Радиотехника и электроника, 2020, T. 65, № 11, стр. 1128-1130

ВВЕДЕНИЕ

Бор – основная акцепторная примесь в алмазе, которая может сравнительно легко вводиться в большой концентрации. В отличие от германия и кремния, где бор – мелкий акцептор, в алмазе его энергия ионизации ~370 мэВ, что сильно затрудняет использование алмаза для прикладных задач электроники [1]. Даже при комнатной температуре только 1…2% атомов бора ионизуются теплом, поэтому проводимость довольно мала. Чтобы увеличить проводимость, нужно либо повышать температуру, либо увеличивать степень легирования, либо прикладывать достаточно сильное электрическое поле. Процессы ионизации примесных атомов бора в алмазе электрическим полем интересны не только для приложений, но и с точки зрения изучения их отличия от аналогичных процессов ионизации водородоподобных акцепторов в классических полупроводниках германий и кремний. В данной работе представлены результаты исследования полевой ионизации акцепторов бора в алмазе.

1. ОБРАЗЦЫ И УСЛОВИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА

Исследовались номинально нелегированные (i-тип) эпитаксиальные алмазные пленки толщиной 10…12 мкм, выращенные методом газофазного химического осаждения на подложках с ориентацией (100), сильно легированных бором (~2 × 10¹⁹ см^–3). Подложки были вырезаны из кристаллов алмаза (p⁺-тип), синтезированных методом высокого давления/высокой температуры (HPHT), и затем отполированы. Поврежденный полировкой поверхностный слой подложки удаляли с помощью последовательности операций: отжиг при 1500°C в течение 1 ч, растворение образовавшегося графита в смеси H₂SO₄ + K₂Cr₂O₇ и травление ионным пучком Ar⁺ с энергией 7 кэВ для удаления оставшегося дефектного слоя алмаза толщиной ~4 мкм. Плазмохимический синтез эпитаксиальных алмазных пленок проводили в газоразрядной плазме смеси метана и водорода высокой чистоты, созданной с помощью излучения мощного (до 5 кВт) магнетрона с частотой 2.45 ГГц. Контакты толщиной ~35 нм наносили с обеих сторон пластин методом магнетронного напыления. В качестве материала контактов использовали сплав Ni–W, дающий омический контакт. Сечение изготовленной структуры показано схематически на вставке к рис. 1.

Рис. 1.

ВАХ алмаза, легированного бором, при Т = = 300 К. Точки эксперимент, прямые линии – линейная и квадратичная аппроксимации. На вставке – схема структуры в разрезе: 1 – эпитаксиальная пленка алмаза толщиной 10…12 мкм, 2, 4 – металлические контакты толщиной 35 нм, 3 – подложка алмаза, сильно легированного бором, толщиной 300 мкм.

Измерялись вольтамперные характеристики (ВАХ). К образцам прикладывали либо постоянное напряжение (в линейной области ВАХ), либо треугольные импульсы напряжения с временем нарастания 0.5…100 мкс и частотой повторения 1…100 Гц (во избежание джоулева нагрева образцов при больших напряжениях). В последнем случае ВАХ восстанавливали из зависимостей напряжения и тока от времени.

2. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 1 приведена ВАХ образца с омическими контактами при комнатной температуре в дважды логарифмическом масштабе. В слабых полях ВАХ линейна, что позволяет оценить концентрацию p свободных носителей в этом слое и, соответственно, концентрацию N_B нейтральных атомов акцепторной примеси бора. Используя величину подвижности дырок ~1000 см²/(В с) [2], получаем p ~ 10⁸ см^–3 и N_B ~ 10¹⁴ см^–3. Начиная с полей ~3 кВ/см наблюдается квадратичная зависимость тока от напряжения, которую мы связываем с линейной зависимостью коэффициента захвата дырок на притягивающие ионы бора от электрического поля [3]. Экспериментально аналогичная зависимость наблюдалась, например, при захвате дырок на ионы бора в кремнии [4].

При полях выше ~30 В/см наблюдается сильный (экспоненциальный) рост тока, вызванный ионизацией бора. Мы связываем ионизацию примеси в сильном поле с увеличением термоэлектронной эмиссии за счет эффекта Френкеля–Пула – понижения кулоновского потенциала примеси внешним электрическим полем (вставка на рис. 2). При этом зависимость концентрации носителей p от приложенного электрического поля E дается формулой Френкеля [5]

Рис. 2.

ВАХ алмаза, легированного бором, демонстрирующая ионизацию по эффекту Френкеля–Пула. На вставке – схема эффекта; E_PF – энергия понижения примесного барьера по Френкелю, r_m – положение максимума потенциала.

где e – элементарный заряд, ε – диэлектрическая проницаемость, k – постоянная Больцмана, T – температура. На рис. 2 приведена ВАХ образца алмаза при комнатной температуре. Хорошая линейная аппроксимация зависимости lg I от U^1/2 при полях Е > 30 кВ/см подтверждает сделанный вывод. Действительно, при этих полях дрейфовая скорость дырок должна насыщаться и ток I = epv₀s (v₀ – насыщенная дрейфовая скорость, s – площадь образца) пропорционален концентрации свободных дырок.

В случае ударной ионизации обычно наблюдается появление на ВАХ S-образного участка. S‑образность при ударной ионизации водородоподобной примеси связывают с возбужденными состояниями, по которым происходит каскадный захват носителей, ионизованных полем с основного состояния, а поле их ионизации существенно меньше, чем для основного (эта модель предложена в работе [6]). В алмазе, сильно легированном бором, также наблюдалась S-образная ВАХ [7]. Основная особенность ВАХ в нашем случае – отсутствие S‑образности. Причиной этого также является эффект Френкеля–Пула. В сильных полях, достаточных для ударной ионизации основного состояния акцептора в алмазе, из-за сильного понижения примесного потенциала уже первое (самое глубокое) возбужденное состояние бора (~70 мэВ) оказывается в сплошном спектре валентной зоны, образуя так называемое резонансное (квазилокальное) состояние. Именно поэтому перезарядка примесных уровней, приводящая к появлению S-образности, практически отсутствует.

На рис. 3 приведена температурная зависимость проводимости алмаза с бором в поле 100 кВ/см. При температурах выше комнатной эта зависимость активационная, проводимость σ пропорциональна exp(Δε/kT) (вставка на рис. 3). Однако энергия активации Δε оказалась значительно меньше ожидаемой. Френкелевское понижение примесного барьера при 100 кВ/см составляет ~100 мэВ, поэтому Δε должна уменьшиться до 370 – 100 = = 270 мэВ. Это противоречие может быть объяснено с помощью замены решеточной температуры Т на некоторую “эффективную” температуру Т*, введенную в книге [3] (гл. 10) и с учетом разогрева дырок электрическим полем.

Рис. 3.

Температурная зависимость проводимости алмазной пленки толщиной 10 мкм в интервале от температуры жидкого азота до 400 К. На вставке – часть этой зависимости для интервала 300–400 К.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследован вертикальный транспорт дырок в монокристаллических алмазных пленках, легированных бором, в сильных электрических полях. Оценены концентрации примесей и свободных дырок. Установлено, что при комнатной температуре из-за малой концентрации свободных дырок и большой энергии связи бора в алмазе ионизация происходит за счет эффекта Френкеля–Пула – понижения кулоновского барьера примеси в электрическом поле.