Afhankelijkheid van dikte van grensvlak- en elektrische eigenschappen in atoomlaag afgezet AlN op c-vlak GaN

Resultaten en discussie

Figuur 1a-c toont de transversale scanning transmissie-elektronenmicroscopie (STEM) afbeeldingen rond de AlN-laag. De geschatte dikten van de AlN-lagen waren vergelijkbaar met de waarden van de ellipsometer. De typische semilogaritmische stroomdichtheid-spanning (J –V ) curven worden getoond in Fig. 2a. Vergeleken met het monster zonder AlN (d.w.z. referentiemonster), stegen de huidige waarden voor het monster met een 0,7 nm dik AlN en daalden voor de monsters met 1,5 en 7,4 nm dik AlN. Met behulp van het thermionische emissie (TE) -model [24] werd het voorwaartse voorspanningsstroomtransport van een Schottky-diode geanalyseerd om zowel de barrièrehoogte als de idealiteitsfactor te verkrijgen. De barrièrehoogten werden berekend op 0,77 (±-0,03), 0,61 (±-0,01), 0,83 (±-0,05) en 1,00 (±-0,08) eV voor de monsters met 0-, 0,7-, 1,5- en 7,4-nm- dik AlN, respectievelijk. De idealiteitsfactoren bleken 1,63 (±-0,18), 4,19 (±-0,16), 1,83 (±-0,33) en 1,57 (±-0,03) te zijn voor de monsters met een dikte van 0, 0,7, 1,5 en 7,4 nm. AlN, respectievelijk. Met een 0,7 nm dik AlN nam de barrièrehoogte af en nam de idealiteitsfactor toe. Met dikkere AlN-lagen was de idealiteitsfactor vergelijkbaar, maar de barrièrehoogte nam toe in vergelijking met het referentiemonster. In figuur 2c is te zien dat bij toenemende AlN-dikte de barrièrehoogte eerst afnam en vervolgens toenam als gevolg van de tunnelweerstand die wordt geïnduceerd door een dikke AlN-laag. Dit geeft aan dat ongeveer 0,7 nm een ​​keerpunt is voor de hoogte van de barrière in termen van AlN-dikte.

Cross-sectionele scanning transmissie elektronenmicroscopie (STEM) beelden met a 0,7-, b 1.5-, en c 7,4 nm dik AlN. d , e Atoompercentage versus diepteprofielen verkregen uit energiedispersieve röntgenspectroscopie (EDS) lijnscans voor de monsters met respectievelijk 0- en 7,4-nm dik AlN

een Typische semilogaritmische stroom-spanning (I –V ) kenmerken. b Barrièrehoogte versus idealiteitsfactorplots. c Barrièrehoogtes en idealiteitsfactoren als functie van AlN-dikte

Afbeelding 3 toont de C –V curven gemeten bij verschillende frequenties. Wanneer de AlN-diktes 0 en 0,7 nm zijn, werd de inversie in de capaciteitswaarden waargenomen onder 10 kHz. In plaats van inversie wordt normaal gesproken diepe uitputting waargenomen voor materialen met een brede bandgap zoals GaN vanwege de lage generatiesnelheid van minderheidsdragers (gaten) [25, 26]. Zoals getoond in Fig. 3c, d, werd een dergelijke inversie niet waargenomen voor dikkere AlN-lagen. Hier moet worden opgemerkt dat in de Au / GaN-overgang geen inversie werd waargenomen bij lage frequenties. Met behulp van transiënte spectroscopie op diep niveau (DLTS), Auret et al. waargenomen door e-beam geïnduceerde defecten in Pt/n-GaN Schottky-juncties [27]. Hier hebben we energiedispersieve röntgenspectroscopie (EDS) -metingen uitgevoerd en de diepteprofielen voor de monsters met 0- en 7,4-nm dik AlN worden respectievelijk getoond in Fig. 1d, e. In figuur 1d is duidelijk te zien dat Pt-atomen in de GaN-laag diffundeerden, terwijl de diffusie van Pt-atomen in de GaN-laag effectief werd onderdrukt vanwege de AlN-laag. Daarom zou het mogelijk zijn om te suggereren dat door Pt-afzetting veroorzaakte defecten nabij het GaN-oppervlak de inversiecapaciteit bij lage frequenties produceerden en dat de vorming van deze defecten werd onderdrukt met een relatief dikke AlN-laag (>-1, 5 nm).

