GaAs 光電導開關非線性模式的雪崩疇輸運機理*

田立強 潘璁 施衛 潘藝柯 冉恩澤 李存霞

(西安理工大學理學院,西安 710048)

光電導開關非線性模式的產生機理研究是該領域熱點問題之一.本文采用波長1064 nm、脈寬5 ns 的激光脈沖觸發半絕緣GaAs 光電導開關,在觸發光能1 mJ、偏置電壓2750 V 時獲得穩定的非線性波形.基于雙光子吸收模型,計算了開關體內光生載流子濃度,計算結果表明光生載流子彌補了材料本征載流子的不足,在開關體內形成由光生載流子參與的電荷疇.依據轉移電子效應原理,對疇內的峰值電場進行了計算,結果表明高濃度載流子可使疇內峰值電場遠高于材料的本征擊穿場強,致使疇內發生強烈的雪崩電離.基于光激發雪崩疇模型,對非線性模式的典型實驗規律進行了解釋,理論與實驗一致.基于漂移擴散模型和負微分電導率效應,對觸發瞬態開關體內電場進行仿真,結果表明開關體內存在有峰值電場達GaAs 本征擊穿場強的多疇輸運現象.該研究為非線性光電導開關的產生機理及光激發電荷疇理論的完善提供實驗依據和理論支撐.

1 引言

高功率超快開關是脈沖功率系統的核心部件,其不僅決定了脈沖功率裝置的輸出特性,在某種程度上甚至是脈沖功率系統成敗的關鍵.傳統的脈沖功率開關是氣體開關,例如閘流管(thyratrons)和火花隙開關(spark gap),它們已在高功率脈沖激光、功率調節系統、沖擊雷達、高功率微波源等有重要應用.然而由于這些開關的體積大、觸發抖動、開啟時間長、有限功率容量等固有缺點,而限制了它們的應用[1-3].

光電導開關(photoconductor semiconductor switches,PCSSs)是利用超短脈沖激光器與光電導材料相結合形成的一類新型半導體光電子器件.與傳統開關相比,PCSSs 具有開關速度快(亞納秒量級)、觸發抖動低(皮秒量級)、寄生電感電容小、結構簡單緊湊等特點,特別是耐高壓及其大功率容量,使其在超高速電子學、大功率脈沖產生與整形(大功率亞納秒脈沖源、超寬帶射頻發生器)及THz 輻射等領域具有廣泛的應用[4-16].

研制高功率PCSSs 可選用的材料有SiC、金剛石、InP、Si、GaAs 等,由于Si 和GaAs 材料的制備工藝相對成熟,成為研制PCSSs 的主要材料.與Si 材料相比較,GaAs 具有電子遷移率高、擊穿強度大、載流子壽命短等特點,特別是GaAs PCSSs在強電場作用下具有的載流子雪崩倍增效應使開關導通所需的觸發光能顯著減少的特點,使得GaAs材料成為研制高功率高重復頻率超快PCSSs 的首選材料[17-19].GaAs PCSSs 具有兩種不同的工作模式: 線性工作模式和非線性工作模式.當開關偏置電場低于某一閾值時,開關工作于線性模式,此時開關輸出電脈沖波形完全由觸發光脈沖決定,開關每吸收一個光子,最多產生一個電子-空穴對,光電導開關線性模式的導通機理很容易用光子將價帶電子激發到導帶的導電過程加以解釋.當光電導開關的偏置電場高于某一閾值時,開關將工作于非線性模式(即高倍增模式,或lock-on 效應),其典型特征是開關每吸收一個光子可產生多個電子-空穴(開關體內發生了載流子的雪崩碰撞電離).非線性光電導開關具有引發、維持和恢復階段,其特點有: 1) 非線性模式存在觸發光能和偏置電場閾值;2) 觸發光脈沖和輸出電脈沖之間存在時間延遲;3) 開關導通時,開關電流在開關體內匯聚成絲,絲狀電流在開關體內的傳播速度比載流子的飽和漂移速度大1—2 個數量級;4) 開關電場鎖定在一個與初始偏置電場、開關的幾何尺寸無關的穩定值;5) 開關導通所需光能比線性模式下小3—5 個數量級.由于非線性光電導開關具有弱光觸發的大功率超快特性,從而引起脈沖功率界研究人員極大地興趣.然而,非線性光電導開關導通過程中,電流高度集中成絲,且導通時間長達μs 量級,這極大地限制了開光的使用壽命和重復頻率.由于強電場下GaAs 材料特殊能帶結構導致的載流子復雜動力學行為,直到目前,對GaAs PCSSs 的非線性工作模式還未形成統一的理論[20-22].

