,15◦<m>

ELO-AlN(4900nm) auf pss[AlN(500nm)/Saphir]

142 ANHANG A. KONSTANTEN, PARAMETER UND ABLEITUNGEN

A.3. Halbleiter-Gleichungen

Im Folgenden werden die sog. Halbleitergleichungen schematisch abgeleitet, die im Rah-

men dieser Arbeit zur Bestimmung des elektrischen Verhaltens von Photodetektoren die-

nen. Genauere Ausführungen hierzu können z.B. in Ref. [166, 167, 168] oder [94] nach-

vollzogen werden.

Der Ausgangspunkt ist die grundlegende (hier: 1-dimensionale) Poisson-Gleichung

ε0·∂xεS(x)·∂xφ(x)=−ρ(x) = −ε0·∂xεS(x)·F(x), (A.1)

die eine gegebene räumliche Ladungsverteilung ρ(x)mit dem elektrostatischen Potential

φ(x)bzw. mit der elektrischen Feldstärke F(x) = −∂xφ(x)im Halbleiterbauteil, dessen

lokale Permittivität durch ε0εS(x)gegeben ist, verknüpft (∂meint hierbei die partielle

Ableitung).

Dazu kommen nun die (1-dimensionalen) Kontinuitätsgleichungen für freie Elektronen

und Löcher

∂tn(x,t) = +1/e ·∂xJn(x,t) + G(x,t)−Rn(x,t)(A.2)

∂tp(x,t) = −1/e ·∂xJp(x,t) + G(x,t)−Rp(x,t), (A.3)

die zwischen den Trägerdichten nbzw. pund den Generations- Gund Rekombinations-

raten Rsowie den Stromdichten Jnbzw. Jpam Ort xim Halbleiter zur Zeit tbilanzie-

ren. Unter Vernachlässigung von Temperaturgradienten lassen sich die Stromdichten bei

nicht zu hohen Ladungsträgerdichten durch das 1. Moment der Geschwindigkeitsvertei-

lung f(v,x)

J(x) = eZvf(v,x)dv(A.4)

unter Verwendung der Boltzmann-Transport Gleichung in der Relaxationszeitnäherung

m∗·∂vf(v,x) + v·∂xf(v,x) = f0−f(v,x)

τ(A.5)

mit einer Gleichgewichtsverteilung f0und der Relaxationszeit τzu den sog. Drift-Diffusions-

Stromgleichungen

Jn(x,t) = eµnn(x,t)·F(x,t) + eDn·∂xn(x,t)(A.6)

Jp(x,t) = eµpp(x,t)·F(x,t)−eDp·∂xp(x,t)(A.7)

nähern. Hierbei wurden die Beweglichkeiten µ=eτ/m∗sowie die Diffusionskonstanten

D=µ·kBT/e (Einstein-Relation) der Ladungsträger eingeführt und deren mittleres Ge-

schwindigkeitsquadrat hv2idurch einen mittleren Gleichgewichtswert kBT/m∗(1D) genä-

hert.

Für einfache elektro-optische Fragestellungen lassen sich aus den Halbleitergleichungen

(A.1), (A.2), (A.3), (A.6) und (A.7) näherungsweise Lösungen für den stationären Fall

∂tn=∂tp= 0 bestimmen.

A.4. SCHOTTKY-NÄHERUNG 143

A.4. Schottky-Näherung

Die Schottky-Näherung erweist sich als sehr nützlich für die Ableitung analytischer Aus-

drücke der elektrischen Eigenschaften des Schottky-Kontakts. Den folgenden Zusammen-

hängen liegt das in Abbildung A.1 a gezeigte Koordinatensystem zu Grunde. Hier liegt

die Kontaktfläche Ades Metall/Halbleiter-Übergangs in der yz-Ebene und befindet sich

bei x= 0.

