ダブル

電極/リン 減

めに

モンド半導体 重要課題の一

第4章では を金属電極で 流-電圧（I-V）

にも、バン 造）が分かっ

ことで、接触 準位）と金属 があることを は、実験的に 金属/n⁺型ダイ ットキー界面 抵抗をより正 特性の評価お 第 4 章で計算 ド半導体/電極

よる界面特性 ンネル確率の

n⁺型ダイヤ にグラファイ

ダイヤモン 緩和を期待し

ルショット

ンドープ

体デバイス応 つであり、本

、最近接ホ 挟んだ、金属

特性を測定 ド伝導層/電極

た。このダブ 触抵抗に大き

のフェルミ準 見出した。

に金属/n⁺型ダ ヤモンド半 面を想定した 正確に解析す

よび考察を行 算した、深い 極界面の接触

性の評価およ 増加を期待 ヤモンド半導

ト層を挿入 ド半導体と同 た。

キー界面を

図

n 型ダイ

応用において 本章では、n ッピング伝導 属/n⁺型ダイ 定した。この

極界面と同様 ブルショッ きな電圧依存

準位との間の ダイヤモンド

導体界面にお 円形電極の伝 る方法を提案 行った。

い不純物・欠 触抵抗を低減 よび考察を行

した。

導体/電極界面 し、TLM法 同じカーボン

を想定した

図5.1 MHM構

リンドープ

～ ダ

～

79

ヤモンド

て、n型ダイヤ n型ダイヤモ 導を示す高濃

ヤモンド半導 のI-V特性か

様にショッ トキー界面を 存があること

のトンネル現 ド半導体（ホ

おける接触抵 伝送長（TLM 案した。実際 欠陥準位が界 減させるため 行った。窒素イ

面の接触抵抗 によって界面 ンからなる電

た伝送長法

構造の上面図

プn型ダイヤモ ダイヤモンド基板

ド半導体界

ヤモンド半導 モンド半導体 濃度のリンを

導体/金属｛

ら、MHM構 トキー障壁が を想定したM とや、n型ダイ 現象、深い不 ホッピング伝

抵抗を低減す M: transfer le 際に、この解 界面特性に与

、電極直下に イオン注入に 抗を低減させ

面特性の評価 電極材料とし

図および断面

モンド薄膜 板 ～～

界面におけ

導体/電極界面 体/電極界面に を添加したn MHM: metal 構造が両方の が存在するこ

MHM構造に

イヤモンド半 不純物・欠陥 伝導層）界面 することを目

ngth method）

解析方法を用 与える影響を

にのみ窒素（N には、深い不 せるため、金

価および考察 して、フェル

面図

ける接触抵

面の低い接触 における接触 n型（n⁺型）

l/(hopping la の電極界面 こと（ダブル に流れる電流 半導体のドナ 陥準位を介し 面の特性を明 目的とした。

）法によって 用いて、MHM を確かめ、同

N）イオン注 不純物・欠陥 金属/n⁺型ダイ 察を行った。

ルミ準位にお

抵抗の低

触抵抗を得る 触抵抗の低減 ダイヤモン ayer)/metal｝

（MHおよび ルショットキ 流密度の数値 ナー準位（ホ したトンネル 明らかにする 最初に、ダ て、MHM構

M 構造にお

時に n⁺型ダ 注入を施し、

陥準位の形成 ヤモンド半 グラファイ おけるピニン

低

減 ン び キ 値 ル

ダ 構 お ダ 成 半 ン

80

図5.1に、MHM構造の上面図および断面図を示す。電極構造は、内側の円形電極と外側のドーナツ 型電極からなる。電極構造各部の詳細な大きさは、第2章の2.3.4節に示した通りである。

図5.2 ダブルショットキー界面を有するMHM構造のI-V特性

図5.2に、電極間隔が4、8、12、18 μmのときにおける、ダブルショットキー界面を有するMHM構 造のI-V特性を示す。すべての電極間隔で、I-V特性が逆S字特性を示していることが分かる。第4章で も説明したように、I-V特性が逆S字特性を示すことから、MHM構造がダブルショットキー界面を有し ていることが分かる。

図5.3 ダブルショットキー界面を有するMHM構造における電流の電極間隔依存性

図5.3に、電極間電圧を2 Vおよび3 Vとしたときにおける、ダブルショットキー界面を有するMHM 構造に流れる電流の電極間隔依存性を示す。電極間電圧によらず、電極間電圧を固定しているため、電 極間隔が狭くなるとバルク抵抗が小さくなり、電流値が増加している。また、電極間隔を変えたとき、

電流値における変化の割合は、電極間に印加される電圧が高いほど大きくなっている。これは、接触抵 抗に電圧依存があるためで、電極間に印加される電圧が高いと、その分だけ金属/n型ダイヤモンド半導

-0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4

Current (mA)

-10 -5 0 5 10

Voltage (V) Spacing d

4 µm 8 µm 12 µm 18 µm

120 100 80 60 40 20 0

Current (μA)

20 15

10 5

0

Spacing d (μm)

[P] = 1×10²⁰ cm^-3 Room temperature Applied voltage

3 V 2 V

81

体界面に印加される電圧も高くなり、電極間電圧が低いときと比較すると接触抵抗が低くなっているた めだと考えられる。この詳細については、後で述べる。

図5.4 MHM構造の等価回路

図5.4に、図5.1のMHM構造における等価回路を示す。電極間に電圧Vを印加したとき、回路に電 流Iが流れるとすると、オームの法則より、

( )

I R I R I

V = _C + _bulk (5.1)