本文采用波長1064 nm、脈寬5 ns 的激光脈沖觸發GaAs PCSSs,在獲得穩定非線性波形的基礎上,依據光激發電荷疇理論[17]和雙光子吸收模型,對非線性光電導開關觸發瞬態過程中的雪崩倍增機理、電場鎖定效應、載流子超快輸運特性、及光激發載流子濃度進行理論分析和計算,并基于漂移擴散模型和負微分電導機制對光激發電荷疇的輸運特性進行仿真.本研究為GaAs 功率器件在強電場環境下的載流子輸運機制研究提供理論依據.

2 實 驗

實驗采用橫向PCSSs,其結構示意圖如圖1所示,開關芯片為半絕緣(semi-insulating,SI)液封直拉(liquid encapsulated Czochralski,LEC)原生GaAs,摻雜濃度為1.5×107cm—3,材料暗態電阻率ρ≥5×107Ω·cm,電子遷移率μ＞5500 cm2/(V·s),開關芯片厚度為0.6 mm、寬為0.8 mm、長為1.0 cm.開關電極為Au/Ge/Ni 合金電極,通過電子束蒸發工藝,經退火處理與開關芯片形成歐姆接觸.電極尺寸為8 mm×3 mm,電極間隙為3 mm.開關的絕緣保護采用多層固態透明介質(見圖1),第1 層介質是Si3N4鈍化保護層,第2 層介質是新型有機硅凝膠.開關芯片放置在由高導熱率性能的Al2O3陶瓷敷銅板制作的微帶傳輸線襯底上,通過同軸接頭形成開關的輸入/輸出端.

圖1 光電導開關的結構示意圖Fig.1.Diagram of the structure of the lateral switch.

開關的測試電路如圖2 所示.開關的偏置電壓由0.01 μF 的儲能電容提供,電容器經10 MΩ 電阻與高壓直流電源連接,開關輸出端經帶寬4 GHz,60 dB 的同軸衰減器與帶寬6 GHz 的示波器(Le-Croy-8600 A)連接,觸發光源為波長1064 nm、脈沖寬度為5 ns 的摻釹: 釔鋁石榴石(Nd: YAG)納秒脈沖激光器.用KSDP2210-CAS-1 光能量計對觸發光能進行測量.

圖2 光電導開關的測試電路Fig.2.Test circuit of the switch.

開關觸發光采用點觸發方式,聚焦光斑直徑大小約0.3 mm,觸發光的脈沖能量為1 mJ.開關的起始偏置電壓為100 V,隨后,偏置電壓每升高50 V 觸發一次開關.起初開關工作于線性模式,圖3 為偏置電壓為500 V 時開關輸出的線性電脈沖波形(重復觸發開關50 次的線性電脈沖的重疊圖),可以看出線性模式下開關輸出電脈沖十分穩定,脈沖寬度約10 ns,脈沖下降沿約20 ns(由光激發載流子壽命決定).當開關電壓升高至2750 V(對應偏置電場為9.17 kV/cm)時,開關進入非線性模式,圖4 為重復觸發開關50 次時開關輸出非線性電脈沖波形的重疊圖,這時開關輸出的電流波形突然加寬,脈沖持續時間長達μs 量級.由圖4 可以看出,除由于偏置電壓的漲落(約為5%)引起輸出波形有微小變化ΔU(約120 V)外,開關輸出基本穩定.當偏置電壓繼續升高時,開關輸出電脈沖也隨之增高,但開關上的分壓始終保持不變,鎖定在一個確定的量值,即開關發生了電場鎖定效應.從圖4 可以看出,開關的lock-on 電壓約2060 V(開關的偏置電壓減輸出電壓),對應lock-on 電場為6.87 kV/cm.