RLZ

F(x)

max

ρ(x)

RLZ

QRLZ = eND·wRLZ·A

QM = − QRLZ

Metall Halbleiter

φ(x,U)

RLZ

(U)

U < 0

U > 0

(a) (b) (c) (d)

Abbildung A.1.: Zur Erläuterung der Schottky-Näherung. (a) Koordinatensystem: Metall (x<0), Halbleiter

(x≥0) – Kontaktfläche Aist ebenfalls angedeutet. (b) – (d): Eindimensionale Verläufe der Ladungsdichte

ρ(x), des elektrischen Feldes F(x)sowie des elektrostatischen Potentials φ(x,U). (vgl. Text)

In der Schottky-Näherung (auch: Verarmungsnäherung) wird ein abrupter Übergang der

Dichte ionisierter Störstellen N+

Dauf den Wert Null in einer festen Entfernung wRLZ zum

Metall/Halbleiter-Übergang zu Grunde gelegt (s. Abb A.1 b). Dies ist insbesondere dann

gut erfüllt, wenn der Donator vollständig ionisiert ist (N+

D≈ND).

Die Ladungsdichte ρ(x)lässt sich dann im Halbleiter stückweise definieren

ρ(x) = (e·ND, 0 ≤x < wRLZ

0 , x≥wRLZ.(A.8)

Die positive Ladung QRLZ in der Raumladungszone (RLZ) des Halbleiters wird von einer

entsprechenden negativen Ladung QMauf der Metallseite ausbalanciert. Das dadurch ent-

stehende elektrische Feld wird im Metall allerdings auf sehr kurzer Distanz zum Übergang

vollständig abgeschirmt (s. Abb A.1 c). Im Halbleiter lässt sich sein Verlauf F(x)anhand

der Poisson-Gl. (A.1) bestimmmen zu

F(x) = (−e·ND

εS·(wRLZ −x) , 0 ≤x<wRLZ

0 , x≥wRLZ,(A.9)

wobei εSdie Permittivität des Halbleiters ist. Das elektrische Feld verläuft demnach linear

innerhalb der RLZ von Fmax =−e·ND·wRLZ/εSbei x= 0 auf Null bei x=wRLZ.

Die Integration von Gl. (A.9) führt schließlich auf den Verlauf des elektrostatischen Po-

tentials

φ(x) = e·ND

2εS·(w2

RLZ −(wRLZ −x)2), (A.10)

144 ANHANG A. KONSTANTEN, PARAMETER UND ABLEITUNGEN

der in Abbildung A.1 d skizziert ist. Zwischen der Kontaktstelle bei x= 0 und dem Rand

der RLZ bei wRLZ besteht im thermischen Gleichgewicht eine eingebaute Potentialdiffe-

renz Vbi, die auch Kontakt- oder Diffusionsspannung genannt wird. Durch Anlegen einer

äußeren positiven (negativen) Spannung Uam Metall wird diese Potentialbarriere für den

Elektronenabfluss aus dem Halbleiter in das Metall abgebaut (erhöht) wodurch die Weite

der RLZ abnimmt (zunimmt).

Für die Spannungsabhängigkeit der Weite der RLZ ergibt sich dann aus Gl. (A.10) mit

den Randbedingungen φ(0) = 0 und φ(wRLZ) = Vbi −U

wRLZ(U) = r2εS

eND

(Vbi −U)(A.11)

und nach Gl. (A.9) folgt hieraus ebenfalls eine wurzelförmige Spannungsabhängigkeit der

elektrischen Feldstärke am Metall/Halbleiter-Übergang

|Fmax(U)|=r2eND

εS·(Vbi −U). (A.12)

Eine faktorielle Änderung mder Dotierkonzentration ND→m·NDwirkt sich auf wRLZ

und Fmax also in entgegengesetzter Weise aus.

A.5. ABLEITUNG: EQE VS. VERSETZUNGSDICHTE 145

A.5. Ableitung: EQE vs. Versetzungsdichte

Nachfolgend wird ein analytischer Zusammenhang zwischen der EQE eines MSM PD und

der Versetzungsdichte TDD in dessen Absorberschicht abgeleitet.

Ausgangspunkt hierfür sind die Halbleitergleichungen (A.1) bis (A.7), angewendet auf die

in Abbildung 5.24 a gezeigte Einheitszelle eines MSM PD. Im Rahmen dieser Arbeit wird

ein stark vereinfachtes Modell entwickelt, das einer Reihe von Näherungen unterliegt:

1. Betrachtet wird nur die photoinduzierte Löcherstromdichte. Damit reduziert sich

der Satz von Gleichungen auf (A.1), (A.3) und (A.7).

2. Es werden nur Driftströme in der RLZ (→∂2

xxp=∂xp= 0) bzw. nur Diffusionss-

tröme in der LFZ (→∂xF=F= 0) betrachtet.

