译自原文
Thermophysical property measurement of GaN/SiC, GaN/AlN, and AlN/SiC epitaxial wafers using multi-frequency/spot-size time-domain thermoreflectance
原文作者
Husam Walwil, Yiwen Song, Daniel C. Shoemaker, Kyuhwe Kang, and Sukwon Choi， Department of Mechanical Engineering, The Pennsylvania State University.
Timothy Mirabito, Joan M. Redwing, Department of Materials Science and Engineering, The Pennsylvania State University.
原文链接
https://doi.org/10.1063/5.0245381 J. Appl. Phys. 137, 095105 (2025)
项目支持方
美国陆军研究办公室 (ARO)陆军超宽带隙射频电子中心、美国国家科学基金会(NSF)、和美国空军科学研究办公室(AFOSR)
摘要
氮化镓（GaN）基高电子迁移率晶体管（HEMTs）作为现代射频功率放大器的核心部件，在提升器件性能方面发挥着关键作用。为优化器件的电学与热学性能（如实现更高电流密度及更优散热效能），研究人员致力于将氮化铝（AlN）引入GaN HEMT结构。对于设计和优化将AlN作为势垒层、缓冲层及/或衬底材料融入器件结构的GaN HEMTs而言，深入探究组成层、衬底以及界面的热性能具有至关重要的意义。本研究运用多频率/光斑尺寸时域热反射法，通过对GaN-on-SiC、GaN-on-AlN和AlN-on-SiC外延晶圆的系统表征，精准测量了以下内容：（i）AlN和GaN外延薄膜；（ii）AlN和SiC衬底；以及（iii）GaN/AlN、AlN/SiC和GaN/SiC界面随温度变化的边界热导的各向异性热导率。研究结果表明，AlN和GaN薄膜的热导率呈现出约1.3的各向异性比值。其中，厚度约为1.35 μm的高质量GaN层的面内热导率（约223 W m⁻¹ K⁻¹）与GaN单晶衬底相近。尤为值得注意的是，通过金属有机化学气相沉积法（MOCVD）制备的厚度约为1 μm的AlN薄膜，其热导率高于厚度更厚（约1.4 μm）的GaN薄膜。此外，研究还发现GaN/AlN界面（约490 MW m⁻² K⁻¹）和AlN/SiC界面（约470 MW m⁻² K⁻¹）的边界热导均高于GaN/SiC界面（约305 MW m⁻² K⁻¹）。本研究提供的相关热物理性能数据，为含AlN的GaN HEMT器件的热设计优化提供了坚实的理论支撑 。
引言
氮化镓（GaN）因其较大的带隙能量（3.4 eV）和临界击穿场强，在开发需高功率、高频运行的电子器件方面极具优势。值得关注的是，GaN高电子迁移率晶体管（HEMTs）作为射频（RF）功率放大器的关键部件，在第五代（5G）无线通信系统与先进雷达系统的构建与应用中正发挥着愈发重要的作用 。然而，商用GaN HEMTs需在降额功率条件下运行，旨在减轻因不利自热效应引发的沟道温度上升问题 。故而，行之有效的热管理方案对于GaN HEMTs充分释放其性能潜能至关重要 。
碳化硅（SiC）已确立为GaN功率放大器的首选衬底材料。图1(a)展示了典型的GaN-on-SiC HEMT器件结构示意图。SiC衬底的使用具备诸多优势，诸如高热导率、与GaN相对较小的晶格失配度以及半绝缘特性。通常采用一层薄的AlN成核层，以实现GaN层的高质量异质外延生长 。
