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GaN肖特基二极管的正向电流输运和低频噪声行为

闫大为 田葵葵 闫晓红 李伟然 俞道欣 李金晓 曹艳荣 顾晓峰

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GaN肖特基二极管的正向电流输运和低频噪声行为

闫大为, 田葵葵, 闫晓红, 李伟然, 俞道欣, 李金晓, 曹艳荣, 顾晓峰

Forward current transport and noise behavior of GaN Schottky diodes

Yan Da-Wei, Tian Kui-Kui, Yan Xiao-Hong, Li Wei-Ran, Yu Dao-Xin, Li Jin-Xiao, Cao Yan-Rong, Gu Xiao-Feng
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出版历程
  • 收稿日期:  2020-09-04
  • 修回日期:  2020-12-01
  • 上网日期:  2021-04-01
  • 刊出日期:  2021-04-20

GaN肖特基二极管的正向电流输运和低频噪声行为

  • 1. 江南大学电子工程系, 物联网技术应用教育部工程研究中心, 无锡 214122
  • 2. 北京市电力高可靠性集成电路设计工程技术研究中心, 北京智芯微电子科技有限公司, 北京 102200
  • 3. 西安电子科技大学, 宽带隙半导体技术国家重点学科实验室, 西安 710071
  • 通信作者: 闫大为, daweiyan@jiangnan.edu.cn
    基金项目: 国家自然科学基金(批准号: 61504050, 11604124, 51607022) 和北京智芯微电子科技有限公司实验室开放基金资助的课题

摘要: 首先测量了GaN肖特基二极管的正向变温电流-电压特性, 研究了其电流输运机制, 然后分析了在不同注入电流条件下的低频噪声行为. 结果表明: 1) 在正向高电压区, 热发射机制占主导, 有效势垒高度约为1.25 eV; 2) 在正向低偏压区(V < 0.8 V), 与位错相关的缺陷辅助隧穿电流占主导, 有效势垒高度约为0.92 eV (T = 300 K); 3) 在极小电流(I < 1 μA)和极低频率 (f < 10 Hz)下, 洛伦兹型噪声才会出现; 电子的渡越时间取决于多个缺陷对电子的不断捕获和释放过程, 典型时间常数约为30 ms (I = 1 μA); 4)在更高频率和电流下, 低频1/f噪声占主导; 电流的输运主要受到势垒高度的随机波动的影响, 所对应的系数约为1.1.

English Abstract

    • 由于优异的材料物理特性, 如高击穿电场、高电子迁移率和高电子饱和速率, 以氮化镓(GaN)为代表的宽禁带III族氮化物半导体非常适合制备功率微波电子器件, 如AlGaN/GaN异质结高电子迁移率晶体管[1]. 肖特基接触是GaN电子器件最重要的基本结构之一, 其电学性能的优劣对整个器件的电学特性具有关键影响. 然而, 实际的GaN肖特基接触的反向漏电流比理论预测值大得多. 尤其是, 当器件长时间工作在高温和高压条件下时, 其反向电流会逐渐增大, 发生严重的退化行为, 给可靠性也带来很大问题[2]. 例如, 较大的反向漏电流会减小反向击穿电压和输出功率密度, 导致电流击穿失效提前发生. 因此, 理解反向漏电流的具体输运机制有助于提高器件的整体电学性能. 与单晶硅材料不同, 外延生长的GaN薄膜内部往往存在高密度的线性位错. 这些位错(主要为线性位错和混合螺旋位错)是过剩漏电流的主要输运通道, 其微观电学结构决定了电流的偏压和温度依赖关系[3-5]. 以往, 研究者多通过测量和分析变温电流-电压(T-I-V)特性曲线来研究肖特基接触的输运机制[6-9]. 虽然该方法能够获得有效势垒高度等静态电学参数, 但无法获得与缺陷相关的时间常数. 与之相比, 低频噪声技术是研究缺陷动态特性的可靠技术之一, 可用于分析缺陷对电子的捕获效应[10]. 目前, 低频噪声技术已被广泛用于电子器件的粒子辐照效应研究, 以获取新缺陷的能级深度和时间常数.

