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与传统AlGaN/GaN异质结相比, 晶格匹配InAlN/GaN异质结的势垒层不存在压电极化效应, 更适合制备工作在高频和高温环境的高电子迁移率晶体管(HEMTs)[1-3]. InxAl1–xN合金的重要特征是可以生长出In含量(x)约为17%的与GaN晶格匹配的外延层. 晶格匹配In0.17Al0.83N/GaN的异质结界面具有最小的应力, 因此不易形成裂纹和位错[4,5]. 尽管如此, 晶格匹配InAlN/GaN异质结外延薄膜内部却存在更高的可导位错密度, 约109 cm–2, 导致器件遭受更高的反向漏电流[6,7], 会严重降低器件的电学可靠性. 尤其是, 当器件长期工作在高频和高压条件下, 其电学可靠性会严重退化, 甚至会提前发生击穿失效, 不利于器件的实际应用. 过去, 许多研究者测量了Ni/Au/AlGaN/GaN肖特基接触的变温电流-电压(T-I-V)特性曲线, 分析了可导位错对反向漏电流的重要作用[8-11]. Hsu等[7]认为反向漏电流对势垒高度不敏感, 而主要与螺旋和混合位错有关. Miller等[12]将反向电流归因于电子沿着位错的两步陷阱辅助隧穿或者一维变程跳变过程. Arslan等[13]认为金属-半导体界面附近俘获态中的电子可以发射到与每个导电位错相关的连续态中去, 从而形成反向泄漏电流. 以上模型认为可导位错是反向漏电的主要输运通道, 并将其简单地等效为禁带中的连续可导缺陷态. 这种处理方法未考虑材料的微观电学结构变化, 显然不利于揭示其对器件电学行为的影响. 最近, Chen等[14]首次提出了可导位错的精确物理模型, 阐明了其在GaN肖特基二极管反向漏电的具体作用.
鉴于此, 本文制备了晶格匹配In0.17Al0.83N/GaN HEMTs的肖特基栅极结构, 系统研究了反向漏电流的偏压与温度依赖关系. 结果表明: 1)低偏压下的电流主要为Frenkel-Poole (FP)发射电流, 即在电场作用下界面施主态内的电子向位错导带热发射的过程; 2)高偏压下的电流主要为Fowler-Nordheim(FN)隧穿电流, 即金属中的电子向位错导带隧穿的过程. 我们认为, 并非禁带中连续缺陷态, 而是位错边界电离的施主态有效降低了导带位置, 明显降低该处肖特基势垒, 成为有效的局域导电通道.
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本文使用的晶格匹配InAlN/GaN异质结肖特基势垒二极管是采用金属有机化合物气相沉积法沉积在蓝宝石衬底上的, 其外延结构主要包括3 μm的非掺杂GaN缓冲层(ND ≈ 2 × 1017 cm–3), 2 nm厚度的AlN插入层和18 nm的未掺杂In0.17Al0.83N势垒层. In组份大约为17%, 此条件下InAlN势垒层与GaN晶格匹配, 异质结内部无压电极化效应[15,16]. 图1(a)所示为InAlN/GaN异质结肖特基势垒二极管的横截面结构示意图. 首先, 利用标准光刻和剥离工艺欧姆电极的形状和尺寸, 然后利用电子束蒸发Ti/Al/Ni/Au(30/150/50/300 nm)合金后, 将外延片立即放置在870 ℃的N2环境中快速热退火30 s, 形成良好的欧姆接触. 接着, 通过等离子体化学气相沉积法在外延片表面生长一层100 nm的Si3N4钝化层. 最后利用光刻和剥离工艺定义肖特基接触的图形和尺寸, 通过电子束沉积Pt/Au(40/100 nm)合金获得肖特基接触. 图1(b)所示为InAlN/GaN异质结肖特基势垒二极管的俯视图. 其中, 圆形肖特基电极的直径约为100 μm, 与欧姆电极的间距约为8.6 μm. 基于经典热发射(TE)模型, 通过拟合正向高偏压区的I-V曲线, 得T = 300 K时热发射有效势垒高度约为2.91 eV[17].
