（微电子学与固体电子学专业论文）gan基器件欧姆接触的研究.pdf

摘要 摘要 宽禁带半导体g a n 具有禁带宽度大、击穿场强高、热导率大、电子饱和漂移速 度高等特点，在高温以及微波功率器件制造领域具有极大的潜力。其中，a l ga ：n ， g a nh e m t 器件在微波大功率和高温应用方面均具有明显的优势，已经成为当前 研究的热点之一。为了进一步提高a l g a n g a nh e m t 器件的性能。有必要对其相 关的制造工艺进行研究和优化。 欧姆接触作为器件制造的关键工艺，决定着器件的许多主要参数。要制造高 性能的a l g a n g a nh e m t 器件，形成良好的金属与a l g a n 的欧姆接触是十分重要 的。 本文阐述了a l g a n g a n 异质结构上欧姆接触形成的机理，介绍了传输线模型 和圆形传输线模型，研究了t i ，a l 以及t i ，a l 烈i a u 金属体系与a l g a n ，g a n 异质结构 形成的欧姆接触。通过改变t i a l 结构和优化退火条件，大大降低了接触电阻。在 高纯n 2 气氛中，经过6 5 0 、5 m i n 的退火，t i ，a l 欧姆接触的比接触电阻为4 0 4 l o 5 q c m 2 ：经过8 5 0 、3 0 s 的退火，t i a l n i ，a u 欧姆接触的比接触电阻为3 3 0 1 0 吣c m 2 。 t i a l n i a u 欧姆接触具有平坦的电极表面以及更好的稳定性，能够满足高性能 a l g a n ga _ nh e m t 器件制造的要求。本文还讨论了欧姆接触对a i g a n g a nh e m t 器件性能的影响。 关键词：a l g a n ，g a nh e m tt i ，a l ，n “a u欧姆接触传输线模型 a b s t r a c t a b s t r a c t g a nh a sw i d e ，d i r e c tb a i l d g a p ，h 砂b r e a k d o 、v l lf i e l da n d h i 曲e l e c t r o ns a t u r a t i o n v e l o c i t y 1 飞e s ef u n d a m e n 协le l e c t r o n i cp r o p e n i e sm a d eg 矗na i li d e a lc a l l d i d a t ef o r h i 曲p o w c rm i c r o w a v ed e v i c e sm a n u f a c t u r i n g a l g a n g a nh e m ti so fg r e a ti n t e r e s t f o fi t sp o t e n t i a li nh i g hp o w e ra i l dh i 曲t e m p e r a t u r ca p p l i c a t i o n s i t sn e c e s s a r yt o o p t i m i z et h ep r o c e s st e c h n o l o 西e st oe n h a n c et h ep e r f o 姗a n c eo f a l g a n 佑a nh e m o h m i cc o n t a c t sl a r g e l yd e t e n n i n et h ep e r f o m a n c eo fa 1 g a n ，g a nh e mt n sv e r y i m p o n a l l tt of o 瑚p l a n a ro l l r n i cc o m a c t sw i t hl o wr e s i s t a n c et oa l g a ni nh i 曲 p e 墒m a n c ea l g a n g a nh e m tm a l l u f a c t u r i n g t h em e c h a i l i s m so fo h m i cc o n t a c tf o r m a t i o nt oa l g a n g d nh e t e r o s t r u c t u r ew e r e d i s c u s s e d ，t l ma n dc t l mw e r ei m r o d u c e d t i a la n dt i a l n i a um e t a l l i z a t i o n s w e r ea d o p t e dt of o n no h m i cc o n t a c t st oa l g a n g a nh e t e r o s t m