      鉴于此, 本文分别利用变温I-V法和低频噪声技术研究了体衬底GaN肖特基二极管的正向电流输运机制和低频噪声行为. 结果表明: 经典热发射(TE)机制只有在正向大偏压下占主导; 而在小偏压下, 随T从300 K升高至450 K, 输运机制从缺陷辅助隧穿向热场发射过程转变; 只有在极小电流(I < 1 μA)和极低频率下(I < 10 Hz)洛伦兹型噪声才会出现, 典型时间常数约为30 ms; 而在大电流和更高频率下低频1/f型噪声占优势, 系数约为1.1.

    • 采用的GaN外延片是通过金属有机化学气相沉积法生长在自支撑GaN体衬底上的, 外延结构包括0.5 μm n+-GaN过渡层和3 μm n-GaN有源层. 通过CL mapping技术得到外延片的平均位错密度Ndis约为5 × 106 cm–2. 图1(a)所示为器件横截面结构示意图. 首先, 利用标准光刻和剥离工艺定义欧姆电极的形状和尺寸后, 利用电子束沉积Ti/Al/Ni/Au合金, 并在750 ℃的氮气环境中快速热退火60 s形成欧姆接触; 然后, 通过等离子体化学气相沉积技术生长20 nm的SiO2钝化层以减少器件的表面横向漏电流; 最后, 利用标准光刻和剥离工艺定义肖特基电极的形状和尺寸, 通过电子束蒸发Ni/Au (50 nm/250 nm)形成直径150 μm的圆形肖特基电极. 图1(b)所示为最终制备的Ni/Au/n-GaN肖特基二极管器件的俯视图. 利用高频C-V (C为电容, V为电压)法可得GaN层的有效施主掺杂密度ND-NA约为2.08 × 1016 cm–3(NDNA分别为施主和受主的掺杂浓度), 如图2所示; 图2内插图为$ 1/C^2 $-V关系, 通过其横轴截距得内建电势约为1.06 V, 进而计算肖特基势垒高度约为1.19 eV.

      图  1  Ni/Au/n-GaN肖特基二极管的横截面结构示意图(a)和器件俯视图(b)

      Figure 1.  (a) Schematic cross-section diagram of the fabricated Ni/Au/n-GaN Schottky diode; (b) top view image of the devices.

      图  2  Ni/Au/n-GaN肖特基二极管的掺杂浓度与结深关系曲线, 内插图为高频$ 1/C^2 $-V数据图

      Figure 2.  Dopant concentration as a function of junction depth of the fabricated Ni/Au/n-GaN Schottky diode. The inset shows a plot of $ 1/C^2 $ vs. V.

      利用半导体参数分析仪(Keithley 4200A-SCS)测试器件的正向I-V曲线, 并从中提取反向饱和电流、理想因子、势垒高度等基本参数; 利用低频电压前置放大器(Stanford SR560)和频谱分析仪(Stanford SR760)测量器件的低频噪声信号.

    • 与p-n结不同, 肖特基接触的正向电流的载流子为多子. 图3所示为n型半导体肖特基结构在正向偏压下的三种基本电流输运过程. 图中, EFm, EFn分别是金属和半导体的费米能级, Ec为半导体的导带, $q{\phi _{\rm Bn}}$是金属的功函数, $q{\phi _n}$为Ec和费米能级之间的能量差. 从图3可以看出: 1)温度较高时, 高能电子从半导体越过势垒进入金属的经典热发射(TE)机制; 2)温度较低时, 低能电子从电场获得能量, 从半导体隧穿至金属的场发射(FE)机制; 3)中等温度时(例如300 K), 以可比较的TE和FE分量为主的热场发射(TFE)机制.

      图  3  正向偏压下的三种输运机制: 1, TE; 2, TFE; 3, FE, 实点代表GaN中的自由电子

      Figure 3.  Three basic transport processes under forward bias: 1 is thermionic emission, 2 is thermal field emission, 3 is field emission. The solid dots represent electrons in GaN, and the solid ponts are free electron in GaN.

      图4所示为Ni/Au/n-GaN肖特基二极管的T-I-V特性曲线, 测试温度范围为300—450 K. 可以看出, 在正向低偏压下(V < 0.8 V), 电流随电压呈指数增长, 其斜率随温度升高逐渐减小; 而在高偏压下, 电流随着偏压增大逐渐向下弯曲, 此时串联电阻效应显著. 通常, 理想肖特基接触的电流行为可由经典TE理论来描述[11]

      图  4  Ni/Au-GaN肖特基二极管的典型变温I-V特性曲线, 红色实线为300 K下TE模型

      Figure 4.  Forward bias I-V characteristics of Ni/Au/n-GaN Schottky diode measured at different temperatures. The red solid line is the fitting line based on TE model at 300 K.

