6H-SiC基MPS二极管正向双势垒特性研究

郑丽君, 刘春娟, 汪再兴, 孙霞霞, 刘晓忠

(兰州交通大学电子与信息工程学院, 甘肃 兰州 730070)

0 引 言

混合肖特基/PIN(MPS)二极管将传统的PIN 二极管嵌入至肖特基二极管中形成并行结构,结合肖特基二极管的开启压降小、开关灵敏以及PIN 二极管反向击穿电压大、整流特性好等优点,同时消除二者的缺点,表现出开启电压低、浪涌能力高、反向漏电流低、击穿电压高、快速转换等特点[1-3]。这些优良特性为MPS 的发展创造了良好条件。MPS 正向偏置下分为三大部分:肖特基和PIN 均未开启、肖特基开启单极模式和PIN 开启双极模型[4,5]。三种模式之间存在一定的过渡,因此电流输运机制也是相对复杂的过程,其中势垒高度Φ 和理想因子n是影响正向传输机制的两个重要参数。Yu 等[6]主要从新材料和器件制备的方面对具有高电流密度的金刚石肖特基势垒二极管进行研究。Li 等[7]认为肖特基势垒的形成主要是由于费米能级中的钉扎效应,且热电子激发是肖特基势垒中主要的电流传输机制。Wu等[8]对无凹槽AlGaN/GaN 肖特基势垒二极管的正向电流输运机制进行研究,也认为热电子发射是其主要输运机制,且势垒高度横向不均一是由高密度的螺位错造成的。

目前对肖特基接触载流子输运机制的研究主要集中在热电子发射、横向势垒不均一以及理查德常数的修订等三方面。但对于MPS 结构M/S 界面处正向输运机制,以及存在双势垒的研究较少。

新型半导体材料碳化硅(6H-SiC)具有禁带宽度大(大于3.0 eV)、电子饱和漂移速率高等优点,因此是制备MPS 功率器件的理想材料,本文以6H-SiC 为衬底建立MPS 基本结构模型,通过采取不同的阳极金属证明双势垒的存在以及势垒不均一现象。对阳极金属Ni 和Ti 进行变温仿真,探究温度对双势垒高度(DBH)和理想因子的影响,从而得出相应的电流输运机制。并对MPS 进行反向变温开关特性测试,探究其对反向峰值电压、反向峰值电流以及软度因子的影响。

1 器件结构

6H-SiC 具有宽禁带、高热导率、高电子饱和速度、高临界击穿电场、高辐射强度和耐化学腐蚀等独特优点,成为制备大功率电子、航天和军工等领域功率器件的最佳选材之一[9]。与传统的Si 肖特基二极管(SBD)和PIN 二极管相比,6H-SiC MPS 结构具有SBD 的低开启压降、快速转换和PIN 的低漏电流和高击穿电压,元胞结构示意图如Fig.1 所示。基本的结构参数如下:器件厚度为50 μm,元胞宽度为15 μm,三个阳极电极宽度均为1 μm,横向元胞宽度网格步径为0.5 μm,纵向器件厚度网格步径为0.5 μm,衬底N+区厚度为10 μm,掺杂浓度为2.0×1020/cm3,均匀分布;P+区宽度W1为11 μm,结深4 μm,峰值掺杂浓度为8.0×1018/cm3,呈高斯分布;肖特基区域宽度W2为4 μm,漂移区杂质浓度为5.0×1016/cm3,均匀分布。在建模过程中,分别采用不同的肖特基接触金属(即金属功函数不同)、金属接触温度,探究其对正向电流传导机制、双势垒及不同温度对反向恢复特性的影响。

图1 MPS元胞结构示意图Fig.1 Schematic diagram of MPS cell structure

建模过程中采用以下物理模型: 迁移率模型为浓度依赖迁移率(conmob)、载流子浓度依赖(ccsmob)、平行电场依赖模型(fldmob);复合模型为Shockley-Read-Hall 和俄歇复合;载流子生成模型为Selberrherr 碰撞电离;P+和N+均为高掺杂区,掺杂浓度大于1017/cm3,能带宽度会降低,故载流子统计模型为能带变窄统计模型;考虑变温测试,采用晶格加热模型;仿真过程中,为提高收敛性、准确度,采用Newton 迭代法。

图2 肖特基接触能带图Fig.2 Energy band diagram of Schottky contact

2 理论基础

2.1 MPS 金属-半导体接触

金属-半导体接触是功率元件与外电路连接时必不可少的,器件端子通常都是金属-半导体接触,一般可分为肖特基整流接触和欧姆接触。Fig.2 为典型的N型肖特基接触的能带图,其中χ 为N型半导体电子亲和能,是电子从导带底提升至真空能级同时将晶体中的能量释放所需要的能力。ΦM为金属的功函数,ΦS为半导体的功函数,在热平衡状态下,费米能级EFi处处一致,qVb为半导体一侧的势垒高度,可表示为