c t u r e t h et i a l a i l d t i a l ，n i a uo h r n i cc o n t a c t sw e r eo p t i m i z e db ya d o p t i n gd i f 俺r e n tt i a ls t r u c t u r e sa n d d i f 诧r e mt h e r r n a la n n e a l i n gp r o c e s s e s t h es p e c i f i cc o n t a c tr e s i s t a i l c eo fo p t i m i z e d t i a lc o n t a c tw a sa sl o wa s4 0 4 x 1 0 。q c m 2 t h eo d t i m i z e dt i a l n i ，a uc o n t a c tt o a l g a n g a nh e t e r o s 咖c t u r ew a sp l a f l a ra 1 1 do fg o o dm e n n a ls t a b i l i t y ，w i t hal o w s p e c m cc o n t a c tr e s i s t a l l c eo f3 3 0 x1o - b q c m 2 ，t h et i a l n i a uc o n 协c ti sv e r ys u i t a b l e f o rh i 曲p e r f b 肌a n c ea l g a n ，g a nh e m t m a l l u f k t i l r i n g t h ee 腩c t so fh o wo h r n i c c o m a c t sa f 佬c tt h ep e r f o r m a n c eo f t h ea l g a n g a nh e m tw e r ed i s c u s s e d k e yw o r d s ：a i g a n g a nh e m tt i ，a l n m uo h m i cc o n t a c tt l m 创新性声明 本人声明所呈交的论文是我个人在导师指导下进行的研究工作及取得的研究 成果。尽我所知，除了文中特别加以标注和致谢中所罗列的内容以外，论文中不 包含其他人已经发表或撰写过的研究成果：也不包含为获得西安电子科技大学或 其它教育机构的学位或证书而使用过的材料。与我同工作的同志对本研究所做 的任何贡献均己在论文中作了明确的说明并表示了谢意。 申请学位论文与资料若有不实之处，本人承担一切相关责任。 本人签名：日期： 关于论文使用授权的说明 本人完全了解西安电子科技大学有关保留和使用学位论文的规定，即：研究 生在校攻读学位期间论文工作的知识产权单位属西安电子科技大学。本人保证毕 业离校后，发表论文或使用论文工作成果时署名单位仍然为西安电子科技大学。 学校有权保留送交论文的复印件，允许查阅和借阅论文；学校可以公和论文的全 部或部分内容，可以采用影印、缩印或其他复制手段保存论文。( 保密论文在解密 后应遵守此规定) 本学位论文属于保密，在一年解密后适用本授权书。 本人签名： 导师签名： 日期： 日期： 第一章绪论 第一章绪论 1 1g a n 基材料的应用 无线通信技术正在以极快的速度渗透到人类生活的几乎全都领域。在当今的 无线通信领域，微波功率晶体管发挥着尤其重要的作用。经过2 0 多年的发展，作 为化合物半导体微波功率器件的g a a sm e s f e t ，其性能几乎已经达到了材料的极 限【”。 为了满足未来无线通信应用( 特别是无线基站、雷达等) 对高频大功率器件 的需要，从二十世纪九十年代初开始，研究人员开始将研究的重心转向宽禁带半 导体器件【2 】。表1 1 给出了几种重要的半导体材料的基本参数1 3 】。从中可以看出，同 s i 、g a a s 相比，宽禁带半导体具有独特的、优越的材料特性，如禁带宽度大、击 穿场强高、电子漂移饱和速度高、介电常数小、导热性能好等特点，从而使得宽 禁带半导体材料非常适合于高频大功率应用。 表1 1几种重要的半导体材料的基本参数 禁带电子击穿饱和 熔点热导率 带隙类型宽度迁移率场强介电常数速度 ( )( w 依c m ) ( e v )( c m 2 v s )( v c m )( c m ，s ) s i 间接 1 1 21 4 2 01 4 01 3 5 06 0 1 0 51 1 91 o 1 0 7 g a a s 直接 1 4 31 2 3 80 5 48 0 0 06 5 1 0 5 1 3 ，2 2 0 1 0 7 s i c间接 2 9 9 2 8 3 0 4 9 01 0 0 0 3 5 1 0 69 7 2 o 1 0 7 金刚石间接 5 5 04 0 0 02 0 0 02 2 0 05 52 7 1 0 7 z n s e 直接 2 5 81 5 0 0l o o8 1 g a n 直接 3 3 61 7 0 01 5 09 0 05 0 1 0 68 92 5 x 1 0 7 通常用于表征半导体材料高频大功率应用潜力的指标有两个：j o l l l l s o n 品质因 数【4 】和b a l i g a 品质因数i 5 1 。 