图1. （a）生长于SiC衬底上的AlGaN/GaN HEMT横截面示意图；（b）制备于SiC或AlN衬底上的AlN/GaN/AlN HEMT横截面示意图；（c）GaN-on-SiC、GaN-on-AlN）以及AlN-on-SiC外延晶圆横截面示意图 。
近年来，如图1(b)所示，将AlN引入GaN HEMT结构以获取更佳电学性能的做法日益受到关注 。例如，AlN/GaN/AlN这一平台采用应变GaN量子阱，该量子阱夹于AlN势垒层与缓冲层之间。由于带隙能量差较大，能有效实现对电子的限制；同时，更大的极化不连续性可诱导出更高的二维电子气（2DEG）密度。凭借这些特性，AlN/GaN/AlN HEMT器件在中等漏源电压条件下，功率密度能够突破24 W/mm。从热传递方面考虑，众所周知，AlN的热导率与SiC相近。然而，采用AlN衬底或许还具备额外优势，即能够降低缓冲层与衬底之间的有效热边界电阻（TBR），进而使器件获得与GaN-on-SiC器件相当甚至更出色的热性能 。
为构建一套可评估引入AlN的GaN HEMT结构热性能潜在提升效果的器件热模型，需全面洞悉外延薄膜及衬底内部的声子输运机制，以及薄膜与衬底界面间的声子输运特性。具体而言，必须测定外延层（GaN或AlN与衬底SiC或AlN）的各向异性热导率，以及外延层/衬底界面热边界电阻随温度（即工作温度区间）的变化规律 。然而，要通过实验测定上述所有热物理特性颇具难度，毕竟单次测量很难同时确定多个未知参数。以往针对GaN外延晶圆开展的大多数研究，主要聚焦于表征外延薄膜的热导率，往往缺失关于各向异性的信息，这可能致使界面热边界电阻的测定出现偏差。此外，在现有文献中，有关GaN/AlN和AlN/SiC界面热边界电阻的实验数据亦相对匮乏 。
在本研究中，运用多频率/光斑尺寸时域热反射（TDTR）技术对GaN-on-AlN、GaN-on-SiC以及AlN-on-SiC外延晶圆展开表征，旨在测定外延层与衬底随温度变化的各向异性热导率 。另外，还测定了外延层和衬底之间热边界电阻随温度的变化情况 。
样品描述
本研究对GaN-on-SiC、GaN-on-AlN以及AlN-on-SiC外延晶圆展开了表征，具体情况见图1(c)。其中，图1(c)（上图）所展示的GaN-on-SiC外延晶圆，是借助MOCVD技术，在4H-SiC衬底上先生长了一层厚度约为20 nm的AlN中间层，随后在此中间层之上外延生长出厚度达1350 nm的GaN薄膜。图1(c)（中图）呈现的GaN-on-AlN外延晶圆，同样运用MOCVD技术，直接在2英寸的AlN单晶衬底上生长出厚度为1340 nm的GaN薄膜。而图1(c)（下图）展示的AlN-on-SiC外延晶圆，则是通过MOCVD技术，在4H-SiC衬底上沉积出一层厚度为965 nm的AlN薄膜 。GaN与AlN薄膜的厚度分别经由横截面扫描电子显微镜（SEM）以及光谱椭偏仪予以测定 。
多频率/光斑尺寸时域热反射法
时域热反射法（TDTR）被用于测定外延薄膜（GaN与AlN层）以及衬底（4H-SiC和AlN）的各向异性热导率，涵盖垂直于平面方向（κout；沿c轴方向）和平行于平面方向（κin；垂直于c面方向）的热导率。另外，还对GaN/SiC、GaN/AlN以及AlN/SiC界面的边界热导（TBC；热边界电阻（TBR）的倒数）进行了表征。具体而言，在TDTR测量期间，样品受一系列经调制的超快激光脉冲（即泵浦激光束，频率为f，通常处于0.1 MHz至20 MHz区间）加热，样品表面的温度响应通过有时间延迟的激光脉冲（即探测束），借助平衡光电探测器和射频锁相放大器予以检测。物镜用于将泵浦束和探测束同轴聚焦于样品表面，并对激光光斑尺寸（w）加以控制，其范围大致为4至40 μm（1/e²直径）。TDTR装置的详细信息可查阅先前的研究。为准备TDTR测量所需样品，采用射频溅射技术在样品表面沉积一层厚度约为80 nm的铝（Al）换能器。铝膜的厚度通过TDTR皮秒声学技术测定。铝膜的热导率依据四探针法测得的电阻率，并利用维德曼 - 弗兰兹定律确定。首先针对裸露的4H-SiC和AlN单晶衬底（未生长外延层）开展TDTR测量，以确定其各向异性热导率数值。在此之后，对包含MOCVD生长的薄膜（GaN或AlN）的外延晶圆进行表征，从而测量κout、κin以及外延薄膜与衬底材料之间的边界热导 。
