ВЛИЯНИЕ РЕЖИМОВ ФОРМИРОВАНИЯ НА СВОЙСТВА ИОННО-ЛЕГИРОВАННЫХ КАРБИД-КРЕМНИЕВЫХ ДИОДНЫХ СТРУКТУР Текст научной статьи по специальности «Электротехника, электронная техника, информационные технологии»

Ионное легирование проводилось акцепторной примесью бора на установке «Везу-вий-5» энергией Е = 80 кэВ и двумя дозами: D1 = 3000 мкКл/см2 и D2 = 1000 мкКл/см2 для 1 и 2 партии образцов соответственно. Приконтактная n-область была легирована азотом дозой 500 мкКл/см2 и двумя различными энергиями (30 и 80 кэВ) с целью увеличения концентрации примеси и формирования омического контакта. Термообработка проводилась в инертной среде при температуре Т = 1750 °С в течение 25 с.

Омические контакты наносились резистивным методом при давлении 10-6 мм рт. ст. и температуре подложки Т = 150 °С. Омический контакт на основе пленок Ni/Ti к n-области наносился по всей поверхности. При нанесении омического контакта к р-области использовалась маска. Диаметр контактных площадок на основе пленок Ti/Al к р-области составил от 100 до 500 мкм (рис.1). Термообработка контактов проводилась при температуре 1000 °С в течение 45 с и давлении 10- мм рт. ст.

dj $2 d3 d- d

OOOOO

ooooO ooooO

di $2 d3 $4 $5

Ti/Al — -, , Л | 4 | |—5

p-слой (имплантированный бор)

и-подложка Nd = 2-1017 см-3

Дополнительно легированный _азотом и-слой_

Ti/Ni

а б

Рис.1. Диодные структуры: а - профиль; б - вид сверху (й1 = 100 мкм, й2 = 200 мкм, й3 = 300 мкм, й4 = 400 мкм, й5 = 500 мкм)

В таблице представлены результаты исследований напряжения пробоя образцов от диаметра контактной площадки. Наблюдающиеся изменения пробивного напряжения вполне соответствуют теории металл/полупроводник [5].

Максимальное напряжение пробоя (в В) экспериментальных образцов

Диаметр контакта, мкм 1 партия 2 партия

100 350 310

200 340 300

300 330 290

400 320 280

500 310 270

Измеренное значение удельного контактного сопротивления к и-области составило Яуд = 4,4-10-4 Ом-см2.

Исследование температурных зависимостей ВАХ проводилось на воздухе в диапазоне 25-150 °С (рис.2).

Характеристики экспериментальных образцов имеют сходство с зависимостями, полученными в работе [6], в которой исследовались температурные зависимости ВАХ р-и-структур кристаллов карбида кремния политипа 6Н, полученные методом Лели (р-слой (А1) формировался сублимационным методом с охранными кольцами, полученными диффузией бора).

I, мА

100 -

10-1 ■ 10-2 "

10-3 ■

10-4 ■

10-5 JL.

T = 150 °C

T = 25 °C

I, мА 10° 10-1 10-2 10-3 10-4 10-5

T = 150 °C

T = 25 °C

U, В

U, В

I, мкА 103 102 101 100 10-1 10-2 10-3 10-4

T = 150°C

I, мкА

103 102 101 10«

101010-: 10

150 в

-4

300 U, В

+

+

4-

+

+

+

50 100 150 200 250 300 U, В

Рис.2. ВАХ образцов: а - 1 партия при прямом смещении; б - 2 партия при прямом смещении; в - 1 партия при обратном смещении; г - 2 партия при обратном смещении; (точки - экспериментальные данные,

сплошная линия - теоретические значения)

0

Температурные характеристики полученных образцов (см. рис.2) по величине тока утечки и напряжения пробоя несколько лучше аналогичных характеристик диода Шоттки фирмы CREE (CSD10030 на напряжение пробоя 300 В), что свидетельствует о перспективности использования /»-«-приборов в высокотемпературных режимах. Следует отметить, что дальнейшее улучшение характеристик имплантированных образцов (увеличение напряжения пробоя и снижение токов утечки) может быть достигнуто путем создания охранных колец.

