Электрофизические свойства структур с барьером Шоттки на GaAs Текст научной статьи по специальности «Физика»

А.П. Вяткин, Н.К. Максимова, Н.Г. Филонов

ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СТРУКТУР С БАРЬЕРОМ ШОТТКИ НА СйЛэ

Приведен обзор результатов по одному из научных направлений отдела физики полупроводников СФТИ - исследованиям структур с барьером Шоттки. Анализируются зависимости электрических характеристик структур на основе арсенида галлия от материала барьерообразующего контакта, режима термического отжига, внутренних механических напряжений и внешнего давления, структурных дефектов с глубокими уровнями.

В течение многих десятилетий усилия большого числа исследователей - экспериментаторов и теоретиков - направлены на выяснение физической картины процессов, протекающих в поверхностно-барьерных структурах. Задача оказалась достаточно сложной, однако необходимость ее решения связана с практическими возможностями приборов с барьером Шоттки, составляющих в значительной степени элементную базу современной электроники.

К середине 70-х гг. появился ряд монографий, в которых довольно полно были изложены классические представления о формировании потенциального барьера и механизмах переноса носителей заряда в поверхностно-барьерных системах. Невыясненными оставались вопросы, связанные с природой поверхностных состояний, закрепляющих уровень Ферми в таких системах, например, как металл - арсенид галлия, и с некоторыми особенностями поведения вольт-амперных характеристик в области низких температур.

Дальнейшее широкое внедрение в промышленности структур с барьером Шоттки потребовало решения вопросов, связанных с повышением надежности и стабильности электрических характеристик диодов, выяснения механизмов деградации электрических параметров.

Интерес к этим исследованиям не ослабевает до настоящего времени, о чем свидетельствует огромное число публикаций. Однако большинство экспериментальных и теоретических работ ведутся в узком секторе физических явлений. Отсутствие комплексных исследований не позволяет воспринять картину происходящих физических процессов в структурах с барьером Шоттки в целом, особенно при различных внешних воздействиях.

Целью наших работ являлось изучение зависимости электрических характеристик структур с барьером Шоттки на основе арсенида галлия от материала барьерообразующего контакта, условий термического отжига, внутренних механических напряжений и внешнего давления, структурных дефектов с глубокими уровнями. На основе полученных закономерностей - определение возможных путей повышения стабильности электрических характеристик структур, а также установление возможности их использования в качестве чувствительных элементов датчиков различных неэлектрических величин (температуры, давления). Данная статья является обзором результатов многолетних исследований структур с барьером Шоттки - одного из научных направлений отдела физики полупроводников СФТИ под руководством А.П. Вяткина.

ВЛИЯНИЕ МЕЖФАЗНЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ НА ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ КОНТАКТА МЕТАЛЛ - АРСЕНИД ГАЛЛИЯ

На первом этапе проводились исследования закономерностей формирования элементного и фазового составов в свежеприготовленных и подвергнутых отжигу структурах на GaAs, влияния межфазных взаимодействий на границе раздела на вольт-амперные характеристики (ВАХ) структур, поиск систем, стабильных при высокотемпературном отжиге.

Изучались системы, содержащие в качестве контактных металлов Рё, Pd+Ni+W; многослойные покрытия Аи - Щ Аи - Мо - Щ А1 - LaB6. В качестве параметров, характеризующих отклонение ВАХ от идеальной, принимались значения высоты потенциального барьера Фь и показателя идеальности п, рассчитанные из линейного участка прямой ветви ВАХ в координатах 1п I от и. При анализе ВАХ предполагалось, что в исходных структурах механизм переноса носителей заряда, при концентрациях свободных носителей в GaAs п0 = 8-1015 - 61016 см-3, определяется термоэлектронной эмиссией (Т-эмиссией).

Тонкопленочные структуры металл - полупроводник являются термодинамически неравновесными. Поэтому для них характерны процессы взаимной диффузии элементов и фазообразование, протекающие при низких температурах, вплоть до комнатной. При термической обработке процессы на границе усложняются, процессы диффузии усиливаются. В арсенидга-лиевых структурах (как и на других полупроводниках с преимущественно ковалентным типом связи) имеет место стабилизация уровня Ферми: высота потенциального барьера практически не зависит от работы выхода металла, состава и свойств контактного слоя. Это явление обусловлено наличием на границе высокой плотности поверхностных электронных состояний (ПЭС) 1013 - 1014 см-2эВ-1 [1, 2].

Так, для системы, содержащей Рё, начиная с 150 °С образуются соединения PdAs2, Рё^а и PdGa. В образцах, отожженных при температурах > 400 °С, весь палладий переходит в связанное состояние, образуя устойчивую фазу PdGa. Термообработка при 600 °С сопровождается разложением GaAs и испарением мышьяка с поверхности системы [3].

Появление новых фаз не приводит к существенным изменениям вольт-амперной характеристики при комнатной температуре. Основные параметры ВАХ (Фь, п) сохраняются до 450 - 500 °С. Некоторое изменение Фь (в пределах 0,2 эВ), связано, по всей видимости, с перестройкой системы амфотерных собственных дефектов [1, 2].