圖3 偏置電壓為500 V、觸發光能為1 mJ 時,開關輸出的50 次重疊線性波形Fig.3.Superposed linear waveform of fifty times output from the switch under the bias of 500 V and trigger optical pulse energy of 1 mJ.

圖4 偏置電壓為2750 V,觸發光能為1 mJ 時,開關輸出的50 次重疊非線性波形,ΔU 為偏置電壓漲落引起的開關輸出電壓變化Fig.4.Superposed nonlinear waveform of fifty times output from the switch under the bias of 2750 V and trigger optical pulse energy of 1 mJ,ΔU is the uncertainty limit of output voltage caused by bias voltage fluctuation.

3 光激發電荷疇模型

對于GaAs 等III-V 族化合物半導體器件,當器件的偏置電場高于某一閾值電場(耿氏閾值電場,對GaAs 材料約為3.2—4.2 kV/cm)時,器件體內將發生電子由主能谷向子能谷散射的轉移電子效應[23].由于子能谷電子遷移率遠小于主能谷的電子遷移率,從而發生負微分遷移率效應.這時隨著偏置電場的增強,電子的漂移速度反而下降.通常,當器件工作時,電子在陰極的注入會導致陰極附近電場畸變而形成高電場區,因此轉移電子效應首先發生在器件陰極附近區域.在該區內,由于負微分遷移率效應,電子的速度隨電場的增大而減小,但高場區前后電場較低,因而高場區外電子的漂移速度大于區內電子的漂移速度,于是在高場區后面看,就會形成電子的積累.電子的積累會導致該區域的電場進一步增強,這樣由于負微分遷移率效應,電子會進一步的堆積,于是出現高濃度的電荷區域,這便形成了空間電荷疇.

由于穩態疇的形成需要一定的時間(疇生長時間),這就要求疇的渡越時間(電荷疇從陰極運動到陽極的時間)必須長于疇的生長時間,克羅默(Kroemer)首先從理論上指出,要形成穩態疇必須滿足器件載流子濃度與器件長度的乘積大于某一閾值,其給出的閾值條件為[24]

式中L為器件長度,n為器件材料的摻雜濃度.對于半絕緣(SI)GaAs,由于材料的摻雜濃度很低,一般不能滿足克羅默判據,因此認為SI-GaAs 器件中不能產生電荷疇[25].

在非線性光電導開關的大量實驗中發現[17,19,22]:1)開關的非線性模式僅存在于由III-V 族化合物半導體研制的開關中;2)且開關的偏置電場及lock-on 電場均大于耿氏閾值電場.由于開關在觸發瞬間,開關體內將產生大量的電子-空穴對,且光激發載流子壽命(ns 量級)[22]遠大于疇的生長時間(ps 量級)[23],因此,雖然本實驗中開關間隙與載流子濃度的乘積僅為6×106cm—2(遠小于閾值條件),但光注入載流子可彌補材料本征載流子的不足,參與疇的整個生長過程.在開關非線性模式實驗中,觸發光能為1 mJ,脈沖寬度為5 ns,觸發光斑直徑為0.3 mm,則觸發光強度可計算為

式中Ea為入射光能量,TL為激光脈沖寬度,S為入射光斑面積.在如此高的光照條件下,可認為雙光子吸收占主導地位[26],雙光子吸收過程可表示為

式中β為雙光子吸收系數,對1064 nm 光波,GaAs的雙光子吸收系數β=23 cm/GW[27],求解(3)式可得透射光強為

式中d為開關芯片厚度,考慮到在雙光子吸收過程中,開關材料每吸收兩個光子只可產生一個電子-空穴對,因此光激發載流子濃度可表示為

式中R為空氣和GaAs 界面的反射系數(R≈0.3)[28],τ為SI-GaAs 材料的載流子壽命(τ≈1 ns)[29],hν為單個光子的能量.由(5)式計算可得光激發載流子濃度為2.66×1018cm—3.這時載流子濃度沿器件長度的積分≈7.98×1016cm-2,該值遠大于形成電荷疇所需的閾值條件,即在該實驗的觸發光電閾值條件下,開關體內可發生由光激發載流子形成的電荷疇(光激發電荷疇).因此,形成電荷疇所需載流子濃度與器件長度乘積的閾值條件應改寫為: 光注入載流子濃度與材料本征載流子濃度之和沿器件長度的積分滿足克羅默閾值關系,該關系可表示為