Capaciteit–spanning (C –V ) gegevens gemeten bij verschillende frequenties voor de monsters met a 0-, b 0,7-, c 1.5-, en d 7,4-nm dik AlN

Behalve het monster met een AlN van 7,4 dik, vertoonden alle andere monsters de afwijkende piek in de C –V curve met toenemende voorspanning, die verband hielden met de verdeling van diepe vallen in de opening, de serieweerstand en interfacetoestanden [28, 29]. De frequentiespreiding in het accumulatiegebied gaat gepaard met de vorming van een inhomogene laag op het grensvlak. De capaciteit van een dergelijke laag werkt in serie met de oxidecapaciteit die de dispersie in de accumulatie veroorzaakt [30]. De spreiding in uitputting is te wijten aan de aanwezigheid van interfacetoestanden die reageren op de toegepaste frequentie. Als de tijdconstanten van de interfacetoestanden vergelijkbaar zijn met de frequentie van een klein signaal, leveren de interfacetoestanden een zodanige bijdrage aan de totale capaciteit dat de drempelcapaciteit toeneemt bij verlaging van de frequentie [31].

Figuur 4 toont de conductantie-spanning (G /ω –V ) curven gemeten bij verschillende frequenties. Onder voldoende hoge voorwaartse en achterwaartse vooroordelen zouden de geactiveerde defecten effectiever kunnen communiceren met aangrenzende interfacetoestanden bij lage frequenties en daardoor de geleiding verhogen. Ongeveer in het bereik van -1 en 0 V vertoonden alle monsters de toename van de geleiding met toenemende frequentie. Dit gedrag werd prominenter voor het monster met een AlN van 7,4 nm dik. De toename van de geleiding bij het verhogen van de frequentie was geassocieerd met de recombinatiecentra die recombinatiestroom in het uitputtingsgebied bevorderen en de interfacetoestanden die laad- en ontlaadstroom of hopping-geleidingsproces bieden dat optreedt bij hoge frequentie [32]. De resultaten geven daarom aan dat interfacetoestanden met verschillende tijdconstanten aanwezig zijn voor alle monsters, en de aanwezigheid van dergelijke defecten is het meest significant voor het monster met een AlN van 7,4 nm dik.

Geleidingsspanning (G /ω –V ) gegevens gemeten bij verschillende frequenties voor de monsters met a 0-, b 0,7-, c 1.5-, en d 7,4-nm dik AlN

Zoals getoond in Fig. 5a, een schatting van de dichtheid van de interfacetoestand (D _het ) werd gemaakt door de Terman-methode toe te passen op de experimentele C–V curven gemeten bij 1 MHz [33]. De verkregen D _het vs. E _C –E _t (locatie van de interfacestatus) wordt weergegeven in Fig. 5b. Hier hebben we de C–V . niet geanalyseerd kromme van het monster met een 0,7 nm dik AlN omdat het monster lek was en de exacte oxidecapaciteit (C _OX ) was niet goed gedefinieerd. Het monster met een AlN van 7,4 nm dik vertoonde de hoogste dichtheid van de interfacetoestand, vooral voor E _C –E _t> 0,4 eV. Bovendien zijn de gemiddelde dichtheid van het grensvlak en de oxidevanger (Q _T ) langs de GaN-bandgap (E _g ) werden berekend door C . te analyseren –V hysteresisplots, met behulp van de flatband-spanningsverschuiving (ΔV _FB ) door de vergelijking Q _T = (C _OX ΔV _FB )/qE _g [34]. De kleine vlakbandspanningsverschuiving en het kleine hysteresevenster duiden op een lage trapdichtheid. De inzet in Fig. 4b toont C –V hysterese plots. De ingevangen ladingsdichtheden werden berekend als 4,2 × 10 ⁹ , 9,3 × 10 ⁹ , en 3,6 × 10 ¹¹ cm ⁻² eV ⁻¹ voor de monsters met respectievelijk 0-, 1,5- en 7,4 nm dik AlN. De hysterese kan afkomstig zijn van de interface traps van AlN/GaN en de border (of bulk) traps in de AlN laag. Net als de Terman-methode onthulde de 7,4-nm dikke AlN-laag de hoogste dichtheid van het grensvlak en de oxidevanger. Daarom is het in dit voorbeeld mogelijk om te suggereren dat de grensvallen in de AlN-laag en de interface-vallen aanzienlijk hebben bijgedragen aan de verschuiving in C –V percelen.