В области низких температур 77 - 150 К после термообработки произошло существенное изменение прямой ветви. Практически после любой температуры отжига появляются низкотемпературные избыточные токи (НИТ) (ВАХ приобретает вид ступеньки). Причем величина этих токов увеличивается по мере роста температуры отжига.

Используя в качестве контактов не чистые металлы, а их сплавы, изменяя тем самым атомную и электронную структуру одного из компонентов, можно согласовать коэффициент линейного термического расширения контактирующих металла и полупровод-

ника (уменьшая величину механических напряжений в структурах). В связи с этим были выполнены исследования структур, у которых в качестве барьерообразующего металла использовалось многокомпонентное покрытие - сплав Pd+Ni+W [4]. Существенных отличий в межфазных взаимодействиях для данной системы не обнаружено. Особенностью контактов (Pd+Ni+W) - GaAs является существование определенного соотношения количеств палладия, никеля и вольфрама в сплаве, для которого параметр идеальности прямой ветви ВАХ остается близким к единице вплоть до 77 К. Удалось частично, а в некоторых случаях полностью, устранить (управляемо) НИТ на прямой ветви ВАХ в свежеприготовленных контактах. Поскольку устранить низкотемпературные аномалии удалось путем целенаправленного согласования коэффициентов термического линейного расширения металла и полупроводника, имеет смысл говорить о существенном влиянии механических напряжений на механизм прохождения носителей заряда при низких температурах.

В практических разработках для создания структур с барьером Шоттки с повышенной надежностью применяются многослойные металлизации, в которых роль барьерообразующих покрытий играют тугоплавкие переходные металлы и соединения, инертные по отношению к GaAs. В связи с этим исследовались такие системы, как Аи - Щ Аи - Мо - Щ А1 - LaB6, А1 - ^В2.

Наиболее интересной системой является А1 - LaB6 -- GaAs [5]. Профили концентраций элементов в структурах представлены на рис. 1.

Рис. 1. Профили распределения концентраций элементов при послойном оже-анализе контактов А1 - ЬаБ6 - ОаАв. Температура отжига, °С: а - 20; б - 400; в - 500; г - 600

После отжига при температурах 100 - 600 °С, продуктов межфазного взаимодействия не обнаружено, хотя идут процессы взаимной диффузии компонентов. Важно отметить, что поверхность раздела GaAs с контактным слоем при этом остается гладкой, без выраженного микрорельефа.

Отличительной особенностью электрических характеристик контактов А1 - LaB6 - GaAs, прошедших отжиг, является отсутствие заметных низкотемпературных избыточных токов. Термостабильность параметров таких контактов обусловлена отсутствием структурно-фазовых неоднородностей. Возможно также снижение механических напряжений в системе за счет образования гетероперехода A1GaAs - GaAs.

Таким образом, на этом этапе исследований было показано, что любые взаимодействия металла с полупроводником, приводящие к формированию локальных структурно-фазовых неоднородностей на меж-фазной границе, ответственны за искажения электрических характеристик приборов с барьером Шоттки.

ВЛИЯНИЕ МЕХАНИЧЕСКИХ НАПРЯЖЕНИЙ И ОБЛУЧЕНИЯ НА ХАРАКТЕРИСТИКИ БАРЬЕРОВ ШОТТКИ

Дальнейшие исследования были направлены на изучение влияния механических напряжений и дефектов структуры (дислокации и дефекты вакансионного типа) на изменения электрических параметров «свежеприготовленной» системы металл - полупроводник и контактов, подвергнутых различным внешним воздействиям.

Исследования показали, что при электроосаждении металлов на арсенид галлия при комнатной температуре на межфазной границе развиваются механические напряжения, релаксация которых приводит к увеличению плотности дислокаций в приконтактном слое GaAs. Одновременно в этой области увеличивается концентрация дефектов вакансионного типа. Под влиянием термического отжига при 200 - 600 °С, когда происходит дальнейшее фазообразование, в при-контактной области арсенида галлия имеет место перестройка дефектов структуры: изменение плотности дислокаций, объединение позитронно-чувствитель-ных дефектов в сложные комплексы. В контактном слое развиваются структурно-фазовые неоднородности, которые играют роль концентраторов механических напряжений. Минимальные напряжения в не-термообработанных образцах наблюдаются в системе Pd - (Pd+Ni+W) - GaAs. Следовательно, подбором соотношения компонентов в сплаве удается снизить механические напряжения на границе металл - полупроводник.

В экспериментах, проведенных выше, изменение величины механических напряжений осуществлялась лишь заменой типа металла контакта, т.е. фактически было неконтролируемым. Поэтому далее, с целью моделирования неоднородно распределенных напряжений под контактом, внешнее давление создавалась цилиндрическим индентером с диаметром, значительно меньшим диаметра контакта. Для выявления более жесткой корреляции между появлением аномалий на прямой ветви ВАХ и механическими напряжениями

(индуцированными внешним давлением), помимо основной структуры N1 - Рё - GaAs, выбирались образцы с различными величинами исходных механических напряжений и системой (плотностью) дефектов.

