Contact Schottky Mo/Au sur film mince β‑Ga₂O₃ : aperçus expérimentaux et théoriques sur le transport en polarisation inverse et les caractéristiques de rupture

Résumé

Nous avons étudié le mécanisme d'émission de courant inverse de la diode à barrière Schottky Mo/β-Ga₂O₃ à travers les caractéristiques courant-tension (I-V) dépendantes de la température de 298 à 423 K. La variation du courant inverse avec le champ électrique indique que l'émission Schottky est le mécanisme de transport dominant sous polarisation inverse plutôt que le modèle d'émission Frenkel-Poole assisté par pièges. De plus, une tension de rupture de 300 V a été obtenue dans un ambiant Fluorinert avec un champ électrique moyen de 3 MV/cm dans la diode Schottky Mo/β-Ga₂O₃. Les effets des états de surface sur la distribution du champ électrique ont également été analysés par simulation TCAD. Avec l'augmentation des densités de charge de surface négatives, le champ électrique de pointe diminue monotone. Par ailleurs, l'inhomogénéité de la hauteur de barrière Schottky sous polarisation directe a également été discutée.

Contexte

Récemment, le semi-conducteur à bande interdite ultra-large β-Ga₂O₃ a suscité beaucoup d'intérêt pour ses excellentes caractéristiques : haute stabilité chimique, large bande interdite directe de 4,8–4,9 eV, champ de rupture théorique élevé (E_BR) de 8 MV/cm, et figure de mérite de Baliga de 3400, soit environ dix fois plus grande que le SiC et quatre fois plus que le GaN. La combinaison de ces propriétés avec des substrats β-Ga₂O₃ de haute qualité, grande surface et coût-efficace obtenus par croissance par fusion fait du β-Ga₂O₃ un matériau privilégié pour l'électronique de puissance haute tension. En tant que dispositif électronique prometteur, les diodes à barrière Schottky (SBD) β-Ga₂O₃ ont été fabriquées avec divers métaux d'électrode anode, incluant Cu, Pd, Pt, Au, Ni, TiN, et leurs caractéristiques électriques directes et inverses — résistance spécifique de conduction, rapport I_on/I_off, hauteurs de barrière, courant de fuite inverse, tension de rupture — ont été étudiées de manière exhaustive. L'inhomogénéité de la hauteur de barrière Schottky et le courant inverse non saturant ont été rapportés dans les SBD β-Ga₂O₃, tandis que bien moins d'informations étaient connues sur le mécanisme de transport de porteurs sous polarisation inverse, essentiel pour l'amélioration de la tension de rupture.

De plus, aucune investigation n'a été menée pour analyser les mécanismes d'émission du contact Mo/β-Ga₂O₃. S'il y a des pièges ou défauts dans le substrat β-Ga₂O₃, le courant de fuite suivra le modèle d'émission Frenkel-Poole, et le courant inverse sera l'émission d'électrons depuis un état piégé près de l'interface métal-semiconducteur. Sinon, le processus principal dans le courant inverse sera dominé par l'émission Schottky où les électrons franchissent la barrière Schottky. Le cristal β-Ga₂O₃ a aussi une propriété unique, une grande constante de maille de 12,23 Å selon la direction [100], permettant un clivage facile en ceintures minces ou nano-membranes. Dans ce travail, nous avons exfolié mécaniquement du β-Ga₂O₃ à grande échelle depuis un substrat massif à faible densité de dislocations, et pour la première fois, le Molybdène (Mo) thermiquement stable a été choisi comme métal d'électrode anode pour fabriquer des diodes à barrière Schottky verticales β-Ga₂O₃. Le mécanisme de conduction électrique sous polarisation inverse a été discuté dans la gamme de température de 298 à 423 K. Ce travail fournit des insights sur les mécanismes de transport de porteurs qui peuvent aider à améliorer les fonctionnalités des dispositifs basés sur β-Ga₂O₃.