式中n為材料的本征載流子濃度,n'為光注入載流子濃度.

4 非線性模式的機理分析

由以上分析計算可知,在SI-GaAs PCSSs 非線性工作模式下,能夠滿足形成電荷疇的基本條件,那么在開關導通過程中必然形成光激發電荷疇.對于穩態電荷疇,在快速輸運過程中,若忽略載流子擴散的條件下,電荷疇內電場分布呈三角形狀[30],如圖5 所示.疇沿傳播方向的空間寬度Wd和疇外電場E0可分別表示為[31]

圖5 電場呈三角形分布的空間電荷疇的示意圖,Ep 為疇內峰值電場,E0 為疇外電場,Wd 為疇寬,υs 為載流子飽和漂移速度,x1 和x2 分別為電荷疇后端和前端位置坐標Fig.5.Schematic of the space charge domains with a triangular shape electric field distribution,Ep is the peak electric field within the domain,E0 denotes the external electric field of the domain,and υs indicates the saturation drift velocity of the carriers,x1 and x2 represent the posterior and anterior position coordinates of the charge domain,respectively.

式中,ε=1.17×10—10C2/(N·m2)為GaAs 的介電常數,e=1.602×10—19C 為電子電量,Ep為電荷疇內的峰值電場,υs=1×107cm/s 和μ分別表示電子的飽和漂移速度和電子的低場遷移率.令μ=8000 cm2/(V·s),Wd=0.1 μm[32],則 由(7)式和(8)式可得光激發電荷疇內的峰值電場Ep=3.6×103kV/cm,該計算值遠大于GaAs 材料的本征擊穿場強250 kV/cm[33].由于電荷疇內電場可達到遠大于材料本征擊穿的程度,因此,將在材料內部引起強烈的雪崩電離.該雪崩疇的形成正是引發非線性PCSSs 載流子雪崩倍增的內在物理機制,非線性模式的觸發光電閾值條件,實際為形成雪崩疇對器件載流子濃度和偏置電場的需求.

開關體內發生碰撞電離后,隨即會出現載流子的復合過程,強烈的雪崩電離形成的帶間復合可產生大量的復合輻射光子,復合輻射光子可被材料再次吸收,而形成替代外部觸發的可移動的觸發光源.復合輻射光子觸發形成的載流子同樣可參與電荷疇的形成,于是在初始雪崩疇傳播的方向上,可形成新的光激發電荷疇.由于初始電荷疇強烈的雪崩電離可形成高強度的復合發光,因此復合輻射的再吸收可激發高的載流子濃度,足以使新生疇的內部電場達到雪崩的程度,于是新生疇重復初始疇的雪崩電離和復合發光過程.這種過程可以重復進行,這樣就形成了非線性模式的多疇輸運方式.帶間復合輻射光子的波長為876 nm,該波長光波在GaAs 材料中的吸收深度[34]為2 μm,這對應于光子在相鄰兩個電荷疇之間傳播的距離,而疇的生長時間為電荷疇以電子的飽和漂移速度在材料中的傳播時間,因此,傳播在最前面的光激發電荷疇(種子疇)等效于以電子的飽和漂移速度和光的傳播速度交替傳輸,其表觀漂移速度可表示為

式中a為GaAs 材料的吸收深度,為光在GaAs 材料中的傳播速度(c=3.0×1010cm/s為真空中的光速),εr=13.18 為GaAs 材料的相對介電常數),υd=υs為疇的傳播速度,由于光的傳播速度恒大于電荷疇傳輸速度,因此γ為大于1 的系數,τR=1 ps 為雪崩疇的生長時間,則由(9)式可得載流子的漂移速度為υ=2.1×108cm/s,與實驗觀測結果基本一致[35].