На рис.3 представлены результаты исследований вольт-фарадных характеристик (ВФХ) образцов, проводившиеся при обратном смещении на частоте f = 1 кГц при амплитуде модулирующего сигнала dU = 50 мВ и комнатной температуре с целью определения величины области объемного заряда. Из рисунка видно, что при увеличении дозы имплантации от 1000 до 3000 мкКл/см2

Рис.3. Вольт-фарадные характеристики образцов при комнатной температуре для диаметра контакта ё = 500 мкм

2

удельная емкость возрастает лишь на 0,4 нФ/см . Это подтверждается данными, полученными в работе [7], где установлено, что с ростом дозы имплантации наблюдается слабое возрастание удельной емкости переходов. Величина емкости снижается по мере уменьшения - N4, практически не зависит от частоты в диапазоне 1 кГц - 1 МГц и не возрастает с нагревом до 100 °С.

Зонные энергетические диаграммы. Анализ зонных энергетических диаграмм любых структур позволяет как объяснить, так и прогнозировать поведение исследуемых объектов при наличии внешнего электрического поля. Для построения зонных энергетических диаграмм имплантированных образцов рассчитано значение работы выхода электрона из и-области (по имеющимся данным концентрации донорной примеси). Это значение составило Авых п = 4,55 эВ.

Работу выхода сплава, образующегося в результате термообработки металлов А1 и Т1, оценить достаточно проблематично [8]. Решение данной задачи должно быть основано на проведении серии экспериментальных исследований ВАХ перехода А1/Т1/рБ1С, выходящих за рамки данной работы. Поэтому сделано предположение, что после термообработки приконтактным с полупроводником металлом остается только титан с работой выхода АвыхП = 4 эВ (табличные данные).

Контактная разность потенциалов р-и-перехода определяется соотношением

= Л- ^¿гаад), 0)

q

2п

где w - ширина области пространственного заряда (ОПЗ), и = 10-6 см 3 - концентрация носителей заряда в собственном карбиде кремния политипа 6Н; §гаё(Ы) - градиент эффективной концентрации в ОПЗ р-и-перехода.

Ширина ОПЗ определена из выражения для емкости р-и-перехода (аналогично емкости плоского конденсатора) на основании исследований ВФХ (см. рис.3). Градиент эффективной концентрации примеси в ОПЗ определяется выражением

N) = 2880 и).

q w

При напряжении источника питания и = 0 В емкость ОПЗ обусловлена величиной потенциального барьера фк. Это значение, рассчитанное из (1), составило фк1 = 2,42 эВ и фи = 2,40 эВ для 1 и 2 партии образцов соответственно. Значения работы выхода из р-области (приграничный слой с и-областью), рассчитанные по формуле Авых = Авых п + фк, равны: Авых р1 = 6,97 эВ и Авых р2 = 6,95 эВ для образцов 1 и 2 партий

соответственно. Значения эффективных концентр аций примеси в ОПЗ р-и-перехода, определенные из рис.3, составили ЫА1 = 5-10 см- , Ы42 = 4-10 см- для образцов 1 и 2 партий соответственно.

Распределение примеси в имплантированных структурах рассчитано на основе теории Линхарда-Шарфа-Шиотта [9]. Глубина залегания р-и-перехода равна 0,4 мкм

19 -3 19 -3

при максимуме концентрации примеси N41 = 8-10 см , Ыа2 = 7-10 см . На основе экспериментальных данных (см. рис.2 и 3) и проведенных расчетов построены зонные энергетические диаграммы экспериментальных образцов (рис.4).

В работе [10] проведен анализ зонных энергетических диаграмм гетероструктур и-81С/р-(81С)1-х(А1К)х. Отмеченный разрыв зон АЕс и АЕУ, оказывающий влияние на токопрохождение в гетероструктурах, обусловлен спецификой их формирования: гетероструктуры получали наращиванием твердых растворов (Б1С)1-Х(А1К)Х р-типа на подложках 6Н-Б1С большой площади (ё = 5-10 мм) и-типа проводимости

17 18 -3

с Nd-Na = (6-10 -3-10 ) см методом сублимации в среде Аг + N2. Отсутствие таких разрывов на рис.4 вызвано тем, что ионно-легированная примесь распределяется в структуре плавно и колоколообразно [9]. Следовательно, дальнейшее рассмотрение механизмов токопрохождения в ионно-легированных диодных структурах может быть основано на физических принципах работы твердотельных приборов.

lTi-p+1 = 0,03 lp+1 = 0,37 lp-n1 = 1,64 400 0,02 0,2 мкм

lTi-p+2 = 0,04 lp+2 = 0,36 lp-n2 = 11,67

Рис.4. Зонные энергетические диаграммы экспериментальных образцов

Диодные структуры при прямом смещении. При приложении «+» источника питания к р-области экспериментальных образцов переход Ti^SiC смещается в обратном направлении, р-и-переход - в прямом направлении (см. рис.4).