图 1 (a) InAlN/GaN肖特基势垒二极管横截面结构示意图; (b)俯视图
Figure 1. (a) Schematic cross-section diagram of InAlN / GaN Schottky barrier diodes; (b) top view image of the devices.
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图2(a)所示为晶格匹配InAlN/GaN异质结肖特基接触反向T-I-V和C-V特性曲线. 随着反向偏压的增大, 电流先快速增加然后增长速度变得缓慢, 并出现负温度系数. 在–4 — –6.5 V区域, 电容随着反向电压的增大迅速减小, 表明此时二维电子气(2DEG)浓度急剧减小, 在V = –6.5 V时沟道夹断, Vpin-off = –6.5 V. 2DEG面浓度(n2DEG)和反向偏压的关系可由以下关系式获得
图 2 (a) 不同温度下InAlN/GaN肖特基势垒二极管的I-V特性和常温下典型的C-V特性曲线; (b)电场与电压的函数关系图和n2 DEG对电压的依赖关系
Figure 2. (a) The reverse I-V characteristics of InAlN / GaN Schottky diode measured at various temperatures and typical C-V curve at room temperature; (b)electric field and n2 DEG as a function of gate voltage.
${n_{{\rm{2DEG}}}}(V) = \frac{1}{{eA}}\int\nolimits_{{V_{{\rm{pin - off}}}}}^V {C(V){\rm{d}}V} ,$ 式中, A ≈ 7.854 × 10–5 cm2为肖特基电极面积. 根据(1)式积分C-V曲线可得, 零偏压下的n2DEG约为1.2 × 1013 cm–2, 与理论值接近. 进而, 可得势垒层电场-电压关系[18]
${E_{\rm{S}}}\left( V \right) = \frac{{e\left( {{\sigma _{\rm{P}}}\left( - \right) - {n_{2{\rm{DEG}}}}\left( V \right)} \right)}}{{\varepsilon {\varepsilon _0}}},$ 其中σp(–)=2.73 × 1013 cm–2为InAlN极化面固定电荷密度[16], ε0是真空介电常数, ε = 8.9ε0为GaN相对介电常数. 图2(b)所示为室温下n2DEG和E对V的依赖关系. 可以看到, 随着反向偏压增加, n2DEG随电压的增大迅速减小, 在V = –6.5 V处基本完全耗尽. 相应地, Es(V)随着电压的增大先线性增大, 在V = –6.5 V处后维持在5.5 MV/cm基本不变.
理想肖特基接触的电流行为由TE模型描述[14], 其饱和电流可表示为
${I_0} = A{A^*}{T^2}\exp \left( { - \frac{{q{\varphi _{{\rm{Bn}}}}}}{{kT}}} \right),$ 式中, A* ≈ 55.7 A·cm–2·K–2为有效理查森常数, k是玻尔兹曼常数, qφBn ≈ 2.91 eV是理想肖特基势垒高度[17]. 图3比较了饱和电流在不同温度下的理论值和实验值, 表明实际的饱和电流远大于理论值. 例如, 在500 K条件下实验值也比理论值大17个量级. 因此, 经典TE模型并不适用于本研究所使用的器件.
图 3 不同温度下InAlN/GaN肖特基势垒二极管的反向饱和电流的理论值和实验值
Figure 3. Theoretical and experimental reverse saturation current of InAlN/GaN Schottky diodes for different temperatures.
物理上讲, 肖特基结构反向电流的强电压和温度关系可能起源于两种输运过程: 1)当电子直接来自金属时, 肖特基效应占主导; 2)当电子来自界面施主态时, Frenkel-Poole发射机制占主导.
