Contacto Schottky Mo/Au en Película Fina de β-Ga₂O₃: Perspectivas Experimentales y Teóricas sobre Transporte en Polarización Inversa y Características de Ruptura

Resumen

Estudiamos el mecanismo de emisión de corriente inversa del diodo de barrera Schottky Mo/β-Ga₂O₃ mediante características corriente-voltaje (I-V) dependientes de temperatura de 298 a 423 K. La variación de la corriente inversa con el campo eléctrico indica que la emisión Schottky es el mecanismo dominante de transporte de portadores bajo polarización inversa en lugar del modelo de emisión Poole-Frenkel asistida por trampas. Además, se obtuvo un voltaje de ruptura de 300 V en ambiente Fluorinert con un campo eléctrico promedio de 3 MV/cm en el diodo de barrera Schottky Mo/β-Ga₂O₃. Los efectos de los estados de superficie, en la distribución del campo eléctrico, también se analizaron mediante simulación TCAD. Con densidades de carga superficial negativa crecientes, el campo eléctrico pico disminuye monótonamente. Además, la inhomogeneidad de la altura de barrera Schottky bajo polarización directa también se discutió.

Antecedentes

Recientemente, el semiconductor de banda prohibida ultra-ancha β-Ga₂O₃ ha atraído mucho interés por sus excelentes características, como alta estabilidad química, gran banda prohibida directa de 4.8-4.9 eV, alto campo eléctrico de ruptura teórico (E_BR) de 8 MV/cm, y alta figura de mérito de Baliga de 3400, que es unas diez veces mayor que la de SiC y cuatro veces mayor que la de GaN. La combinación de todas estas propiedades con sustratos β-Ga₂O₃ de alta calidad, gran área y rentables cultivados por técnicas de crecimiento por fusión hace de β-Ga₂O₃ un material preferido para aplicaciones de electrónica de alta tensión y alta potencia. Como dispositivo electrónico prometedor, los diodos de barrera Schottky (SBD) de β-Ga₂O₃ se fabricaron con varios metales de electrodo ánodo, incluyendo Cu, Pd, Pt, Au, Ni y TiN, y sus características eléctricas directas e inversas, como resistencia específica de encendido, relación I_on/I_off, alturas de barrera, corriente de fuga inversa y voltaje de ruptura, fueron investigadas exhaustivamente. La altura de barrera Schottky inhomogénea y la corriente de polarización inversa no saturante se reportaron en SBD β-Ga₂O₃, mientras que se sabía mucho menos sobre el mecanismo de transporte de portadores bajo polarización inversa, lo cual es esencial para la mejora del voltaje de ruptura.

Además, no se ha realizado ninguna investigación para analizar los mecanismos de emisión del contacto Mo/β-Ga₂O₃. Si hay trampas o defectos en el sustrato β-Ga₂O₃, la corriente de fuga se encontrará de acuerdo con el modelo de emisión Frenkel-Poole, y la corriente inversa es la emisión de electrones desde un estado atrapado cerca de la interfaz metal-semiconductor. De lo contrario, el proceso principal en la corriente inversa será dominado por la emisión Schottky donde los electrones sobre la barrera Schottky resultan en una corriente inversa. El cristal β-Ga₂O₃ también tiene una propiedad única, una gran constante de red de 12.23 Å en dirección [100], que permite una fácil escisión en cintas finas o nanomembranas. Así, en este trabajo, exfoliamos mecánicamente β-Ga₂O₃ a gran escala desde sustrato masivo de baja densidad de dislocaciones, y por primera vez, el Molibdeno (Mo) termicamente estable se eligió como metal de electrodo ánodo para fabricar diodos de barrera Schottky verticales de β-Ga₂O₃. El mecanismo de conducción eléctrica bajo polarización inversa se discutió en el rango de temperatura de 298 a 423 K. Este trabajo proporciona conocimientos sobre mecanismos de transporte de portadores que pueden ayudar a mejorar funcionalidades de dispositivos basados en β-Ga₂O₃.