Переход и/илегир в работе не рассматривался, поскольку энергетический барьер шириной 0,02 мкм и высотой 0,01 эВ (см. рис.4) существенного влияния на свойства экспериментальных образцов не оказывает.

При анализе ВАХ экспериментальных образцов учитывалось также влияние базового n-слоя и экспериментальное значение удельного контактного сопротивления Ti/Ni уд

J _ U / Рб + U / R^, (2)

-4 2

контакта к n-SiC (Еуд = 4,4-10 Ом-см ):

где рб = —-—. Толщина исследуемых структур I = 400 мкм.

qц Пп

При анализе обратно смещенного перехода Т1/рБ1С рассмотрены основные механизмы токопрохождения в соответствии с теорией металл/полупроводник [5]. Установлено, что на данном участке доминирует обратный ток перехода металл/полупроводник согласно теории Шоттки.

При анализе р-п-перехода в прямом направлении рассмотрен прямой ток, обусловленный диффузией носителей заряда, в соответствии с теорией Шокли:

J _ DpPn0Г Г и „ ЛЛ

Jдифф q

LP

exp

U_Ф*. _ 1

V V JJ

(3)

Значения коэффициентов для карбида кремния политипа 6Н при температуре Т = 300 К приняты: цр = 60 см /В-с - подвижность дырок; ци = 360 см /В-с - подвижность электронов; Ьи = 1,5 мкм - длина свободного пробега электронов; Ьр = 0,5 мкм -длина свободного пробега дырок; В = ц(кЩ) - коэффициент диффузии; Бр = 1,55 см2/с, Пи = 9,32 см2/с [10].

Согласно модели Саа-Нойса-Шокли, основанной на теории рекомбинации через глубокие уровни, развитой Шокли и Ридом, при прямом смещении р-и-перехода необходимо учитывать процессы рекомбинации в области пространственного заряда:

^ чё ), (4)

где т - время жизни неосновных носителей; Е0 - напряженность электрического поля в той части р-и-перехода, в которой в неравновесных условиях р = и, т.е. максимальна; т - фактор идеальности, определяемый выражением

Ь + еЬ^ / Ьр)

т = 2-

Ь +1

Здесь Ь = це/цр. Чем более уровень рекомбинации удален от середины запрещенной зоны, тем сильнее т ^ 1 (для кремния при удалении центра рекомбинации от середины запрещенной зоны на 10 кТ, т = 1).

Центрами рекомбинации кроме примесных центров могут выступать различные дефекты и дислокации. В карбиде кремния дислокации образуют три уровня: два излуча-тельных и один неизлучательный. В случае неизлучательной рекомбинации при выделении энергии в решетке формируются очень большие механические напряжения [11]. В результате этого растут дефекты упаковки, что приводит к деградации приборных структур. В работе [11] исследование деградации проводилось на СЯЕЕ-структурах с

15 -3

концентрацией носителей в базовой и-области диодов Шоттки ЫВ = 5-10 см при толщине слоя 12-15 мкм. Структуры деградировали, поэтому можно предположить, что неизлучательная рекомбинация, связанная с образованием дефектов упаковки, проявляется в высокоомных базовых областях приборов.

На основе проведенных исследований температурных зависимостей ВАХ (см. рис.2) и значений концентрации примеси в базовой области исследуемых образцов ЫВ = 2-1017 см-3 в настоящей работе рекомбинация в ОПЗ связывалась только с ловушками на примесных центрах. В результате установлено, что при прямом смещении диодных структур в зависимости от приложенного напряжения (сплошные линии на рис.2) токопрохожде-ние изменяется на участках:

- 0 В < и < 1,5 В. Ток обусловлен рекомбинацией носителей заряда в области р+-и-перехода согласно теории Саа-Нойса-Шокли (4);

- 1,5 В < и < 2,5 В. Ток обусловлен термоэлектронной эмиссией (ТЭ) из и-области в р-область:

( А Л

т л выхи /сч

зТЭ = -АТ ехр---- ; (5)

I кТ )

- и > 2,5 В. Ток вновь обусловлен рекомбинацией носителей (4).