然而,半导体一侧的势垒高度为

故势垒高度与金属的功函数与半导体的电子亲和能密切相关。

2.2 MPS 二极管的正向电流输运

MPS 二极管混合肖特基和PIN 结构,在正向导通时肖特基区域为多数载流子输运产生电流,而PIN区域为少数载流子输运产生电流。MPS 两端加正向偏压后,其正向导通过程主要分为三大部分:肖特基部分和PIN 均未导通;随外加偏压增大,多数载流子电子大量输运,肖特基部分导通并起主要作用,从而进入单极工作模式;偏压继续增大,PIN 导通,少数载流子空穴通过PIN 结势垒形成PIN 结电流,从而进入双极模型。而在正向偏压下M/S 界面的载流子传输主要有以下机制:

1)热电子发射(TE)模型

1942 年Bethe 首次提出热电子发射模型[10,11],适用于类SiC、GaN 等载流子迁移率较高的半导体。当电子的平均自由射程远远超过耗尽区的宽度时,载流子在势垒区的电离碰撞可忽略,载流子的输运主要决定因素为势垒高度,当V+＞3knT/q时,基于泊松方程,与连续性方程求解,得出TE 的I-V表达式

式中V+为器件所加的正向压降,n为理想因子,Is为饱和电流,即

式中A*=4πqm*k2/h3,A*为有效理查德常数,6H-SiC 的A*为156 A·cm-2·K-2,kB为玻尔兹曼常数,由(1)式可得

2)热场发射(TEF)模型

Ahaitouft 等[12]提出在较低偏压下载流子的输运主要以热电场发射(TEF)为主。当掺杂浓度较高时,低偏压下部分施主杂质从M 侧隧穿至S 侧,忽略串联电阻时,I-V表达式为

式中Φ 为势垒高度,为电子有效质量,εs为介电常数,E00为隧穿因子。3)场发射(FT)模型能量处于费米能级附近的载流子的输运称为FT。通常将knT与E00的大小对比作为判断依据。E00/(knT)＜0.5 时是热电子发射;0.5＜E00/(knT)＜5 时是场致热电子发射;E00/(knT)＞5 是场发射[13]。

2.3 双势垒的提取

MPS 作为一典型的双极型器件,肖特基部分开启时的I-V斜率与PIN 部分开启时I-V斜率不同,此现象很大程度上是由于双势垒高度DBH 的产生,从而导致载流子输运的不同。MPS 的正向输运并不是单一模型,而是基于TE、TEF 和FT 的混合模型,是非理想特性行为,故MPS 中双势垒DBH 和理想因子n均与金属功函数和T呈现一定的关系。双势垒行为即势垒高度的不均一现象。就目前而言,DBH 产生的原因有材料缺陷(螺位错、微管、胡萝卜和生长坑)、表面态、界面化合、界面缺陷等。DBH 对提取关键的电学特性尤为重要,传统的提取方法有热电子发射理论、平行传导和Tung 模型,前两者均不适用于MPS 中DBH 的提取,电流输运并非单一的热电子发射,高低势垒并非简单的平行关系,故选用Tung模型进行DBH 中势垒高度1(Φ1)、势垒高度2(Φ2)和理想因子的提取。

3 MPS 的DBH 仿真结果与分析

3.1 不同阳极金属

由于功函数是金属固有的,在仿真过程中采用不同的阳极金属如Al、Ti、W、Ni、Pt 等。Fig.3 给出了不同阳极金属6H-SiC MPS 的正向I-V特性曲线。由Fig.3 可见,可将正向导通曲线分为三大区域:第I 区域,肖特基区域和PIN 区域均未开启,整个器件电流几乎为零;第II 区域,肖特基部分开启,少许电流通过器件,电流随外加正向电压的增大而增大,此刻器件处于单极模型,所加偏压继续增大时,P+区开始逐渐向漂移区注入少数载流子,这是一个动态平衡的过程,器件逐渐由单极过渡到双极模式从而进入第III 区域,电流呈指数增长。