j o h n s o n 品质因数的表达式为 j m f ：噬 4 刀2 其中，e b 为击穿场强，v 。为电子漂移饱和速度。 2 g a n 基器件欧姆接触的研究 b a l i g a 品质因数的表达式为 b f o m = b 此： 表1 2 给出了以s i 的品质因数作为单位“l ”，然后利用表1 1 中数据得到的 j o l l t l s o n 品质因数和b a l i g a 品质因数。从表1 2 中明显可以看出，宽禁带半导体s i c 和 g a n 都非常适合予高频大功率应用。 表1 2 几种重要的半导体材料的高频大功率应用潜力 s i g a a ss i cg a n j m fl 1 l 4 1 07 9 0 b f o ml 1 6 3 4l o o i i i 族氮化物主要包括g d n 、a l n 、i n n 、a l g a n 、i n g a n 、i 【a l n 和i n a l g a n 等。 其禁带宽度覆盖了红、黄、绿、蓝、紫和紫外光谱范围。通常情况下，它们以六 方对称性的纤锌矿结构存在，但在一定条件下也能以立方对称性的闪锌矿结构存 在。两种结构的主要差别在于原子层的堆积次序不同，因而电学性质也存在着显 著的差别p j 。 g a n 是i l i 族氮化物中的基本材料，是目前研究最多的i i i 族氮化物。g a n 非常坚 硬，其化学性质十分稳定，在室温下不溶于水、酸和碱。其熔点较高，约为1 7 0 0 。 g a ：n 的电学性质是决定器件性能的主要因素。室温下的电子迁移率目前可以达到 9 0 0 c m 2 v s 。g a n 的电子饱和漂移速度高达2 5 l o7 c i i l s ，介电常数不大，适合微波 功率器件的制作。g a n 的击穿场强比g a a s 和s i 的击穿场强大很多。另外，衬底的 绝缘性能和散热性能良好，其热导率远大于g a a s 而略大于s i ，有利于器件在高温 和大功率下工作。但是在过去的很长一段时间里，g a n 因为受到没有合适的单晶衬 底材料( 蓝宝石衬底与g a n 的晶格失配高达1 5 ) 、位错密度太大( 约为z n s e 的1 0 7 倍) 、n 型本底载流子浓度太高和无法实现p 型掺杂等问题的困扰，曾经被认为是 一种没有希望的材料，因而发展十分缓馒。 随着材料生长技术和器件工艺水平的不断发展和完善，g a n 基器件的发展十分 迅速。现在较好的g a n 样品的本底n 型载流子浓度可以降低到1 0 1 6 c m 。左右。1 9 8 8 年a k a s a k i 等人首先通过低能电子束辐照( i e e b i ) ，实现了掺m g 的g a n 样品表面p 型化。随后n a l ( a m l l r a 采用热退火处理技术，更好更方便地实现了掺m g 的g a n 样品 的p 型化，目前已经可以制各载流子浓度为1 0 1 1 1 0 2 0 c m - 3 的p 型g a n 材料f 3 1 。 同s i c 相比，虽然g a n 的热导率没有s i c 的高，但是g a n 却有着更高的电子迁移 率。更为重要的是，g a n 可以形成调制掺杂的a l g a n g a n 异质结，由于极强的压 电极化电场和自发极化电场的存在【6 】，即使是在没有任何掺杂的情况下，在a l g a n g a n 异质结的界面也可以形成高密度的二维电子气( 2 d e g ) ，同时该二维电子气 第一章绪论 具有很高的迁移率( 大于1 5 0 0 c m 2 ，v s ) 。可以获得极高的峰值电子速度 ( 3 0 1 07 c 耐s ) 和饱和电子速度( 2 o 1 0 7 c i i l ，s ) 。 现在有研究已经表明，s i cm e s f e t 微波功率器件的截止频率和最高振荡频率 都在2 0 g h z 范围以内，所以s i cm e s f e t 微波功率器件最适合在7 g h z 以下的频率范 围内使用。而由于在a l g a n 船a n 异质结界面形成的二维电子气具有很高的迁移率 和面密度，所以越g a n g a nh e m t 器件更适合于高频大功率应用，而且可以利用 s i c 的高热导率特性，在s i c 衬底上生长a l g a n g a nh e m t 器件结构。