首先考虑肖特基效应, 即在强电场存在的情况下, 镜像力所引起的发射势垒降低. 相应的电流可表示为[19]
$\ln ({I_{{\rm{SC}}}}) = {\beta _{{\rm{SC}}}}\sqrt E + \ln A{A^*}{T^2} - \frac{{q{\varphi _{{\rm{SC}}}}}}{{kT}},\tag{4a}$ ${\beta _{{\rm{SC}}}} = \frac{q}{{kT}}\sqrt {\frac{q}{{4{\rm{\pi }}\varepsilon {\varepsilon _0}}}} ,\tag{4b}$ 式中, qφSC为肖特基势垒高度. (4a)式和(4b)式表明, 若肖特基效应占主导, 则lnI应与E1/2满足线性关系, 且其斜率βSC具有固定的激活能q(q/4πεε0)1/2 ≈ 1.26 × 10–4 eV. 图4(a)所示为lnI与E1/2的关系图, 确实满足线性依赖关系. 图4(b)所示为相应的电流斜率βSC与温度的关系, 表明实验值约为理论值的2倍, 并且相应的激活能也约为理论值的2倍. 因此, 我们认为肖特基效应并不是造成反向电流泄漏的主要机制.
图 4 (a)不同温度下lnI和E1/2关系图; (b)电流斜率βSC
Figure 4. (a) The relationship between lnI and E1/2 at different temperatures; (b) the corresponding current slope βSC.
然后考虑FP发射机制, 即在强电场作用下导带发生倾斜, 导致缺陷态电子发射势垒的降低, 其电流具有以下形式[14]:
$\ln \left( {\frac{{{I_{{\rm{FP}}}}}}{E}} \right) = {\beta _{{\rm{FP}}}}\sqrt E + c(T),\tag{5a}$ ${\beta _{{\rm{FP}}}} = \frac{q}{{kT}}\sqrt {\frac{q}{{{\rm{\pi }}\varepsilon {\varepsilon _0}}}} ,\tag{5b}$ $ c(T) = \ln A{\sigma _{{\rm{FP}}}} - \frac{{q{\varphi _{{\rm{FP}}}}}}{{kT}}, \tag{5c}$ 式中, σFP为FP导电系数, qφFP是零电场时的发射势垒高度. (5a)式—(5b)式表明, 若FP发射电流占主导, 则ln(IFP/E)与E1/2数据应满足线性关系, 且斜率对应一固定的热激活能, q(q/πεε0)1/2~2.53 × 10–4 eV. 图5(a)和图5(b)所示分别为不同温度下ln(I/E)-E1/2关系以及相应的电流斜率. 可以看出, ln(I/E)-E1/2数据满足很好的线性依赖关系, 相应的电流斜率与理论值非常接近, 其激活能约为2.64 × 10–4 eV, 与理论值一致. 因此, 在低偏压下的电流应主要为FP发射电流.
图 5 (a)在不同温度下ln(I/E)和E1/2的关系; (b)相应的斜率βFP
Figure 5. (a) The relationship between ln(I/E) and E1/2 at different temperatures; (b) the corresponding current slope βFP.
实验表明, 位错是GaN器件反向漏电流的主要输运通道[20,21]. 图6(a)所示为可导位错的物理模型: 1)位错整体为电中性; 2) Ga空位居于位错中心, 为深能级受主态, 捕获电子后为负电性; 3)位错周围为ON缺陷, 为潜能级施主态, 电离后为正电性; 4)受主态获得电子后势垒抬高, 施主态失去电子后势垒降低, 成为有效的局域导电通道. 图6(b)所示为FP发射过程示意图: 费米能级附近, 界面施主态内的电子, 在电场辅助作用下向位错最低导带热发射过程. (5c)式表明, FP电流的截距具有固定的热激活能, 其数值即为零电场下的势垒高度. 图7所示为测试获得的c(T)-q/kT关系, 数据遵循很好的线性依赖特性, 与FP输运模型一致. 通过线性拟合获得FP电流的有效势垒高度约为0.59 eV. 该值远低于热发射电流势垒高度2.91 eV, 进一步证明了位错应是反向电流的主要输运通道.