Исследования показали, что под действием неоднородного внешнего давления на прямой ветви ВАХ появляются избыточные токи, характер которых аналогичен аномальным токам после термообработки. Причем величина и ширина «ступеньки» в большинстве случаев коррелирует с величиной неоднородного давления. Типичный вид ВАХ при индентировании показан на рис. 2.

Рис. 2. Температурная зависимость прямой ветви ВАХ структуры N1 - Рё - ОаЛв при индентировании в центр контакта. Температура окружающей среды Т, К: 1 - 302; 2 - 280; 3 - 260; 4 - 240; 5 - 220; 6 - 205; 7 - 183; 8 - 165; 9 - 143; 10 - 121; 11 - 99; 12(А) - 77. Диаметр индентера 200 мкм, величина нагрузки на индентер постоянная; А - расчетная ВАХ для данных параметров контакта

Итак, наличие дефектов структуры в области объемного заряда существенно влияет на электрические свойства контакта металл - полупроводник.

Наиболее простым способом введения дефектов является облучение полупроводниковых кристаллов высокоэнергетическими частицами. Изменяя условия облучения, тип и энергию падающих на кристалл частиц, можно в достаточно широких пределах влиять на характер и распределение возникающих дефектов и изменять свойства материала. В большинстве экспериментальных работ барьер Шоттки используется

лишь как наиболее удобный и информативный инструмент для определения параметров глубоких уровней, связанных с дефектами. Изучению же механизмов переноса носителей заряда в поверхностнобарьерных структурах после введения, например, системы глубоких уровней посвящено весьма ограниченное количество работ. В дальнейших экспериментах радиационные дефекты (и связанная с ними система глубоких уровней) создавались облучением кристаллов высокоэнергетическими электронами и ионами кислорода. Выбор кислорода обусловлен тем, что он является одной из основных фоновых примесей в GaAs. Влиянием кислорода объясняют в ряде случаев деградацию приборов при технологических отжигах.

Энергетические положения глубоких уровней, определенные по изменению емкости и измерению термостимулированных токов (ТСТ), во всех случаях хорошо согласуются с литературными данными (таблица).

Анализ ВАХ диодов при комнатной температуре (и выше, до 325 К) после облучения показывает, что прямая ветвь для всех исследуемых структур практически не изменяет общего вида (для напряжений смещения < 0,4 В). Коэффициент идеальности остается меньшим 1,1 для всех доз облучения.

Ранее нами было показано [6], что высота потенциального барьера исходных структур удовлетворяет соотношению:

Фь(111)А < Фь(110) < Фь(100) < Фь(111)В.

В результате облучения происходит снятие анизотропии высоты потенциального барьера (зависимости от ориентации поверхности GaAs).

Для структур, подвергнутых облучению дозами 6-1015 и 8-1015 см-2, при смещениях больше 0,4 В наблюдается отклонение зависимости I - и от экспоненциальной. Такое отклонение связано с возрастанием последовательного сопротивления базы диодов (Лб) за счет компенсации полупроводникового материала. Вид прямой ветви ВАХ в этом случае описывается выражением:

е (и - Щ)

пкТ

(1)

Наиболее интересным представляется поведение прямой ветви ВАХ контактов, облученных малыми дозами: 3-1015 см-2 (п0 = 3-1016 см-3) и 3-1016 см-2 (п0 = 3-1017 см-3), в области низких температур. Начиная с температур примерно 200 К, возникают избыточные токи, проявляющиеся на прямой ветви в виде

Энергетические уровни, эВ

Метод измерения Ловушки для электронов Ловушки для дырок Источник

Е1 Е2 ЕЗ Е4 Е5 Н0 Н1

Термоэмиссия: а) непосред. измер.; 0,08 0,19 0,45 0,76 0,96 0,09 0,32 Ланг и Кимерлинг

б) с поправкой Т2; - 0,18 0,41 0,71 0,90 - 0,29

в) с поправкой о(7); - - 0,31 - - - - Витовский и др.

Коэффициент 0,12 0,20 0,38 - - 0,10 - Брем, Пирсон

Холла 0,13 0,17 0,31 - - 0,10 - Витовский и др.

Лучшее значение 0,13 0,20 0,31 - - 0,1 0,29

Из работы [7] 0,08 0,14 0,32 0,71 0,9 0,1 0,29 В.Н. Брудный

Изменение Кб Емкость ТСТ 0,06 0,12 0,2 0,2 0,2 0,32 0,31 Результаты данной работы

«ступеньки». Эти токи аналогичны рассмотренным выше [8, 9].

У структур, прошедших постимлантационный отжиг, при комнатной температуре появляется составляющая прямого тока, связанная с рекомбинацией носителей заряда. Причем величина этой составляющей растет с увеличением дозы облучения. Эта составляющая тока, по всей видимости, и ответственна за деградацию характеристик.

ТЕНЗОЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ СТРУКТУР С БАРЬЕРОМ ШОТТКИ

Большой интерес представляют полупроводники и различные структуры на их основе в плане исследования влияния давления на них с целью выяснения механизма тензочувствительности, уточнения энергетического спектра разрешенных зон полупроводникового материала, природы уровней, расположенных в запрещенной зоне, а также для разработки миниатюрных и высокочувствительных датчиков давления. Причем изучение свойств полупроводников и структур на их основе в условиях гидростатического сжатия, одноосной либо неоднородной деформации позволяет выявить структурные несовершенства материала, являющиеся источником внутренних механических напряжений, и прогнозировать возможности использования таких материалов для последующего изготовления приборов. Это, в свою очередь, приведет к снижению нестабильности электрических параметров контактов и увеличению времени их работоспособности.

Поэтому целью дальнейших исследований являлось выяснение механизма тензочувствительности прямой ветви ВАХ барьеров Шоттки, а также изучение возможности использования диодов в практических разработках по созданию тензодатчиков. Особое внимание уделено тензоэлектрическим явлениям в структурах, содержащих глубокие уровни.

Зависимости прямого тока и высоты потенциального барьера от давления (гидростатического сжатия) показаны на рис. 3. Коэффициент изменения Фь с давлением уФ = (11,7 ± 0,1)10-

Фь, эВ 0,9

эВПа 1 практически

0,8

0,7

0,6

-1п I 6

10

12

9 Р-10-8, Па

Рис. 3. Зависимости прямого тока и высоты потенциального барьера от давления. Кристаллографическая ориентация: кр. 1 - (111)В; кр. 2 - (100); кр. 3 - (110); кр. 4 - (111)А. Напряжение смещения и, В: кр. 5 - 0,6; кр. 6 - 0,5

совпадает с литературными данными для барического коэффициента ширины запрещенной зоны арсенида галлия (10 ^ 12)10-11 эВПа-1. Строгая корреляционная связь между изменениями Фь и ширины запрещенной зоны с давлением означает, что при всестороннем сжатии механизм тензочувствительности прямой ветви ВАХ при Т-эмиссии определяется барическим коэффициентом ширины запрещенной зоны для GaAs:

У і =-

1 dФb

1

(2)

кТ dP кТ dP

Изменение механизма переноса носителей заряда в структурах от термоэлектронно-полевой (Т-Р) к полевой (р) эмиссии приводит к уменьшению коэффициента тензочувствительности. Полученные аналитические выражения для относительной чувствительности к давлению прямого тока I при Т-, Т-Р- и Р-эмиссии хорошо описывают экспериментально наблюдаемые зависимости:

Ут-^

1

1

(ІФи

^00

ар

(Фь - еи)

.с ( еіег

у р - -

2 ЕТ 8Ь | 2 -00-I ЕТ

1 dФb Фь-еи

1 ат„

ар

і а є є ар

л

Е00 (ІР

2 Е,

00

±_

т* dP

1 d є є dP

Л

(3)

(4)

гН

2

\1/2 П0 | _ .

Здесь Е00 = — | —1 - параметр, определяющийся

„т*г)

свойствами полупроводника и связанный с прозрачностью барьера.

Под влиянием облучения электронами и имплантации ионов кислорода появляется сложная зависимость у! от напряжения смещения, характер которой определяется концентрацией радиационных дефектов и связан с особенностями ВАХ контактов (рис. 4).

I, А

-уі-109, Па-

Рис. 4. Прямые ветви ВАХ диодных структур, облученных электронами (Б = 8-1015 см 2; п0 = 3-1016 см 3), при всестороннем сжатии. Величина давления в камере Р-10 8, Па: кр. 1 - 0; кр. 2 - 5,2; кр. 3 - зависимость коэффициента тен-зочувствительности от напряжения смещения

8

Получено аналитическое выражение зависимости коэффициента тензочувствительности от напряжения смещения:

УI =■

й1п I

йР

110 пкТШб ХУДб

е

1 +--------1Яб

пкТ ^

(5)

где

УI о =-

d 1п Яб

ШР ^ dP

Имеется хорошее соответствие экспериментальных и расчетных зависимостей.

Характер зависимости коэффициента тензочувствительности от температуры в прямой ветви ВАХ при одноосном давлении в случае Т-эмиссии свидетельствует о неизменности механизма тензочувствительно-сти во всем температурном диапазоне 77 - 300 К (рис. 5) [8 - 12].

-У1-109, Па-1

Рис. 5. Расчетная (кр. 1) (при всестороннем сжатии) и экспериментальная (кр. 2) (при одноосной деформации) зависимости коэффициента тензочувствительности прямого тока от температуры

ПРИРОДА НИЗКОТЕМПЕРАТУРНЫХ ИЗБЫТОЧНЫХ ТОКОВ В ДИОДАХ ШОТТКИ

Невыясненным остается вопрос о природе низкотемпературных избыточных токов в прямой ветви ВАХ.

