译自原文
High current density ultrawide-bandgap AlGaN pn diodes with dopant-free distributed polarization-doped junction regions
原文链接
https://doi.org/10.1063/5.0344413 J. Appl. Phys. 140, 155702 (2026)
原文作者
Shivali Agrawal,1, Debaditya Bhattacharya,2, Naomi Pieczulewski,3 Hsin-Wei S. Huang,2 Madhav Ramesh,2 Vladimir Protasenko,2 David Anthony Muller,4,5 Huili Grace Xing,2,3,5 and Debdeep Jena2,3,5
1 Department of Chemical and Biomolecular Engineering, Cornell University
2 Department of Electrical and Computer Engineering, Cornell University
3 Department of Materials Science and Engineering, Cornell University
4 School of Applied and Engineering Physics, Cornell University
5 Kavli Institute at Cornell for Nanoscale Science, Cornell University
项目支持方
美国国家纳米技术协调基础设施（NNCI）、美国国家科学基金会（NSF）
摘要
我们报道了通过分子束外延在AlN单晶衬底上生长的高电流密度AlGaN pn二极管。AlGaN层在n型和p型区域均采用70%至95%之间线性渐变的Al组分。无掺杂pn结耗尽区由杂质掺杂的n型和p型接触层引出。该二极管表现出0.14 mΩ cm²的低比导通电阻，并在10 V下实现超过20 kA/cm²的电流密度，这是高Al组分AlGaN pn二极管中报道的最低电阻之一。电容-电压测量得到5.5 V的内建电势，以及约10¹⁸ cm⁻³的载流子浓度，且无需杂质掺杂。得益于二极管最低理想因子ηmin = 1.64，扩散和肖克利-里德-霍尔（Shockley–Read–Hall）复合电流密度的解析模型可以拟合实验J–V数据。电致发光测量揭示了深紫外发射，峰值波长为240 nm，突出了高Al组分层内的辐射复合。这些结果展示了全极化掺杂AlGaN pn结在高功率和高频超宽禁带电子及光电子器件中的潜力。
引言
氮化铝（AlN）是最大禁带宽度的纤锌矿氮化物半导体，使其适用于未来的深紫外（DUV）光子学、射频（RF）和功率电子学。其预测击穿场强超过10 MV/cm，高本征电子迁移率超过300 cm²/V·s，以及约6 eV的直接带隙，使得二极管能够实现高导通电流密度和大的关态电压阻断能力。基于AlN的远紫外C波段（UV-C）发光二极管（LED），其峰值波长低至210 nm已有报道。这使AlN成为氮化物基电子和光子学的最终前沿。此外，直径100 mm的单晶AlN衬底已经可用，其穿透位错密度低至10³ cm⁻²。利用单晶AlN衬底提高了器件可靠性，并最大限度地减少了高功率工作下的自热，这得益于该材料优异的热导率κ ∼ 320 W/m·K。
在超宽禁带AlGaN中，传统的杂质掺杂受限于大的电离能和补偿缺陷的形成，限制了可实现的电导率并增加了器件结构中的导通电阻。分布式极化掺杂（DPD）通过极性纤锌矿AlGaN的组分渐变实现，提供了一种控制电导率的替代方法，其中束缚极化电荷使得形成自由载流子无需杂质掺杂。AlGaN中的DPD p型掺杂对于实现首个电注入UV-C激光二极管至关重要。该技术还显示出能改善UV-C LED的性能，并用于最近在AlN平台上展示的低阈值UV-B激光二极管。
