AlxGa1-xN 插入層對雙溝道n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1-xN/GaN HEMT 器件性能的影響*

蔡靜 姚若河? 耿魁偉2)

1)(華南理工大學微電子學院,廣州 510640)

2)(中新國際聯合研究院,廣州 510700)

雙溝道AlGaN/GaN HEMT 器件在電子限域性、電流運輸等方面優于單溝道結構,且能更好地緩解電流崩塌,提高設備的運行能力,在高功率應用中具有重要意義.本文對n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 結構中的電荷狀態以及運輸性質進行研究.通過求解一維薛定諤方程和泊松方程,獲得其電勢、電場和電子分布,分析了雙溝道中二維電子氣狀態與合金無序散射、位錯散射的關系.結果表明,在第一溝道中,當AlxGa1—xN的Al 組分和厚度提升時,二維電子氣密度逐漸減小,合金無序散射的減弱使遷移率增大,位錯散射增強致遷移率變小,總遷移率主要由合金無序散射決定.在第二溝道中,當AlxGa1—xN 的Al 組分和厚度提升時,二維電子氣密度隨之增大,由于較低的勢壘高度以及高滲透電子的作用,第二溝道中的合金無序散射影響更大,合金無序散射遷移率隨AlxGa1—xN 層的Al 組分和厚度的增加而減少且變化趨勢逐漸趨于平緩,位錯散射作用的減弱導致遷移率的提升.總體上,第一溝道勢阱中受到的位錯散射低于第二溝道勢阱.隨著背勢壘厚度的增加,第二溝道中主導的散射機制逐漸從位錯散射轉為合金無序散射.

1 引言

第三代半導體GaN 具有寬帶隙、高電子飽和速率、高擊穿電場等優點,基于AlGaN/GaN 的電子系統在高溫、高頻和大功率集成電路等領域受到廣泛關注[1,2].AlGaN/GaN 在自發極化和壓電極化的作用下,異質結界面會聚集遷移率達1.5× 103cm2·V—1·s—1、密度達1013cm—2的二維電子氣(two-dimensional electron gas,2DEG)[3-6],其決定著AlGaN/GaN 高電子遷移率晶體管(high electron mobility transistor,HEMT)在功率調節以及通信、雷達微波發射器等領域的應用[7,8].

相比于單溝道結構,雙溝道AlGaN/GaN 器件具有更好的電流承載能力,在電子限域性、電流運輸等方面更有優勢,能很好地緩解電流崩塌,提高設備的運行能力,在高功率應用中有重要意義[9].文獻[10]在GaN 緩沖層外延生長AlGaN/GaN/AlGaN 夾層實現了雙溝道結構,測得的電流比單異質結更大,當柵壓從閾值電壓負向移動時,器件電流由次溝道電子決定,—1.5 V 柵壓下的跨導為150 mS/mm.文獻[11]測量了AlGaN/GaN/AlGaN/GaN 器件的直流特性和射頻特性,在GM,fT,fmax上均觀察到雙駝峰結構,采用動態I-V法分析器件的大信號行為,發現主溝道的電流崩塌較次溝道更大,表明表面態的捕獲/去捕獲是導致電流坍塌的主要原因.文獻[12]對單、雙溝道結構進行電學表征以及模擬計算,發現雙溝道中載流子不易受緩沖陷阱的影響,因此能夠得到更寬的高跨導區域.文獻[13]通過對比不同柵壓偏置下單、雙溝道AlGaN/GaN 結構的電子密度、漏電流和跨導的變化,發現雙溝道器件在傳輸特性以及擊穿性能上具有優勢.文獻[14-19]通過降低勢壘厚度以及Al 組分解決了主、次溝道間的背勢壘層插入導致次溝道效率較低的問題.

本文針對n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 結構,對電子密度分布進行理論計算,分析引起電荷變化的物理機理并給出n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 結構中的2DEG 特性,進一步分析了溝道電子的合金無序散射遷移率和位錯散射遷移率.

2 物理模型

2.1 n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1-xN/GaN 結構中的電子分布

圖1(a)為AlGaN/GaN HEMT 的基本結構,其中核心結構為AlGaN 層和GaN 層形成的異質結.AlGaN/GaN 在極化效應作用下的能帶示于圖1(b),電子在勢阱處積累并被高度彎曲的勢阱束縛,形成二維電子氣.