3. Die Dichten photogenerierter Löcher und Elektronen sind überall gleich (n=p).

4. Für die Hintergrundelektronendichte n0gelte

n0= 0 in der RLZ n0=NDin der LFZ. (A.13)

5. Die intrinsische Ladungsträgerkonzentration wird vernachlässigt ni= 0.

6. Es gibt keine beabsichtigte Akzeptordotierung NA= 0.

7. Die (spannungsabhängige) Ausdehnung wUder RLZ wird durch deren Verhalten

im unbeleuchteten Fall genähert. Insbesondere gilt dann nach den Gln. (A.11) und

(A.12) der Zusammenhang

wU=|Fmax|· εS

eND

. (A.14)

8. Es herrsche eine homogene Photogenerationsrate im Absorber der Dicke yvor

Gopt =Topt ·Popt

Eopt ·1

L·y·(sEl +wEl), (A.15)

wobei Popt/L(sEl +wEl)gerade die senkrecht auf die Einheitszelle auftreffende opti-

sche Intensität darstellt.

Damit können zunächst Ausdrücke für die Löcherstromdichten Jp1 in der RLZ bzw. Jp2

in der LFZ abgeleitet werden. Ausgangsgleichung für beide Ausdrücke ist jeweils die ein-

dimensionale Kontinuitätsgleichung

∂tp=Dp(∂2

xxp)−µp0F·(∂xp) + p·(∂xF)+Gopt −RSRH, (A.16)

Dp: Diffusionskonstante der Löcher (=µp0 ·kBT/e), p: freie Löcherkonzentration,

µp0: Löcherbeweglichkeit, F: elektrische Feldstärke, Gopt: Photogenerationsrate,

RSRH: SRH-Rekombinationsrate

als Bestimmungsgleichung für die Löcherdichten, welche sich unter Berücksichtigung von

F=−∇φdurch Einsetzen von Gl. (A.7) in (A.3) ergibt.

146 ANHANG A. KONSTANTEN, PARAMETER UND ABLEITUNGEN

Driftstromdichte Jp1 in der RLZ Durch die Annahmen 3, 4 und 5 vereinfacht sich die

SRH-Rekombinationsrate nach Gl. (1.27) in der RLZ zu

RSRH ≈p

τn+τp

. (A.17)

Wegen der Annahme 2 ergibt die Kontinuitätsgleichung (A.16) für den Gleichgewichtsfall

(∂tp= 0) nun eine Bestimmungsgleichung für die Löcherkonzentration p

0 = −µp0(∂xF)·p+Gopt −p

τn+τp

. (A.18)

Wird die Poisson-Gleichung A.1 ausgenutzt (→∂xF≈eND/εS), ergibt sich nach Umstel-

len von (A.18) schließlich

p=Gopt

(τn+τp)−1+µp0eND/εS

. (A.19)

Da die Dimension von εS/(µp0eND)einer Zeit entspricht, wird dieser Term als die Transit-

zeit ttr der Löcher in der RLZ aufgefasst. Damit wird die Löcherstomdichte nach Gl. (A.7)

in der RLZ zu

Jp1(0) = eGoptµp0F

(τn+τp)−1+t−1

tr ≈eGoptwU

1 + ttr/(τn+τp)=eGoptwU·β, (A.20)

wobei für die elektrische Feldstärke F(x= 0) = |Fmax|gilt und die Annahme 7 verwendet

wurde. Der Faktor βin Gl. (A.20) enthält damit die Abhängigkeit der Löcherstromdichte

Jp1 von der Versetzungsdichte TDD, da die Ladungsträgereinfangzeiten τnund τpnach

Gl. (1.30) in etwa ∝TDD−1sind. Da die Rekombination innerhalb der RLZ häufig

vernachlässigt wird, stellt dieser Ausdruck eine, wenn auch stark genäherte, Erweiterung

der üblichen Ableitungen zu Photoströmen in Schottky-Typ PD dar. Solange ttr (τn+

τp)ist, bleibt β= 1 und Gl. (A.20) beschreibt das häufig abgeleitete Verhalten eines

Schottky-PD oder MSM PD unterhalb der Durchreichspannung.