结合Fig.3 和插图(将纵坐标设为指数式部分放大图),存在典型的双势垒,第II 区域的斜率较小,说明势垒高度Φ1较小;第III 区域的斜率大,Φ2偏高。仿真过程中,从Fig.3 中采用电流-电压法提取相关的参数得出势垒高度Φ1和Φ2,绘制如Fig.4 不同阳极金属下的DBH 曲线。Fig.4 中,阳极金属从Al～Pt 金属的功函数增大,Φ1和Φ2均呈增长趋势,且呈双高斯分布,金属功函数由ΦM-Al=4.28 eV 增加至ΦM-Pl= 5.65 eV,Φ1由0.6487 eV 增至2.0187 eV,Φ2由0.7959 eV 增至2.1659 eV,功函数增大(Φ1增大),肖特基的开启电压逐渐增大,由Von1-Al的0.45 V 增至Von1-Pt的1.85 V,增长率为311.12%,而Φ2增大,PIN 的开启电压(即所谓的转折电压)呈现负相关,由Von2-Al的5.49 V 下降至Von2-Pt的3.75 V,而下降率为31.69%。

结合Fig.3 和Fig.4,6H-SiC 基MPS 正向偏压下,仿真实验证明MPS 存在明显的双势垒且势垒高度不均一现象,势垒高度Φ1、Φ2均随功函数的变化而变化且变化趋势一致。究其原因,其一为器件结构,双极性器件载流子的输运不同,肖特基部分主要是多数载流子的扩散输运,重掺杂的PIN 部分是空间电荷区的少数载流子的输运,中间存在多数载流子和少数载流子输运的过渡。其二,Fig.3 第I 和第II 区域的曲线相对密集,斜率变化范围较小,且Fig.4 中Φ1和Φ2两条曲线间距差基本保持一致,由此可推断金属的类型对势垒横向不均一的影响较小,这与文献[14]相一致。DBH 的存在源于界面态缺陷状态,如M/S 界面处的缺陷或深能级的电活性缺陷,以及横向分布的不均匀性导致双势垒的形成。而M/S 界面处呈现相关的晶体缺陷,这绝大部分是由于界面处的悬空键或底板中存在的杂质造成,这些缺陷中心和陷阱造成了势垒的不均一,陷阱中心的相关能量位于禁带中,通过电子的发射和捕获与导带、价带交换电荷,施主型陷阱可以显正电性或中性,受主型陷阱可以显负电性或中性,经过一系列的捕获与发射活动,从而使陷阱中心的阱密度发生变化,影响了电荷的密度分布。当内部系统达到一定的动态平衡时,外观表现为电流电压的变化。Fig.4 中两条曲线均呈上升趋势,主要原因是金属不同,这是金属的本质特性。

3.2 阳极金属变温仿真

针对Ni 阳极和Ti 阳极的6H-SiC MPS 进行了变温正向I-V特性仿真,温度范围为250 ～500 K,变温间距为50 K,结果如Fig.5 所示,Fig.5(a)为Ni 阳极的6H-SiC MPS 二极管正向I-V随温度T变化的关系图,Fig.5(b)为Ti 阳极的6H-SiC MPS 二极管正向I-V随温度T变化的关系,6H-SiC MPS 二极管的正向I-V曲线与温度T存在强依赖关系,温度T增大对第I 区域的影响较小,此时肖特基和PIN 均未开启。第II 和III 区域随着T增大呈明显的负相关性,曲线斜率逐渐降低,同时PIN 的开启电压也呈现负相关,Ni 阳极由Von2-250的4.7 V 下降至Von2-500的4.25 V,下降了约9.57%,Ti 阳极由Von2-250的5.71 V 下降至Von2-500的5.1 V,下降了约10.68%,温度升高加速PIN 提前导通,进入双极模式。T增大,第II 和III 区域的电流密度也随之减小,其原因是晶格散射(声子散热)引起载流子迁移率的下降。晶格散射与原子的热运动密切相关,在热平衡状态下,载流子既发射声子,同时又吸收声子,能量的净交换基本为零,且能量呈麦克斯韦分布。当存在电场时,载流子从电场中获得能量,由于此时发射的声子大于吸收的声子,从而将能量损耗传给声子,发生声子散射。温度上升加速原子的热运动,晶格内空穴、电子、原子的碰撞加剧,晶格的振动频率增强,碰撞的平均时间间隔降低,意味着声子散射的概率增强,从而载流子的迁移率下降,导致相应的电流密度下降,呈现负相关。

图3 不同阳极金属下的电流-电压曲线Fig.3 I-V curves under different anode metals

图4 不同阳极金属下的双势垒曲线Fig.4 DBH curves under different anode metals

图5 不同温度下的电流-电压曲线。(a)Ni;(b)TiFig.5 I-V curves under different temperature.(a)Ni;(b)Ti

