Mo/Au Schottky-contact op β-Ga₂O₃ dunne film: Experimentele & theoretische inzichten in omgekeerde-bias transport en breakdown-karakteristieken

Samenvatting

Wij bestudeerden het omgekeerde stroom-emissiemechanisme van de Mo/β-Ga₂O₃ Schottky-barrière-diode door middel van temperatuurafhankelijke stroom-spannings (I-V) kenmerken van 298 tot 423 K. De variatie van de omgekeerde stroom met het elektrisch veld duidt erop dat Schottky-emissie het dominante ladingsdragertransportmechanisme is onder omgekeerde bias in plaats van het Frenkel-Poole val-geassisteerde emissiemodel. Bovendien werd een breakdown-spanning van 300 V verkregen in Fluorinert-omgeving met een gemiddeld elektrisch veld van 3 MV/cm in de Mo/β-Ga₂O₃ Schottky-barrière-diode. De effecten van oppervlaktestaten op de elektrisch-velddistributie werden ook geanalyseerd door TCAD-simulatie. Met toenemende negatieve oppervlakteladingsdensiteiten daalt het piek-elektrisch veld monoton. Verder werd de Schottky-barrièrehoogte-inhomogeniteit onder voorwaartse bias ook besproken.

Achtergrond

Recent heeft het ultrawijde-bandgat halfgeleider β-Ga₂O₃ veel belangstelling getrokken om zijn uitstekende kenmerken, zoals hoge chemische stabiliteit, groot direct wijd bandgat van 4,8–4,9 eV, hoge theoretische breakdown-elektrisch-veld (E_BR) van 8 MV/cm, en hoge Baliga's figure-of-merit van 3400, wat ongeveer tien keer groter is dan SiC en vier keer groter dan GaN. De combinatie van al deze eigenschappen met de hoge kwaliteit, grote oppervlakte, en kosteneffectieve β-Ga₂O₃ substraat gegroeid door smeltingstechnieken maakt β-Ga₂O₃ een favoriet materiaal voor hoogspannings- en hoogvermogen-elektronische toepassingen. Als veelbelovend elektronisch apparaat, werden β-Ga₂O₃ Schottky-barrière-diodes (SBD) gefabriceerd met diverse anode-elektrodemetallen, waaronder Cu, Pd, Pt, Au, Ni, en TiN, en hun voorwaartse en omgekeerde elektrische kenmerken, zoals specifieke aan-weerstand, I_on/I_off verhouding, barrièrehoogtes, omgekeerde lekkagestroom, en breakdown-spanning, werden uitgebreid onderzocht. De inhomogene Schottky-barrièrehoogte en niet-verzadigende omgekeerde-bias-stroom werden gerapporteerd in β-Ga₂O₃ SBDs, terwijl veel minder bekend was over het ladingstransportmechanisme onder omgekeerde bias, wat essentieel is voor breakdown-spanningsverbetering.

Daarnaast is er geen onderzoek gedaan om de emissiemechanismen van Mo/β-Ga₂O₃ contact te analyseren. Als er valen of defecten in het β-Ga₂O₃ substraat zijn, zal de lekkagestroom overeenkomen met het Frenkel-Poole emissiemodel, en is de omgekeerde stroom de emissie van elektronen uit een gevangen toestand nabij de metaal-halfgeleider-interface. Anders zal het hoofdproces in de omgekeerde stroom gedomineerd worden door de Schottky-emissie waarbij elektronen over de Schottky-barrière resulteren in een omgekeerde stroom. β-Ga₂O₃ kristal heeft ook een unieke eigenschap, een grote roosterconstante van 12,23 Å langs de [100] richting, wat eenvoudige scheuring in dunne banden of nano-membranen toelaat. In dit werk hebben wij mechanisch grootschalige β-Ga₂O₃ geëxfolieerd van een laag-dislocatie-dichtheid bulk substraat, en voor de eerste keer werd thermisch stabiel Molybdeen (Mo) gekozen als anode-elektrodemetaal om β-Ga₂O₃ verticale Schottky-barrière-diodes te fabriceren. Het elektrische geleidingsmechanisme onder omgekeerde bias werd besproken in het temperatuurbereik van 298 tot 423 K. Dit werk biedt inzichten in ladingstransportmechanismen die kunnen helpen de functionaliteiten van β-Ga₂O₃-gebaseerde apparaten te verbeteren.