een Vergelijking van experimentele capaciteit-spanning (C –V ) gegevens gemeten bij 1 MHz en ideale C–V gegevens en b dichtheid van interfacestatus (D _het ) verdelingen bepaald door toepassing van de Terman-methode voor de monsters met een AlN-laag van 0, 1,5 en 7,4 nm dik. De inzet in b toont de C –V hysteresisplots gemeten bij 1 MHz

De chemische samenstelling aan het AlN/GaN-interface werd onderzocht met behulp van XPS-metingen voor twee monsters met 0,7- en 7,4-nm dik AlN. Hier werd een sputter-etsbehandeling op het monster uitgevoerd met een AlN van 7,4 nm dik omdat de dikte van AlN te dik was om de exacte informatie in de buurt van de AlN/InP-interface te verkrijgen. Bare GaN werd ook als referentie aan het oppervlak gescand. Figuur 6a toont de XPS-diepteprofielen voor elk element verkregen uit het monster met een 7,4-nm dik AlN. De diffusie van Ga-atomen in de AlN-laag was duidelijk te zien. Er bleken vrij grote hoeveelheden zuurstofatomen aanwezig te zijn over de AlN-laag. Zowel O- als Al-atomen werden echter niet goed waargenomen in de buurt van het AlN / GaN-interface. De grotere hoeveelheid zuurstof nabij het AlN-oppervlak, vergeleken met het AlN/GaN-interface, geeft aan dat een aanzienlijk deel ervan het gevolg was van de atmosferische oxidatie, niet van het ALD-afzettingsproces zelf. Vervolgens selecteerden we de smal gescande XPS-spectra op één etsdiepte (dikte van het overgebleven AlN was ongeveer 1, 5-2, 0 nm) en vergeleken ze met de gegevens van andere monsters. Figuur 6b toont de Ga 2p _3/2 spectra op kernniveau. De pieken bij ~-1118,0 eV en ~-1119,2 eV voor zowel het kale GaN als het monster met een 0,7 nm dik AlN zijn geassocieerd met GaN en Ga₂ O₃ , respectievelijk [35, 36]. De piek bij ~-117.4 eV voor het monster met een AlN van 7,4 nm dik is te wijten aan Ga gebonden aan AlN [37]. We kunnen echter niet uitsluiten dat het afkomstig is van Ga₂ O-piek (~  1117,3 eV) [38].

een XPS-diepteprofielen voor elk element verkregen uit het monster met een AlN van 7,4 nm dik. XPS-spectra op kernniveau van b Ga 3p 3/2, c O 1s , en d Al 2p voor de monsters met 0-, 1.5- en 7.4-nm dik AlN