灵敏度系数
用于表征所测时域热反射（TDTR）比值信号（R）相对于参数 α (e.g., κout, κin, or TBC)的响应灵敏度。图2(a)给出了先前研究中针对GaN-on-SiC晶圆所计算的灵敏度结果，在这些研究里，通常采用频率f = 3 MHz和激光光斑尺寸 w = 15 μm。这些计算基于如下假设： GaN/SiC界面的边界热导 TBCGaN/SiC ∼ 250 MW m−2 K−1 ，AlN/GaN界面的边界热导 TBCAlN/GaN ∼ 90 MW m−2 K−1 ，这与相关研究的报道一致 。此外，该图还呈现了在假设各向同性热导率分别为100和125 W m⁻¹ K⁻¹ 的情况下，厚度（hGaN）为500 nm和1000 nm的GaN薄膜的灵敏度状况。在计算过程中，SiC衬底的 κout 值为330 W m−1K−1 。对于铝换能器、GaN薄膜以及SiC衬底，其体积热容分别取值为2.43、2.65和2.13 MJ m⁻³ K⁻¹ 。
图2. (a) 对于示例性的GaN-on-SiC材料堆叠体系，计算得出的时域热反射（TDTR）比值信号灵敏度随泵浦 - 探测延迟时间的变化曲线，这里GaN薄膜的厚度（h）分别取500 nm和1000 nm。计算过程采用单一频率3 MHz以及单一光斑直径15 μm。GaN层的导热率以及GaN/SiC界面的边界热导（TBC）取值源于参考文献。(b) GaN-on-SiC、(c) GaN-on-AlN以及(d) AlN-on-SiC外延晶圆的TDTR比值信号灵敏度计算结果，此灵敏度是调制频率（f）以及光斑尺寸（w）为8 μm和30 μm时的函数。计算时设定的延迟时间为1000 ps。
图2(a)显示，在整个延迟时间跨度内，针对GaN垂直于平面方向热导率（κout-GaN）以及GaN/SiC界面边界热导（TBCGaN/SiC）的测量灵敏度呈现出相近的趋势与形态 。这表明数据拟合结果之间会相互作用、相互影响。采用低频（3 MHz）的泵浦激光能够深入样品内部进行探测，进而使得时域热反射（TDTR）信号同时对κout - GaN和TBCGaN/SiC产生响应 。在图2(a)里，平均灵敏度比值
大致为1.2。由此可见，倘若κout - GaN的数值存在10%的误差，那么TBCGaN/SiC的数值就会出现8%的误差。即便如此，在先前的诸多研究中，一种常见的做法是同时提取κout - GaN、TBCGaN/SiC以及Al transducer/GaN界面的边界热导（TBCAl/GaN）。然而，这种做法最终往往会导致κout - GaN和TBCGaN/SiC得到不准确且/或不唯一的组合结果 。另外，尽管通常假定GaN薄膜具备各向同性的热导率，但图2(a)表明，对于厚度为hGaN = 1000 nm的GaN薄膜而言，对氮化镓层平行于平面方向热导率（κin - GaN）的灵敏度是不可小觑的。灵敏度比值
约为2，这意味着一旦κin - GaN存在20%的误差，便会致使κout - GaN出现10%的误差。究其原因，在于使用低频（3 MHz）泵浦激光时，热传递并非是在纯粹的一维模式下发生的 。