Methoden/Experiment

Zoals getoond in Fig. 1a, b, werd de Schottky-barrière-diode gefabriceerd op de β-Ga₂O₃ (100) film mechanisch geëxfolieerd van het Sn-gedopte β-Ga₂O₃ substraat, met een dikte van 15 μm en elektronenconcentratie van 2 × 10¹⁷ cm⁻³. Zoals gepresenteerd in Fig. 1d, e, werden de full width at half-maximum (FWHM) en root mean square (RMS) geschat op respectievelijk 51,9 arcsec en 0,19 nm, door hoge-resolutie Röntgendiffractie (HRXRD) en atoommachtmicroscopie (AFM) metingen. Uitstekende kristalkwaliteit en glad oppervlak werden bevestigd door de meting. Na natte chemische reiniging, werd de Ti/Au (20 nm/100 nm) metaallaag gedeponeerd met E-bundelverdamping aan de achterkant en gevolgd door snelle thermische annealing (RTA) bij 600 °C gedurende 60 s onder stikstofatmosfeer om de Ohmische contact te vormen. De circulaire Schottky-anode-elektroden met diameters van 100 μm werden gevormd aan de voorzijde door verdamping van Mo/Au (40 nm/100 nm) metalen en lift-off proces. Figuur 1c toont de structuur van de schematische doorsnede van de β-Ga₂O₃ SBD in dit werk.

Resultaten en Discussie

De stroom-spannings (I-V) kenmerken van Au/Mo/β-Ga₂O₃ Schottky-barrière-diodes werden onderzocht met een Keithley 4200 halfgeleider-kenmerksysteem tussen 298 en 423 K. Zoals getoond in Fig. 2a, is de I_on/I_off verhouding dicht bij 10¹⁰ bij 298 K, wat een goed gelijkrichtend gedrag aangeeft. Voor de voorwaartse bias van 0,1 tot 0,7 V, zijn de semilogaritmische I-V curves bijna lineair en vertonen een sterke temperatuurafhankelijkheid. Met de voorwaartse bias verder toenemend, wordt de afwijking van lineariteit van de I-V curves toegeschreven aan de serieweerstand van de Schottky-barrière-diode en de relatie tussen de toegepaste spanning en de stroom kan worden uitgedrukt als $ I={I}_s\left\{\exp \left[\frac{q\left(V-{IR}_s\right)}{nkT}\right]-1\right\} $, waar V de toegepaste spanning is, R_s de serieweerstand, T de absolute temperatuur, k de Boltzmann-constante, n de idealiteitsfactor, en I_s de omgekeerde verzadigingsstroom. De n en I_s kunnen worden bepaald uit de helling en het snijpunt van de lnI-V plots, respectievelijk. Voor de ideale Schottky-barrière-diode moet de idealiteitsfactor n gelijk zijn aan unit. Hoe hoger de n, des te groter de afwijking van het thermische-emissie (TE) model. Daarnaast, volgens de vergelijking $ {\phi}_b=\frac{kT}{q}\ln \left[\frac{AA^{\ast }{T}^2}{I_s}\right] $, werden de waarden van φ_b bij verschillende temperaturen ook bepaald, zoals getoond in Fig. 2b, waar φ_b de barrièrehoogte is, A de diode-oppervlakte en A^* de effectieve Richardson-constante 40,8 A cm⁻² K⁻² met de β-Ga₂O₃ effectieve massa van m^* = 0,34 m₀. Met temperatuur stijgend van 298 tot 423 K, neemt φ_b toe terwijl n afneemt, wat een ander transportmechanisme aangeeft dat ook bijdraagt aan de stroomtransport en leidt tot de afwijking van de I-V kenmerken van het zuivere TE-model, wat eerder gerapporteerd is in β-Ga₂O₃ Schottky-barrière-diodes en andere wijd-bandgat apparaten. De barrièrehoogte-inhomogeniteitsanalyse kan worden beschreven door een Gauss-verdeling in barrièrehoogtes,

$$ {\phi}_b=\overline{\phi_{b0}}\left(T=0\right)-\frac{q{\sigma}_s^2}{2 kT} $$ (1)

De waarden van de gemiddelde barrièrehoogte $ \overline{\phi_{b0}} $ en de standaarddeviatie σ_s worden geëxtraheerd als respectievelijk 1,55 eV en 0,186 eV, uit Fig. 2c. Verder, rekening houdend met de barrièrehoogte-inhomogeniteiten, wordt de conventionele Richardson-plot gemodificeerd als volgt:

$$ \ln \left(\frac{I_{\mathrm{s}}}{T^2}\right)-\left(\frac{q^2{\sigma}_{\mathrm{s}}^2}{2{k}^2{T}^2}\right)=\ln \left({AA}^{\ast}\right)-\frac{q\overline{\phi_{b0}}}{kT} $$ (2)