在电子学方面，基于AlN平台的高频和高功率横向高电子迁移率晶体管（HEMT）已被证实。关于AlN基垂直/准垂直二极管的报道较少。PN二极管在反向偏置工作时利用整个带隙来阻断高电压。最近通过金属有机化学气相沉积（MOCVD）生长的高Al组分AlGaN准垂直pn二极管观察到，采用DPD p型区域时击穿场强达到8.5 MV/cm（Jamil等人）、7.3 MV/cm（Kumabe等人）和8 MV/cm（Quiñones等人）。基于DPD的AlGaN pn结已被用于Al₀.₈Ga₀.₂N沟道的结型场效应栅控。这强调了DPD对于Al(Ga)N pn异质结构的重要性。
在这项工作中，我们展示了通过分子束外延（MBE）生长的AlGaN pn二极管，采用无掺杂DPD形成n型和p型区域，从而构建完全无掺杂的耗尽区。对合金渐变的精确控制和低杂质水平导致电荷密度超过10¹⁸ cm⁻³。该二极管表现出超低比导通电阻∼0.14 mΩ cm²，这得益于低电阻率p-InGaN接触和组分渐变结，相比我们最近报道的∼900 mΩ cm²有了重大改进。
方法与讨论
A. pn二极管的MBE生长与制备
AlGaN外延层在Veeco Gen10分子束外延系统中生长在+c面单晶AlN衬底上。使用两个用于单质Ga的标准 effusion 炉；分别用于单质Al、Si、Mg和In的 标准喷射炉（effusion 炉）；以及用于活性N物种的射频等离子体源。在生长前，进行了离溶剂和酸处理，随后在Tsub = 1050 °C下进行20个周期的原位Al辅助清洗，以去除AlN表面的原生氧化物。Al辅助清洗所需的Al吸附和解吸通过反射高能电子衍射（RHEED）强度监测。在Al-rich条件下，Tsub = 1025 °C，通量比ϕAl : ϕN = 2.4 : 1，生长了500 nm AlN缓冲层。生长速率为0.3 μm/h，对应于N等离子体功率300 W和N₂流速0.5 sccm。在等离子体关闭和所有炉快门关闭的情况下，在Tsub = 1075 °C热解吸多余的Al。
随后的AlGaN外延层在Tsub = 860 °C的富Ga生长条件下生长。AlₓGa₁₋ₓN的Al含量通过改变ϕAl相对于ϕN（x = ϕAl/ϕN）来控制，同时保持ϕGa恒定。为确保富金属AlGaN生长条件，通量比保持为ϕAl + ϕGa > ϕN且ϕAl < ϕN。图1(a)显示了器件异质结构。n-AlGaN电流扩展层中的目标Si掺杂水平为≥8 × 10¹⁹ cm⁻³。根据霍尔效应测量，该层在室温下的移动电子浓度n = 6.4 × 10¹⁹ cm⁻³，迁移率μn = 20.3 cm²/V·s，体电阻率ρn = 4.8 mΩ cm。
图1. (a) 本工作中研究的器件异质结构。(b) 电压V = 0时的能带图与载流子浓度。(c) (002)对称X射线衍射（XRD）扫描，插图为原子力显微镜（AFM）图像。(d) (
)不对称倒易空间图。(e) p接触下方器件异质结构的能量色散X射线（EDX）与高角度环形暗场（HAADF）-STEM分析。在HAADF-STEM图像上标注了每条黑色虚线处阳离子（Al、Ga和In）组分分数的EDX线扫描结果。底部插图显示了pn冶金结处金属极性AlGaN的原子级HAADF图像。
pn结有源区包括一个tπ = 100 nm的AlGaN层，沿生长方向Al组分从x = 0.68 → x = 0.95线性渐变，以形成三维电子层。然后，生长另一个100 nm渐变AlGaN层x = 0.95 → x = 0.68，其可提供相似密度的自由空穴，从而形成无故意施主或受主掺杂的pn结。我们期望形成线性渐变轮廓以及低化学杂质水平（O、C、Si和H），如我们最近的工作所示。由此线性渐变轮廓产生的预期电荷密度将在后面讨论。