势垒高度和理想因子对于器件而言是两个重要的参数,提取相关参数,绘制如Fig.6 所示,其中(a)、(b)为Ni 阳极金属的DBH-n图,(c)、(d)为Ti 阳极金属的DBH-n图,(a)、(c)为不同温度下的Φ1-n1图,Φ1和n1均与温度呈现负相关性,(b)、(d)为不同温度下的Φ2-n2图,Φ2随温度T的增大而增大,与此相反,n2随T的增大而下降。Φ1和n2随温度的变化趋势符合热电子发射电流传输机制,与理论分析一致。Φ2和n2两条曲线的交汇点位于350 K,因此可以通过此温度进行理查德常数A*的修订,关于此点,此处不作详细叙述。

Fig.6(a)、(c)关于Φ1和n1的两图中,温度T上升,Φ1反而下降,由此证明在低势垒区电流输运模式并非单一的TE 模型,而存在较复杂的复合输运模式,此期间存在的输运模式有热场发射、场发射模型,量子隧穿模型、以及载流子的复合等,导致温度与势垒呈现负相关,这些复杂的混合模型基于镜像力原因,促使界面稳定性下降,界面态密度Nss上升,从而Φ 下降。Fig.6 中,同一温度下n1略高于n2,也进一步说明Φ1区并非简单的单一模式,存在多重复杂模型。由Fig.6 可知,T上升,理想因子均呈下降趋势,DBH 不均匀分布,其主要原因来源于界面态,可能的原因有界面的缺陷密度、材料出现簇团缺陷密度、化学计量的不均一、界面电荷成分的转变、界面电荷的非均匀分布等,以上都会造成势垒的不均匀分布,导致理想因子迅速下降。

图6 不同温度下的双势垒曲线和理想因子曲线。(a)Ni-Φ1-n1;(b)Ni-Φ2-n2;(c)Ti-Φ1-n1;(d)Ti-Φ2-n2Fig.6 DBH curves and n curves under different temperature.(a)Ni-Φ1-n1;(b)Ni-Φ2-n2;(c)Ti-Φ1-n1;(d)Ti-Φ2-n2

3.3 不同温度下反向恢复特性

对Ni 阳极的6H-SiC MPS 二极管的两端加反向偏压,变温反向恢复特性曲线如Fig.6 所示,插图为部分放大曲线。对MPS 加反向偏压时,对存在于漂移区中的大量少数载流子进行抽运,直至反向恢复电流达到峰值后耗尽层开始形成,结电容反向充电,反向恢复峰值电流、反向恢复峰值电压减小,最后至器件完全关断。由两个插图明显可知,温度增大,反向恢复峰值电流和反向恢复峰值电压明显增大,从中提取相关参数,得出Table 1,其中IRM表示反向恢复峰值电流,VRM表示反向恢复峰值电压,S表示软度因子(衡量二极管开关特性的重要指标),温度增大,IRM由120.7 A 增至264.43 A,增长了119.08%;VRM由12.74 V 增至23.91 V,增长了87.67%,而软度因子逐渐下降趋近于1。温度增大,一方面正向时存储在空间电荷区的少数载流子的浓度增大,加剧了p+区少数载流子的扩散,需要在反向时抽运的载流子浓度增大,从而使IRM和VRM增大;另一方面,温度上升,少数载流子浓度增大,导致扩散系数增大,从而扩散速率增强,电流密度增大,使耗尽层形成时间缩短,从而使软度因子更接近于1。

图7 不同温度下反向恢复特性曲线。(a)瞬态过程时间与电流的曲线;(b)瞬态过程时间与电压的曲线Fig.7 Reverse recovery characteristic curves under different temperature.(a)Transient time and current curvrs;(b)Transient time and voltage curvrs

表1 不同温度下反向恢复特征参数Table 1 Characteristic parameters of reverse recovery under different temperature

4 结 论

研究了6H-SiC MPS 二极管的正向电流传导机制、双势垒以及温度对反向恢复特性的影响。金属功函数不同,势垒高度也因此不同,仿真验证了DBH 现象的存在以及势垒的不均匀分布。变温下的双势垒仿真测试,证实了在MPS 的正向传导过程中存在不同的输运机制,温度增大,Φ2增大,n2下降,此时电流传输机制主要以热电子发射模型为主,而温度增大时,Φ1和n1均呈下降趋势,此时电流输运为基于热场发射、场发射模型、量子隧穿模型及载流子的复合的多重输运方式,是一个相对复杂的过程。DBH 的存在主要是由于界面态以及界面态中出现的大量缺陷。在反向过程中,温度增大,反向恢复峰值电压和电流增大,但软度因子会逐渐趋于1。