Zoals getoond in Fig. 2c, is de gemodificeerde $ \ln \left({I}_{\mathrm{s}}/{T}^2\right)-\left({q}^2{\sigma}_{\mathrm{s}}^2/2{k}^2{T}^2\right) $ versus 1/kT een rechte lijn. Het snijpunt van de curve wordt gebruikt om de A^* van 44,7 A cm⁻² K⁻² te verkrijgen, wat heel dicht bij de theoretische waarde van β-Ga₂O₃ van 40,8 A cm⁻² K⁻² ligt. Daarom kunnen de barrière-inhomogeniteiten aan de metaal/halfgeleider-interface voor β-Ga₂O₃ SBD worden verklaard door TE met Gauss-verdeling van barrière over de SBHs.

De kamertemperatuur omgekeerde-breakdown-meting werd ook uitgevoerd met behulp van Agilent B1505A hoogspannings-halfgeleider-analysator-systeem, zoals getoond in Fig. 3. De breakdown-spanning was 260 V, terwijl het 300 V was met het monster gedoopt in Fluorinert™ geproduceerd door 3M-bedrijf, wat luchtbreuk onder hoge omgekeerde bias kan voorkomen. Om de distributie van het elektrisch veld te begrijpen, werd numerieke simulatie uitgevoerd met ATLAS-software, zoals getoond in Fig. 4a, b. Met de afstand toenemend van de interface tussen het halfgeleider en de anode tot ongeveer 1 μm, daalt het elektrisch veld geleidelijk. Op de positie van x = 4 μm, is het gemiddelde elektrisch veld 3 MV/cm, berekend uit Fig. 4c. Ook getoond in Fig. 4d, op de positie van y = 1 nm, was het maximale elektrisch veld bij breakdown-spanning ongeveer 8 MV/cm aan de rand van het Schottky-contact, wat ongeveer 2,7 keer het gemiddelde elektrisch veld is. Zoals gerapporteerd door A.J. Green et al. en K. Zeng et al., waren het piek-elektrisch veld en het gemiddelde elektrisch veld van de elektroderand 5,3, 3,8 MV/cm en 6,1, 4,4 MV/cm, respectievelijk, en het piek-elektrisch veld van Mo/Ga₂O₃ Schottky-diode is relatief hoog. Het wordt verondersteld dat het β-Ga₂O₃ nano-membraan verkregen door mechanische exfoliatie een groot aantal zwevende bindingen en oppervlaktestaten heeft die elektronen zullen vangen om de ladingsdragers van anode naar kathode te verarmen onder omgekeerde bias. Negatieve oppervlaktelading in rekening brengend, toonde het simulateresultaat dat het elektrisch veld aan de rand van het Schottky-contact afnam met negatieve oppervlakteladingsdensiteiten toenemend van 0,5 × 10¹³ cm⁻² tot 3 × 10¹³ cm⁻², respectievelijk. Vooral met de negatieve oppervlakteladingsdensiteiten van 3 × 10¹³ cm⁻², is het piek-elektrisch veld aan de rand van het Schottky-contact ongeveer 5,2 MV/cm. Daarom kan de omgekeerde breakdown-spanning 300 V worden bereikt op het β-Ga₂O₃ nano-membraan met N_D = 3 × 10¹⁷ cm⁻² zonder enige rand-terminatiestructuren. Zoals getoond in Fig. 4d, vanwege het bestaan van interfacetoestand op X-positie onder 2 μm, kunnen elektronen gevangen worden en het verarmingsgebied kan worden gevormd, wat resulteert in het elektrisch veld in de Y-richting. Naarmate de interfacetoestandsconcentratie toeneemt, neemt het elektrisch veld in de Y-richting toe, hoewel het elektrisch veld in de X-richting naar nul benadert. Dus het elektrisch veld neemt toe op X-positie onder 2 μm.