Diffusionsstromdichte Jp2 in der LFZ Durch die Annahmen 3, 4 und 5 wird die SRH-

Rekombinationsrate nach Gl. (1.27) in der LFZ zu

RSRH ≈(p+ND)·p

τn·p+τp·(p+ND)=(p+ND)

τn+τp·(1 + ND/p)(A.21)

pND

≈ND

τn+τp·ND/p

τnτp·ND/p

≈p

τp

. (A.22)

Wegen der Annahme 2 ergibt die Kontinuitätsgleichung (A.16) für den Gleichgewichtsfall

(∂tp= 0) nun eine Differentialgleichung (DGL) zweiter Ordnung als Bestimmungsglei-

chung für die Löcherkonzentration p

0 = ∂2

xxp−p

+Gopt

(A.23)

A.5. ABLEITUNG: EQE VS. VERSETZUNGSDICHTE 147

mit der Löcherdiffusionslänge Lp=pDpτp. Die Lösung dieser inhomogenen DGL ist

p(x) = A·exp(x/Lp) + B·exp(−x/Lp) + L2

p/Dp·Gopt (A.24)

mit den konstanten Koeffizienten

A=−GoptLp

Dp·

β·Lp·exp wU

Lp+f·exp sEl

Lp

exp 2wU

Lp+ exp 2sEl

Lp(A.25)

B=GoptLp

Dp·

f·exp sEl

Lp−β·Lp·exp 2sEl−wU

Lp

exp 2sEl−2wU

Lp+ 1, (A.26)

die – in Anlehnung an die Ausführungen von Liou und Nabet [96] – unter den Bedingungen

p(wU) = 0 und −eDp(∂xp)sEl =eGoptf(A.27)

abgeleitet wurden. Die erste Bedingung drückt aus, dass aufgrund des elektrischen Feldes

am Schottky-Kontakt keine Löcher mehr am Rand der RLZ vorhanden sind. Die zweite

Bedingung sorgt für die Kontinuität eines von x=sEl aus in Richtung RLZ fließenden

Diffusionsstromes bei einer effektiv kleineren Diffusionslänge f < Lp(asymmetrische Feld-

profile). Unter Berücksichtigung der Konstanten (A.25) und (A.26) in der Lösung (A.24)

wird die Löcherstromdichte nach Gl. (A.7) in der LFZ zu

Jp2(0) = −eDp·∂xp(x)wU·β(A.28)

=−eGoptβ·

Lp·exp 2sEl

Lp−exp 2wU

Lp−2f·exp wU+sEl

Lp

exp 2wU

Lp+ exp 2sEl

Lp. (A.29)

Dieser Strombeitrag wurde hier allerdings um die SRH-Rekombination der Löcher an

Versetzungen auf deren Weg vom Rand der RLZ (x=wU) bis zur Kathode (x= 0)

durch die Multiplikation mit βkorrigiert (s. Gl. (A.20). Unter Ausnutzung von 2a=

a+b−(b−a)lassen sich die entsprechenden Exponentialterme in Gleichung A.29 in die

Form exp (2a) = exp (a+b)·exp (a−b)bringen, so dass schließlich

Jp2(0) = −eGoptβ·

Lp·exp sEl−wU

Lp−exp −sEl−wU

Lp−2f

exp sEl−wU

Lp+ exp −sEl−wU

Lp(A.30)

=−eGoptβ·Lp·tanh sEl −wU

Lp−2fcosh−1sEl −wU

Lp(A.31)

f→0

≈ −eGoptβ·Lp·tanh sEl −wU

Lp(A.32)

wird, wenn Diffusionsströme in der Nähe der Anode vernachlässigt werden (f→0).

Verzeichnisse

149

Tabellenverzeichnis

3.1. Simulationsparameter für die EQE-Kennlinien des 0,5µm dicken Al0,5Ga0,5N/AlN

MSMPD. ................................... 61

A.1. Nützliche physikalische Konstanten. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 138

A.2. Materialkonstanten des AlxGa1−xN-Halbleitersystems. . . . . . . . . . . . 139