在这一领域，针对上述挑战所开展的尝试极为有限。有研究尝试通过减小GaN薄膜的厚度hGaN，来提升对GaN/SiC界面边界热导TBCGaN/SiC的测量灵敏度，同时降低对垂直于平面方向热导率κout-GaN的灵敏度。但如图2(a)所示，当把hGaN从1000 nm减小至500 nm时，对SiC衬底热导率的灵敏度会有所提高，而对κout-GaN的灵敏度却并无明显变化。更为关键的是，减小hGaN会使对TBCGaN/SiC的灵敏度降低。另有一篇报告尝试对多个hGaN各不相同的样品进行测量，并假定GaN的热导率与厚度无关，以此推导出TBCGaN/SiC。然而，鉴于对这种厚度依赖性的估算存在偏差，加之对κout-GaN的高灵敏度影响，所得结果可能并不可靠 。
因此，在本研究中，开发了一种多频率/光斑尺寸时域热反射（TDTR）方法，用于有选择性地调节TDTR测量的灵敏度，进而精确测定各项待关注的热物理性质。值得注意的是，已有研究表明，多频率/光斑尺寸TDTR方法可用于测量薄膜热容、块状样品各向异性以及分析声子平均自由程（MFP）。图2(b)展示了图1(c)（上图）所示氮GaN-on-SiC外延晶圆的灵敏度曲线。这些灵敏度计算基于GaN和SiC的各向异性热导率，以及300 K时GaN/SiC界面热边界电（TBCGaN/SiC）（各数值分别见于图3、图4和图7）。当频率f = 10 MHz且光斑尺寸w = 30 μm时，灵敏度比值
和
分别为20和10，这表明无需预先知晓κin-GaN和TBCGaN/SiC，即可独立测定κout-GaN 。此外，光斑尺寸虽不影响TBCGaN/SiC的灵敏度，但会显著影响κin-GaN。这一特性使得TBCGaN/SiC和κin-GaN能够分别测量。例如，当频率f = 5 MHz且光斑尺寸w = 30 μm时，灵敏度比值
约为4.5，这意味着若κin-GaN存在20%的误差，TBCGaN/SiC仅会产生4.0%的误差 。
图3展示了4H-SiC衬底实测的垂直于平面方向热导率（κout，以方块表示）与平行于平面方向热导率（κin，以圆圈表示）随温度的变化情况。为使数据展示更为清晰，蓝色数据点向左平移了5 K，红色数据点向右平移了5 K 。
针对这三个外延晶圆，在泵浦调制频率为1 - 12 MHz的范围内，分别采用8 μm和30 μm两种光斑尺寸（1/e²直径）进行了测量 。具体而言，是通过将从射频锁相放大器获取的同相与反相信号（Vin/Vout）之比，与多层材料堆栈的热扩散方程解进行拟合，进而确定外延薄膜（即GaN或AlN）的垂直于平面方向热导率κout、平行于平面方向热导率κin ，以及薄膜与衬底（即SiC或AlN）之间的边界热导（TBC）[28]。随后开展迭代拟合流程，直至一组包含κout、κin和TBC这三个参数的单一参数组合能够与所有测量数据相契合。TDTR拟合参数相关的不确定性，是通过考量TDTR比值信号对于热模型输入参数及其不确定性的灵敏度来估算的。这些输入参数涵盖：激光光斑尺寸（不确定性为4%）、铝（Al）的热导率κAl（不确定性为5%）、体积热容（不确定性为4%）、外延层（即GaN或AlN）以及衬底（即SiC或AlN）界面的边界热导（TBC）（不确定性为10%），还有各层的厚度（AlN层厚度不确定性为3%，外延层厚度不确定性为5%）。除此之外，还考虑了TDTR信号对于相位绝对值的灵敏度，以及确定相位时所产生的不确定性。更多详细信息可查阅文献[29]。鉴于外延层的κout是在诸如频率为10 MHz、光斑尺寸为30 μm的条件下测定的，因此外延层的κin以及外延层/衬底界面边界热导（TBC）对不确定性的贡献可忽略不计。同理，由于外延层/衬底界面的边界热导（TBC）是在诸如频率为5 MHz、光斑尺寸为30 μm的条件下测量的，外延层的κin对不确定性的贡献微乎其微，不过与外延层κout的不确定性相关的误差传播则必须纳入考量。关于外延层κin的不确定性，在进行不确定性计算时，已经包含了与外延层κout以及外延层/衬底界面边界热导（TBC）的不确定性相关的误差传播情况。温度依赖的热容值取自文献。