Полученные результаты позволяют предложить следующую модель формирования избыточных прямых токов при низких температурах в системе металл - GaAs.

Итак, экспериментальные исследования показали, что под влиянием различных внешних воздействий, а иногда и в свежеприготовленных структурах в области низких температур (150 - 77 К) на прямой ветви вольт-амперной характеристики появляются избыточные аномальные токи (характеристика имеет вид «ступеньки») (рис. 2). Причем вероятность появления избыточных токов значительно выше для контактов, изготовленных на слиточном GaAs, чем для диодов на эпитаксиальном GaAs. Прослеживается заметная роль защитной пленки БЮ2. Простое удаление БЮ2 приводит к существенному улучшению прямой ветви ВАХ при низких температурах. Специальный подбор барьерообразующего металла по коэффициенту линейного

термического расширения и модулю упругости (контакты Pd+Ni+W - GaAs (металл осажден электрохимическим способом), Pd/As - GaAs, А1^аВ6 (на п - п+-GaAs)) позволяет уменьшить избыточные токи и вероятность их появления. Кроме того, при некоторых внешних воздействиях (одноосное давление, неоднородная деформация цилиндрическим индентером, высокотемпературный отжиг, облучение высокоэнергетическими частицами) вероятность появления избыточных токов практически равна единице. Таким образом, можно отметить, что, несмотря на разноплановость экспериментов и условий изготовления контактов, появляющиеся участки избыточных токов на прямой ветви ВАХ имеют один и тот же вид. Меняются лишь их амплитуда, ширина и вероятность появления. Это свидетельствует об общем механизме, присутствующем во всех случаях.

Таким механизмом является возникновение дефектов в приповерхностном слое GaAs и механических напряжений в контактах. Статистический анализ показал, что имеется существенная корреляция между вероятностью (Р0) появления НИТ и количеством различных факторов (Ы), способствующих увеличению плотности дефектов и возрастанию механических напряжений в контактах (значение линейного коэффициента корреляции г = 0,92).

Перейдем к анализу вольт-амперной характеристики. Вольт-амперную характеристику с избыточными токами можно разбить на 3 участка (рис. 2): I -область избыточных токов; II - область линейной зависимости логарифма тока от напряжения или область ограничения избыточных токов; III - область, соответствующая ВАХ исходного контакта. Одной из характерных черт ВАХ, соответствующей аномальным токам, является то, что они линейны в некотором интервале значений тока в координатах 1п I от и (например, 10-11 - 10-7 А, рис.2). Анализ температурной зависимости дифференциального наклона ВАХ а = ^(1п Т)/йи в области избыточных токов (участок I, рис.2) для большинства диодов свидетельствует о соответствии этой зависимости термоэлектронной эмиссии. Кроме того, коэффициент идеальности для избыточных токов в этой области п = 1,02 - 1,14 и слабо зависит от температуры, что также соответствует Т-эмиссии. Введем параметр, характеризующий изменение прямой ветви в полулогарифмическом масштабе в результате появления избыточных токов: Е = Аиг/АТ, где Аиг = и2(Т2) - и1(Т1) при фиксированном токе 1сош1 = 10-10 А, а АТ = (Т2 - Т1). Можно видеть, что величина Е для участка (I) (рис.2) значительно меньше, чем Е2 для ВАХ без избыточных токов: Е = (0,8 - 0,9)10-3 В/К, ^2 = 310-3 В/К. Одной из причин снижения величины Е является уменьшение площади диодной структуры. Однако при уменьшении площади контакта должна существенно снижаться величина протекающего тока. В исследованных структурах участку I (рис.2) соответствуют, наоборот, более высокие значения тока. Такое увеличение может быть обеспечено пониженным значением высоты потенциального барьера, причем наиболее вероятно снижение Фь происходит не по всей площади контакта, а в некоторых локальных областях (ФЬк).

Таким образом, можно предположить, что параллельно основному диоду подключен другой диод (канал, локальная область), характеризующийся меньшим значением площади (5к) и пониженной величиной потенциального барьера (Фьк). Второй участок избыточных токов, имеющий слабую температурную зависимость и линейную зависимость тока от напряжения смещения (область II, рис. 2), может быть обусловлен ограничением тока канала последовательным сопротивлением растекания (Як). Таким образом, за появление избыточных токов на прямой ветви ВАХ могут быть ответственны локальные участки контакта (каналы), имеющие индивидуальные £к, Як и ФЬк. Проведем анализ каждой из компонент, характеризующей локальную область.

Как известно, ширина температурного «веера» прямых ветвей ВАХ (при фиксированном токе) зависит от площади контакта: чем меньше величина Е (ДЦт), тем меньше площадь (рис. 2). То есть, решая задачу по определению Е, ее температурной зависимости, можно найти реальное значение площади локальной области. После довольно простых преобразований формулы, описывающей ВАХ идеального диода Шоттки, получаем выражение для Е:

1 ^ -у, (6)

Е = ^ = к\ 1п

сЛ

- 2

где I - фиксированное значение тока; 5 - площадь; А* - постоянная Ричардсона; Т - температура; у - коэффициент температурной зависимости ширины запрещенной зоны GaAs у = dЕíJdT = -4,52-10-4 эВ/К [14]; к - постоянная Больцмана.