A.3. Übersicht der planaren Proben (Dickenserie) für die Experimente zur front-

und rückseitigen Bestrahlung von MSM PD (Kapitel 3 und 4) . . . . . . . 140

A.4. Übersicht der ELO Proben (1. und 2. Generation) für die Experimente

zur Auswirkung einer Versetzungsreduktion auf die EQE eines MSM PD

(Kapitel5) ...................................141

151

Abbildungsverzeichnis

1.1. Bandstruktur von GaN in 1. BZ, Aufhebung der Entartung der VB-Zustände

und Dispersionsrelation in der Nähe des Γ-Punktes ............. 5

1.2. Komponenten der Polarisation in AlxGa1−xN-Schichten auf GaN bzw. AlN. 7

1.3. Berechnete Komponenten der Polarisation in AlxGa1−xN-Schichten auf GaN

bzw.AlN. .................................... 8

1.4. Zur Erläuterung der Ionisierung von Störstellen. . . . . . . . . . . . . . . 10

1.5. Zur Veranschaulichung der Rekombination an Durchstoßversetzungen. . . 14

1.6. Zur Erläuterung der unterschiedlichen Rekombinationsraten. . . . . . . . . 16

1.7. Querschnitts- und Draufsichtsskizzen des Aufbaus eines MSM PD . . . . . 17

1.8. Zustandekommen des Schottky-Kontakts und Spannungsabhängigkeit der

Weite der RLZ sowie des maximalen Feldstärkebetrages. . . . . . . . . . . 18

1.9. Fermi-Level-Pinning an der Halbleiteroberfläche und Barrier-Lowering am

Schottky-Kontakt. ............................... 19

1.10. Zur Erläuterung des Stromtransports am rückwärtsgepolten Schottky-Kontakt.

1.11. Zum Dunkelstromverhalten einer MSM-Struktur. . . . . . . . . . . . . . . 22

1.12. Zum Photostromverhalten einer MSM-Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . 23

1.13. Zur Ableitung der EQE frontseitig und rückseitig bestrahlter MSM PD. . 26

2.1. Schematische Darstellung der Epitaxie-Prozesse zur Herstellung AlGaN-

basierterMSMPDamFBH. ......................... 29

2.2. Elektroden-Design eines symmetrischen und eines asymmetrischen MSM

PD. ....................................... 31

2.3. Schematischer Ablauf der Prozessierung von MSM PD mittels Kontaktli-

thographie. ................................... 32

2.4. Lichtmikroskopische Aufnahme des Elektroden-Designs eines a-MSM PD. 32

2.5. Schematische Darstellung des experimentellen Aufbaus für die Photostrom-

SpektroskopieamFBH. ............................ 35

2.6. Zur Erläuterung des Transienten-Messmodus am PCS-Messplatz. . . . . . 37

2.7. Aufnahme von Photostrom-Spektren und Strom-Spannungs-Kennlinien am

PCS-Messplatz.................................. 38

2.8. Strom-Leistungs-Kennlinie eines MSM PD und Schema zur Probenjustage. 39

2.9. Zur Leistungskalibrierung des PCS-Messplatzes. . . . . . . . . . . . . . . . 40

2.10. Beschreibung der Simulations-Einheitszelle. . . . . . . . . . . . . . . . . . 43

2.11. Zur Diskussion der Schottky-Barrierenhöhe und der Polarisationsladung. . 44

2.12. Zur Diskussion der Ladungsträgermobilität. . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

2.13. Zur Diskussion der Photogenerationsrate in AlxGa1−xN. .......... 47

153

154 ABBILDUNGSVERZEICHNIS

2.14. Zur Diskussion der SRH-Rekombination in GaN. . . . . . . . . . . . . . . 48

3.1. EQE-Spektren frontseitig bestrahlter AlxGa1−xN/AlN MSM PDs für ver-

schiedene xAl................................... 51

3.2. Zur Veranschaulichung des Franz-Keldysh-Effekts. . . . . . . . . . . . . . 52

3.3. Zur Bestimmung der optischen Konstanten von AlxGa1−xN. ........ 54

3.4. EQE-Kennlinien (Messung und 1D-Modell) sowie Skizzen eines Al0,5Ga0,5N

MSM PD mit tabs = 0,5 µmunter FS- und RS-Bestrahlung. . . . . . . . . 56

3.5. EQE-Spektren eines AlGaN/AlN MSM PD unter frontseitiger und rück-

seitigerBestrahlung. .............................. 58

3.6. Zur Erläuterung des EQE-Spektrums eines RS-bestrahlten MSM PD (1D-

Modell)...................................... 59

3.7. EQE-Kennlinien eines Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit 0,5µm dickem Ab-

sorber der Probe M1285-2 (Messung und 2D-Modellierung). . . . . . . . . 62

3.8. 2D-Simulationsdaten für den 0,5µm dicken MSM PD unter RS-Bestrhlung. 63

3.9. Zur Justage der Flächenladungsdichten am Luft/Al0,5Ga0,5N- bzw. Al0,5Ga0,5N/AlN-

Übergang .................................... 64

3.10. 2D-Simulationsdaten für den 0,5µm dicken MSM PD unter FS- und RS-

Bestrhlung. ................................... 66

4.1. EQE-Kennlininien und Konturplots der elektrischen Feldstärke im MSM

PD unterschiedlicher AlGaN-Schichtdicke. . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70