Al含量在另外30 nm内进一步从x = 0.68快速渐变降至0.35，以减少Al₀.₇Ga₀.₃N和p-GaN接触层之间的价带偏移（ΔEv ∼ 0.2 eV）。该额外的渐变被证明能够通过实现无势垒的空穴注入到器件有源区来降低二极管电阻。在AlGaN外延层生长后，热解吸多余的Ga。最后，在Tsub = 770 °C的富Ga生长条件下生长10 nm Mg掺杂p⁺GaN层。在InGaN层生长前热解吸多余的Ga，因为在富金属生长中Ga并入比In在热力学上更有利。一旦通过RHEED追踪到表面干燥，在Tsub = 700 °C的富In条件下生长薄的5 nm Mg掺杂p⁺In₀.₀₅Ga₀.₉₅N接触层，使得ϕGa < ϕN且ϕIn + ϕGa > ϕN。生长后，样品冷却，并在HCl中离体蚀刻掉In液滴。
B. 异质结构的结构表征
图1(b)显示了热平衡下结构的计算能带图。价带边缘显示出从表面延伸到DPD耗尽区的平滑能量分布，实现了p接触和AlGaN器件层之间的高效空穴注入。预期零偏压耗尽宽度W0 ∼ 80 nm，自由空穴和电子电荷浓度相等，n = p ∼ 2 × 10¹⁸ cm⁻³。图1(c)显示了模拟与测量的（002）对称X射线衍射扫描之间的良好一致性，证实了层的组分和厚度。在模拟中，所有层都被认为应变到AlN衬底。清晰分辨的厚度条纹表明外延层光滑且界面陡峭。插图显示了p-InGaN表面的原子力显微镜图像，在5 × 5 μm²区域扫描中均方根粗糙度<1 nm。
量化AlGaN器件层中的应变很重要，因为它决定了压电极化并因此影响3D电荷密度。为了研究应变，图1(d)展示了围绕（105）峰的倒易空间图。红色虚线表示完全应变的AlₓGa₁₋ₓN层峰应处的位置。扫描表明所有AlGaN层，包括急剧渐变的阳极层，都采用了底层AlN衬底的平面内晶格常数。提取的平面内晶格常数为aAlN = aAlGaN = 0.316 nm。（In）GaN接触层有一定程度的弛豫，但不应影响结特性。随着AlGaN层伪晶性质的确认，结两侧的固定极化电荷密度ρπ由自发（Psp）和压电（Ppz）极化之和计算：
其中q是基本电荷，x(z)是沿z轴的渐变Al组分轮廓，在这种情况下是线性函数。这将导致在二极管的未耗尽区域产生相等电荷密度的自由电子和空穴，如图1(b)所示。
然后，我们使用最近开发的介电质辅助剥离（DALi）方法制备了准垂直AlGaN二极管。沉积n电极V/Al/Ni/Au并在N₂环境中850 °C退火10秒。按照参考文献24中概述的方法沉积Ni/Au p电极并在O₂环境中450 °C退火180秒。
进行扫描透射电子显微镜（STEM）以研究异质结构中的结构缺陷和化学组成，使用像差校正的Thermo Fisher Spectra 300 CFEG在300 keV下操作。使用Thermo Fisher Helios G4 UX聚焦离子束制备横截面薄片。图1(e)显示了p接触下的高角度环形暗场（HAADF-STEM）图像和相应区域的能量色散X射线（EDX）光谱线扫描。在每个黑色虚线处测量的AlₓGa₁₋ₓN组分标注在HAADF图像上。EDX测量表明在pn结有源区从x = 0.8 → x = 0.95 → x = 0.8的平滑线性渐变，比XRD测量的x = 0.68 → x = 0.95 → x = 0.68的Al组分更高。n-AlGaN组分在XRD和STEM-EDX之间的差异可能归因于每种技术固有的系统校准不确定性，包括XRD模拟中使用的弹性常数和Vegard定律参数的准确性以及EDX定量中的k因子校准。在有效结内未观察到穿透位错（补充材料中图S1），表明最小应变弛豫和AlGaN层应变，这由倒易空间图证实。插图显示了金属极性AlGaN在pn冶金结处的原子分辨率图像。