Zoals getoond in Fig. 6c, worden de pieken bij ~~530.2 en ~~531.9 eV toegeschreven aan de chemisch gesorbeerde O en Ga₂ O₃ , respectievelijk [39]. Bovendien is de piek bij ~-532,8 eV geassocieerd met Al-OH [40]. Er werd echter geen bijzondere piek waargenomen voor het monster met een 7,4-nm dik AlN op de geselecteerde diepte. Evenzo werd geen piek waargenomen bij de diepere etsdiepten (niet getoond). Wanneer de AlN-dikte dun is (0,7 nm), werden de chemisch gesorbeerde zuurstofatomen verwijderd maar Al-atomen gebonden met OH. Toen de AlN-dikte toenam, waren er zeer weinig zuurstofatomen aanwezig in de buurt van het GaN-oppervlak, wat wijst op het opruimende effect. Er waren echter grote hoeveelheden zuurstofatomen aanwezig in het overwoekerde AlN-gebied, mits oxideladingen. O 1s spectra op kernniveau op de etsdiepten waar de hoeveelheid Ga-atomen verwaarloosbaar is (ongeveer 0 ~ 3 nm van het AlN-oppervlak in Fig. 6a) bleken de dominante piek te vertonen bij ~ -531.8 eV, geassocieerd met Al2 O₃ [41]. Dit betekent dat een deel van de AlN-laag is samengesteld uit Al₂ O₃ . Zoals getoond in Fig. 6d, wordt de piek gerelateerd aan AlN niet goed waargenomen voor het monster met een 0,7 nm dik AlN. In plaats daarvan worden twee pieken waargenomen bij ~ 74.1 en ~ 75.6 eV, geassocieerd met AlO_x en Al-OH, respectievelijk [42]. Deze Al–O binding-gerelateerde pieken zoals AlO_x en Al-OH kan fungeren als defecten. De piek bij ~-73,6 eV voor het monster met een AlN van 7,4 nm dik is geassocieerd met AlN [43].

De stroomtransporteigenschappen voor de monsters met 0,7- en 7,4 nm dik AlN werden verder onderzocht met behulp van temperatuurafhankelijke stroom-spanning (I –V –T ) afmetingen. Zoals getoond in Fig. 7, namen zowel de voorwaartse als de achterwaartse biasstroom in een vergelijkbare mate toe voor het monster met een dikte van 0,7 nm. Voor het monster met een AlN van 7,4 nm dik waren de omgekeerde lekstromen echter meer temperatuurafhankelijk dan de voorwaartse stromen. Onder omgekeerde voorspanning zou een hogere temperatuur thermische emissie van gaten kunnen veroorzaken vanuit de diepe niveaus in de AlN-valentieband en zo een nieuwe toevoer van elektronen introduceren [44]. Volgens inhomogeen barrièremodel [24] is de temperatuurafhankelijke effectieve barrièrehoogte (φ _B ) is gerelateerd aan een nul-bias gemiddelde barrièrehoogte (\( {\overline{\varphi}}_B \)) en een standaarddeviatie (σ ₀ ) als \( {\varphi}_B={\overline{\varphi}}_B-q{\sigma_0}^2/2 kT \). De σ ₀ waarden werden verkregen als 0,147 en 0,204 V voor de monsters met respectievelijk 0,7 en 7,4 nm dik AlN. Met behulp van deze waarden kunnen de gewijzigde Richardson-plots van ln(I ₀ /T ² ) − q ² σ ₀ ² /2k ² T ² vs. 1/kT werden verkregen, getoond in Fig. 8a. De onderscheppingen op de ordinaat produceerden de Richardson-constanten van A ^** als 397,3 en 27,1 A cm ⁻² K ⁻² voor de monsters met respectievelijk 0,7- en 7,4-nm dik AlN. De waarde voor het monster met een AlN van 7,4 nm dik is vergelijkbaar met de theoretische waarde van 26,4 A cm ⁻² K ⁻² voor n-GaN, wat aangeeft dat de barrière-inhomogeniteit met het TE-model het huidige transport kan verklaren. Voor het monster met een AlN van 0,7 nm dik is de waarde echter te hoog in vergelijking met de theoretische waarde, wat aangeeft dat het TE-model, zelfs inclusief de barrière-inhomogeniteit, het huidige transport niet kan verklaren. Figuur 8b toont de waarden van nkT als een functie van kT . De rechte lijn met hellingen van 1,15 komt goed overeen met de experimentele gegevens voor het monster met een 7,4-nm dik AlN met behulp van TE-model. Voor het monster met een 0,7 nm dik AlN bleek de helling echter 5,11 te zijn. Zo'n grote afwijking van eenheid zou kunnen voortvloeien uit de interfacetoestanden, isolatorlaag en tunnelstroom.