4.2. Zur Erläuterung des Einflusses der Löcherdiffusionslänge Lpim Drift-Diffusions-

Modell. ..................................... 72

4.3. Spektrale EQE von Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD mit 0,1µm dicker Absor-

berschicht unter FS- und RS-Bestrahlung und Dunkelstrom-Kennlinien von

Al0,5Ga0,5N/AlN MSM PD der Probenserie M128x-y mit Absorberschicht-

dicken zwischen 1,4µm und 0,1µm....................... 73

4.4. SIMS-Profile und geschätzte Ionisierungsgrade für Si, C und O in der Probe

M1288-4. .................................... 75

4.5. Zur Abschätzung der Ionisierungsgrade von Silizium (Si) und Sauerstoff

(O) als Donatoren bzw. Kohlenstoff (C) als Akzeptor. . . . . . . . . . . . 76

4.6. Zur Berücksichtigung der Si-Kontamination im Rechenmodell. . . . . . . . 77

4.7. Experimentelle Charakteristika von 0,3µm dicken Al0,5Ga0,5N MSM PD

mit bzw. ohne AlN-Pufferschicht. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 79

4.8. SIMS-Profile für Si, C und O in der Probe M1289-2 (ohne AlN-Puffer). . . 81

4.9. Einfluss des Elektrodenabstands auf die EQE frontseitig bestrahlter Al-

GaN/AlNMSMPD. .............................. 83

4.10. EQE-Kennlinien von symmetrischen FS- und RS-bestrahlten MSM PD der

Motive M1 und M5 sowie deren EQE-Verhältnis. . . . . . . . . . . . . . . 83

4.11. EQE-Kennlinien von symmetrischen RS-bestrahlten MSM PD der Motive

M1 und M5 sowie deren EQE-Verhältnis für verschiedene Absorberschicht-

dicken. ..................................... 85

ABBILDUNGSVERZEICHNIS 155

4.12. EQE-Kennlinien von FS- und RS-bestrahlten MSM PD der Motive M4

(asymmetrisch) und M5 (symmetrisch) sowie deren EQE-Verhältnis. . . . 86

4.13. EQE-Kennlinien von FS- und RS-bestrahlten MSM PD der Motive M4

(asymmetrisch) und M5 (symmetrisch) sowie deren EQE-Verhältnis für

verschiedene Absorberschichtdicken. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 87

4.14. Zur Erläuterung der Kennlinienasymmetrie des asymmetrischen M4-PD

(tabs = 0,5 µm) ................................. 89

4.15. Zur Erläuterung der Kennlinienasymmetrie des dünnen asymmetrischen

M4-PD (tabs =0,1µm) ............................. 90

4.16. Symmetrisches (MSM) und asymmetrisches (a-MSM) Leitungsbandprofil

undSkizzea-MSM. .............................. 91

4.17. Strom-Spannungs- bzw. Strom-Leistungs-Kennlinien des 0,3µm dicken a-

MSMPD..................................... 92

4.18. Charakteristika von 0,1µm dünnen a-MSM PD mit unterschiedlichen Mo-

tiven unter rückseitiger Bestrahlung. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94

5.1. EQE-Spannungs-Kennlinien von planaren und ELO Al0,4Ga0,6N MSM PD. 97

5.2. Illustration der Epitaxiestruktur der hier untersuchten planaren, ELO und

ELOBProben. ................................. 98

5.3. AFM-Aufnahmen und 1D-Linienprofile von planaren und ELO AlN- bzw.

Al0,4Ga0,6N-Oberflächen............................. 99

5.4. Ergebnisse der REM/CL-Untersuchung der Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht

auf planarem AlN-Template. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100