Диодные структуры при обратном смещении. При приложении «-» источника питания к р-области экспериментальных образцов переход Т1/рБ1С смещается в прямом направлении, р-и-переход - в обратном направлении (см. рис.4).

При анализе ВАХ образцов при обратном смещении учитывалось также влияние базового и-слоя и экспериментальное значение удельного контактного сопротивления Ti/Ni контакта к и-SiC (2).

Установлено, что на участке Ti/pSiC доминирует прямой ток перехода металл-полупроводник согласно теории Шоттки [5].

При анализе р-и-перехода при обратном смещении проанализированы компоненты тока на основании теории Шокли, модели Саа-Нойса-Шокли и теории Бете [5]:

Jобр = Jдр + Jген + JТЭ.

Величина дрейфовой компоненты обратного тока /др несимметричного р-и-перехода согласно модели Шокли имеет вид (3) с изменением знака экспоненты.

Генерационный ток рассчитан на основании модели Саа-Нойса-Шокли интегрированием скорости изменения концентрации неравновесных носителей по ширине области объемного заряда

= qn^

^ген '

Te

где те - эффективное время жизни неравновесных носителей. Для асимметричного

+

р -и-перехода:

-L=-L+v-( P\

Te Тр \S J

Сделано предположение, что тр = 4,5-10 с - время жизни дырок в и-области, v1 = 104 см/с - скорость поверхностной рекомбинации карбида кремния политипа 6Н [12]; Р - периметр контакта; S - площадь контакта.

Зависимость генерационного тока от напряжения определена зависимостью ширины ОПЗ от напряжения:

w =

2SS° :(Ф* -U).

\ qgrad(N)

Величина тока термоэлектронной эмиссии определена аналогично (5) с изменением знака приложенного напряжения.

В результате проведенного исследования установлено, что при обратном смещении в ионно-легированных структурах ток обусловлен в основном генерацией носителей заряда (см. сплошные линии на рис.2).

Исследование влияния режимов формирования и эксплуатации на свойства ионно-легированных диодных структур на основе карбида кремния показало, что свойства экспериментальных образцов практически не зависят от дозы имплантации в диапазоне от 1000 до 3000 мкКл/см . Для анализа ВАХ имплантированных структур построены зонные энергетические диаграммы. Установлено, что перенос носителей заряда в образцах описывается генерационно-рекомбинационными механизмами в соответствии с теорией Саа-Нойса-Шокли. Результаты проведенных расчетов достаточно удовлетворительно подтверждены экспериментальными данными.

Следует отметить, что полученные температурные зависимости ВАХ свидетельствуют о перспективности использования р-и-приборов на карбиде кремния в высокотемпературных режимах (по сравнению с диодами Шоттки). Улучшение характеристик

диодных структур (увеличение напряжения пробоя, снижение тока утечки) может быть достигнуто за счет создания охранных колец.

Работа выполнена при поддержке Федерального агентства по науке и инновациям (ГК№ 02.513.12.3019 и ГК№ 02.513.12.3055).

Литература

1. Aluminum multiple implantations in 6H-SiC at 300 K / Laurent Ottaviane, Erwan Morvan, Marie-Laure Locatelli et al. // Solid -State Electronics 43. - 1999. - Р. 2215-2223.

2. Калинина Е.В. Влияния облучения на свойства SiC и приборы на его основе // Физика и техника полупроводников. - 2007. - Т. 41. - Вып. 7. - С. 769-805.

3. Гудков В.А. Исследование влияния режимов ионной имплантации и отжига карбида кремния на кристаллическую структуру и сопротивление слоев р-типа проводимости / В.А.Гудков, Г.А.Крысов, В.В.Макаров // Физика и техника полупроводников. - 1984 - Т.18, вып. 6. - С. 1098-1100.

4. Афанасьев В.А. Импульсный отжиг ионно-имплантированных структур кремния и карбида кремния излучением лазеров на парах меди, азота и углекислого газа / В.А.Афанасьев, Е.В.Гордиенко, В.А.Гудков и др. // Электронная техника. Сер. Электроника СВЧ. - 1981. - № 8. - С. 35-41.

5. Родерик Э.Х. Контакты металл - полупроводник. - М.: Радио и связь, 1982. - 208 с.

6. Medium power, medium voltage, large area 6H-SiC pn-junctiolns / J.P. Chmte, M.L. Locatelli, J. Mil-lan et al. // IEEE Xplore. Restrictions apply. - 2009. - P. 307-310.