Temperatuurafhankelijke stroomdichtheid–spanning (J –V ) kenmerken voor de samples met a 0,7- en b 7,4-nm dik AlN

een Gewijzigde Richardson-plots en b nkT vs. kT plots met de lineaire aanpassingen aan de experimentele gegevens. In b , de lijn met een helling van 1 (n = 1) werd ook als referentie opgenomen

De omgekeerde lekstroomdichtheid werd geanalyseerd met behulp van het Fowler-Nordheim (FN) tunnelmodel, gegeven door [45].

waar α = 1.54 × 10 ⁻⁶ /m ^∗ Φ_B en β = 6.83 × 10 ⁻⁷ (m ^∗ ) ^1/2 (Φ_B ) ^3/2 ; m ^* (m ^* = 0,30 voor AlN [46]) is de effectieve elektronenmassa in de isolator en Φ_B is de tunneling barrière hoogte. Figuur 9a, b laat zien dat FN-emissie werd waargenomen voor de monsters met 0,7- en 7,4-nm dik AlN, wanneer de voorspanningen hoger zijn dan respectievelijk − 0,9 V en − 3 V. Hogere spanning voor het monster met een 7,4-nm dik AlN is te wijten aan het feit dat dikker AlN een hogere tunnelspanning nodig heeft. Van de helling getoond in Fig. 9 werden de tunnelingbarrièrehoogten bepaald voor elke temperatuur, die worden weergegeven in de inzet in Fig. 9b. Bij kamertemperatuur werden de barrièrehoogten voor de monsters met 0,7- en 7,4-nm dik AlN berekend op respectievelijk ongeveer 1,67 en 0,78 eV. Deze waarden zijn lager dan de gerapporteerde geleidingsband-offset van 2,58 eV bij AlN/GaN-interface [47]. De slechte grensvlakkwaliteit in de buurt van het AlN/GaN-interface zou zulke lagere waarden kunnen opleveren. De lagere barrièrehoogte voor het monster met een AlN van 7,4 nm dik kan ook worden geassocieerd met de hoge interface- en oxidevaldichtheid nabij de AlN/GaN-interface en zuurstofgerelateerde defecten in de AlN-laag. Als gevolg hiervan trad trap-geassisteerde tunneling gemakkelijker op en verhoogde de omgekeerde lekstroom.

Fowler-Nordheim (FN) tunnelplots van ln(J .) /E ² ) versus 1/E met de lineaire passingen op de experimentele gegevens voor de monsters met a 0,7- en b 7,4 nm dik AlN. De inzet in b presenteert de berekende barrièrehoogtes als functie van de temperatuur

Het Poole-Frenkel (PF) emissiemodel werd ook toegepast op de omgekeerde lekstroom, gegeven door [48].

met

waar ϕ _t is de hoogte van de elektronenemissiebarrière vanuit de traptoestanden, ε _AlN is de relatieve diëlektrische permittiviteit van de poortisolator bij hoge frequentie (ε _AlN 4.77 [49]), ε ₀ is de permittiviteit van vrije ruimte, en C is een constante. De geldigheid van de PF-emissiearmatuur werd geverifieerd door de temperatuurafhankelijkheid van de lineaire coëfficiënt m . te controleren (T ) verkregen uit de lineaire fit van de PF-plots ln(J /E ) als functie van E ^1/2 [50], weergegeven in Fig. 10. Vanaf de m (T ) waarden verkregen uit de lineaire aanpassing aan deze plots (inzet in Fig. 10a), ε _AlN bleek 64,9 en 959,0 te zijn voor de monsters met respectievelijk 0,7 en 7,4 nm dik AlN. De verkregen waarden zijn te hoog in vergelijking met de theoretische waarde van 4,77, wat erop wijst dat de PF-emissie het huidige transport niet correct kan verklaren voor beide monsters. Daarom is FN-tunneling een meer geschikt transportmechanisme in de omgekeerde lekstroom.