Méthodes/Expérimental

Comme montré Fig. 1a, b, la diode à barrière Schottky a été fabriquée sur le film β-Ga₂O₃ (100) exfolié mécaniquement du substrat β-Ga₂O₃ dopé Sn, d'épaisseur 15 μm et concentration électronique de 2 × 10¹⁷ cm⁻³. Comme présenté Fig. 1d, e, la largeur à mi-hauteur (FWHM) et la racine carrée moyenne (RMS) ont été estimées à 51,9 arcsec et 0,19 nm respectivement par diffraction des rayons X haute résolution (HRXRD) et microscopie à force atomique (AFM). Une excellente qualité cristalline et une surface lisse ont été confirmées. Après nettoyage chimique humide, la pile métallique Ti/Au (20 nm/100 nm) a été déposée par évaporation faisceau d'électrons sur la face arrière, suivie d'un recuit thermique rapide (RTA) à 600 °C pendant 60 s sous azote pour former le contact ohmique. Les électrodes anode circulaires de 100 μm de diamètre ont été formées sur la face avant par évaporation de Mo/Au (40 nm/100 nm) et lift-off. La Figure 1c montre la structure de la section schématique de la SBD β-Ga₂O₃.

a Substrat β-Ga₂O₃ dopé Sn, épaisseur 300 μm. b Électrodes anode Schottky formées sur la face avant, diamètre 100 μm. c Structure schématique en section de la SBD β-Ga₂O₃. d Courbe de rocking XRD et e image AFM de la couche de dérive β-Ga₂O₃ exfoliée du substrat (100) β-Ga₂O₃.

Résultats et discussion

Les caractéristiques courant-tension (I-V) des diodes à barrière Schottky Au/Mo/β-Ga₂O₃ ont été étudiées avec un système de caractérisation semi-conducteur Keithley 4200 entre 298 et 423 K. Comme montré Fig. 2a, le rapport I_on/I_off est proche de 10¹⁰ à 298 K, indiquant un bon comportement redresseur. Pour la polarisation directe de 0,1 à 0,7 V, les courbes I-V semi-logarithmiques sont presque linéaires et montrent une forte dépendance en température. Avec l'augmentation de la polarisation directe, l'écart à la linéarité des courbes I-V est attribué à la résistance série de la diode Schottky et la relation entre tension appliquée et courant s'exprime par \( I={I}_s\left\{\exp \left[\frac{q\left(V-{IR}_s\right)}{nkT}\right]-1\right\} \), où V est la tension appliquée, R_s la résistance série, T la température absolue, k la constante de Boltzmann, n le facteur d'idéalité, et I_s le courant de saturation inverse. n et I_s peuvent être déterminés à partir de la pente et l'ordonnée à l'origine des graphiques ln I-V. Pour une diode Schottky idéale, n devrait être égal à l'unité. Plus n est élevé, plus la déviation du modèle d'émission thermionique (TE) est grande. De plus, selon l'équation \( {\phi}_b=\frac{kT}{q}\ln \left[\frac{AA^{\ast }{T}^2}{I_s}\right] \), les valeurs de ϕ_b à différentes températures ont été déterminées, comme montré Fig. 2b, où ϕ_b est la hauteur de barrière, A la surface de la diode et A^* la constante de Richardson effective 40,8 A cm⁻² K⁻² avec la masse effective β-Ga₂O₃ m^* = 0,34 m₀. Avec l'augmentation de la température de 298 à 423 K, ϕ_b augmente tandis que n diminue, indiquant qu'un autre mécanisme de transport contribue aussi au transport de courant et mène à la déviation des caractéristiques I-V du modèle TE pur, ce qui a été rapporté précédemment dans les diodes Schottky β-Ga₂O₃ et d'autres dispositifs à large bande interdite. L'analyse d'inhomogénéité de la hauteur de barrière peut être décrite par une distribution gaussienne des hauteurs de barrière,

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

a Caractéristiques I-V directes des diodes Schottky Mo/β-Ga₂O₃ à différentes températures. b Dépendance en température du facteur d'idéalité et de la hauteur de barrière Schottky de la diode Schottky β-Ga₂O₃. c Graphiques de ϕ_ap versus q/2kT et graphique de Richardson modifié versus 1/kT pour les diodes Schottky β-Ga₂O₃.