图4展示了生长于4H-SiC衬底（蓝色数据点）和AlN衬底（红色数据点）上的GaN薄膜的实测垂直于平面方向热导率（κout，以方块表示）与平行于平面方向热导率（κin，以圆圈表示）。空心符号对应文献中给出的不同厚度GaN薄膜的热导率数值：生长在GaN衬底上、厚度为1.9 μm的GaN薄膜（黑色），生长在SiC衬底上、厚度为1.6 μm的GaN薄膜（绿色），以及生长在SiC衬底上、厚度为1 μm的GaN薄膜（粉色）。虚线代表Lindsay等人[36]计算得到的GaN单晶衬底的热导率。为使数据展示更为清晰，蓝色数据点和红色数据点分别向左和向右平移了5 K 。
在对图1(c)所展示的三个外延晶圆开展时域热反射（TDTR）测量工作之前，预先测定了裸露的AlN以及4H-SiC）衬底（未生长GaN或AlN层）的垂直于平面方向热导率（κout）与平行于平面方向热导率（κin）。值得注意的是，当采用直径大于15 μm的光斑尺寸对SiC或AlN衬底的κout和κin进行测量时，并未发现其与光斑尺寸或频率存在依赖关系。另外，在针对GaN和AlN外延薄膜的κin展开测量时，分别采用8 μm和15 μm光斑尺寸进行的测量并未呈现出变化情况。这些观测结果与以往研究报道的内容相吻合 。
材料表征
运用X射线衍射（XRD）技术对生长于SiC和AlN衬底之上的GaN薄膜的晶体质量予以评估。借助Malvern PANalytical材料研究衍射仪（MRD）系统，在线聚焦模式中，利用Cu Kα1射线采集高分辨率的2θ - ω、ω、φ以及χ扫描数据。探测器（PIXcel 3D，装配有10 mm束遮板与¼度发散狭缝）对准约处于34.625° 2θ位置的GaN薄膜(002)峰。摇摆曲线于0.500°范围内采集，步长设定为0.001°，停留时间为0.100秒。提取各摇摆曲线的半高宽（FWHM）以计算位错密度。通过针对(002)晶面所采集的摇摆曲线计算螺位错，依据针对(102)晶面所采集的摇摆曲线计算刃位错 。
室温拉曼光谱被用作一种补充手段，以定性评估GaN薄膜的晶体质量。采用一台配备有532 nm激发激光器以及1800 groove/mm光栅的Horiba LabRAM HR Evolution型拉曼显微镜，对GaN的E2（高）声子模式进行监测。依据能量 - 时间不确定原理，由于晶体质量欠佳的薄膜其声子寿命缩短，致使所测得的声子线宽增宽。另外，基于GaN的E2（高）声子模式的峰位，借助拉曼光谱测定薄膜残余应力。Choi等人已对应力测量及计算过程详加阐述 。
结果与讨论
图3呈现了作为温度函数的4H-SiC衬底（用于GaN-on-SiC和AlN-on-SiC晶圆）的面外垂直方向（κout；沿c轴方向）与面内平行方向（κin；垂直于c面方向）的热导率。这两种4H - SiC衬底的热导率数值相近，其各向异性比率约为1.3。这些结果与文献报道的值一致，如图3所示 。图4绘制了GaN薄膜的κout和κin。相较于生长在4H - SiC衬底上的GaN，生长在AlN衬底上的GaN表现出较低的热导率。这种差异可归因于表I所示的情况，即由于缺乏优化的中间层，生长在AlN衬底上的GaN薄膜位错密度较高。GaN与AlN（约2.57%）以及SiC（约3.57%）之间的晶格失配均较大。值得注意的是，在GaN-on-SiC外延晶圆中引入的薄AlN中间层用于缓解GaN与4H-SiC之间的失配。中间层的生长条件（厚度、生长温度等）经过优化，从而使GaN薄膜达到最佳的晶体质量。由于中间层存在位错，因此其能够减小外延失配应力，使得GaN层更多地以二维而非三维模式生长 。
表I. 基于XRD摇摆曲线计算得出的位错密度
图5. XRD摇摆曲线：(a)呈示GaN薄膜(102)晶面峰；(b)呈示GaN薄膜(002)晶面峰；(c)为GaN薄膜的拉曼光谱，展示了E2（高）峰。所有峰均以最大强度为参照进行了归一化处理 。