圖1 AlGaN/GaN HEMT 的(a)基本結構和(b)能帶圖Fig.1.(a)Schematic structure and (b)band diagram of Al-GaN/GaN HEMT.

其中x代表Al 原子摻雜的摩爾占比,a是對應的晶格常數,e31和e33,C13和C33是AlxGa1—xN 的壓電常數以及彈性常數.GaN 層和AlxGa1—xN 層的參數列在表1 中,其中AlxGa1—xN 使用Vegard law規定下的參數形式[20].

表1 AlN,GaN和AlxGa1—xN 的各項結構參數(300 K)Table 1.The key parameters of AlN,GaN and AlxGa1— xN at temperature 300 K.

圖2 n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 外延結構及極化電荷、電子分布Fig.2.Polarization charge and electron distribution of n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN epitaxial structure.

用Fang-Horward 函數描述異質結量子阱的波函數時,通常設定波函數在邊界處消失[21],而實際中,由于勢壘層勢能高度有限,量子阱中的一部分電子將滲入勢壘層.n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 能帶結構和勢阱量子能級相關的波函數滿足薛定諤方程:

Nz是z方向上兩個溝道的電子密度分布,其與波函數相關:

其中n表示用于分布電子的束縛態的數量,Ni表示本文所考慮的第i個束縛態電子密度,ζi(z)表示第i個束縛態對應的波函數:

式中,k表示玻爾茲曼常數,k=1.38× 10—23J/K;Ei為單個束縛態,Ef是費米能級和能量零點的差,表示為:

E0為基態能級:

n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 外延結構的邊界條件如下所示:

其中F1和F2分別是異質結左右兩側的臨界電場強度,Fσ是由凈極化電荷引起的電場強度.

2.2 n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1-xN/GaN 結構中的散射機制

2.2.1 合金無序散射

在n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 外延結構中,合金無序散射不可忽略.Al 摻雜后的勢壘層的金屬原子呈現不規則排列,引起的合金散射勢將對分布于三元合金區的2DEG 產生影響,形成隨機性的無序散射,當器件溫度在300 K 時,對電子的遷移率影響較大.合金無序散射的弛豫時間為[23]

其中〈V〉2表示AlxGa1—xN 中進行Al 摻雜后,Al 原子隨機替代原位置上的Ga 原子后引發的合金散射勢,取值為AlxGa1—xN和GaN 之間的導帶偏移量;Θ代表纖鋅礦AlxGa1—xN 的單位原胞體積:

式中a(x)和c(x)分別是c面內和c軸上的晶格常數.(13)式中的ξAlloy[0→1]囊括了基態和第一激發態中的電子受到散射作用的分量,考慮電子在子帶能級上的分布比例,這里僅表征基態的情況:

其中

式中Ns是以Nz的形式分布于勢阱和勢壘中的2DEG 面密度.此外在AlxGa1—xN/GaN 異質結體系中,耗盡層電荷密度Ndel?Ns,忽略Ndel,上述弛豫時間為:

(17)式和(18)式分別對應于第一溝道和第二溝道的計算,約定z0為零界面處.通常情況下,自由電子只對長程勢散射有一定的屏蔽作用,而合金無序散射是一種短程勢作用,計算時忽略自由電子對此散射的屏蔽,遷移率為:

2.2.2 位錯散射

在位錯散射機制中,異質結界面外的點電荷將對2DEG 產生屏蔽電勢,其傅立葉變換值由下式給出[24]:

其中ρL為根據線位錯得來的線電荷密度.而弛豫時間為:

3 計算結果與分析

本文采用的結構為20 nmn-Al0.3Ga0.7N/20 nm GaN/i-AlxGa1—xN/1.2μm GaN.圖3是n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 的能帶圖以及電子分布,各層厚度不變,AlxGa1—xN 背勢壘的Al 組分為0.1,0.15,0.2,0.25.在極化效應作用下,Al0.3Ga0.7N/GaN 界面和AlxGa1—xN/GaN 界面形成量子阱溝道,即第一溝道(channel 1)和第二溝道(channel 2).隨著背勢壘Al 組分升高,GaN/AlxGa1—xN 界面和AlxGa1—xN/GaN 界面極化效應增強,channel 1和channel 2 之間的勢能在增多的凈極化電荷作用下而提升.由于限域性的變化,channel 2 中電子密度逐漸提升;channel 1 的電子密度則呈現下降趨勢.表2是channel 1和channel 2 中2DEG 密度在量子能級上的占比,98%左右的電子都分布于基態能級上,對2DEG 的狀態起主導作用.