图 6 (a) GaN中可导位错模型示意图; (b) FP 发射电流输运过程示意图
Figure 6. (a) Schematic band diagram of the conductive dislocations in GaN; (b) schematic transport process of the FP emission current
图 7 c(T)和q/kT的关系
Figure 7. The relationship between c(T) and q/kT.
图8(a)所示为变温的高频C-V曲线. 可以看到, 随T从300 K升高至500 K, 器件的夹断电压向正方向移动, 由–6.4 V逐渐增大至–6 V. 如图8(b)黑色数据. 此时, 所对应的饱和电场可近似表示为
图 8 (a)在不同温度下的C-V曲线; (b)不同夹断电压所对应的电场关系
Figure 8. (a) The C-V curves measured at different tempratures; (b) the corresponding electric field with different pinch-off voltages.
${E_{{\rm{pin - off}}}} = {E_0} + {{|{V_{{\rm{pin - off}}}}|}}/{d},$ 式中E0为V = 0 V的极化电场, d ≈ 18 nm为势垒层厚度. 图8(b)右轴所示为电场与温度关系, 表明随T从300 K增加至500 K, Epin-off从6.27 MV/cm减小至6.05 MV/cm. 因此, 高压区电流的负温度系数可归因于饱和电场的减小.
进而, 2 DEG耗尽之后的E-V关系可写为
$E = \sqrt {\frac{{2|(V - {V_{{\rm{pin\text- off}}}})|q{N_{\rm{d}}}}}{{\varepsilon {\varepsilon _0}}}} + {E_{{\rm{pin\text- off}}}},$ 式中Nd ≈ 5 × 1015 cm–3为体GaN的施主浓度. 在强反向偏压下, 势垒层表面形成宽度很窄的三角势垒, 电子极易发生FN隧穿[13], 形成FN隧穿电流
$\ln \left( {\frac{{{I_{{\rm{FN}}}}}}{{{E^2}}}} \right) = \ln AC - B\frac{1}{E},\tag{8a}$ $B = \frac1{{3qh}}{{8\pi \sqrt {2m_{\rm{n}}^*{{(q{\varphi _{{\rm{FN}}}})}^3}} }},\tag{8b}$ 式中 mn* 为电子有效质量, qφFN为有效隧穿势垒高度, h为普朗克常量.
图9(a)所示为不同温度下的ln(I/E2)–E–1关系. 可以看到, 数据满足很好的线性关系, 且电流斜率基本不随温度改变, 与FN隧穿特性一致. 根据(8b)式, 有效势垒高度与电流斜率的关系可写为
图 9 (a)不同温度下ln(I/E2)和E–1关系图; (b) FN隧穿有效势垒高度随温度的变化
Figure 9. (a) The relationship between ln(I/E2) and E–1 at different temperatures; (b) the effective barrier height extracted based on FN tunneling model.
${\varphi _{{\rm{FN}}}} = {q^{ - 1}} \times {\left[ {{{\left( {\frac{{3qhB}}{{8\pi }}} \right)}^2}\Big/2m_{\rm{n}}^{\rm{*}}} \right]^{1/3}}.$ 图9(b)所示为隧穿势垒高度对温度的关系, 表明势垒高度约为0.6 eV, 为温度的弱函数. 该值与之前FP发射得到的结果一致, 表明位错依然是FN隧穿电流的主要漏电通道. 因此, 高偏压下的电流输运机制应为位错相关的FN隧穿. 图10(a)所示为FN隧穿的具体过程. 图10(b)所示为V = –14 V时的电致发光空间分布图 (EL mapping). 注意到, “热点”主要分布在肖特基电极边缘的高电场区, 并且分布是不均的. 其中的“热点”主要来源于FN隧穿后高能热电子在异质结界面释放的多余能量, 很好地证明了FN隧穿的存在.