由(9)式可以看出,在載流子飽和漂移速度不變的情況下,載流子的表觀漂移速度主要由復合輻射的吸收深度、光在GaAs 中的傳播速度、及雪崩疇的生長時間決定.復合輻射的吸收深度主要由材料的能帶結構和輻射光的波長決定,光在介質中的傳播速度主要決定于介質的介電常數,因此兩者均可認為是不變的常數.這樣,載流子表觀漂移速度主要決定于雪崩疇的生長時間.當偏置電壓增高時,電荷疇達到雪崩所需時間將縮短,由(9)式可得表觀漂移速率將增大,開關的導通速度加快,輸出電脈沖上升時間變短,這與實驗結果一致[36].

在非線性PCSSs 觸發瞬間,由于高濃度光激發載流子可使光激發電荷疇內電場達到遠高于GaAs 材料本征擊穿場強的程度,但由于疇內的雪崩電離和復合發光,使得疇內電場迅速下降,于是,除傳播于最前方的種子電荷疇外,其余電荷疇的內部峰值電場最終降落到(或略高于)材料的本征擊穿場強的大小,以維持雪崩疇的輸運,雪崩疇模型的示意圖如圖6 所示.若令疇內峰值電場為280 kV/cm,則三角形疇內的平均電場為140 kV/cm,這時開關體內的平均電場,即lockon 電場可表示為

圖6 雪崩疇模型,區域A 為穩態雪崩疇區,區域B 為種子疇,區域C 為未電離區Fig.6.Avalanche charge domain model,region A is steady state avalanche charge domain,region B is seed charge domain,region C is unionized area.

式中,Nd為開關導通后開關體內電荷疇數量,依據復合輻射光子觸發疇形成過程(光激發電荷疇傳輸機制),開關芯片內的電荷疇數量可表示為

代入相關參量可得lock-on 電場約為6.94 kV/cm,與實驗結果很好地符合.

由(10)式和(11)式可以看出,lock-on 電場決定于開關芯片材料特性相關的參數(載流子飽和漂移速度,疇外電場,材料本征吸收限的吸收深度)和穩態雪崩疇的特性(疇峰值電場,疇生長時間,疇寬度).當電荷疇生長時間不變時,由(11)式可知開關體內的電荷疇數量與器件長度成正比,即當器件長度增大時,電荷疇也隨之增加,二者的比值保持不變,則由(10)式可知,lock-on 電場與器件長度無關.當偏置電場增大時,雪崩疇的生長時間縮短,疇的數量將增加,但由于疇數量、疇寬、峰值電場相互制約[37](制約機制還需要進一步研究),仍可保持lock-on 電場恒定不變.

由以上分析可知,PCSSs 非線性模式中存在光激發載流子參與形成的電荷疇(光激發電荷疇),光激發電荷疇引起的局部電場增強(場強高于材料的本征擊穿場強)是非線性模式載流子雪崩倍增的內在物理機制,開關體內載流子的超快輸運和lock-on 電場是光激發電荷疇傳輸機理和多疇輸運模式的必然結果.由于開關所處電路不斷放電,使開關兩端電壓不斷下降,當開關電場低于電荷疇的維持電場(電荷疇生存所需最小電場)時,光激發電荷疇在輸運過程中猝滅[22],這樣開關就失去載流子倍增的內在動力,于是,由于載流子的不斷復合,開關將處于關斷狀態.