a l g a n ，g a n h e m t 器件已经被认为是1 5 0 g h z 范围内最为理想的微波功率器件。 另外，由于在材料生长工艺和器件工艺技术方面，g a n 领先于其它宽禁带半导 体( 如s i c 和金刚石) ，所以在高频大功率应用中g a n 器件更具吸引力。因此，g a n 微波功率器件，特别是a l g 心g a nh e m t 器件在国外得到优先的研究。 g a n 薄膜材料在蓝光、绿光l e d ，蓝色激光器及紫外探测器等领域同样具有 诱人的应用前景。基于i i i 族氮化物的紫外光电探测器具有十分优越的性能，由于 g a n 材料在3 6 5 衄( 紫外光) 波段具有很锐利的截止波长，因此降低了对滤波器 的要求，这使得g a n 基的光探测器能够在不受长波长辐射的影响下，在紫外光波 段监测太阳盲区的特性【3 ，”。 1 2g a n 晶体的生长 制备高质量的g a n 体晶材料和晶体薄膜材料，是研究开发i i i 族氮化物发光器 件、电子器件以及保证器件性能和可靠性的前提条件。 1 2 1g a n 体晶生长技术 一直以来，高质量g a n 体晶材料的制备是制约g a n 半导体技术发展的最重要的 因素。因为g 斟的熔点高，所以很难采用熔融的液体g a n 制备体晶材料，即使采用 了高温、高压技术，也只能制备出针状或小尺寸的片状g a n 晶体。目前仍在开展生 长大尺寸g a n 体晶材料的研究工作。 目前有两种g a n 体晶生长方法得到了比较广泛的研究，一种是高氮压熔法 ( h n p s ) 1 7 】另一种是a m m o n o 法嗍。 然而目前g a n 体晶生长仍然存在着大量的问题：晶体生长的各向异性、g a 面 和n 面极性的不稳定、细胞状生长、边缘成核等，从而导致目前的g a n 体晶均存在 小块状形貌、小粒径、晶向一致性不好、晶体缺陷密度高等问题。 因为g a n 体晶生长存在大量的技术难题，很难在短期内得到解决，因此大量的 研究转移到了g a n 晶体薄膜外延生长上。 4 g a n 基器件欧姆接触的研究 1 2 2g a n 晶体薄膜外延生长技术 g a n 晶体薄膜外延生长有同质外延生长和异质外延生长两种。 目前同质外延生长使用的衬底材料大多数是采用m o c v d 或h v p e 方法得到的 质量不是特别高的异质外延g a n 薄膜，少量的则是采用g 羽体晶。 和同质外延生长不同的是，异质外延生长中外延材料和衬底材料之间总是存 在晶格失配和热失配。为了消除晶格失配和热失配的影响，通常在生长过程中都 会在外延材料和衬底材料之间加入一个很薄的缓冲层，用于释放晶格失配和热失 配所产生的晶格应力。 异质外延使用的衬底材料主要有蓝宝石、s i c 、s i 、g a a s 和z n 0 等。目前研究 最多的衬底材料依次为蓝宝石、s i c 和s i 。 无论是g a n 的同质外延还是异质外延，采用的生长技术都是一样的，通常有三 种：m o c v d 、m b e 和h v p e 。 ( 1 ) 金属有机物化学气相淀积( m e t a l o r g j 埘cc h e i i l i c a lv 印o rd 印o s i t i o n ：m o c v d ) m o c v d 是在气相外延生长( v a p o rp h a s ee p i t a 】( y ：v p e ) 的基础上发展起来的 一种新型的气相外延生长技术。它以l i i 族、i i 族元素的有机化合物和v 、v i 族元素 的氢化物等作为晶体生长的源材料，以热分解反应方式在衬底上进行气相外延， 生长各种i i i v 族、i i v i 族化合物半导体以及它们的多元固溶体的薄层单晶材料。 通常m o c v d 系统中的晶体生长都是在常压或低压( 1 0 l o o t o r r ) 下通h 2 的 冷壁石英反应室中进行的，衬底温度为5 0 0 1 2 0 0 ，用射频感应加热石墨基座， h 2 通过温度可控的液体源鼓泡携带金属有机物到达生长区。 ( 2 ) 分子束外延( m o l e c u l a rb e a i i le p i t a x y ：m b e ) i j ，川 m b e 能够生长高质量的晶体层，具有非常陡峭的界面，可实现厚度、掺杂量 和组份的精确控制。由于m b e 的可控性非常高，因此非常适合于开发复杂材料结 构的电子器件和光电器件。 m b e 本质上是一种真空蒸发技术，而真空蒸发是淀积固体薄膜应用最早和最 广泛的一种方法。但是，对于一般的真空蒸发技术，由于达不到半导体薄膜所要 求的高纯度、晶体的完整性以及杂质的控制，因而限制了其在制备半导体薄膜方 面的应用。随着超高真空工艺的发展，源控制技术的进步和衬底表面净化技术以 及工艺过程的改进，上述蒸发技术的缺点己基本上得到克服，结果发展成为分子 束外延生长这种新的薄膜生长技术。 