氦离子注入边缘终端结构的1.7kV垂直氮化镓肖特基势垒二极管

作者：刘新科，深圳大学材料学院研究员

摘要—本文首次演示了具有氦(He)注入边缘终端(ET)结构的高性能垂直氮化镓(GaN)-氮化镓上肖特基势垒二极管(SBDs)。 由于注入He的ET结构的特点，肖特基接触金属边缘下的峰值电场拥挤效应显著降低，从而提高了二极管的击穿电压V_BR。 在相同的测试条件下，He注入ET结构的器件的V_BR从862 V提高到1725 V，其导通电阻为5.1 mΩ·cm²，导通电压V_ON为0.63 V。 在V_ON <0.7 V的条件下，采用He注入ET结构的垂直GaN SBDs具有迄今为止报道的最高的V_BR。

关键词—边缘终止(ET)，氮化镓(GaN)-氮化镓，氦离子注入，高击穿电压，低导通电压

该项目获得广东省重点研发计划（2020B010169001 and Grant 2020B010174003）、广东省自然科学杰青项目、深圳市技术攻关项目的支持 （JSGG 20191129114216474）。

1.介绍

氮化镓(GaN)基材料具有极好的物理性能，如宽带隙、高击穿电压、高热导率、高电子饱和度和电子迁移率。它被认为是高压、高频率和高功率器件最有前途的候选者。然而器件是在异质外延生长的GaN晶片(如蓝宝石、SiC和Si)上制备的，这些晶片由于晶格失配和热失配而表现出非常高的螺纹位错密度(10⁸-10¹² cm⁻²)。 相比之下，GaN-on-GaN均质外延层(高达4英寸)具有非常低的线程位错密度(~ 10⁴-10⁶ cm⁻²)和低的界面应力[4]-[6]。 对于垂直器件，理论击穿电压与实际击穿电压相差较大，这是由于在反向偏压[7]作用下，阳极边缘的拥挤电场导致器件过早坍塌造成的。 为了提高垂直GaN肖特基势垒二极管(SBDs)的VBR，人们提出了许多方法，如场板[8]、[9]、等离子体处理[10]、植入边缘终端[11]、纳米线和场环。其中，植入ET方法被认为是缓解金属[13]边缘峰值电场最有效的方法之一。 离子注入，如氢离子(H)和氦离子(He)，被广泛应用于半导体的电子性质修饰。 同时，氦与GaN不发生反应，引入稳定的缺陷，离子注入形成的高电阻区可以缓解肖特基接触金属与GaN层[14]-[16]界面的拥挤峰值电场。 与Zhang et al.[17]的工作一样，采用He离子注入技术制备了Ga2O3 S肖特基二极管，在不同的应力时间和高电压下表现出良好的稳定性。

在本工作中，首次使用he注入ET结构制备了高性能的垂直GaN SBDs。 同时分析了氦离子注入后注入区晶格特征和电位变化。 对于轻量的氦原子，在一定的注入能量下，注入深度比其他原子要深。 在VON <0.7 V的条件下，垂直GaN SBDs获得了最高的击穿电压(VBR = 1.7 kV)。 注入he的ET技术显示了氮化镓基垂直功率整流器[18]的巨大潜力。

2.器件制造

图1(a)是he注入ET的垂直GaN SBD的示意图，它由350μm厚的掺硅GaN衬底组成，掺杂浓度为2 × 10¹⁸ cm⁻³，电阻率为~ 0.02Ω·cm （SINO Nitride, China, 中镓）。 20 μm厚的漂移层为掺杂浓度为2 × 10¹⁶ cm⁻³ 的硅轻度掺杂。在2英寸独立式(FS) 氮化镓晶圆片上制备的SBD的照片如图1(b)和插图所示。首先，对2‘’ FS-GaN晶片进行材料表征。图1(c)显示了原子力显微镜(AFM)测量的粗糙度的均方根值，13个定位点的均方根值约为1.7 nm。 图2(d)显示了13个不同测定点的阴极发光(CL)图像中基于黑点的TDD, TDD的平均值为~ 2 × 10⁶ cm⁻²。测量(002)和(102)平面的ω-扫描的半最大值全宽(FWHM)分别为44.65和40.3弧秒，如图1(e)和(f)所示。 位错密度的计算公式如下：