Les valeurs de la hauteur de barrière moyenne \( \overline{\phi_{b0}} \) et de l'écart-type σ_s sont extraites à 1,55 eV et 0,186 eV respectivement depuis la Fig. 2c. De plus, en considérant les inhomogénéités de hauteur de barrière, le graphique de Richardson conventionnel est modifié comme suit :

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

Comme montré Fig. 2c, le \( \ln \left({I}_{\mathrm{s}}/{T}^2\right)-\left({q}^2{\sigma}_{\mathrm{s}}^2/2{k}^2{T}^2\right) \) versus 1/kT est une ligne droite. L'ordonnée à l'origine donne A^* de 44,7 A cm⁻² K⁻², très proche de la valeur théorique du β-Ga₂O₃ de 40,8 A cm⁻² K⁻². Ainsi, les inhomogénéités de barrière à l'interface métal/semiconducteur pour les SBD β-Ga₂O₃ peuvent être expliquées par l'émission thermionique avec distribution gaussienne des hauteurs de barrière.

La mesure de rupture inverse à température ambiante a également été réalisée avec un analyseur semi-conducteur haute tension Agilent B1505A, comme montré Fig. 3. La tension de rupture était de 260 V alors qu'elle était de 300 V avec l'échantillon immergé dans du Fluorinert™ produit par 3M qui empêche la rupture d'air sous haute polarisation inverse. Pour comprendre la distribution du champ électrique, une simulation numérique a été effectuée avec le logiciel ATLAS, comme montré Fig. 4a, b. Avec la distance augmentant depuis l'interface entre le semi-conducteur et l'anode jusqu'à environ 1 μm, le champ électrique diminue progressivement. À la position x = 4 μm, le champ électrique moyen est de 3 MV/cm, calculé depuis Fig. 4c. Aussi montré Fig. 4d, à la position y = 1 nm, le champ électrique maximum à la tension de rupture était d'environ 8 MV/cm au bord du contact Schottky, soit environ 2,7 fois le champ moyen. Comme rapporté par A. J. Green et al et K. Zeng et al, les champs de pointe et moyens du bord d'électrode étaient 5,3, 3,8 MV/cm et 6,1, 4,4 MV/cm respectivement, et le champ de pointe de la diode Schottky Mo/Ga₂O₃ est relativement élevé. On suppose que la nano-membrane β-Ga₂O₃ obtenue par exfoliation mécanique a un grand nombre de liaisons pendantes et d'états de surface qui capturent les électrons pour épuiser les porteurs de l'anode à la cathode sous polarisation inverse. En tenant compte de la charge de surface négative, le résultat de simulation montre que le champ électrique au bord du contact Schottky diminue avec les densités de charge de surface négatives augmentant de 0,5 × 10¹³ cm⁻² à 3 × 10¹³ cm⁻². Surtout avec une densité de 3 × 10¹³ cm⁻², le champ de pointe au bord du contact est d'environ 5,2 MV/cm. Par conséquent, la tension de rupture inverse de 300 V peut être atteinte sur la nano-membrane β-Ga₂O₃ avec N_D = 3 × 10¹⁷ cm⁻² sans structures de terminaison de bord. Comme montré Fig. 4d, à cause de l'existence d'états d'interface à la position X en dessous de 2 μm, les électrons peuvent être piégés et la région d'appauvrissement peut se former, résultant en un champ électrique dans la direction Y. À mesure que la concentration d'états d'interface augmente, le champ électrique en direction Y augmente, bien que le champ en direction X tende vers zéro. Donc le champ électrique augmente à la position X en dessous de 2 μm.

Caractéristiques I-V inverses des échantillons β-Ga₂O₃ à température ambiante respectivement dans Fluorinert et air

a Simulation TCAD du champ électrique hors tension des diodes Schottky sous biais −300 V. b Simulation du champ électrique des régions sélectionnées en boîte verte pointillée. Le potentiel selon l'axe y à x = 4 μm est présent en (c), et le champ électrique au bord du contact Schottky réduit avec différentes densités de charge de surface négatives effectives sont présents en (d).