5.5. Ergebnisse der REM/CL-Untersuchung der Al0,4Ga0,6N-Absorberschicht

aufELOAlN-Template ............................101

5.6. Zur Diskussion der Kompositionsinhomogenitäten in AlGaN auf einem ver-

kippten ELO AlN-Template. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102

5.7. REM/CL-Analyse zur Bestimmung der dark spot density (DSD) von Al0,4Ga0,6N-

Absorberschichten auf planaren und ELO AlN-Templates (M0561-x). . . . 103

5.8. REM/CL-Analyse zur Bestimmung der dark spot density (DSD) von Al0,4Ga0,6N-

Absorberschichten auf planaren und ELO AlN-Templates (M0957-x). . . . 104

5.9. Zur Korrelation zwischen Dark-Spots und Durchstoßversetzungen in Al0,4Ga0,6N.

105

5.10. Zusammenfassung der materialanalytischen Untersuchung. . . . . . . . . . 106

5.11. Schichtaufbau und Elektrodengeometrie von ELO MSM PD. . . . . . . . . 107

5.12. EQE-Charakteristika von planaren und ELO Al0,4Ga0,6N MSM PD auf den

ProbenM0561-x. ................................108

5.13. Strom-Leistungs- und Strom-Spannungs-Kennlinien von ELO MSM PD. . 109

5.14. Charakteristika eines Al0,5Ga0,5N ELO MSM PD (T= 25 ◦C. . . 205 ◦C). . 110

5.15. Zum Ursprung des Dunkelstrom-Injektionsmechanismus. . . . . . . . . . . 112

5.16. Zur Identifizierung thermischer Energiebarrieren ∆Eim ELO MSM PD. . 113

5.17. Modell nach Katz et al. (Ref. [164]) zur Beschreibung der Photostromver-

tärkung in MSM PD, angewendet auf Al0,5Ga0,5N MSM PD. . . . . . . . . 114

156 ABBILDUNGSVERZEICHNIS

5.18. Zum phänomenologischen Modell für die Photostromverstärkung in ELO⊥

MSMPD.....................................115

5.19. Modellierter Photostrom-Kennlinienverlauf eines ELO⊥MSM PD mit Ver-

stärkung. ....................................116

5.20. Temperaturabhängigkeit der Strom-Spannungs-Kennlinie eines ELO MSM

PD. .......................................117

5.21. Experimentelle und modellierte Daten eines ELO Al0,4Ga0,6N MSM PD:

Leistungsabhängigkeit von EQE-Kennlinien sowie Spannungsabhängigkeit

von Strom-Leistungs-Kennlinien. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118

5.22. Charakteristika von planaren und ELOB Al0,4Ga0,6N MSM PD auf den

ProbenM0957-y. ................................121

5.23. Abhängigkeit der EQE von planaren und ELOB MSM PD vom Elektro-

denabstand und der optischen Leistung bei verschiedenen Spannungen. . . 122

5.24. Zur Berechnung der photoinduzierten Lochstromdichte als Funktion der

Durchstoßversetzungsdichte. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 123

5.25. Berechnete EQE für MSM PD nach dem 1D-Modell als Funktion der Durch-

stoßversetzungsdichte und des Elektrodenabstands. . . . . . . . . . . . . . 125

5.26. Zur Anisotropie des Photostroms (bzw. der EQE) von planaren, ELO und

ELOB MSM PD im mittleren (x∼0, 4 und 0,5) und hohen (x= 0, 9 und

1) Kompositionsbereich. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 128

5.27. Zur Modellierung der Photostrom-Anisotropie von MSM PD mit anisotrop

modulierter Versetzungsdichte. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 129

5.28. Modelliertes EQE-Verhältnis EQE⊥/EQEkvon MSM⊥und MSMkPD

als Funktion des Terrassenverhältnisses Γfür verschiedene Widerstands-

verhältnisse k. .................................130

A.1. Zur Erläuterung der Schottky-Näherung. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143

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Seite 105).

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[168] H. Ibach and H. Lüth. Festkorperphysik – Einführung In Die Grundlagen. Springer-

Lehrbuch. Springer, 2009. (Zitiert auf Seite 142).

Danksagung

An dieser Stelle möchte ich allen Personen danken, die zum Gelingen dieser Dissertation

beigetragen haben:

•Prof. Dr. Günther Tränkle danke ich für die Vielzahl an interessanten und darüber-

hinaus sehr hilfreichen Doktorandengespräche sowie, neben den exzellenten wissen-

schaftlichen Möglichkeiten, auch für die sehr guten Arbeitsbedingungen am FBH.