其中Dtotal是位错密度,Dscrew螺旋位错密度,Dedge是刃型位错密度、β(002)和β(102)分别是 (102)和(002)面的FWHM, b1和b2分别为边缘位错和螺钉位错的Burgers向量(b1 = 0.5185 nm, b2 = 0.3189 nm)。 计算得到的平均Dedge和Dscrew位错密度分别为~ 1.9 × 10⁶和~ 4.2 × 10⁶ cm⁻²。 因此，得到的位错总密度约为6.1 × 10⁶ cm⁻²，与CL测量值一致。 这些结果反映了2-in GaN外延晶片的优良品质。 晶片经过预清洗过程，丙酮脱油5 min，异丙醇脱脂5 min，食人鱼溶液(H₂O₂:H₂SO₄ = 1:3)浸洗10 min去除有机残渣。 采用BCl₃/Cl₂等离子体刻蚀法作为隔离标记点，形成深度为1 μm、直径为350 μm的台面结构。然后，采用相同的工艺在同一片上制备了注入he ET的垂直GaN SBDs和未注入he ET的控制器件。 唯一不同的是在离子注入过程中，控制器件被光刻胶覆盖，而he注入ET的器件被开发为暴露注入区域，其余器件被光刻胶覆盖。 离子注入宽度为10 μm时，注入区与阳极的重叠长度为5 μm。

图1(a)注入He的垂直GaN SBD示意图。 (b)所制器件在2-in FS-GaN晶片上的光学图像，插图为所制器件的光学图像。 (c)和(d) 2-in GaN晶圆上13个不同定位点的RMS值(AFM测量)和位错密度(基于CL图像中的黑点)。 (e)和(f) GaN晶圆(002)面和(102)面ω-扫描的半宽宽值

图2 (a)和(b)注入He和未注入He的GaN区发光光谱。 (c)和(g)制作的垂直GaN SBDs的透射电镜剖面图。 (h)和(i)掺He和不掺He的GaN的能带结构变化。 (j)和(k)未植入GaN和植入GaN平面RSM沿(105)方向变化

He离子在室温(RT)下注入，入射角为7◦。 为了形成一个统一的离子分布,He离子植入两个能级的50和150 keV相同剂量的1×10¹⁵cm⁻²,估计植入深度500nm的根据 SRIM模型模拟[20],[21]。 同时，根据传输线法(TLM)测试结构，注入区域的片状电阻为5.6 × 10⁹ Ω/□，说明离子注入后形成了一个高电阻区域。 在GaN基板背面沉积了Ti/Al/Ni/Au (25 nm/ 100 nm/25 nm/80 nm)金属，并在N2环境下进行了800◦C快速热退火(RTA) 30 s以获得欧姆接触。 沉积了直径为200 μm的Ni/Au (30 nm/130 nm)，形成了肖特基接触

3.结果和讨论

如图2(a)和(b)所示，对两个空白样品(1× 1 cm²)进行了光致发光(PL)光谱测试，其中一个样品是离子注入的，另一个没有离子注入。 在500-650 nm范围内观察到一个宽峰，定义为he注入样品的黄色发光(YL)带。 观察到的YL带与GaN的深能级和电缺陷有关。由于镓空位，在与氮位氧取代有关的浅施主和深受主之间存在载流子重组。说明氦离子注入可能诱发GaN的固有缺陷。

我们分别在He注入和未注入的两个区域拍摄了高分辨率TEM图像，如图2(d)和(e)所示，在He注入的GaN中没有清晰地观察到晶格缺陷。此外，快速傅里叶变换(FFT)衍射图表明，无论是否注入He, GaN区域的结晶质量都很好。未注入He的GaN的晶格常数a = 0.3189 nm, c = 0.5184 nm，与报道的数据[23]一致。 注入He后，a轴的晶格常数降低到0.3146 nm(低至1.190%)，c轴的晶格常数增加到c = 0.5192 nm(高至0.155%)。 可以证明，在He注入GaN的a轴方向上产生了压缩应变/应力。 图2(h)和(i)分别描述了掺He和不掺He GaN的能带结构变化。 利用CASTEP进行了第一性原理计算，结果表明，注入He后GaN的禁带隙增加，这有助于形成一个大的临界击穿场[24]。