7. Калинина Е.В., Суворов А.В., Холуянов Г.Ф. Электрические свойства карбид-кремниевых p-n-переходов, полученных имплантацией алюминия // Физика и техника полупроводников. - 1980. - Т. 14. -Вып. 6. - С. 333-339.

8. Фазы внедрения в технологии полупроводниковых приборов и СБИС / О.А.Агеев, А.Е.Беляев, Н.С.Болтовец и др. / Под общей ред. д.т.н. проф. Р.В. Конаковой. - Харьков: НТК «Институт монокристаллов», 2008. - 392 с.

9. Буренков А.Ф., Комаров Ф.Ф., Кумахов МЛ., Темкин М.М. Таблицы параметров пространственного распределения ионно-имплантированных примесей. - Минск: Изд-во. БГУ им. Ленина, 1980. - 232 с.

10. Исмаилова Н.П. Структура и электрофизические свойства гетеропереходов n-SiC/p-(SiC)1-x(AlN)x: Дис. ... канд. физ.-мат. наук. - Махачкала, 2003. - 152 с.

11. Forward voltage drop degradation in diffused SiC p-i-n diodes / S.Soloviev, D.Cherednichenko, Y.Gao et al. // J. of Appl. Phys. - 2004. - Vol. 95, № 8. - Р. 4376-4380.

12. http://www.ioffe.ru/SVA/NSM/Semicond/SiC/index.html

Статья поступила 10 августа 2009 г.

Рыжук Роман Валериевич - младший научный сотрудник ФГУП «НИФХИ им. Л.Я. Карпова» (г. Москва). Область научных интересов: твердотельная электроника, физика полупроводников. Е-mail: [email protected]

Каргин Николай Иванович - доктор технических наук, профессор, начальник управления развития перспективных исследований НИЯУ МИФИ. Область научных интересов: физика конденсированного состояния, широкозонные полупроводники.

Билалов Билал Аругович - доктор физико-математических наук, профессор кафедры экспериментальной физики Дагестанского государственного технического университета. Область научных интересов: физика полупроводников, гетероструктуры на основе широкозонных полупроводниковых материалов.

Гудков Владимир Алексеевич - кандидат технических наук, научный сотрудник ФГУП НПП «Исток» (г. Фрязино). Область научных интересов: твердотельная электроника, физика полупроводников.

МИКРОЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИБОРЫ И СИСТЕМЫ

УДК 621.382.3

8Р1СЕ-модель биполярного статического индукционного транзистора

Ф.И.Букашев

Новгородский государственный университет имени Ярослава Мудрого

Предложено уравнение тока коллектор-эмиттер модифицированной модели Гуммеля-Пуна для более точного расчета выходных вольт-амперных характеристик биполярного статического индукционного транзистора (БСИТ). Приведены результаты расчета вольт-амперных характеристик БСИТ КТ698И при нормальном и инверсном включении. Показано, что модифицированная модель характеризуется большей точностью при расчете выходного напряжения БСИТ в режиме насыщения при нормальном и инверсном включении по сравнению с исходной моделью Гуммеля-Пуна.

Первые образцы биполярных статических индукционных транзисторов (БСИТ) были созданы и исследованы в начале 80-х гг. ХХ в. в Японии. БСИТ является в некотором смысле предельным вариантом биполярного транзистора, конструктивно совмещенным с полевым статическим индукционным транзистором [1, 2]. Структура типового и-канального БСИТ с вертикальным каналом приведена на рис.1.

Транзистор с такой структурой открывается при положительном напряжении на базе, при этом р-и-переход база-эмиттер смещается в прямом направлении и база начинает инжектировать дырки в обедненную область канала. За счет модуляции проводимости в обедненной области канала возникает «виртуальная база», представляющая собой слой, эквивалентный области базы обычного биполярного транзистора [3, 4].

Из теоретического анализа структуры БСИТ [5, 6] и обобщения результатов измерений следует, что электрические характеристики БСИТ и биполярного транзистора отличаются мало, однако напряжение насыщения коллектор-эмиттер БСИТ значительно меньше аналогичного напряжения биполярного транзистора такого же класса по току и напряжению.

Модифицированная модель Гуммеля-Пуна. Для относительно точного расчета электрических характеристик БСИТ может быть использована модель Гуммеля-Пуна

© Ф.И.Букашев, 2009

Исток (эмиттер)

Рис. 1. Структура и-канального БСИТ с вертикальным каналом