Однако необходимость задания точных значений температуры при проведении эксперимента вызывает сложности в определении площади. Поэтому выразим величину Е для некоторого интервала температур:

■дг ,п(Г2 + дг)2 _ к 1п.

дг

-у •

(7)

На рис. 6 изображены градуировочные прямые, рассчитанные по формуле (7), причем ДТ = 20 К.

^■103, В/К 3

2,6

2,2

1,8

1,4

0,6

Ь.оп* = 10-1" А

10-14 1012

10 4 5к, см2

Рис. 6. Калибровочные прямые для определения площади канала. Интервалы температур АТ, К: 1 - 300 - 320; 2 - 260 - 280; 3 - 220 - 240; 4 - 180 - 200; 5 - 140 - 160; 6 - 100 -120; 7 - 80 - 100

Используя величину Е, вычисленную из экспериментальной температурной зависимости избыточных токов (рис. 2) (Е ~ (0,8 ^ 0,9)-10-3 В/К), и градуировочную прямую для диапазона температур 80 - 120 К, определяем значения Бк локальной области: Бк ~ 1 • 10-13 см2, dк ~ 3,610-7 см (0,0036 мкм). Анализ всех экспериментальных результатов позволяет определить пределы изменения площади локальных областей для различных контактов и состояния границы раздела. Они составляют: Бк тП ~ 1 • 10-13 см2, Бх шх ~ 1 • 10-11 см2,

dк ~ 3 10-7 ^ 340-6 см (0,003 ^ 0,03 мкм). Из анализа литературных данных следует, что такие области могут быть связаны с дислокациями. Однако непосредственные исследования поверхности, описанные выше, показали наличие размерных нарушений, величина которых значительно превышает dк: > 10-4 см (> 1 мкм).

Вольт-амперная характеристика диодной структуры, последовательно с которой подсоединено ограничивающее ток некоторое сопротивление (например, сопротивление базы Яб либо канала Як), может быть описана выражением (1), где Яб заменено на Як:

'е(и - 1ЯК )'

I = 15 ехр

кТ

При расчете последовательного сопротивления локальной области, размеры которой значительно меньше толщины полупроводниковой пластины, необходимо, в первую очередь, учитывать сопротивление растекания:

К = 8 = 16 . (8)

3п2агк Ъп2гп0^к

Анализируя температурную зависимость избыточных токов (участок II на рис. 2), можно оценить сопротивление, ограничивающее ток через канал: Якэ ~ ~ 0,89-104 Ом. Причем это сопротивление практически не изменяется с понижением температуры окружающей среды. Анализ всех полученных результатов показывает, что величина Як меняется от ~ 106 до ~ 103 Ом.

Расчетные значения последовательных сопротивлений Як, согласно (8), оказываются значительно выше экспериментально определяемых (при этом Бк оценивалось по температурной зависимости избыточных токов). Так, для структуры, ВАХ которой изображена на рис. 2, Бк ~ 110-13 см2, Якт ~ 1,09110э Ом, а Якэ ~ 0,89^ 104 Ом, где: Якэ - экспериментально определяемая величина, Якт - теоретически рассчитанная согласно формуле (8) (при по = 1 • 1016 см-3, р = 8600 см2/(В-с)). Причем, если учесть температурную зависимость подвижности электронов р(Т) = = 8-103(3 00/7), то сопротивление Як приобретает температурную зависимость, которой практически не наблюдается экспериментально.

Эти факты свидетельствуют о том, что предполагаемая модель подсоединения к локальному участку области объемного заряда последовательного канала, сопротивление которого увеличено за счет уменьшения площади, не в полном объеме отражает физическую картину. Необходимо учитывать другие факторы, приводящие к снижению значений Як и слабой температурной его зависимости. Из результатов исследований, представленных выше, следует, что размеры областей нарушений на поверхности и в при-

1

контактной области составляют ~1 мкм (10- см). Эти размеры значительно больше размеров локальных областей, ответственных за избыточные токи (^ ~ ~ (3 4)-10-7 см). Поэтому можно сделать первое

предположение: канал, ответственный за избыточные токи, находится внутри нарушенной области. Тогда сопротивление растекания можно рассчитывать по отношению к нарушенной области (т.к. ее размеры, по крайней мере, на три порядка больше диаметра канала), а не ко всему объему полупроводника. Затем можно сделать второе предположение: концентрация носителей заряда и их подвижность в нарушенной области отличаются от объемных значений для полупроводника, что вполне разумно, исходя из литературных данных и экспериментальных результатов, представленных выше. Так, если в объеме полупроводника концентрация электронов п0 ~ 1-1016 см-3, то в нарушенной области она может составлять (3 ^ 4)-1016 см-3. Согласно данным работы [14], подвижность носителей заряда достигает максимальной величины р ~ (2 ^ 3)-104 см2/(В-с) при температуре ~ 150 - 120 К и не изменяется до температур 70 - 80 К. Кроме того, в нарушенной области температурная зависимость подвижности может быть слабее, а само значение ниже, чем в исходном полупроводниковом материале. Подставляя значения р и п в формулу (8), получаем значение Якт, соизмеримое с Якэ, определенным из рис. 2: Якт ~ 1,09 104 Ом, Якэ ~ 0,89 104 Ом.