图 10 (a) FN 隧穿电流输运示意图; (b) EL mapping图(V = –14 V)
Figure 10. (a) The schematic diagram of FN tunneling process; (b) the EL mapping image at V = –14 V.
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晶格匹配In0.17Al0.83N/GaN异质结肖特基接触的反向漏电流具有很强的偏压和温度依赖特性. 在低偏压区, 电流为位错相关的FP机制占主导. 在高偏压区, 电流为位错相关的FN隧穿机制占主导. 本文认为位错边界电离的施主态有效降低了导带位置, 明显降低该处肖特基势垒, 成为有效的局域导电通道, 有效的电流势垒高度约为0.6 eV.
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测量了晶格匹配InAlN/GaN异质结肖特基接触的反向变温电流-电压特性曲线, 研究了反向漏电流的偏压与温度依赖关系. 结果表明: 1)电流是电压和温度的强函数, 饱和电流远大于理论值, 无法采用经典热发射模型解释; 2)在低偏压区, 数据满足
$\ln(I/E)\text{-}E^{1/2}$ 线性依赖关系, 电流斜率和激活能与Frenkel-Poole模型的理论值接近, 表明电流应该为FP机制占主导; 3)在高偏压区, 数据满足$ \ln(I/E^2)\text{-}E^{-1} $ 线性依赖关系, 电流斜率不随温度改变, 表明Fowler-Nordheim隧穿机制占主导; 4)反向电流势垒高度约为0.60 eV, 远低于热发射势垒高度2.91 eV, 表明可导位错应是反向漏电流的主要输运通道, 局域势垒由于潜能级施主态电离而被极大降低.[1] Gadanecz A, Bläsing J, Dadgar A, Hums C, Krost A 2007 Appl. Phys. Lett. 90 084505
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图 1 (a) InAlN/GaN肖特基势垒二极管横截面结构示意图; (b)俯视图
Fig. 1. (a) Schematic cross-section diagram of InAlN / GaN Schottky barrier diodes; (b) top view image of the devices.
图 2 (a) 不同温度下InAlN/GaN肖特基势垒二极管的I-V特性和常温下典型的C-V特性曲线; (b)电场与电压的函数关系图和n2 DEG对电压的依赖关系
Fig. 2. (a) The reverse I-V characteristics of InAlN / GaN Schottky diode measured at various temperatures and typical C-V curve at room temperature; (b)electric field and n2 DEG as a function of gate voltage.
图 3 不同温度下InAlN/GaN肖特基势垒二极管的反向饱和电流的理论值和实验值
Fig. 3. Theoretical and experimental reverse saturation current of InAlN/GaN Schottky diodes for different temperatures.
图 4 (a)不同温度下lnI和E1/2关系图; (b)电流斜率βSC
Fig. 4. (a) The relationship between lnI and E1/2 at different temperatures; (b) the corresponding current slope βSC.
图 5 (a)在不同温度下ln(I/E)和E1/2的关系; (b)相应的斜率βFP
Fig. 5. (a) The relationship between ln(I/E) and E1/2 at different temperatures; (b) the corresponding current slope βFP.
图 6 (a) GaN中可导位错模型示意图; (b) FP 发射电流输运过程示意图
Fig. 6. (a) Schematic band diagram of the conductive dislocations in GaN; (b) schematic transport process of the FP emission current
图 8 (a)在不同温度下的C-V曲线; (b)不同夹断电压所对应的电场关系
Fig. 8. (a) The C-V curves measured at different tempratures; (b) the corresponding electric field with different pinch-off voltages.
图 9 (a)不同温度下ln(I/E2)和E–1关系图; (b) FN隧穿有效势垒高度随温度的变化
Fig. 9. (a) The relationship between ln(I/E2) and E–1 at different temperatures; (b) the effective barrier height extracted based on FN tunneling model.
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