在4H-SiC和AlN衬底上生长的GaN薄膜中，刃位错与螺位错密度是依据图5(a)和图5(b)所展示的XRD摇摆曲线，分别针对GaN的(102)和(002)反射计算而得。如表I所示，在4H-SiC衬底上生长的GaN薄膜，其刃位错密度较在AlN衬底上生长的GaN薄膜的刃位错密度低一个数量级；而两种薄膜的螺位错密度则较为接近。已有研究表明，对于这种量级约为10⁷cm⁻²的相对较低的螺位错密度，GaN的热导率预计不会受到显著影响。此外，如图5(c)和表II所示，较窄的E2（高）拉曼线宽表明在4H-SiC衬底上生长的GaN薄膜具有更为优异的晶体质量。另外，薄膜的残余应力是基于E2（高）模式声子频率计算得出的。在4H-SiC衬底上生长的GaN薄膜表现出极低的应力水平，而在AlN衬底上生长的GaN薄膜则呈现出约1 GPa的较大拉应力（见表II）。在AlN衬底上生长GaN的过程中，未采用经过优化的中间层，而这种中间层对于缓解GaN-AlN之间2.4%的晶格失配是不可或缺的。这一情况致使在AlN衬底上生长的GaN薄膜中刃型位错密度相较于在4H-SiC衬底上生长的GaN薄膜几乎增加了近一个数量级（见表I）。刃型螺旋位错的倾斜已被证实会在AlGaN和GaN中引发拉应力梯度，类似的机制很可能也是本研究中在AlN衬底上生长的GaN薄膜所测得拉应力的成因。XRD和拉曼光谱数据表明，与在AlN衬底上生长的GaN薄膜相比，在4H-SiC衬底上生长的GaN薄膜具有更佳的晶体质量，进而具备更高的热导率。若在AlN衬底上采用针对其生长优化过的低温GaN或AlGaN缓冲层，则有望在GaN中获得更低的位错密度 。
表II. 针对E2（高）声子模式的拉曼光谱剖析
图4显示，两种GaN薄膜展现出相似的各向异性热传输行为，其各向异性比率介于1.25至1.3之间。这表明位错对垂直于面（through-plane）和平行于面（in-plane）方向的影响程度相当。鉴于GaN体材料的各向异性相对较弱，所观测到的各向异性主要可归因于垂直于面方向上的声子边界散射效应。此外，考虑到两种GaN薄膜的厚度相同，XRD（X射线衍射）和热导率数据表明，刃位错密度增加一个数量级会导致GaN热导率下降40%至50%。同时，在较高温度下生长于AlN衬底上的GaN薄膜的κout（垂直于面方向热导率）低于先前报道的在SiC衬底上生长的1 μm厚GaN薄膜的相关数值，这进一步证实了该GaN薄膜相对较低的晶体质量 。
相反，如图4所示，在4H-SiC衬底上生长的GaN层的热导率超出了文献中此前报道的数值。所测得的κout（垂直于面方向热导率）与外延生长厚度为1.9 μm的GaN薄膜相当。此外，所测得的κin（平行于面方向热导率，受声子边界散射影响较小）趋近于Lindsay等人计算得出的纯GaN单晶衬底的热导率。为验证实验观测结果（即类体材料的κin），分别采用3 MHz、5 MHz和7 MHz的调制频率对κin进行测量，在测量结果中未发现频率依赖性（即深度依赖性）的变化。值得注意的是，对于高质量MOCVD生长的AlN薄膜，Bin Hoque等人、Koh等人以及Cheng等人也有类似的观测结果（即高κin）。
图6绘制了AlN衬底的κout（垂直于面方向热导率）和κin（平行于面方向热导率）。所测得的数值以及观察到的较小各向异性比率（室温下<0.05）与文献报道的数据相符。所测得的热导率与文献中报道的最高值以及计算得出的值（κout = 300 W m⁻¹ K⁻¹，κin = 322 W m⁻¹ K⁻¹）相当，这表明该商业AlN单晶衬底具有较高的晶体质量 。
图6. 4H-SiC上965 nm厚AlN薄膜（蓝色）以及AlN单晶衬底（红色）的实测κout（方块）和κin（圆圈）。空心符号表示文献中的数值。图中还展示了Lindsay等人计算的AlN单晶衬底的κin（虚线）和κout（实线）。点线表示Xu等人计算的纯1 μm厚AlN薄膜的κout。为了更清晰显示，蓝色和红色数据点分别向左和向右平移了5 K 。