      ${I_{{\rm{TE}}}} = {I_0}\left\{ {\exp \left[ {\frac{{q(V - I{R_{\rm{S}}})}}{{nkT}}} \right] - 1} \right\},\tag{1a}$

      ${I_0} = A{A^*}{T^2}\exp \left( { - \frac{{q{\phi _{Bn}}}}{{kT}}} \right),\tag{1b}$

      式中, A为肖特基接触面积, A*~55.7A/(cm2·K2)为有效理查森常数, Rs为二极管的串联电阻, n为理想因子, k为玻耳兹曼常数, I0为反向饱和电流, 其值可由线性关系外延至V = 0的电流截距得到, Bn为金属与n型半导体接触时零偏压下势垒高度.

      图4内的红色曲线为理论拟合曲线(T = 300 K), 正向高偏置区电流与TE模型吻合较好. 图5所示为拟合获得的势垒高度, 表明Bn~1.25 eV基本不随温度发生变化, 与电容法获得势垒高度接近. 必须注意到, 当V < 0.8 V时二极管的实际电流远大于TE模型的理论电流, 这表明在低偏压下存在很大的隧穿电流分量. 因此, 正向低偏压下的电流不能利用理想的TE模型解释, 应当主要考虑隧穿电流的影响.

      图  5  BnT的关系

      Figure 5.  Relationship between Schottky barrier height and temperature.

      对于具有高密度界面缺陷的非理想肖特基二极管, 电子从半导体隧穿至金属的概率将会增大, 极易发生缺陷辅助隧穿过程. 此时, 反向饱和电流可写为[12]

      ${I_0} = Aq{v_{\rm{D}}}D\exp \left[ { - \frac{{q{\phi _{{\rm{Bn}}}} - ({E_{\rm{C}}} - {E_{\rm{F}}})}}{{{E_0}}}} \right],\tag{2a} $

      ${E_0} = \frac{{q\hbar }}{2}\sqrt {\frac{{{N_{\rm{D}}}^*}}{{{m^*}{\varepsilon _{\rm{s}}}}}} ,\tag{2b}$

      式中, vD~1.5 × 1013 s–1为德拜频率, D是有效缺陷态密度, m* = 0.2m0为有效电子质量, $\varepsilon_{\rm{s}} $ = 8.9$\varepsilon_0 $为GaN的介电常数, E0为特征能量, $N_{\rm{D}}^*$为有效施主密度. 令E0 = nkT, 可以得到不同温度下的理想因子, 结果如图6(a)所示. 可以看到, 随着温度的升高, n从1.47逐渐下降到1.14, 表明热发射电流分量逐渐增强. 具体地讲, 当T < 400 K时, n > 1.2, FE机制占主导; 当T > 400 K时, 1 < n < 1.2, TFE机制占主导.

      图  6  (a) n, (b) E0, (c) $N_{\rm{D}}^* $, (d) Bn与温度的依赖关系

      Figure 6.  Derived values of (a) n, (b) E0, (c) $N_{\rm{D}}^* $, and (d) Bn as a function of temperature.

      根据(2)式, 由图4的电流斜率可得到不同温度下的E0值, 结果如图6(b)所示. 随T从300 K升高至450 K, E0从38 meV近似线性地增加到45 meV. 根据(2b)式可计算有效掺杂浓度$N_{\rm{D}}^* $, 如图6(c)所示. 随T从300 K升高至400 K, $N_{\rm{D}}^* $从7.55 × 1018 cm–3增大至1.03 × 1019 cm-3, 具有明显的热激活行为, 激活能EA~22.6 meV. $N_{\rm{D}}^* $值远大于体施主态浓度ND~1016 cm–3, 表明可导位错内部存在高密度的潜能级施主态. 所以, 可导位错区域形成了耗尽宽度较薄的局部势垒区, 更有利于隧穿过程的发生[13]. 图6(d)所示为隧穿势垒高度与温度的依赖关系, 其值随温度从0.92 eV逐渐减小至0.73 eV. 在室温下, 电流势垒高度比电容势垒高度低0.27 eV, 这主要是由于位错施主态的热电离导致的. 既然可导位错是形成隧穿电流的主要原因, 那么有效的导电面积应远小于肖特基接触面积. 假设位错的平均直径为20 nm, 缺陷密度为5 × 106 cm–2, 则有效导电面积为5.44 × 10–9 cm–2, 仅为电极面积的1/105.