圖3 不同Al 組分下n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 中的(a)能帶圖和(b)電子分布Fig.3.(a)Band diagram and (b)electron concentration distribution in n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1— xN/GaN with varying Al composition of the AlxGa1—xN layer.

表2 溝道中2DEG 在基態上的占比Table 2.The proportion of 2DEG at the ground-state energy in channel 1 ＆channel 2.

圖4是AlxGa1—xN 背勢壘Al 組分為0.1,0.15,0.2,0.25 時,n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN的電場分布情況.邊界條件為在z4處,E(z4)0 .從圖4 可以看到,channel 2 界面兩側電場幅值隨著Al 組分的增加而明顯增加,GaN 中最高電場從4.89× 107V/m 增加到7.59× 107V/m,AlxGa1—xN層中界面電場則從—5.25× 107V/m 變為—1.85×108V/m.盡管GaN 中電子引發的電場將在AlxGa1—xN/GaN 界面處累積,但由于極化電荷的作用遠大于電子累積的貢獻,背勢壘層中的電場將會進一步反向增強.而在channel 1 界面處,GaN 層中電場強度隨Al 組分增加也呈現增強的趨勢,最高電場從2.24× 108V/m 增加到2.842× 108V/m.Al0.3Ga0.7N 勢壘層電場幅值與Al 組分呈反比,界面處電場強度從—8.29× 107變為—6.04× 107V/m.與AlxGa1—xN 層中電場平緩變化的趨勢不同,Al0.3Ga0.7N 層由于摻雜的作用,其電場強度緩慢上升.

圖4 不同Al 組分下n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN中電場的分布Fig.4.Electric field distribution in n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN with varying Al composition of the Alx Ga1—xN layer.

n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN結構中,當Al 組分為0.1 時,Al0.1Ga0.9N 背勢壘的厚度與電子分布和勢能情況的關系如圖5 所示.Al 組分不變,隨著Al0.1Ga0.9N 厚度提升,channel 1和channel 2 之間的勢能增大.同時channel 2 中電子數量隨之增加,2DEG 密度從2.94× 1012cm—2增加到3.92× 1012cm—2,且勢阱加深,對電子的限域性增強;channel 1 中的2DEG 密度呈現緩慢下降趨勢,從1.38× 1013cm—2減小到1.326×1013cm—2.

圖5 n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 結構在不同背勢壘厚度下的(a)勢能和(b)電子分布Fig.5.(a)Band diagram and (b)electron concentration distribution in n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1— xN/GaN with varying thickness of AlxGa1—xN layer.

隨Al0.1Ga0.9N 厚度的提升,channel 2 中的電子密度增加,channel 2 界面處GaN 層的最高電場幅值從4.89× 107V/m 增加到6.31× 107V/m;而Al0.1Ga0.9N 背勢壘層的電場則從—5.25× 107V/m變為—3.83× 107V/m,電場幅值減小.Channel 1 界面處的GaN 層最高電場與厚度變化呈正比,隨著厚度的增加,電場從2.23× 108V/m 增加到2.36× 108V/m;而Al0.3Ga0.7N 的電場幅值則由—8.5× 107減小為—6.95× 107V/m,如圖6 所示.這主要歸因于Al0.1Ga0.9N 厚度提升時,勢壘層逐漸發生應變弛豫.

圖6 不同背勢壘厚度下n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 的電場分布Fig.6.Electric field distribution in n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN with varying thickness of AlxGa1—xN layer.

圖7 給出了當AlxGa1—xN 的Al 組分為0.1,0.15,0.2 時,channel 1和channel 2 中2DEG 密度與AlxGa1—xN 厚度的關系.從圖7(a)可見,AlxGa1—xN 的厚度越厚,越小,從初始的1.81× 1013cm—2分別下降到1.326× 1013cm—2(x=0.1),1.105×1013cm—2(x=0.15),0.851× 1013cm—2(x=0.2).這是因為隨著AlxGa1—xN 厚度的增加導致勢壘提升,進入簡并化狀態的電子將緩慢減少,且趨勢逐漸變緩.

圖7(b)中channel 2 的2DEG 與上圖的變化趨勢相反,AlxGa1—xN 的厚度越厚,逐漸增加,最高分別達到3.92× 1012cm—2(x=0.1),5.23×1012cm—2(x=0.15),5.99× 1012cm—2(x=0.2).隨著AlxGa1—xN 的厚度增加,第二勢阱的電場逐漸增加,勢阱限域性增強并且加深,2DEG 密度提高.