•Prof. Dr. Michael Kneissl möchte ich für die Möglichkeit danken in diesem inter-

essanten Themengebiet promovieren zu dürfen und natürlich ebenso für die fachli-

chen Diskussionen.

•Prof. Dr. Markus Weyers danke ich ganz besonders für die sehr intensive Betreuung

und das außerordentlich gute Arbeitsklima in der Abteilung Materialtechnologie.

Außerdem danke ich ihm sehr für seine Geduld, die kontinuierliche Präsenz bei

Fragen aller Art und die vielen wertvollen Beiträge zu diesem Thema.

•Vielen Dank an Prof. Dr. Ulrich T. Schwarz für seine Tätigkeit als externer Gut-

achter und sein Interesse an dieser Arbeit.

•Ein besonderer Dank geht an Dr. Andrea Knigge für eine erfolgreiche Zusammen-

arbeit, ihre kompetenten Hilfestellungen in allen Fragen zur Thematik und nicht

zuletzt für den freundschaftlichen Umgang während unserer Zeit im Büro 247.

•Dr. Viola Küller, Dr. Sylvia Hagedorn, Dr. Frank Brunner und Dr. Arne Knauer

danke ich für die Bereitstellung vieler verschiedener AlGaN-Proben sowie die vielen

Erklärungen dazu und Torsten Petzke bzw. Olaf Fink für die Wartung der MOVPE-

Anlagen.

•Dr. Sven Einfeldt, Dr. Deepak Prasai und MSc Markus Helbling sowie die Kollegen

der Abteilung Prozesstechnologie möchte ich für die Prozessierung der MSM und

a-MSM Strukturen danken. An dieser Stelle sei auch noch Alexander Külberg und

Hans-Joachim Pöhls für das Laserritzen von Proben sowie Saskia Schönfeld für die

Durchführung von Rückseitenpolitur-Experimenten besonders gedankt.

•Frau Dr. Ute Zeimer und Helen Lawrenz möchte ich für die vielen REM- und CL-

Untersuchungen danken.

•Natürlich wären sämtliche Untersuchungen ohne die ständige Bereitschaft der Tech-

nischen Dienste sowie der EDV-Abteilung des FBH nicht möglich gewesen. Beson-

ders Rainer Lawrenz war hier in Hard- und Softwarefragen stets ein verlässlicher

Ansprechpartner – vielen Dank!

173

174 DANKSAGUNG

•Bei der Einführung in die ATLAS Software konnte ich auf die Kenntnisse von Dr.

Eldad Bahat-Treidel zurückgreifen. Hierfür sei ihm sehr gedankt, da dies der erste

entscheidende Schritt war, die Bauteilphysik von MSM PD genauer nachvollziehen

zu können. Dr. Hans Wenzel, Dr. Carsten Netzel, MSc Jörg Jeschke, MSc Julian

Stoever und BSc Jan Ruschel waren im Laufe der Zeit ebenfalls sehr hilfreiche

Diskussionspartner in Fragen zur Halbleiter-Bauteilsimulation.

•MSc Markus Helbling und dem Masterstudenten Sebastian Walde danke ich vor

allem für ihre Beharrlichkeit während ihrer Studienzeit viele Fragen zu stellen, und

natürlich auch für den freundschaftlichen Umgang miteinander.

•Mit einigen meiner Kollegen aus der Abteilung Materialtechnologie konnten viele

fachliche aber auch anderweitige Fragen angegangen werden. Für die sehr freundli-

che, aufmerksame und hilfsbereite Atmosphäre sei ihnen sehr gedankt. Insbesondere

an Nadine Möller und Claudia Fischer, die mich über die Jahre nicht nur in Dienst-

reiseangelegenheiten unterstützt haben sondern z. B. auch immer fleißig mit in die

Mensa gekommen sind – ein liebes Dankeschön!

•Meinen Eltern Christine, Wolfram und Ingeborg danke ich für jegliche Hilfe und

Unterstützung und meinen Geschwistern Babette, Steffen, Christian und Mario für

deren Zuspruch und Anteilnahme während des gesamten Studiums.

Zuletzt gilt mein besonderer Dank meiner Frau Astrid – für einfach Alles...jetzt bin ich

fertig ;-).