Poole-Frenkel (PF) emissiegrafieken van ln(J .) /E ) versus E ^1/2/ met de lineaire aanpassing aan de experimentele gegevens voor de steekproef met a 0,7- en b 7,4 nm dik AlN. De inzet in a presenteert de berekende m (T ) waarden vs. temperatuur

Hoewel vgl. (1) bevat geen temperatuurafhankelijkheid, de verkregen barrièrehoogten namen af ​​met toenemende temperatuur. De hellingen werden verkregen als -6,67 meV/K en -1,62 meV/K voor de monsters met respectievelijk 0,7- en 7,4-nm dik AlN. In de SiO2/4H-SiC-structuur is gerapporteerd dat de FN-tunneling een temperatuurafhankelijkheid heeft met een helling van -7,6 meV/K [51]. De uitgeworpen elektronen van de Pt-elektrode volgden de Fermi-Dirac-verdeling [52], en dus zou de omgekeerde lekstroom door de tunneling ook kunnen toenemen met de temperatuur. In dit geval zou de toename met de temperatuur groter zijn voor een dunnere AlN-laag.

Ondertussen is gemeld dat de huidige transportmechanismen bij een hoog elektrisch veld niet alleen kunnen worden verklaard door de FN-tunneling [53, 54]. Zelfs inclusief de veranderingen in de ladingen in het oxide- en Fermi-niveau van het substraat, en de elektronenenergieverdeling op de SiO₂ /SiC-interface met temperatuur, de omgekeerde lekstroom in SiO₂ /4H-SiC werd niet bevredigend verklaard [53]. Er werd voorgesteld dat thermisch geactiveerde PF-emissie van gevangen elektronen uit de grensvlak-elektronenvallen significant bijdraagt ​​aan de toename van lekstroom [54]. Daarom is het verminderen van dergelijke defecten in AlN tijdens het ALD-proces cruciaal voor de prestaties van het op AlN/GaN gebaseerde apparaat, vooral tijdens gebruik bij hoge temperaturen.

Zoals blijkt uit de grafiek van barrièrehoogte versus AlN-dikte in Fig. 2c, Li et al. vergelijkbaar gedrag waargenomen in metaal/n-Ge-contacten met Y₂ O₃ lagen [55]. Ze schreven de vermindering van de barrièrehoogte toe aan de onderdrukking van de onstabiele GeO_x groei en de passivering van bungelende bindingen op het Ge-oppervlak. Karpov et al. ingevoegd Si₃ N₄ laag in Ni/n-GaN-contacten en ontdekte dat de barrièrehoogte afnam van 0,78 naar 0,27-0,30 eV met een Si₃ N₄ laag. De resultaten werden verklaard door de dipoolvorming aan de Si₃ N₄ /GaN-interface [56]. Verder Zheng et al. onderzocht de contactweerstand vs. Al₂ O₃ dikte in Al/n-SiC-structuur en ontdekte dat de interface-dipool zich begon te vormen bij een dikte van 1,98 nm [57]. Boven deze dikte nam de contactweerstand eerst af als gevolg van het dipooleffect en nam vervolgens toe door de verhoogde tunnelweerstand. Volgens XPS-gegevens in Fig. 6 is de vorming van een AlN-laag onduidelijk voor het monster met een 0,7 nm dik AlN. Daarom is de vermindering van de barrièrehoogte met een 0,7 nm dik AlN eerder te wijten aan het passiveringseffect dan aan de vorming van een interface-dipool.

Droog etsproces zoals inductief gekoppeld plasma (ICP) etsen wordt veel gebruikt in op GaN gebaseerde apparaten vanwege de chemische stabiliteit van GaN [58], hoewel ultraviolet-versterkte nat chemisch etsen werd aangetoond [59]. Een droog etsproces kan echter schade aan het GaN-oppervlak veroorzaken, waardoor de lekstroom toeneemt en het rectificatiegedrag verslechtert. Post-etsbehandeling met behulp van thermisch uitgloeien en KOH-oplossing na reactief ionenetsen (RIE) bleek de oppervlakteschade op GaN [60] effectief te verwijderen. Gezien de resultaten tot nu toe, stellen we voor dat AlN-afzetting (groter dan 1 nm) kan worden toegepast om de schade aan het geëtste GaN-oppervlak te verminderen, wat naar verwachting de interfacekwaliteit en de corrigerende eigenschappen verder zal verhogen.