注入He后GaN区的应变应力是降低电子迁移率的因素之一。 描述He注入后内部晶格特性的变化，揭示其应变-应力机制，是分析He注入对[25]-[27]器件电子性能影响的关键。 图2(j)和(k)显示了未注入和未注入He的样品(105)平面的倒易空间映射(RSM)。 在两个空白GaN样品(1×1 cm² )上进行RSM实验，其中一个注入了氦离子，另一个不进行处理。 可以推导出氮化镓中晶格参数的变化和应力-应变的形成。 响应面法可用于了解氮化镓层的晶体性质和分析氮化镓层的应力应变。 由于离子注入深度约为500 nm，整个GaN材料没有被穿透，在图2(k)中可以清楚地看到He注入样品的两个劈裂峰。 可以认为，离子注入改变了氮化镓的晶格。 结果，在注入氦气的区域会产生应变。 基于非对称RSM扫描的信息，从(2)[28]，[29]计算了六边形结构的晶格参数(a和c)。氮化镓晶格参数由非对称响应面法测量得到。

在这种不对称的特殊情况下，h = 1, k = 0, l = 5，因为(105)晶面不仅可以反射c晶格，还可以计算a晶格。 计算得到的a = 0.3193 nm。比根据Vegard定律得到的非应变(a₀ = 0.3196 nm)低(低至0.094%)，这是由于在GaN离子注入区沿a轴(平面内)的压缩应变。 计算得到的c = 0.5203 nm高于未拉伸的c₀ = 0.5184 nm(最高达0.308%)，说明植入区域存在沿c轴(平面外)的拉伸应变。 这是由于a轴(面内)压缩应变导致GaN外延层形成，TEM和RSM均表现出相同的趋势。注入He后的GaN区域被压缩，导致阳极电极下方GaN沟道区域产生拉应力[图3(a)]。 如图3(b)所示，该拉应力可以通过第一原理增加电子有效质量，可以通过以下公式估算：

m∗ = h² /(∂²E/∂²k)

h是普朗克常数，这可能会导致二极管[30]的通态电阻增大。 图3 (c)显示了模拟结构的应力分布，线A和B应力分布如图3 (d)和(e) 所示,在阳极作用下的GaN沟道区域产生0.15 GPa的拉应力，根据以下公式[31]:

E_Young =σ/ε

这里GaN的应力σ为0.15 GPa，杨氏模量为E_Young = 210 GPa。 计算得出离子注入区应变ε约为0.07%。

如图4(a)所示,两种设备都显示低的开启电压VON为0.63 V,在标准电流密度下推断为1 A / cm²。目前低电流水平的主要传导机制是热离子发射(TE)。基于TE模型,SBD的正I-V关系由以下公式[32]给出:

J、A∗、T、q、φB、V、k和n分别是饱和电流密度、理查德森常数(26.9 A·cm⁻²·k⁻²)、绝对温度、电子电荷、势垒高度、正向偏压、玻尔兹曼常数和理想系数。 因此，可以提取测量二极管的一些参数。 该控制装置的势垒高度φB为0.92 eV，理想系数n为1.13。 对于注入he的SBDs，其势垒高度和理想系数n分别为0.96 eV和1.07，接近GaN SBDs的理想参数[33]。

       将植入和未植入He的器件和控制器件的on电阻分别提取为4.3和5.1 mΩ·cm²。 He植入后，导通面积将从约3.14 ×10⁻⁴减少到约2.83 ×10⁻⁴ cm²，有效导通电阻为4.6 mΩ·cm²，比对照器件高约7%。 这可能是由于拉伸应力和缺陷相关的散射，进一步导致了He注入器件的迁移率下降。 同时，器件的R_ON可以分为几个组成部分由以下公式[34]:

Rsub、Rdrift和Rcon分别为衬底电阻、微掺杂漂移区电阻和接触电阻。 Rdrift和Rsub可由下式求得

其中t， μ， N分别为厚度，电子迁移率，自由载流子浓度。 考虑到它们是在相同的晶片上用相同的工艺制作的，它们有相同的Rsub和Rcon, R_ON的差异主要是Rdrift造成的。 Rsub和Rcon分别为:Rsub = 0.7 mΩ·cm²和Rcon = 2.6 mΩ·cm²(根据TLM结果，比接触电阻率为~ 2.6× 10⁻³Ω·cm2)。 因此，对于控制装置和he植入ET的装置，Rdrift的值分别为1.0 mΩ·cm2(∼3.2Ω)和∼1.3 mΩ·cm2 (∼4.6Ω)。 使用(7)，装置植入he  ET后的迁移率计算为~ 800 cm2 /V·s，比控制装置的~ 1040 cm2 /V·s低23%左右。 载流子迁移率的降低是由于拉应力和缺陷散射造成的。 采用1 MHz的电容-电压(C-V)方法[图4(b)]，在轻度掺杂漂移区通过公式提取的净掺杂浓度约为1.2 × 10¹⁶ cm⁻³。

通过开尔文探针力显微镜(KPFM)测量图4(d)中沿A线方向开尔文探针与样品之间的电位差，如图4(c)所示。 如图4(c)的插图所示，图上的面积(约为暗)越小，功函数越大; 值越大(大约亮度)，功函数就越小。 在图4(c)中，注入氦离子区域的接触电位差比未注入氦离子区域的接触电位差低0.16 eV。 因此，离子注入区域的功函数比非离子注入区域高0.16 eV。 器件启动时，离子注入区会诱发材料的固有缺陷(类p型)，并沿离子注入区边缘发生缺陷中心散射。图4 (d)和(e)显示设备的模拟电流密度分布w / o和He注入ET等。He植入器件的电流聚集在ET结构的内部,这是“电流拥挤效应,”这可能会导致增加载流子散射和导通电阻增加[17],[35]。氦离子注入引入p型缺陷后，能带发生改变，在图4(f)和(g)中可以看到He注入GaN区势能增加，这与KPFM测量的结果一致。

图3(a)引入He原子后晶体表面(001)原子排列及应力分布图示意图。 (b)拉应力增加了电子有效质量。 (c)模拟结构中的应力分布。 (d)和(e)提取了沿A、B线靠近阳极边缘的应力分布曲线，如(c)所示。

图4(a)两个器件的正向J-V特性和差分RON。 (b)的详细电容-电压(C-V)和1/ C2-V图 (c)基于开尔文方法，测量了离子注入器件沿(d)线A方向的电位差，插图显示了电位差的形貌。 (f)和(g)分别模拟了(d) w/o和(e)注入he后器件的电流密度分布。(f)和(g)在0 V时，沿A线和B线靠近阳极边缘的能带分布

图5(a)和(b)分别为无ET和有ET时器件的正向温度I-V特性，测量范围为298 ~ 473 K。 计算的肖特基势垒高度作为T的函数在插图中给出。 TE被认为是低电流水平下的主要电流传导机制，Fu等人[36]给出了基于TE模型的SBDs正向I-V关系。 使用Fu et al.[36]开发的方法，在图5(c)中导出了理想因子和RON作为两个二极管温度的函数。 这些非理想电特性是由于肖特基势垒高度的不均匀性和接触界面的影响。 实验数据与图5(d)的关系很好地吻合。 从(8)可以看出，温度主要影响载流子的迁移速率，同时，在100 K以上的温度下，载流子主要受晶格散射的影响。 迁移率-温度关系可以用幂律方程表示:

μ(T ) = μ0(T/T0)^γ

μ₀为300 K时的电子迁移率，T₀为300 K，γ为指数。 控制器件的γ值为−1.72，氦离子注入二极管的γ值为−1.65，与报道的−1.5 ~−2.5[37]一致。 这证实了R_ON随温度的升高是由声子限制的电子迁移率随温度的降低引起的。 图5(e)显示了在298到473 K之间测量的植入装置的温度依赖的反向I-V特性。 随着温度的升高，电子获得了更高的能量，更容易克服势垒高度，所以器件的反向漏电流逐渐增大，说明TE模式在漏电流中占主导地位。 通过298 ~ 473 K正反向温度变化特性，证明该装置在一定温度范围内具有较强的稳定性。