m b e 有它独特的优点，对于生长半导体超薄层和复杂结构是非常有利的。它 的生长温度低，生长速率慢，使得外延层厚度可以精确控制，生长表面或界面可 达原子级光滑度。采用带有合适闸门的源箱，能很方便地引入不同种类的分子束。 第一章绪论 ( 3 ) 氢化物气相外延( h y d r i d ev 印o rp l l a s ee p i t a ) 【y ：h v p e ) h v p e 是最早用于g a n 外延层生长的方法。生长过程中，g a 是通过形成氯化物 进行输运的，在8 0 0 的源区反应舟中发生如下反应： 2 日a ( g ) + 2 g 口( f ) 一2 a ( g ) + 也( g ) 在主生长室中，7 0 0 的衬底表面发生如下反应： g 口c f ( g ) + 巩( g ) 寸g 盘g ) + 上，a ( g ) + ：g ) h v p e 的一个显著特点就是生长速率高( 3 0 8 0 岬m ) ，但是膜厚便难以精确 控制，因此h v p e 方法是生长厚g a n 层的很一种好的方法。利用这种方法可以得到 g a n 的体晶材料，即在衬底上异质外延一层很厚的g a n 层，然后通过抛光的方法去 掉衬底就可以获得g a n 体材料【1 1 ，1 2 ，13 1 。h v p e 方法的一个主要缺点就是生长的g a n 材料缺陷密度太高，经常处于1 0 1 6 1 0 1 7 c m ，远高于m 0 c v d 和m b e 方法生长的 g a n 晶体。另外。反应气体对设备具有腐蚀性，影响g a n 材料纯度的提高。 当然，h v p e 与m o c v d 中的横向外延过生长( e p i t a x i a ll a t e r a l0 v e r g r o m h ： e l o g ) 技术相结合，也可以得到厚的( 最高可达5 0 0 岬) 低缺陷密度的g a n 层， 生产高质量的g a n 圆片【1 3 ，“】。 通过上面的分析，我们将三种不同外延生长技术的优缺点归结在表1 3 中。 表1 3m o c v d 、m b e 、h v p e 的比较 生陡技术优势劣势 原子级界面； 原位厚度监控；缺少原位表征； 高生长速率： n h 3 消耗量大； m o c v d 超高质量薄膜； 由m 哥h 复杂结构决定的p 型m g 掺 高生产量：杂需要进行生长后掺杂激活工艺。 成本适中。 原子级界面；需要超高真空； 原位表征： 低生长速率( 1 1 5 “m 1 1 ) ； m b e 高纯度生长：低温生长： 无氢环境；低生产量； 可以使用等离子体或者激光进行辅助生长。成本昂贵。 简单的生长技术； 超高生长速率； 非平滑界面； h v p e 在氢气环境中工作； 较高质量的薄膜； 准体晶g d n 。 极高温度条件 6 g a n 基器件欧姆接触的研究 从g a n 晶体的质量来比较，m b e 最好，m o c v d 次之，h v p e 最低；但是从生 长速率的方面来比较，h v p e 最高，m o c v d 次之，m b e 最低。 在实际工作中，经常会出现上述三种生长技术结合使用的情况，如以h v p e 和 m o c v d 异质外延生长的g a n 薄膜作为m b e 同质外延的衬底，以h v p e 异质外延生 长的g a n 薄膜作为m 0 c v d 同质外延的衬底。 对于制造发光器件如g a nl e d ，m o c v d 异质外延生长的g 引晶体以及各种材 料结构完全可以满足要求，而且一定缺陷密度的存在好像对发光效率并不是坏事。 对于a l g a n g a n 异质结和量子阱材料的生长，m o c v d 和m b e 技术都可以获得满 意的结果。由于m o c v d 生长速率适中，晶体质量也很高，而且设备简单，工艺重 复性好。很适合于批量生产。因此近年来m o c v d 设备成为生长g a n 晶体和a l g a n ， g a n 异质结材料的首选。 1 2 3g a n 晶体薄膜外延生长衬底材料的选择 随着异质外延技术的不断进步，现在已经可以在一些特定的衬底材料上外延 生长得到质量较好的g a n 外延层，这使得g a n 材料体系的应用得到了迅速的发展。 衬底材料的选择对于异质外延g a n 的晶体质量影响很大，由此对器件的性能和 可靠性也会产生重要的影响。缺乏与g a n 晶格匹配而且热兼容的合适的衬底材料是 影响g a n 器件发展成熟的主要困难之一。 在选择衬底材料时通常考虑的因素如下： ( 1 ) 尽量采用同一系统的材料作为衬底； ( 2 ) 品格失配越小越好： ( 3 ) 材料的热膨胀系数相近： ( 4 ) 用于微波器件时，最好选取微波介质性质良好的半绝缘材料； ( 5 ) 材料的尺寸、价格等因素。 