Métodos/Experimental

Como se muestra en Fig. 1a, b, el diodo de barrera Schottky se fabricó en película β-Ga₂O₃ (100) exfoliada mecánicamente del sustrato β-Ga₂O₃ dopado con Sn, con espesor de 15 μm y concentración electrónica de 2 × 10¹⁷ cm^-3. Como se presenta en Fig. 1d, e, el ancho a media altura (FWHM) y la raíz cuadrada media (RMS) se estimaron en 51.9 arcsec y 0.19 nm, respectivamente, mediante mediciones de difracción de rayos X de alta resolución (HRXRD) y microscopía de fuerza atómica (AFM). Excelente calidad cristalina y superficie lisa fueron confirmadas por la medición. Tras limpieza química húmeda, la pila metálica Ti/Au (20 nm/100 nm) se depositó por evaporación con haz de electrones en el lado posterior y seguida de recocido térmico rápido (RTA) a 600 °C durante 60 s bajo atmósfera de nitrógeno para formar el contacto óhmico. Los electrodos ánodo Schottky circulares con diámetros de 100 μm se formaron en el lado frontal por evaporación de metales Mo/Au (40 nm/100 nm) y proceso lift-off. La Figura 1c muestra la estructura de la sección transversal esquemática del SBD β-Ga₂O₃ en este trabajo.

a Sustrato β-Ga₂O₃ dopado con Sn con espesor de 300 μm. b Electrodos ánodo Schottky formados en el lado frontal con diámetros de 100 μm. c Estructura de la sección transversal esquemática del SBD β-Ga₂O₃. d Curva de balanceo XRD y e imagen AFM de la capa de deriva β-Ga₂O₃ exfoliada mecánicamente de sustrato (100) β-Ga₂O₃

Resultados y Discusión

Las características corriente-voltaje (I-V) de diodos de barrera Schottky Au/Mo/β-Ga₂O₃ se investigaron usando un sistema de caracterización de semiconductores Keithley 4200 entre 298 y 423 K. Como se muestra en Fig. 2a, la relación I_on/I_off es cercana a 10¹⁰ a 298 K, indicando buen comportamiento rectificador. Para polarización directa de 0.1 a 0.7 V, las curvas I-V semilogarítmicas son casi lineales y muestran un fuerte comportamiento de dependencia de temperatura. Con el aumento de la polarización directa, la desviación de linealidad de las curvas I-V se atribuye a la resistencia en serie del diodo de barrera Schottky y la relación entre el voltaje aplicado y la corriente puede expresarse como \( I={I}_s\left\{\exp \left[\frac{q\left(V-{IR}_s\right)}{nkT}\right]-1\right\} \), donde V es el voltaje aplicado, R_s la resistencia en serie, T la temperatura absoluta, k la constante de Boltzmann, n el factor de idealidad, e I_s la corriente de saturación inversa. El n e I_s pueden determinarse a partir de la pendiente e intersección de los gráficos lnI-V, respectivamente. Para el diodo de barrera Schottky ideal, el factor de idealidad n debería ser igual a la unidad. Cuanto mayor sea el n, mayor la desviación del modelo de emisión termiónica (TE). Además, según la ecuación \( {\phi}_b=\frac{kT}{q}\ln \left[\frac{AA^{\ast }{T}^2}{I_s}\right] \), los valores de φ_b a diferentes temperaturas también se determinaron, como se muestra en Fig. 2b, donde φ_b es la altura de barrera, A el área del diodo y A^* la constante efectiva de Richardson 40.8 A cm^-2 K^-2 con la masa efectiva de β-Ga₂O₃ de m^* = 0.34 m₀. Con el aumento de temperatura de 298 a 423 K, φ_b aumenta mientras n disminuye, indicando que otro mecanismo de transporte también contribuye al transporte de corriente y conduce a la desviación de las características I-V del modelo TE puro, lo cual se ha reportado previamente en diodos de barrera Schottky β-Ga₂O₃ y otros dispositivos de banda prohibida ancha. El análisis de inhomogeneidad de altura de barrera puede describirse por una distribución gaussiana en alturas de barrera,

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

a Características I-V directas de diodos de barrera Schottky Mo/β-Ga₂O₃ a diferentes temperaturas. b Dependencia de temperatura del factor de idealidad y altura de barrera Schottky de diodo de barrera Schottky β-Ga₂O₃. c Gráficos de φ_ap versus q/2kT y gráfico de Richardson modificado versus 1/kT para diodos de barrera Schottky β-Ga₂O₃

Los valores de altura de barrera media \( \overline{\phi_{b0}} \) y la desviación estándar σ_s se extraen como 1.55 eV y 0.186 eV, respectivamente, de la Fig. 2c. Además, considerando las inhomogeneidades de altura de barrera, el gráfico de Richardson convencional se modifica de la siguiente manera:

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

Como se muestra en Fig. 2c, el \( \ln \left({I}_{\mathrm{s}}/{T}^2\right)-\left({q}^2{\sigma}_{\mathrm{s}}^2/2{k}^2{T}^2\right) \) versus 1/kT es una línea recta. La intersección de la curva se usa para obtener el A^* de 44.7 A cm^-2 K^-2, que está muy cerca del valor teórico de β-Ga₂O₃ de 40.8 A cm^-2 K^-2. Por tanto, las inhomogeneidades de barrera en la interfaz metal/semiconductor para SBD β-Ga₂O₃ pueden explicarse por TE con distribución gaussiana de barrera sobre las SBH.

La medición de ruptura inversa a temperatura ambiente también se realizó usando el analizador de semiconductores de alta tensión Agilent B1505A, como se muestra en Fig. 3. El voltaje de ruptura fue 260 V mientras que fue 300 V con la muestra sumergida en Fluorinert™ producido por la compañía 3M que puede prevenir ruptura de aire bajo alta polarización inversa. Para entender la distribución del campo eléctrico, se realizó simulación numérica con software ATLAS, como se muestra en Fig. 4a, b. Con el aumento de la distancia desde la interfaz entre el semiconductor y el ánodo hasta aproximadamente 1 μm, el campo eléctrico disminuye gradualmente. En la posición x = 4 μm, el campo eléctrico promedio es 3 MV/cm, calculado de la Fig. 4c. También se muestra en Fig. 4d, en la posición y = 1 nm, el campo eléctrico máximo en el voltaje de ruptura fue de aproximadamente 8 MV/cm en el borde del contacto Schottky, que es unas 2.7 veces el campo eléctrico promedio. Como reportaron A. J. Green et al y K. Zeng et al, el campo eléctrico pico y promedio del borde del electrodo fueron 5.3, 3.8 MV/cm y 6.1, 4.4 MV/cm, respectivamente, y el campo eléctrico pico del diodo Schottky Mo/Ga₂O₃ es relativamente alto. Se supone que la nanomembrana β-Ga₂O₃ obtenida por exfoliación mecánica tiene un gran número de enlaces colgantes y estados de superficie que capturarán electrones para agotar los portadores de ánodo a cátodo bajo polarización inversa. Tomando en cuenta la carga superficial negativa, el resultado de simulación mostró que el campo eléctrico en el borde del contacto Schottky se redujo con densidades de carga superficial negativa aumentando de 0.5 × 10¹³ cm^-2 a 3 × 10¹³ cm^-2, respectivamente. Especialmente con densidades de carga superficial negativa de 3 × 10¹³ cm^-2, el campo eléctrico pico en el borde del contacto Schottky es de aproximadamente 5.2 MV/cm. Por tanto, el voltaje de ruptura inversa 300 V puede lograrse en la nanomembrana β-Ga₂O₃ con N_D = 3 × 10¹⁷ cm^-2 sin ninguna estructura de terminación de borde. Como se muestra en Fig. 4d, debido a la existencia de estado de interfaz en posición X por debajo de 2 μm, los electrones pueden ser atrapados y la región de agotamiento puede formarse, resultando en el campo eléctrico en la dirección Y. A medida que aumenta la concentración de estado de interfaz, el campo eléctrico en la dirección Y aumenta, aunque el campo eléctrico en la dirección X se acerca a cero. Así, el campo eléctrico aumenta en posición X por debajo de 2 μm.

Características I-V inversas de las muestras β-Ga₂O₃ a temperatura ambiente respectivamente en Fluorinert y aire

a Simulación TCAD de campo eléctrico en estado off de diodos de barrera Schottky bajo sesgo -300 V. b Simulación de campo eléctrico de las regiones seleccionadas en cuadro verde discontinuo. El potencial a lo largo del eje y en x = 4 μm está presente en (c), y el campo eléctrico en el borde del contacto Schottky reducido con diferentes densidades efectivas de carga superficial negativa están presentes en (d)