5 雪崩疇特性

光激發電荷疇模型的關鍵在于指出PCSSs 非線性模式中存在有光激發載流子參與形成的雪崩疇.雖然光激發電荷疇模型對非線性模式的理論解釋為光激發電荷疇的存在具有支撐作用,但要承認半絕緣GaAs 中可存在光誘導的雪崩疇,還需要進一步的證據.為此,利用Silvaco-Atlas 器件模擬器對光觸發下半絕緣GaAs 器件內的瞬變電場分布進行了2D 仿真.仿真選用半絕緣GaAs 的摻雜濃度為1×107cm—3,開關電極間隙為30 μm,芯片厚度為60 μm,觸發功率為106W.在無光照時,器件長度與載流子濃度乘積僅為3×104cm—2,不能滿足電荷疇形成條件,因此無論施加多大的偏置電壓,器件內也不能形成電荷疇.為了在器件體內形成電荷疇,使用波長900 nm 的觸發光,在偏置電壓為200 V 時,對器件瞬變載流子濃度和瞬變電場分布進行仿真研究.圖7 為開關觸發后360 ps 時器件內瞬變載流子濃度分布,可以看出電極之間(觸發光覆蓋區域)載流子濃度分布在2×1016—2.5×1018cm—3范圍(與實驗條件下理論計算得到的載流子濃度基本一致),能夠滿足載流子濃度與器件長度乘積的耿氏閾值條件(n·L＞1012cm—2).圖8 為器件分別在觸發后300,360 和420 ps 的瞬變電場分布.從圖8 可以看出,器件內存在有多疇輸運現象,電荷疇的傳輸速度約為1×107cm/s,每個大的主電荷疇前后存在若干小的子電荷疇,主疇寬度d2約為5 μm,子疇寬度d1約為1 μm.觸發后時間300,360 和420 ps 時的疇內最大峰值電場分別為256.7,304.4 和326.4 kV/cm,在陰極附近電荷疇的電場高達650.5 kV/cm.這種峰值電場接近、甚至超過GaAs 材料本征擊穿場強的快速移動多雪崩電荷疇應該是形成非線性光電導載流子雪崩電離的主要機制.

圖7 觸發光功率為106 W,光觸發后360 ps 時開關體內載流子濃度分布Fig.7.Snapshots of the carriers concentration profile in the bulk of switch at 360 ps after the optical trigger and under a trigger optical power of 106 W.

圖8 器件觸發后300,360 和420 ps 時開關體內瞬變電場分布,d1 和d2 分別子疇和主疇的寬度,υ 為電荷疇的漂移速度Fig.8.Snapshots of the electric field profiles in the bulk of the switch at 300,360 and 420 ps,respectively after the switch triggered by the light.Here,d1 and d2 denote the width of subsidiary charge domain and main charge domain,repectively,and υ is drift velocity of the charge domain.

6 結論

本文進行了SI-GaAs PCSSs 非線性工作模式實驗,在偏置電壓2750 V,觸發光能量1 mJ 時,開關進入非線性模式,獲得穩定的非線性波形.結合開關非線性模式實驗,對SI-GaAs PCSSs 的光吸收機制和非線性模式的工作機理進行理論分析和計算,并對光觸發下SI-GaAs 器件內瞬變載流子濃度和電場分布進行了仿真.1)理論分析和計算結果表明,高功率ns 激光脈沖觸發下,雙光子吸收機制可使開關體內產生高濃度的光激發載流子,使SI-GaAs PCSSs 滿足形成電荷疇所需的閾值條件;高濃度的載流子可使光激發電荷疇內部場強達到遠高于材料本征擊穿強度的程度,引起開關雪崩電離擊穿;載流子的超快輸運是由于電荷疇內雪崩電離引發的復合發光再吸收過程使種子疇(傳播在最前面的光激發電荷疇)以光速和載流子的飽和漂移速度交替輸運造成的;lock-on 電場是由光激發雪崩疇輸運機制及電荷疇的固有屬性決定.2)仿真結果表明,光激發載流子可以在SI-GaAs 中誘發電荷疇的產生,電荷疇的峰值電場可以達到甚至超過SI-GaAs 的本征擊穿場強,形成引發器件體內強烈碰撞電離的雪崩疇.理論分析、計算和仿真結果能夠與實驗相互印證.該研究對PCSSs 非線性模式產生機理的深入研究、強電場偏置下GaAs功率器件載流子輸運機理研究、及非線性PCSSs在脈沖功率系統中的應用研究具有重要意義.