Aan de andere kant, met de omgekeerde bias V_re toenemend, neemt de lekkagestroom I_re toe in plaats van te verzadigen voor |V| > 3 k_BT/q, zoals getoond in Fig. 5a, wat inconsistent is met de TE-theorie. Daarom werd het elektrisch-veld versterkte thermische-emissie overwogen om de afhankelijkheid van de I_re van V_re te bespreken, inclusief Poole-Frenkel-emissie en Schottky-emissie. In Poole-Frenkel-emissie, transporteren elektronen van metaal in het halfgeleider via een gevangen toestand en de I_re wordt gegeven door

$$ {I}_{re}\propto E\exp \left(\frac{q}{kT}\sqrt{\frac{qE}{{\pi \varepsilon}_S}}\right) $$ (3)

terwijl in Schottky-emissie, zullen elektronen voldoende energie winnen om de barrière aan de metaal/halfgeleider te overwinnen om de stroom te vormen en de I_re kan worden uitgedrukt door

$$ {I}_{re}\propto {T}^2\exp \left(\frac{q}{2 kT}\sqrt{\frac{qE}{{\pi \varepsilon}_S}}\right) $$ (4)

waar ε_s de permittiviteit van β-Ga₂O₃ is (~ 10 ε₀) en E het toegepaste elektrisch veld, berekend door $ E = \sqrt{\frac{2{qN}_D}{\varepsilon_S}\left(V+{V}_{bi}-\frac{k_BT}{q}\right)} $, N_D is de donor-dichtheid van β-Ga₂O₃, en V_bi is de ingebouwde potentieel. Zoals getoond in Fig. 5b, kunnen N_D en V_bi worden geëxtraheerd uit de helling en het snijpunt van de inverse-kwadraat-capaciteit (1/C²) versus de V_re plots met behulp van de volgende uitdrukking

$$ \frac{1}{C^2}=\frac{2\left({V}_{\mathrm{bi}}- kT/q-V\right)}{q{\varepsilon}_s{A}^2{N}_D} $$ (5)

Als de curve van ln(I/T²) versus E^1/2 lineair is, is het Schottky-emissiemechanisme dominant. En als de plot van ln(I/E) versus E^1/2 lineair is, domineert de Poole-Frenkel-emissie de omgekeerde-stroomtransport. Figuur 5c, d toont de plots van ln(I/E) en ln(I/T²) versus E^1/2, respectievelijk. Beide sets van curves zijn lineair, wat aangeeft dat niet alleen de Poole-Frenkel-emissie maar ook de Schottky-emissie aanwezig zijn. Om het dominante ladingstransportmechanisme te verduidelijken, kan de helling van de curves, of de emissiecoëfficiënt, worden uitgedrukt als [34,35,36].

$$ S=\frac{q}{nkT}\sqrt{\frac{q}{\pi \varepsilon}} $$ (6)

waar n = 1 is voor de Poole-Frenkel-emissie (S_PF) en n = 2 voor de Schottky-emissie (S_S). De experimentele waarden van S worden aangeduid als S_m-PF en S_m-S voor Poole-Frenkel en Schottky-emissie gegeven door de helling van de curves in Fig. 5c, d, respectievelijk. De verhoudingen van de experimentele waarde tot de theoretische waarde, N_PF (=S_m-PF/S_PF) en N_S (=S_m-S/S_S), worden getoond in Fig. 6. Aangezien de waarden van N_S dichter bij eenheid liggen dan die van N_PF, wordt de omgekeerde stroom gedomineerd door de Schottky-emissie.

Conclusies

Wij hebben de elektrische kenmerken van Mo/Au Schottky-barrière-diodes onderzocht gefabriceerd op de (100) β-Ga₂O₃ film mechanisch geëxfolieerd van het Sn-gedopte β-Ga₂O₃ substraat. Op basis van TE-model, de geëxtraheerde φ_b en n nemen respectievelijk toe en af met toenemende temperatuur. Door de Gauss-verdeling van inhomogene barrièrehoogte te veronderstellen, werden de gemiddelde barrièrehoogte van 1,55 eV en de standaarddeviatie van 0,186 eV verkregen. Ten slotte, volgens de ln(I/T²) en ln(I/E) versus E^1/2 plots, is de parameter N_S van Schottky-emissie dicht bij eenheid, wat de Schottky-emissie als het dominante transportmechanisme van de omgekeerde stroom illustreert. De breakdown-spanning van 300 V met monsters in Fluorinert wordt verkregen in Mo/Au Schottky-barrière-diodes met een gemiddeld elektrisch veld van 3 MV/cm, wat het grote potentieel van β-Ga₂O₃ voor vermogenelektronica-toepassingen aangeeft.