下面简单介绍一些衬底材料的情况： ( 1 ) 蓝宝石( a 1 2 0 3 ) 蓝宝石是目前使用最为普遍的一种衬底材料，它具有与纤锌矿i i i 族氮化物相 同的六方对称性，是研究中非常重要并且经常使用的一种衬底材料。其制备工艺 成熟，价格较低，易于清洗和处理，而且在高温下具有很好的稳定性，可以大尺 寸稳定生产。但是蓝宝石衬底本身并不导电，不能制作电极，其解理较为困难， 晶格常数与g a n 相差1 5 ，而且同g a n 材料的热膨胀系数存在较大的差异。目前以 蓝宝石为衬底的g a n i n g a n 蓝光、绿光l e d 已经实现了商品化，而蓝光l d 也已经 实现了室温条件下的连续波工作。 ( 2 ) s i c 第一章绪论 7 这是另一类非常重要的衬底材料，同蓝宝石相比，s i c 本身即具有蓝光发光特 性，而且是低阻材料，可以制作电极，其晶格常数和材料的热膨胀系数与g a n 材料 更为接近，并且易于解理。但是s i c 材料价格昂贵。c r e e 公司采用其最新的导电缓 冲层( c o n d u c t i v eb u f 话r ) 技术，使注入电流垂直流过发光层，不仅降低了g a n 蓝 光l e d 的生产成本，而且可以使亮度提高5 0 。 ( 3 ) g a n 这是最为理想的衬底材料，但是耳酶所能获得的单晶尺寸太小。 ( 4 ) a l n a l n 与g a n 属于同一材料体系，晶格失配仅有2 ，热膨胀系数相近，是g a n 之外的最为理想的衬底材料。目前已经可以制备一定尺寸的a l n 单晶材料，并在其 上外延生长了高质量的g a n 外延层。 ( 5 ) 氧化物材料 如m 9 0 、z n o 、m g a l 2 0 4 、l i a l 0 2 等。氧化物材料与g a n 的晶格失配小，有些 还能制备低阻材料，其中以z n o 的前景最为过广阔。 ( 6 ) 其它材料 s i 和g a a s 价格便宜。易于解理，容易获得大尺寸材料，可以制作电极，并有 可能实现g a n 器件与s i 和g a a s 电路的混合集成，是一类极具发展潜力的衬底材料。 利用目前c o m e l l 大学研究开发的万能衬底( u n i v e r s a ls u b s t r a t e ) 技术。已经能够在 g a a s 衬底上生长晶格失配达到1 5 的高质量的厚外延层。若该技术适用于i i i 族氮 化物的外延生长，它将彻底解决衬底的品格失配问题【3 】。 1 3 本文的研究目标以及内容安排 本文的研究目标就是要在a l g a n ，g a n 异质结上制作出性能优良的欧姆接触， 以满足高性能a i g a n g a nh e m t 器件制造的要求。该欧姆接触应具有低的比接触 电阻，同时还应该具有平坦的表面以及良好的热稳定性。 在本文的第二章中对金属半导体接触的理论进行了阐述。引入了比接触电阻 这一定量反映金属半导体欧姆接触性质好坏的重要参数。介绍了线性传输线模型 和圆形传输线模型这两种目前使用较多的用于测量比接触电阻的方法。 在本文的第三章中对a 1 g a n ，g a n 异质结上的欧姆接触进行了研究，介绍了 a 1 g a n g a nh e m t 器件的基本制造工艺，讨论了欧姆接触对a l g a n g a nh e m t 器 件性能的影响。采用t i a l 和t i ，6 l ，n i a u 的金属体系与a i g a n g a n 异质结形成欧姆 接触，并通过改变金属体系的结构，采用不同的退火条件以及不同的表面处理方 法，降低了欧姆接触的比接触电阻，改善了表面形态。 最后在第四章给出了本文的结论。 8 g a n 基器件欧姆接触的研究 文中所引用的参考文献在文章的最后列出。 第二章金属和半导体的接触 第二章金属和半导体的接触 2 1 金属和半导体的接触及其能带图 2 1 1 金属和半导体的功函数 9 在绝对零度时，金属中的电子填满了费米能级( e f ) 。以下的所有能级，而高于 ( e f ) 。的能级则全部都是空着的。在一定的温度下，只有( e f ) 。附近的少数电子受 到热激发，由低于( e f ) 。的能级跃迁到高于( e f ) 。的能级上去，但是绝大部分电子 仍然不能脱离金属而逸出体外。这说明金属中的电子虽然能在金属中自由运动， 但是绝大部分电子所处的能级都低于体外能级，要使电子从金属中逸出，必须由 外界给它以足够的能量。所以，金属内部的电子是在一个势阱中运动。用e o 表示 真空中静止电子的能量，金属的功函数定义为e 0 与( e f ) 。之间的能量差，用w 。 表示，即 w m = e o 一姬f 1 。 它表示一个起始能量等于费米能级的电子，由金属内部逸出到真空中所需要的最 小能量。功函数的大小标志着电子在金属中所受束缚的强弱，w 。越大，电子就 越不容易离开金属。 金属的功函数约为几个电子伏特，它的值与表面状况有关。