在4H-SiC衬底上生长的965 nm厚AlN薄膜的κout（垂直于面方向热导率）与κin（平行于面方向热导率）亦在图6中予以绘制。于室温条件下测定的κout为198 W m⁻¹ K⁻¹ 。此数值较先前所测定的同质外延生长且厚度为1 μm的AlN薄膜的κout 略高。图6（虚线部分）显示，与温度相关的κout与不存在铝空位的1 μm厚AlN薄膜的理论预测值相契合。先前的研究经计算得出，在AlN单晶衬底材料的热导率构成中，70%是由平均自由程（MFP）小于1 μm的声子所贡献的，这意味着965 nm厚AlN层的κout受限于垂直于面（即c轴）方向的声子边界散射。对于给定厚度而言相对较高的κout表明，在成核层的起始区域声子散射现象并不显著。另一方面，所测定的κin（约为253 W m⁻¹ K⁻¹ ）与采用类似MOCVD方法生长且位错密度为1.6 × 10⁸ cm⁻² 的3 μm厚AlN薄膜所报道的数值相当 。
图7归纳了三种外延晶圆在GaN/SiC、GaN/AlN以及AlN/SiC界面处的边界热导（TBC）随温度的变化态势。值得留意的是，GaN/SiC界面的TBC高于先前报道的GaN/SiC（亦即直接生长于4H-SiC之上的GaN）以及带有36 nm AlN中间层的GaN/SiC的TBC值。GaN/SiC界面TBC的提升归因于连接界面振动谱的薄（<20 nm）AlN中间层，此中间层改善了GaN与SiC之间的界面热传输。TBC随温度升高而增加主要归因于在低于GaN和SiC德拜温度的温度区间内热容的增加。另外，在较高温度下，非弹性声子散射以及激发态声子模式的更高占有率有助于增强界面间的热传输 。
在室温条件下，AlN/SiC界面的边界热导（TBC）测定值为470 MW m⁻² K⁻¹ 。同样在室温下，GaN/AlN界面的TBC经测定为490 MW m⁻² K⁻¹ 。此数值低于先前针对GaN-AlN超晶格所测得的GaN/AlN TBC（620 MW m⁻² K⁻¹ ），这或许是由于该薄膜的位错密度偏高所致。然而，正如图7所展示的那样，GaN/AlN和AlN/SiC界面的TBC相较于本研究以及文献中所表征的GaN/SiC界面的TBC，高出1.5倍有余。这一现象可归因于GaN与AlN之间以及AlN与SiC之间具备结构相似性、相对较小的晶格失配以及相近的声子态密度 。
在AlN/SiC界面处所测得的边界热导（TBC）随温度的升高而增大。然而，在GaN/AlN界面处的TBC却随温度升高而减小，这与针对GaN/AlN界面所预测的行为相悖。这种差异可能源于GaN/AlN界面附近的高缺陷密度（值得注意的是，本研究所测试的GaN-on-AlN晶圆，其GaN层呈现出较高的位错密度）。对于具有高界面缺陷密度的GaN/(AlN)/SiC界面也观察到了类似的现象（见图7）。
为进一步验证所观测到的GaN/AlN界面边界热导（TBC）随温度降低这一现象，借助时域热反射（TDTR）信号对GaN/AlN界面与GaN/SiC界面反射的声波回波进行监测，具体如图8所示。于室温条件下，GaN/AlN界面反射的声波回波振幅低于GaN/SiC界面反射的声波回波振幅，这表明通过GaN/SiC界面的声子传输更强（即TBC更高）。在较高温度条件下，相较于室温下的振幅，GaN/AlN界面反射的声波回波振幅增大[见图8(a)]，而GaN/SiC界面反射的声波回波振幅减小[见图8(b)]。这些观测结果与两种界面TBC随温度变化的观测结果在定性方面是一致的 。
图7. GaN/SiC、GaN/AlN和AlN/SiC界面处所测得的边界热导（TBC）。空心符号表示不同界面（括号内注明存在薄中间层）的文献数据值。为更清晰地呈现数据，蓝色数据点和红色数据点分别向左、向右平移了5 K 。
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