Por otro lado, con el aumento de la polarización inversa V_re, la corriente de fuga I_re aumenta en lugar de saturarse para |V| > 3 k_BT/q, como se muestra en Fig. 5a, lo cual es inconsistente con la teoría TE. Por tanto, la emisión termiónica mejorada por campo eléctrico se consideró para discutir la dependencia de I_re en V_re, incluyendo emisión Poole-Frenkel y emisión Schottky. En emisión Poole-Frenkel, los electrones se transportan desde el metal al semiconductor a través de un estado atrapado y la I_re viene dada por

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

mientras que en emisión Schottky, los electrones ganarán suficiente energía para superar la barrera en la interfaz metal/semiconductor para formar la corriente y la I_re puede expresarse por

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

a Características I-V inversas de diodos de barrera Schottky Mo/β-Ga₂O₃ a diferentes temperaturas. b Dependencia de temperatura de características 1/C² del contacto Schottky Mo/β-Ga₂O₃. Análisis de dependencia de campo eléctrico del contacto Schottky Mo/β-Ga₂O₃ con diferentes mecanismos. c Mecanismo Poole-Frenkel (I/E) versus E^1/2 y d Mecanismo Schottky ln(I/T²) versus E^1/2

donde ε_s es la permitividad de β-Ga₂O₃ (~ 10 ε₀) y E es el campo eléctrico aplicado, calculado por \( E\kern0.5em =\kern0.5em \sqrt{\frac{2{qN}_D}{\varepsilon_S}\left(V+{V}_{bi}-\frac{k_BT}{q}\right)} \), N_D es la densidad de donadores de β-Ga₂O₃, y V_bi es el potencial incorporado. Como se muestra en Fig. 5b, N_D y V_bi pueden extraerse de la pendiente e intersección de los gráficos de capacitancia inversa al cuadrado (1/C²) versus V_re usando la siguiente expresión

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

Si la curva de ln(I/T²) versus E^1/2 es lineal, el mecanismo de emisión Schottky es dominante. Y si el gráfico de ln(I/E) versus E^1/2 es lineal, la emisión Poole-Frenkel domina el transporte de corriente inversa. La Figura 5c, d muestra los gráficos de ln(I/E) y ln(I/T²) versus E^1/2, respectivamente. Ambos conjuntos de curvas son lineales, indicando que no solo la emisión Poole-Frenkel sino también la emisión Schottky están presentes. Para clarificar el mecanismo dominante de transporte de portadores, la pendiente de las curvas, o el coeficiente de emisión puede expresarse como.

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

donde n = 1 es para emisión Poole-Frenkel (S_PF) y n = 2 para emisión Schottky (S_S). Los valores experimentales de S se denotan como S_m-PF y S_m-S para emisión Poole-Frenkel y Schottky dados por la pendiente de las curvas en Fig. 5c, d, respectivamente. Las ratios del valor experimental al valor teórico, N_PF (=S_m-PF/S_PF) y N_S (=S_m-S/S_S), se muestran en Fig. 6. Dado que los valores de N_S están más cerca de la unidad que los de N_PF, la corriente inversa está dominada por la emisión Schottky.

Gráficos de coeficientes relativos de emisión Poole-Frenkel N_PF (=S_m-PF/S_PF) y emisión Schottky N_S (=S_m-S/S_S) versus temperatura

Conclusiones

Hemos investigado las características eléctricas de diodos de barrera Schottky Mo/Au fabricados en película (100) β-Ga₂O₃ exfoliada mecánicamente del sustrato β-Ga₂O₃ dopado con Sn. Basándonos en el modelo TE, el φ_b y n extraídos aumentan y disminuyen con el aumento de temperatura, respectivamente. Asumiendo distribución gaussiana de altura de barrera inhomogénea, se obtuvieron altura de barrera media de 1.55 eV y desviación estándar de 0.186 eV. Finalmente, según los gráficos ln(I/T²) y ln(I/E) versus E^1/2, el parámetro N_S de emisión Schottky está cerca de la unidad, ilustrando que la emisión Schottky es el mecanismo dominante de transporte de la corriente inversa. El voltaje de ruptura de 300 V con muestras en Fluorinert se obtiene en diodos de barrera Schottky Mo/Au con un campo eléctrico promedio de 3 MV/cm, indicando el gran potencial de β-Ga₂O₃ para aplicaciones de electrónica de potencia.

Abreviaturas

I-V:

Corriente-voltaje

Mo:

Molibdeno

RTA:

Recocido térmico rápido

SBD:

Diodo de barrera Schottky

TE:

Emisión termiónica