D'autre part, avec l'augmentation de la polarisation inverse V_re, le courant de fuite I_re augmente plutôt que de saturer pour |V| > 3 k_BT/q, comme montré Fig. 5a, ce qui est incohérent avec la théorie TE. Par conséquent, l'émission thermionique renforcée par le champ électrique a été considérée pour discuter la dépendance de I_re à V_re, incluant l'émission Poole-Frenkel et l'émission Schottky. Dans l'émission Poole-Frenkel, les électrons transportent du métal vers le semi-conducteur via un état piégé et I_re est donné par

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

tandis que dans l'émission Schottky, les électrons gagneront assez d'énergie pour franchir la barrière à l'interface métal/semiconducteur pour former le courant et I_re peut s'exprimer par

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

a Caractéristiques I-V inverses des diodes Schottky Mo/β-Ga₂O₃ à différentes températures. b Dépendance en température des caractéristiques 1/C² des diodes Schottky Mo/β-Ga₂O₃. Analyse de la dépendance au champ électrique du contact Mo/β-Ga₂O₃ avec différents mécanismes. c Mécanisme Poole-Frenkel (I/E) versus E^1/2 et d Mécanisme Schottky ln(I/T²) versus E^1/2.

où ε_s est la permittivité du β-Ga₂O₃ (~ 10 ε₀) et E le champ électrique appliqué, calculé par \( E\kern0.5em =\kern0.5em \sqrt{\frac{2{qN}_D}{\varepsilon_S}\left(V+{V}_{bi}-\frac{k_BT}{q}\right)} \), N_D la densité de donneurs du β-Ga₂O₃, et V_bi le potentiel built-in. Comme montré Fig. 5b, N_D et V_bi peuvent être extraits de la pente et l'ordonnée à l'origine des graphiques de capacité inverse au carré (1/C²) versus V_re en utilisant l'expression

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

Si la courbe de ln(I/T²) versus E^1/2 est linéaire, le mécanisme d'émission Schottky est dominant. Et si le graphique de ln(I/E) versus E^1/2 est linéaire, l'émission Poole-Frenkel domine le transport de courant inverse. La Figure 5c, d représente les graphiques de ln(I/E) et ln(I/T²) versus E^1/2 respectivement. Les deux ensembles de courbes sont linéaires, indiquant que non seulement l'émission Poole-Frenkel mais aussi l'émission Schottky sont présentes. Pour clarifier le mécanisme de transport dominant, la pente des courbes, ou le coefficient d'émission peut s'exprimer comme [34,35,36].

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

où n = 1 pour l'émission Poole-Frenkel (S_PF) et n = 2 pour l'émission Schottky (S_S). Les valeurs expérimentales de S sont notées S_m-PF et S_m-S pour Poole-Frenkel et Schottky données par la pente des courbes Fig. 5c, d respectivement. Les ratios de la valeur expérimentale à la valeur théorique, N_PF (=S_m-PF/S_PF) et N_S (=S_m-S/S_S), sont montrés Fig. 6. Puisque les valeurs de N_S sont plus proches de l'unité que celles de N_PF, le courant inverse est dominé par l'émission Schottky.

Graphiques des coefficients relatifs d'émission Poole-Frenkel N_PF (=S_m-PF/S_PF) et Schottky N_S (=S_m-S/S_S) versus température.

Conclusions

Nous avons investigué les caractéristiques électriques des diodes à barrière Schottky Mo/Au fabriquées sur le film β-Ga₂O₃ (100) exfolié mécaniquement du substrat β-Ga₂O₃ dopé Sn. Sur la base du modèle TE, les ϕ_b et n extraits augmentent et diminuent avec la température croissante, respectivement. En supposant une distribution gaussienne de hauteur de barrière inhomogène, la hauteur de barrière moyenne de 1,55 eV et l'écart-type de 0,186 eV ont été obtenus. Finalement, d'après les graphiques ln(I/T²) et ln(I/E) versus E^1/2, le paramètre N_S de l'émission Schottky est proche de l'unité, illustrant que l'émission Schottky est le mécanisme de transport dominant du courant inverse. La tension de rupture de 300 V avec échantillons dans Fluorinert est obtenue dans les diodes Schottky Mo/Au avec un champ électrique moyen de 3 MV/cm, indiquant le grand potentiel du β-Ga₂O₃ pour les applications d'électronique de puissance.

Abréviations

I-V:

Courant-tension

Mo:

Molybdène

RTA:

Recuit thermique rapide

SBD:

Diode à barrière Schottky

TE:

Émission thermionique