       图6(a)显示了垂直GaN二极管在he注入ET和w/o注入ET时的反向I-V特性。 对于注入he的器件，VBR从控制二极管的862 V提升到1725 V。注入he的垂直GaN SBD和控制器件表现出不同的反向泄漏机制，如图6(b)[38]所示。 根据(9)-(11)，通过比较这三种漏电流机理公式，我们知道了热离子场发射(TFE)、变程跳变(VRH)和空间电荷限制电流(SCLC)的类型以及它们对电场和温度的依赖关系。

其中I0为零场电流，T为温度，kB为玻尔兹曼常数，φB为势垒高度，C为常数。 器件的逆电流与经典TFE模型拟合良好。 当施加反向偏置时，反向漏电流主要是由电子克服金属侧的接触界面势垒，通过热发射注入半导体形成的，如图6(b)所示的TFE。 相比之下，低于1500 V时，注入he的垂直SBD的漏电流主要受反向偏压下VRH模型的影响。漏电流主要是由于缺陷能级阱捕获的电子可以从一个阱中心“跳跃”到另一个阱中心，载流子通过直接隧穿机制进行，如图6(b)所示。1500v以上击穿机制主要由SCLC模型主导。 此时，半导体空间电荷区所有的阱被填满，大量载流子开始在高能量水平再次填满阱耗尽区，体效应SCLC机制成为泄漏电流，如图6(b)所示的SCLC。 VRH和SCLC机制都与离子注入引起的陷阱有关，这使得器件的击穿机制由TFE变为VRH和SCLC。 通过(9)-(11)，发现TFE和VRH都与温度有关; 随着温度的升高，电子在器件缺陷处跳变更快，这将导致器件提前击穿，这已经被Guo等人验证过。图6(c)和(d)分别为注入He和未注入He的器件的电场分布。 图6(e)分别显示了植入He和未植入He的器件沿切线的电场，如图6(c)所示。 He植入的ET明显缓解了垂直结构电极边缘的峰值电场，从而提高了击穿电压。 

图5 (a)在298至473 K测量的未植入器件的温度依赖的正向I-V特性。 插图:计算了肖特基势垒高度作为t的函数。(b) ET器件的正向I-V特性随温度的变化。 插图:计算了两个二极管的肖特基势垒高度作为t的函数(c)理想度因子和RON作为温度的函数。 (d)两个二极管的载流子迁移率随温度的函数关系。 随着温度从300 K增加到500 K，由于声子散射，载流子迁移率降低。 (e)在298 ~ 473 K测量的植入装置的温度依赖的反向I-V特性。

图6 (a)注入He和未注入He的垂直GaN二极管的反向I-V特性。 实验数据采用多种模式进行拟合:TFE、VRH和SCLC。 (b)反向电压下肖特基界面/附近可能的载流子泄漏机理。 (c)和(d)垂直GaN二极管在注入He和未注入He的情况下，反向偏压为−500 V时，在−500 V偏压下的电场分布。 (e)肖特基结边缘附近沿切线的电场分布在(c)中的

图7 (a)和(b)制备的GaN SBDs和最先进的GaN SBDs的RON对VBR和VBR对VON的基准

7(a)显示了生长在GaN衬底和硅衬底上的GaN SBDs的RON与VBR的基准。通过对导通电阻进行校正，或去除欧姆接触电阻，注入he的垂直GaN二极管获得了功率器件优值

V_BR²/Ron为1.6×10⁹ V²·Ω⁻¹·cm⁻²，见图7中的空心五星级标志(a)。在给定的导通电压VON <0.7 V时，本工作获得了报道数据中最高的击穿电压，如图7(b)所示。 与其他工作相比，本工作中注入he ET的SBDs在高击穿电压和低接通电压下表现出优异的性能。

4.结论

综上所述，采用He注入ET结构的垂直GaN-on-GaN SBDs首次被报道。 由于注入He的ET抑制了阳极边缘附近的峰值电场，击穿电压显著提高。 本工作中注入He的ET技术显示了加速功率整流器中垂直GaN SBD发展的巨大潜力。

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