圖7 2DEG 密度與AlxGa1—xN 厚度在不同Al 組分下的關系曲線 (a)channel 1;(b)channel 2Fig.7.The relationship between the AlxGa1—xN thickness and 2DEG concentration of (a)channel 1 and (b)channel 2 under different Al mole fraction.

AlxGa1—xN 勢壘層厚度和合金無序散射遷移率之間的關系如圖8 所示.圖8(a)為channel 1 的情況,AlxGa1—xN 厚度增加降低合金無序散射的作用,增加遷移率.根據(17)式—(19)式,遷移率與電子密度的積分成反比,而AlxGa1—xN 勢壘層厚度的增加會降低密度導致合金散射遷移率μ1st提升.由于AlxGa1—xN 厚度在15—30 nm 范圍內的增加對channel 1 的2DEG 密度的影響較小,所以μ1st的變化并不明顯.隨著Al 摩爾組分的提升,增加AlxGa1—xN 厚度對合金無序散射的影響將會減小,合金散射遷移率的變化也不大.

圖8(b)中AlxGa1—xN 厚度的增加會極大地增加channel 2 中的合金無序散射,且與Al 組分呈負相關,即Al 組分較小時,受合金無序散射的影響更明顯.當Al 組分為0.1,0.15,0.2 時,μ2nd分別下降到7.73× 103cm2·V—1·s—1,3.82× 103cm2·V—1·s—1,2.56× 103cm2·V—1·s—1.Al 組分越低,合金散射遷移率下降得越快.從圖7(b)中可見,不同Al 組分下,隨厚度的增加基本是同步的,而Al 組分越高,μ2nd隨厚度的下降幅度將變小.這是因為當AlxGa1—xN 厚度增加,逐漸增大,滲入進AlxGa1—xN 勢壘層的2DEG 也將更多,然而,低Al 組分下,勢壘的高度會極大地降低,造成了2DEG 在增大的同時,有更多的2DEG 滲入勢壘層;而高Al 組分下的勢壘本身較高,盡管2DEG增加,但高勢壘減弱了2DEG 的滲入,降低了散射的作用.

圖8 不同Al 組分下合金無序散射遷移率與AlxGa1—xN厚度的關系 (a)channel 1;(b)channel 2Fig.8.The relationship between the AlxGa1—xN thickness and mobility limited by alloy disorder scattering of (a)channel 1 and (b)channel 2 under different Al mole fraction.

圖9是在位錯散射作用下的遷移率.隨著增加AlxGa1—xN 厚度,channel 1 中的位錯散射增強,位錯散射遷移率逐漸下降,且隨著厚度的加大,位錯散射遷移率的減弱趨勢逐漸變慢,最終趨于平緩.同樣的AlxGa1—xN 厚度下,Al 組分對位錯散射的作用基本成比例變化,如圖9(a)所示.而channel 2中的位錯散射強度則與channel 1 中情況相反,如圖9(b)所示.作為一種庫侖散射,位錯散射的強弱與2DEG 具有強烈的依賴關系,這從(23)式和(24)式中可以看到,當2DEG 密度提升時,其對位錯散射中心庫侖力的屏蔽作用增強,導致散射影響逐漸降低,位錯散射遷移率提升,所以隨著厚度的加大,channel 2 中位錯散射遷移率穩步上升,Al 組分對位錯散射的作用呈現等比變化.兩個勢阱中的位錯散射遷移率的變化與對應的2DEG 密度的變化趨勢相同,但總體上,第一勢阱受到的位錯散射低于第二勢阱.

圖9 不同Al 組分下位錯散射遷移率與AlxGa1—xN 厚度的關系 (a)channel 1;(b)channel 2 Fig.9.The relationship between the AlxGa1—xN thickness and mobility limited by dislocation scattering of (a)channel 1 and (b)channel 2 under different Al mole fraction.