观察到原子级尖锐且光滑的两个单层（ML）富Al中间层将p-DPD与额外的渐变层分开。在该界面处，引入了生长中断。关于富Al ML起源的一个假设是，在生长中断后重新打开炉快门时，Al effusion 炉通量出现瞬态扰动。我们独立观察到∼10%的Al通量尖峰，衰减常数∼10秒，之后通量稳定到平衡值。鉴于在AlGaN生长温度下Al的粘着系数接近1，且生长速率∼0.3 ML/s，在瞬态期间持续的通量过剩与观察到的两个ML富Al中间层一致。这种不希望的尖峰将通过消除生长中断并在结构中其他AlGaN层一样进行连续生长来防止。额外的渐变层通过EDX测量为x = 0.8 → x = 0.35。
额外DPD层和p-GaN之间的界面化学上尖锐但较粗糙。这可能是由于从低Al组分Al₀.₃₅Ga₀.₆₅N表面高温热解吸多余Ga，这促进了Ga–N键解离和升华。最后的InGaN外延层是通过EDX测量的从In₀.₁₅Ga₀.₈₅N到目标In₀.₀₅Ga₀.₉₅N的梯度。这种铟组分梯度与经典应变驱动组分牵引效应所预测的相反，表明主导机制可能是动力学而非热力学。一种可能性是在富In MBE生长过程中金属In液滴的瞬态积累，其逐渐增加N₂形成并减少并入的氮通量（
）。这降低了生长速率和铟并入，如参考文献27中所述。另一种可能性是在样品冷却过程中In从InGaN顶部几ML蒸发，而Ga–N键保持稳定。较低温度的生长可以抑制In解吸并导致恒定组分的InGaN和更平滑的价带分布以实现空穴注入。最后，HAADF图像显示了Au通过Ni层中的扩散通道迁移到InGaN界面。
C. 器件表征：IV、击穿和CV
图2(a)显示了测量的二极管电流密度随电压的变化，采用对数和线性刻度，并附有测量器件的光学显微图像。从线性刻度J–V得到的开启电压为∼6 V。电流密度通过将二极管电流归一化到p电极面积获得，因为预期p层中的横向电流扩展最小。这通过在配套结构上制造具有固定台面和不同p电极面积的二极管得到证实，其中电流随p电极面积而非台面面积缩放，表明电流扩展最小。电流密度在7 V时达到kA/cm²，并在10 V时超过20 kA/cm²。在±5 V时，二极管的开关比≥10¹⁰。电流相关导通电阻如图2(b)所示，在电阻限制区域为0.14 mΩ cm²。这是迄今为止在超宽禁带高Al组分AlGaN pn二极管中报道的最低导通电阻之一。n和p接触电阻测量总结在补充材料的图S2中。
图2. (a) 二极管的线性与对数刻度J–V关系。(b) 微分导通电阻Ron = dV/dJ随电流密度的变化关系。(c) 直至二极管发生破坏性击穿的反向偏置I–V特性。(d) 采用1 MHz交流电压频率测得的电容-电压关系。(e) 从C–V关系中提取的电荷密度。
在反向偏置下，二极管的电击穿是破坏性的，发生在−50和−80 V之间，取决于二极管尺寸，如补充材料的图S3所示。破坏性击穿电压随着二极管面积减小而增加，表明击穿由均匀分布的体积缺陷或台面边缘效应主导，而非均匀体积雪崩。图2(c)显示了发生在−70 V的二极管击穿。假设结处为三角形电场分布，−70 V的击穿电压对应于结处最大电场5 MV/cm。关于电场计算和击穿时电场分布的更多细节在补充材料的图S4中给出。过早击穿的潜在机制仍在研究中。
图2(d)中的电容-电压（C–V）测量显示，随着耗尽区扩展，二极管电容从+3 V时的160 nF/cm²下降到−15 V时的60 nF/cm²。二极管电导在超过−15 V的反向偏置下增加。从1/C²图的x轴截距得到Vbi = 5.53 V。结两侧的掺杂密度分布使用以下从测量的C–V提取：
每个渐变层内的耗尽宽度为
空间掺杂密度[式(2)]与耗尽宽度[式(3)]绘制在图2(e)中。估计结每侧的平均掺杂密度为1.7 × 10¹⁸ cm⁻³。零偏压耗尽宽度∼80 nm。这两个结果都与图1(b)中所示的泊松模拟非常一致。
二极管的重要用于高速整流的截止频率为 fco = (2π Ron Coff)⁻¹，其中Ron是导通电阻，Coff是关断电容。使用Ron(+10 V) = 0.14 mΩ cm²和Coff(−10 V) = 63 nF cm⁻²，截止频率为18 GHz。通过引入二极管中的本征区域并减少电容，同时保持低Ron，可以实现更高的频率。我们在参考文献28中展示了这种具有更高截止频率的