      前期研究中曾提出了可导位错的精细电学物理模型[14], 其能带示意图如图7所示. 位错中心带负电[15], 周围浅能级施主态形成的较低势垒区带正电, 整体位错在n-GaN中呈电中性. 可认为浅能级施主态可能是O替代N形成的ON缺陷. 在材料的生长过程中, O原子通过N空位进行扩散并在位错终端积累, 形成高密度ON-VGa复合物, 从而影响位错的电学特性[16]. 而Ga空位形成能较低, 常作为深能级受主态存在于位错中心位置. 它们能够获得周围施主态的自由电子, 从而抬高此处的库仑势, 同时降低周围施主态的电势[17,18].

      图  7  GaN可导位错的能带结构示意图

      Figure 7.  Schematic band gap diagram of the conductive dislocations in GaN.

      下文将分析器件正向电流的低频噪声行为. 当缺陷辅助隧穿电流占主导时, 电子的连续捕获和释放过程会导致电荷渡越时间的随机波动, 产生洛伦兹型噪声; 当热发射电流占主导时, 耗尽层内的缺陷态大量捕获和释放电子, 会引起肖特基势垒分布的随机变化, 形成低频1/f型噪声[19,20]. 考虑以上两种情况的电压功率密度噪声谱可写为

      $ {S_{\rm{V}}} = \frac{{A\tau }}{{1 + {{(2{\rm{\pi }}f\tau )}^2}}} + \frac{B}{{{f^r}}},$

      式中, τ为电荷渡越时间或电子捕获效应的时间常数, 表示洛伦兹型噪声的幅值, r~1为一个常数, B为低频1/f型噪声幅值.

      图8所示为Ni/Au/n-GaN肖特基二极管在不同注入电流下的低频噪声谱, 其中红色曲线为理论拟合结果. 可以看到, 洛伦兹型噪声仅在小注入电流下(I < 1 μA)和极低频率下(f < 10 Hz)时占主导, 而在更高频率和更大注入电流下, 1/f噪声完全占主导. 表1所示为拟合得到的各种参数值. 1)洛伦兹噪声幅值为10–7量级, 但随着电流从1 nA逐渐增大到1 μA, τ值从50 ms也逐渐减小至30 ms. 这里, 时间常数(即电子渡越时间)的减小可归因于大正向偏压下隧穿势垒高度和宽度的减小. 2)在整个电流测量范围内, 低频1/f噪声的r~1.1和幅值B为10–9量级, 基本不发生变化. 对于多步缺陷辅助隧穿过程, 单步的缺陷捕获和释放时间常数是随机变化的, 会产生相对频率较高的1/f噪声; 在热发射机制占主导的大电流条件下, 势垒高度会因为缺陷态对电子的捕获和释放过程而发生随机变化, 形成低频1/f噪声.

      图  8  I = 1 nA到100 µA的低频噪声谱

      Figure 8.  Low frequency noise spectrum under I = 1 nA to 100 µA.

      I/nAA/10–8B/10–9τ/ms/10–7r
      14.364.9650 2.181.09
      108.097.79453.641.13
      1008.257.20403.301.10
      100011.006.79303.301.10
      100006.121.10
      1000008.201.12

      表 1  不同正向电流下的参数变化

      Table 1.  Values of different parameters at various forward currents.

    • 本文通过T-I-V和低频噪声技术研究了GaN肖特基二极管的正向电流输运和低频噪声行为. 在正向低电流下, 缺陷对电子的捕获和释放过程所导致的总渡越时间常数的随机波动是产生洛伦兹型噪声的主要原因; 在TE机制占主导正向高电流下, 缺陷对电子的捕获和释放过程导致势垒高度的随机波动, 是产生低频1/f噪声的主要原因.

参考文献 (20)

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