Высота потенциального барьера в канале, определенная экспериментально из рис. 2 при 77 80 К,

равна: ФЬк = 0,52 эВ, что ниже исходного значения, определенного при температуре 300 К: ФЬ0 = 0,87 эВ, и ниже теоретического значения при 77 К с учетом температурного изменения ширины запрещенной зоны: ФЬт ~ 0,97 эВ. Из обзора всех экспериментальных результатов следует, что высота потенциального барьера в каналах может уменьшаться на величину ДФк от ~ 0,1 до ~ 0,7 эВ. Вопрос о возможной природе снижения высоты барьера в локальных областях остается пока открытым.

На рис. 7 представлена эквивалентная схема контактной структуры с локальной областью и условное распределение токов. Предполагается, что основным механизмом прохождения носителей заряда, определяющим 1к и 10 , является термоэлектронная эмиссия, т.е. показатели идеальности для тока в канале и для общего тока равны 1. При малых напряжениях смещения измеряемый ток I равен току через канал, причем Бк < 50, Як > Яб, температура в канале Тк и его удельная проводимость рк не отличаются от значений соответствующих параметров Т и р нарушенной области контакта. Учитывая, что в контакте может присутствовать несколько участков с пониженной высотой барьера, получаем следующее выражение для прямой ветви ВАХ:

Т Т 1 Vлc ГДФк; 1 ( е1Кк

I = 1т 1 + ^ Л5К. ехр | | ехр |

Металл

кТ

1т = АБТ2 ехр (- ФТ

ехр

е£_

кТ

ехр

кТ еЩ

(9)

кТ

Здесь Д&. = /Б, ДФК. = Фьо - Фк,о, Фь = Фьо - ДФ

Фк. = ФХ1.0 - ДФ, где Фк., 5к., Як. - параметры г-канала.

Нарушенная область ш УУк

ОПЗ

Тк

ЙГ>з

>*•—т К5

Нарушенная область

Полупроводник

Рис. 7. Контактная структура металл - полупроводник, содержащая нарушенную область в приповерхностной области полупроводника с параболическим изменением ФЬк в канале I: 10 - основной ток через контакт; 1Щ - составляющие тока в канале I, соответствующие различным ФЬк. (с шириной ОПЗ Жк) и 5К.; II - второй канал

На рис. 8 представлен один из результатов расчета ВАХ согласно модели. При расчете значение Як определялось по выражению (1), число каналов принималось равным 1, а в качестве параметров канала (Як, Бк, Фк) использовались значения, определенные из экспериментального графика, изображенного на рис. 2. Можно видеть хорошее соответствие экспериментальных и расчетных кривых. Путем вариации числа и параметров каналов, участвующих в протекании избыточных токов, возможно моделирование практически любого вида прямой ветви ВАХ.

Рис. 8. Прямые ветви ВАХ контактов, рассчитанные с учетом наличия канала, в зависимости от температуры окружающей среды. Температура, К: кр. 1 - 300; кр. 2 - 260; кр. 3 - 220; кр. 4 - 200; кр. 5 - 180; кр. 6 - 160; кр. 7 - 140; кр. 8 - 120; кр. 9 - 100; кр. 10 - 80. Исходные параметры контактной структуры: ¿0 = 2-10 2 см (5 = 3,1-10 4 см2); Фь = 0,87 эВ; Л6 = 10 Ом. Параметры канала: ¿к = 3,6-10 7 см , (5к = 1-10 13 см2); ФЬк = 0,52 эВ; пК0 = 3-1016 см 3; рКо(100 К) =

= 3-104 см2/(Б-е)

II

Предположим, что в нарушенной области находится канал, вид которого изображен на рис. 7 (I). С ростом напряжения смещения величина тока через локальную область определяется площадью, в сечении имеющей вид кольца (рис. 6):

£к. = пАЯ [2Як + (2г -1) АЯ],

где ДЯ - ширина кольца (разность радиусов г- и г+1-окружностей).

Задаваясь определенными значениями для числа сечений (~10 ^ 100) и ДЯ, а также некоторой функциональной зависимостью между 5к. и Фк. с ростом номера сечений (например, экспоненциальной), можно рассчитать ВАХ структуры, используя выражения (1), (8), (9). Расчеты свидетельствуют о хорошем соответствии экспериментальных и расчетных кривых (для того, чтобы описать ВАХ, изображенную на рис.2, достаточно использовать восемь соответствующих значений Фк., Як и 5к.). Причем, исходя из вышеизложенных предположений, для описания поведения прямых ветвей ВАХ достаточно одной нарушенной области под контактом, важно лишь, какую форму имеет граница ОПЗ в этой области: если 5-образный вид (рис. 7, II), то избыточные токи обусловлены одним каналом, если «воронкообразный» (рис. 7, I), то по мере увеличения напряжения смещения плавно растет 5к, уменьшается Як и увеличивается Фк, что равносильно подключению п-го количества каналов. По всей видимости, в структуре, ВАХ которой изображена на рис. 2, реализуется именно такой случай.