圖10是在合金無序散射和位錯散射共同作用下,2DEG 總遷移率的變化情況,實際異質結遷移率受限于多種散射機制,本文討論的總遷移率僅是指上述兩種散射效應共同作用下的遷移率.圖10(a)為channel 1 的情況,當AlxGa1—xN 厚度逐漸增加時,起作用的機制主要為合金無序散射,從圖8(a)和圖9(a)可以看出,合金無序散射遷移率和位錯散射遷移率的量級相差較大,前者遠遠小于后者,即合金無序散射對第一溝道中2DEG 的影響遠大于位錯散射.當AlxGa1—xN 厚度較薄時,盡管位錯散射遷移率在下降,但這種散射作用的增強無法和合金無序散射的作用相比,使得總遷移率上升.而在第二溝道中,合金無序散射和位錯散射對2DEG 的影響相當.當AlxGa1—xN 厚度較小時,位錯散射對2DEG 的影響較大.而隨著厚度增加,主導的機制逐漸從位錯散射轉為合金無序散射,總遷移率降低,最終遷移率逐漸平緩變化.

圖10 不同Al 組分下總遷移率與AlxGa1—xN 厚度的關系(a)channel 1;(b)channel 2Fig.10.The relationship between the AlxGa1—xN thickness and the total mobility of (a)channel 1 and (b)channel 2 under different Al mole fraction.

2DEG 密度與遷移率的乘積與電導率緊密相關,其反映了異質結溝道傳輸電流能力的強弱,對器件的輸出功率有很大的影響.在0.1,0.15,02 的Al 組分下,當AlxGa1—xN 厚度逐漸增加到到30 nm時,channel 1 中的Ns×μ數值呈現上升的趨勢,增加的趨勢與AlxGa1—xN 厚度具有正線性關系,同時,Al 組分的增加也會提升Ns×μ,如圖11(a)所示.

圖11 不同Al 組分下總遷移率和2DEG 的乘積與AlxGa1—xN 厚度的關系 (a)channel 1;(b)channel 2Fig.11.The relationship between the AlxGa1—xN thickness and the product of mobility and 2DEG sheet density of(a)channel 1 and (b)channel 2 under different Al mole fraction.

而在channel 2 中,隨著AlxGa1-xN 厚度的增加,Ns×μ的值在穩定后逐漸下降且之后具有上升的趨勢.隨著厚度的增加,為一直上升的趨勢,而Al 組分從0.1 到0.15,總遷移率卻先上升再下降,當Al 組分為0.2 時,總遷移率呈下降趨勢.在厚度較薄時,2DEG 的趨勢占主導,因此Ns×μ會短暫提升(x=0.1 以及x=0.15),穩定之后,遷移率的下降趨勢為主,導致乘積一直下降;而Al 組分為0.2 時,Ns×μ一直下降.當厚度達到25 nm左右,遷移率接近穩定值,的增加再次導致乘積上升,但最終乘積的上升趨勢會停止,這是因為實際上不可能一直急劇上升.

4 總結

本文通過求解一維薛定諤方程和泊松方程,得到了n-Al0.3Ga0.7N/GaN/i-AlxGa1—xN/GaN 結構的電子分布,通過對溝道電荷、異質結電荷進行積分,得到電勢以及電場分布,由2DEG 對勢壘層的滲入得到溝道層的合金無序散射和位錯散射.結果表明,當AlxGa1—xN 背勢壘厚度相同,隨著Al 組分的提升,GaN/AlxGa1—xN和AlxGa1—xN/GaN 極化效應增強,channel 1 界面處GaN和Al0.3Ga0.7N 電場幅值分別增加及減小,勢阱中電子密度降低,且由于滲入進勢壘的電子下降,合金無序散射遷移率提升;channel 2 兩側電場幅值均增強,勢阱中限域性增強且2DEG 密度升高,受到合金無序散射的影響更大.兩個溝道層中的電子基本98%分布于基態上.而在相同Al 組分下,當AlxGa1—xN 厚度增加時,channel 1 界面處GaN和Al0.3Ga0.7N 電場幅值分別增加及降低,2DEG 密度隨著AlxGa1—xN厚度的增加而下降,合金無序散射遷移率呈現上升的趨勢;channel 2 界面GaN和AlxGa1—xN 電場幅值分別增加及降低,勢阱加深且溝道變窄,channel 2中電子密度隨AlxGa1—xN 厚度的增加而上升,合金無序散射遷移率下降.當Al 組分和AlxGa1—xN厚度變化時,位錯散射則與合金無序散射的作用相反,且兩個溝道勢阱中的位錯散射遷移率的變化與對應的2DEG 密度的變化趨勢相同,但總體上,第一溝道受到的位錯散射低于第二溝道.