清洁表面的情况 下，铯的功函数最低，为1 9 3 e v ；铂的功函数最高，为5 3 6 e v 。随着原予序数的 递增，功函数也呈现出周期性的变化。 在半导体中，导带底e 。和价带顶e v 一般都比e o 低几个电子伏特。所以，要 使电子从半导体中逸出，也必须给它以相应的能量。和金属类似，将e o 与半导体 费米能级( e r ) 。之间的能量差称为半导体的功函数，用w 。表示，即 w s = 一姬f ) | 半导体的费米能级随杂质浓度而变化，因而w 。也与杂质浓度有关。n 型半导体的 功函数如图2 1 所示。图中e 。到e 0 的能量间隔记作如于是 z = e o e c x 称为电子亲和能，它表示使半导体中的电子从导带底逸出到真空中所需要的最 小能量。 g i n 基器件欧姆接触的研究 2 1 2 接触电势差 e c ( e f l e 图2 1n 型半导体的功醢数和电子亲和能 设想有一块金属和一块n 型半导体，它们有共同的真空静止电子能级，假定 金属的功函数大于半导体的功函数，即w 。 w 。在它们接触前，尚未达到平衡 的能带图如图2 2 ( a ) 所示，半导体的费米能级( e f ) s 高于金属的费米能级( e f ) 。，并 且 ( e r 上一( e ，l = 阡乙一形 如果用导线将金属与半导体连接起_ 来，它们就成为一个统一的电子系统。由 于( e f ) 。高于( e f ) 。，半导体中的电子将会向金属流动，使金属表面带负电，半导体 表面带正电，从而降低了金属的电势，提高了半导体的电势。而它们所带的电荷 在数量上是相等的，所以整个系统仍然保持着电中性。当金属和半导体的电势发 生变化时，它们内部的所有电子能级和表面处的电子能级都随同发生相应的变化， 最后达到平衡状态，金属和半导体的费米能级相等，它们之问不再有电子的净的 流动。金属和半导体之间的电势差完全补偿了原来它们之间费米能级的不同，即 楣对于金属的费米能级，半导体的费米能级下降了o 一睨) ，如图2 2 ( b ) 所示。 在图中明显可以看出 鸟l 圪) = 既一眵 其中v 。和v 。分别为金属和半导体的电势。上式可写成 一 ，= 一以= 二l 二旦( 2 1 ) g 这个由于接触而产生的电势差称为接触电势差，记作v 。 以上讨论的是金属和半导体之间的距离d 远大于原子间距的情况。 随着金属与半导体之间距离d 的进一步减小，靠近半导体一侧的金属表面的 负电荷密度增加，靠近会属一侧的半导体表面的正电荷密度也随之增加。由于半 导体中自由电荷密度的限制，这些正电荷分布在半导体表面相当厚的一层表面层 内，即空间电荷区。在空间电荷区内存在有一定的电场，造成能带的弯曲，使半 导体表面和内部之间存在电势差v 。，即表面势。这时接触电势差一部分落在空间 电荷区内，另一部分落在金属和半导体表面之间，于是有 巨 第二章金属和半导体的接触 墅墨：+ _ ( 2 - 2 ) g 若金属与半导体之间的距离d 小到可以与原子间距相比较，电子就可以自由穿过 间隙，这时的v 。很小，接触电势差绝大部分落在空间电荷区内，这种紧密接触 的情况如图2 2 ( c ) 所示。 ( a ) e c e f e l 图2 2 金属和n 型半导体接触的能带图( w 。 w ，) ( a ) 接触之前：( b ) 间隙很大：( c ) 紧密接触；( d ) 忽略间隙。 图2 2 ( d ) 表示忽略间隙中的电势差时的极限情形，此时有 丝二坠：矿( 2 3 ) g 半导体一侧的势垒高度为 g = 一g = 纾名一彬 ( 2 4 ) 这里的v ； w 。，则在半导体的表面形成一正的空间电荷区，其中电场方向由体内指向表面， v 。 o ，使得半导体表面电子的能量高于体内电子的能量，能带向上弯曲，形成表 面势垒。在势垒区中，空问电荷主要由电离施主形成，电子浓度比体内的要小的 多，因此这是一个高阻的区域，称为阻挡层。 当金属与n 型半导体接触时，若w 。 0 ，使得半导 体表面电子的能量低于体内电子的能量，能带向下弯曲。这里的电子浓度比体内 大得多，因而是一个高电导的区域，称之为反阻挡层。其平衡时的能带图如图2 3 所示。反阻挡层是一个很薄的高电导层，它对金属半导体接触的电阻的影响是很 小的。 图2 3 金属和n 型半导体接触的能带图( w 。 w ；时，能带向上弯曲，形成p 型反阻挡层；当w 。 w s 阻挡层 反阻挡层 w m z + 鼋丸= 形的情况。由于( e f ) s 高于( e f ) 。，因此它们接触时，同样将会有电 子流向金属。不过现在电子并不是来自半导体体内，而是由受主表面态所提供， 若表面态密度很高，能够释放出足够多的电子，则半导体势垒区的情形几乎不发 生变化。平衡时，费米能级达到同一水平，半导体的费米能级( e f ) 。相对于金属的 费米能级( e f ) 。下降了( 纬，埘一呒) 。从金属到半导体，在间隙d 中，电势下降了 ( 阡，卅一畋) g 。