と表される。ここで、R_Cは両電極（順方向側および逆方向側）にあるそれぞれの接触抵抗の和で、R_bulk はバルク抵抗である。RCは、電圧に依存しない接触抵抗成分 RLと、ショットキー障壁によるノンリニ アな項VNに分けられるので、式(5.1)は、

( )

I R I V

( )

I V

( )

I R I

V = _L + _N + _N − + _bulk (5.2)

と書き換えられる。ここで、VN(I)および VN(-I)は順方向および逆方向側の電極界面に印加される電圧で あり、一般的な半導体であるSiやGeでは、RLIよりも小さい。このため、VNの項は無視され、式(5.2) は、

( ) (

I R R

)

I

V = _L + _bulk (5.3)

と簡略化される。RLおよび Rbulkは電流に依存しない定数項であることから、式(5.3)はオーミック特性 を示すことが分かる。しかしながら、本論文の場合には、図 5.2のI-V特性がオーミック特性を示して いないことからも予想されるように、式(5.2)における VNの項を無視することができない。また、第 2 章の式(2.39)より、図 5.1 の円形電極では、R_bulkをρSd/(2πr0)と近似的に表すことができるため、式(5.2) は、

( ) ( ) ( )

I

r I d V I V I R d I

V _{L N N} ^S

2 0

,

π

+

ρ

− + +

= (5.4)

と電極間隔dの関数として書き換えられる。ここで、ρsはバルクのシート抵抗で、r₀は内側電極の半径 と外側電極の内半径の平均値（本論文では90 μm）である。電極間の全抵抗RTは、電圧V(I,d)を電流I で割れば得られるため、式(5.4)より、

( ) ( ) ( )

2 0

,

r d I

I V I R V

I d I

R_T V _L ^{N N S}

π

+

ρ

− + +

=

= (5.5)

と計算される。ここで、最右辺第二項には電流に依存した項があり、電極間隔dが決まっても、つまり はバルク抵抗が決まっても、電極間全抵抗RTが一意的に決まらないことが分かる。

この現象は、次のような問題を引き起こす。例えば、電極間電圧 V を固定したとき、異なる電極間 隔を持った電極から得られる接触抵抗の値を考える。電極間隔 d が変わると、バルク抵抗も変化する。

V I

R_bulk R_C

両電極の接触抵抗の和

バルク抵抗

バルク抵抗 も変化する 場合は、従 そこで、

するため、

となり、電 おいて、固 直線性を持 ていること

図5.5にお

および

として得ら と、接触抵

によって与 に印加され

で求められ ここで、

う。従来の

抗が変化すれ

。つまり、

従来の円形TL バルク抵抗 電流一定の

R_T =

電極間全抵抗 定した電流 持っていれば を意味する

けるRT-dプ R_L+N

LL

2 ₊ られ、傾きρS/ 抵抗ρC(I0)は、

C

(

I

ρ

与えられる。

れる電圧の和

(

I V_C れる。

私の共同研 解析方法で

れば、電極間 電極間隔dに LM法^1,2)を用 抗（電極間隔

条件を式(5.

( )

0 0, I

d I

V =

=

抗RTが電極間 I0のもとで得 ば、式(5.6)の

。

図 プロットのRT

( )

I0 R_L

N = +

N

( )

I

π

0

2

+ =

/(2πr0)からシ

)

²

0 SLL

I =

ρ

₊

また、式(5.

VCは、固定

) (

0 R I

I = _L+N

研究者らが以 は、I-V特性 -2L_L+N

に流れる電流 によって接触 用いても接触 隔d）と接触抵 5)に取り入れ

(

^I

R_L+V^N

=

間隔dの関数 得られる、電 ようにバルク

図5.5電極間

T軸とd軸と

( )

0 0

I V I V_N + +

( )

S N

L I

R r

ρ π

_{0 + 0}

シート抵抗を

+N

9)で接触抵抗 定した電流値

)

0 0 I I

以前報告した 性において比

RT

R_L+N

82 流Iも変わり 触抵抗が変化 触抵抗を一意 抵抗とを明確

れると、

) (

0 0

I I V I + _N −

数で表される 電極間全抵抗 ク抵抗（電極

間抵抗の電極 との交点から

( )

0

I0

V_N −

を得ることが

抗が得られる 値I0を用いて

たn型接触抵 比較的直線性

り、それに伴 化するため、

意的に決める 確に切り分け

)

0 0

2 r d

I _S

π ρ

= +

ことが分か 抗RT(I0,d)の電 極間隔 d）と

間隔d依存性 ら、界面の抵

ができる。こ

るとき、両側 て、

抵抗（2×10^-3 性の強い高電圧

伴い接触抵抗 ダブルショ ることができ け、RTを一意

( )

. 2 const

ρ

+ る。図5.5に 電極間隔d依 と接触抵抗と

性

抵抗RL+Nと輸

ここで、一般

側（順方向お

Ωcm²）の解 圧領域（10~

d

抗の成分{V_N( ョットキー界 きない。

意的に決定で

2 r0 Sd

π

ρ

(5

に、図5.2の 依存性を示す とを明確に切

輸送長LL+Nが (5

(5

般的な TLM 法

(5 および逆方向

(5

解析方法²⁾と

~30 V程度）

(I)+VN(-I)}/ I 界面を有する できるように

5.6)

の電極構造に す。図5.5が 切り分けられ

が、

5.7)

5.8)

法^1,2)に則る

5.9)

向側）の電極

5.10)

の比較を行 の傾きから I

に

に が れ

極

行

電極間抵抗 式(5.9)から ことのでき 電流が高く 場合は、バ れる。すな か変化しな ように、電 抵抗にはLT

一方、電 抗の値が一

5.3 接触抵

ドキュメント内 リンドープｎ型ダイヤモンド半導体の電極界面特性の解明と低抵抗化 (ページ 86-90)