ВЫВОДЫ

На основании проведенных исследований можно сделать следующие выводы.

Появление новых фаз на межфазной границе само по себе не приводит к изменению электрических характеристик, измеряемых при комнатной температуре. Некоторое изменение Фь обусловлено изменением системы собственных дефектов структуры и связанных с ними поверхностных электронных состояний, закрепляющих уровень Ферми на поверхности в пределах энергии (Еу + 0,5) - (Еу + 0,7) эВ.

Заметную роль в появлении НИТ играют механические напряжения в контактах, а также локальные структурно-фазовые неоднородности на межфазной границе.

Найдена контактная система А1 - LaB6 - GaAs, стабильная в широком диапазоне температур отжига и измерений.

Установлено, что облучение высокоэнергетическими частицами снимает анизотропию высоты потенциального барьера по отношению к главным кристаллографическим плоскостям.

Введение в ОПЗ структур с барьером Шоттки неоднородно распределенных кислородосодержащих комплексов, инициирующих глубокие уровни в запрещенной зоне GaAs, способствует появлению избыточных генерационных и рекомбинационных токов, ответственных за деградацию ВАХ.

Проведен анализ механизма тензочувствительно-сти структур с барьером Шоттки при всестороннем, одноосном, неоднородном давлениях в широком диапазоне температур, а также при различных механизмах переноса носителей заряда. Показано, что тензо-чувствительность тока диодов с барьером Шоттки на невырожденном GaAs при гидростатическом, одноосном и импульсном давлениях обусловлена изменением ширины запрещенной зоны GaAs. Равенство барических коэффициентов высоты потенциального барьера и ширины запрещенной зоны GaAs свидетельствует о связи поверхностных электронных состояний, определяющих стабилизацию уровня Ферми на поверхности GaAs, с валентной зоной.

Показано, что введение глубоких уровней, связанных с облучением электронами и имплантацией ионов кислорода, меняет характер зависимости коэффициента тензочувствительности от напряжения смещения. Получены аналитические выражения, описывающие данные зависимости.

Установлено, что модель, учитывающая наличие локальных участков (каналов) с пониженной высотой барьера и электрофизическими параметрами, отличающимися от объемных, позволяет количественно описать низкотемпературные избыточные токи в структурах Шоттки с повышенной плотностью дефектов.

ЛИТЕРАТУРА

1. Yu K.M., Walukiewicz W., Jaklevic J.M., et.al. // Appl. Phys. Lett. 1987. V. 51. No 3. P. 189 - 191.

2. Walukiewicz W. // Appl. Phys. Lett. 1989. V. 54. No. 21. P. 2094 - 2096.

3. Вяткин А.П., Максимова Н.К. и др. // Изв. вузов. Физика. 1981. № 4. С.3 - 7.

4. Вяткин А.П., Максимова Н.К., Арбузова Г.К. и др. // Спец. электроника. Сер. 2. Полупроводн. приборы. 1986. № 1(47). С. 73 - 77.

5. Максимова Н.К., Калыгина В.М., Воронков В.П., Вяткин А.П. // Изв. вузов. Физика. 1993. № 10. С.52 - 62.

6. Вяткин А.П., Максимова Н.К., Степанов В.Е. и др. // Арсенид галлия 2. Томск: Изд-во. Том. ун-та, 1969. С. 141 - 146.

7. Брудный В.Н. Дис. ... докт. физ.-мат. наук. Томск, 1993.

8. Filonov N.G., Maksimova N.K., Vyatkin A.P., et al. // Phys. Stat. Sol. (a). 1984. V. 83. P. 701 - 708.

9. Вяткин А.П., Максимова Н.К., Дубинин А.В., Филонов Н.Г. // ФТП. 1981. Т. 15. №. 3. С. 484 - 489.

10. Максимова Н.К., Романова И.М., Филонов Н.Г. // ФТП. 1985. Т. 19. №. 1. С. 92 - 95.

11. Максимова Н.К., Филонов Н.Г. // Изв. вузов. Физика. 1996. № 5. С. 30 - 36.

12. Вяткин А.П., Крылова И.В., Максимова Н.К. и др. // ФТП. 1990. Т. 24. № 1. С. 109 - 114.

13. Филонов Н.Г. // Труды V Междунар. конф. «Актуальные проблемы электронного приборостроения», АПЭП-2000. Новосибирск, 2000. Т. 2. С. 26 - 29.

14. Шур М. Современные приборы на основе арсенида галлия. М.: Мир, 1991. 632 с.