这时空间电荷区的正电荷等于表面受主态上留下的负电荷与金属表 面负电荷之和。当间隙d 小到可以与原子间距相比较时，电子就可以自由地穿过 它。这种紧密接触的情形如图2 7 ( b ) 所示。如果忽略这个间隙，极限情形下的能 带图如图2 7 ( c ) 所示。 e c 晦x 骓乓爷巳 (a)(b)( c ) 图2 7 表面受主态密度很高的n 型半导体与金属接触能带图 ( a ) 接触前；( b ) 紧密接触；( c ) 极限情形。 上面的分析说明，当半导体的表面态密度很高时，由于它可以屏蔽金属接触 的影响，使半导体内的势垒高度和金属的功函数几乎无关，而基本上由半导体的 表面性质所决定，接触电势差全部落在两个表面之间。 实际上，由于表面态密度的不同，紧密接触时，接触电势差有一部分要降落 在半导体表面以内，金属功函数对表面势垒将产生不同程度的影响，当但影响有 限，这种解释也符合实际测量的结果。根据这一概念，当w 。 0 ；( c ) v 白) 呦i = 一矧。2 。 把会属费米能级( e f ) m 除以一q 选作电势零点，则有 矿( o ) = 一九 利用这样的边界条件可以锝到，在势垒区中 陆) ：二掣：盟g 一劫) dx 晶占， 嘲= 警( 即别一九 外加电压v 于金属，则有 y g 。) = 一娩+ y ) 而丸= 霞+ ，因而由式( 2 9 ) 得到的势垒宽度为 铲 一掣) j 吼。= - 删i ( 2 - 8 ) ( 2 9 ) ( 2 一l o ) 第二章金属和半导体的接触 1 7 当v 与( v s ) o 孑孑号相l 司时，不仅势垒商厦提两，而且宽度也相应增大。这种宽厦依 赖于外加电压的势垒称作肖特基势垒。 根据电流密度方程，通过势垒的电流密度为 蛔卜帅啡见掣 由e i n s t e i n 关系式 铲寺d n 以及 m = 一掣 电流密度方程可以表示为 向见 - 辔掣+ 掣 假定半导体是兼并的，经过整理，最后得到的电流密度方程为： h 孙 函m 其中 厶= 警愕卜p ( 一剖：， = 叫警瞻一y 弘p ( - 纠 这里 根据式 o 时，若 g 矿 丁，则有 一p ( 学 当v 7 ，则有 j = 一j i d j 。d 随电压变化，并不饱和。 对于氧化亚铜这样的半导体，载流子迁移率较小，即平均自由程较短，扩散 g a n 基器件欧姆接触的研究 2 2 2 热电子发射理论 当n 型阻挡层很薄，以至于电子的平均自由程远大于势垒宽度时，扩散理论 显然是不适用的。在这种情况下，电子在势垒区的碰撞可以忽略，因此，这时势 垒的形状并不重要，起决定作用的是势垒高度。半导体内部的电子只要有足够的 能量超越势垒的顶点，就可以自由地通过阻挡层进入金属。同样，金属中能超越 势垒顶的电子也都能到达半导体内。所以，电流的计算就归结为计算超越势垒的 载流子数目。这就是热电子发射理论。 仍以n 型阻挡层为倒进行讨论，并且假定势垒高度一g 以) d ? ，因而通 过势垒交换的电子数只占半导体中总电子数很小的一部分。这样，半导体内的电 子浓度可以视为常数，而与电流无关。这里涉及的仍然是非简并的半导体。 若规定电流的难方向是从金属到半导体，则从半导体到金属的电子流所形成 的电流密度是【1 5 】： “。“丁2 唧( 剖唧( 剖 弘 其中 ，4 ：! 翌丛簦 3 称为有效理查逊常数， 电子从金属到半导体所面临的势垒高度不随外加电压变化。所以，从金属到 半导体的电子流所形成的电流密度是个常量，它应与热平衡条件下( 即v = o 时) 从半导体到金属的电子流所形成的电流密度大小相等、方向相反。因此， ，一k x p ( 等) 唧( 学) 由式( 2 1 3 ) 和式( 2 一1 4 ) 得到总电流密度是： 吐，h 告) p 嗡 其中 咖尹唧卜学j ( 2 _ 1 6 ) 由热电子发射理论得到的电流密度方程和由扩散理论得到的电流密度方程在 形式上是一致的，所不同的是垴与外加电压无关，是一个更强烈地依赖于温度的 函数。 g e 、s i 、g a a s 都有较高的载流子迁移率，即有较大的平均自由程，因而在 第二章金属和半导体的接触 1 9 室温下，这些半导体材料的肖特基势垒中的电流输运机构，主要是多数载流子的 热电子发射。 2 2 3 镜像力和隧道效应的影响 无论阻挡层主要是由于金属接触还是由于表面态而形成的，扩散理论和热电 子发射理论都是适用的。把实际金属半导体接触整流器的伏安特性和理论结果进 行比较时发现，理论确实能够说明不对称的导电性，并且理论所预言的高阻方向 和低阻方向也和实际情况相符合。但是，它们之间存在着一定的分歧。最明显的 是，在高阻方向，实际上电流随反向电压的增加比理论预期的更为显著。其次， 在低阻方向，实际电流的增加一般都没有理论结果那样陡峻。产生这些分歧的原 因是，在理论推导过程中，采用了高度理想的模型，而实际上接触处的结构并不 那么简单，因而理论就不能