行业 | 基于AlN单晶衬底的量子阱超宽带隙AlGaN HEMT

译自原文
Quantum Channel Extreme Bandgap AlGaN HEMT

原文作者
Michael Shur, Department of Electrical, Computer, and Systems Engineering, Rensselaer Polytechnic Institute;

Grigory Simin, Abdullah Mamun, M. V. S. Chandrashekhar and Asif Khan , Department of Electrical Engineering, University of South Carolina;

Kamal Hussain, Department of Chemistry and Biochemistry, University of South Carolina.

原文链接
https://doi.org/10.3390/mi15111384  Micromachines 2024, 15, 1384

项目支持方
美国海军研究办公室（ONR）和美国陆军研究办公室（ARO）

摘要
本研究报道了一种通过金属有机化学气相沉积（MOCVD）技术在单晶氮化铝（AlN）衬底上制备的超宽带隙Al₀.₆₄Ga₀.₃₆N量子阱沟道高电子迁移率晶体管（HEMT）。该器件的顶部和底部势垒层均采用Al₀.₈₇Ga₀.₁₃N材料，实验测得其临界击穿电场强度达11.37 MV/cm，显著高于基于传统Al₀.₆₄Ga₀.₃₆N沟道材料的预期值（9.8 MV/cm）。机理分析表明，这一提升主要归因于二维电子气的量子化效应。与传统HEMT设计不同，该器件在低面电子密度条件下，仍可通过极化电场维持量子阱沟道内电子的量子化态。此外，击穿电场的进一步提升源于高电场下，高能电子通过量子隧穿效应向高铝含量势垒层的实空间转移。上述结果充分验证了量子阱沟道设计在实现超高击穿电压及开发高性能功率HEMT器件中的显著优势。

引言

自20世纪90年代初至21世纪初问世以来，氮化镓（GaN）高电子迁移率晶体管（HEMT）凭借其卓越性能，在高压、高频、高温运行及优异抗辐射性能等领域崭露头角。其在极端工况下展现优越性能的核心机理在于：较宽的能带隙赋予器件高击穿电压；极化掺杂效应可在HEMT沟道内维持较高的二维电子气（2DEG）面密度。此外，GaN材料中较高的极化光学声子能量（91.2 meV，相较于砷化镓（GaAs）的35 meV）以及器件沟道内高电子密度对杂质散射的有效屏蔽作用，共同保障了器件在导通状态下具备高场效应迁移率，并显著降低长沟道器件与短沟道器件的导通电阻。本文提出，通过引入量子阱沟道高电子迁移率晶体管（QC-HEMT）设计，上述性能优势可得到进一步强化。QC-HEMT采用超薄量子阱沟道结构，该沟道被顶部与底部的宽带隙势垒层精密夹持（如图1所示）。本文通过与传统HEMT设计的对比，系统阐述了QC-HEMT在提升器件性能方面的潜力。

与传统GaN HEMT设计的对比， QC-HEMT中二维电子气（2DEG）的电势分布由极化场与顶部及底部势垒界面处的带隙不连续性共同决定。HEMT二维电子气沟道中的载流子限制对器件性能参数具有深远影响：强载流子限制能够有效抑制陷阱效应及相关栅极和漏极滞后现象，提升沟道迁移率，并降低接触电阻。然而，在传统单异质结HEMT中，当栅压接近或低于阈值时，能带结构趋于平缓，导致载流子限制效应减弱甚至消失。本文研究表明，QC-HEMT设计不仅能够维持二维电子气的强载流子限制，还通过量子化效应引入了一种称为量子实空间转移（QRST）的新机制。该机制使器件击穿电场超越传统材料特性预测的理论极限，显著提升了器件的耐压性能。

图1. 传统设计（a）与QC-HEMT设计（b），图（b）中的QC-HEMT可采用GaN沟道或AlGaN沟道（图中以GaN沟道为例示意）

QC-HEMT的性能优势可通过引入超宽带隙（EBG）半导体进一步增强。此类半导体的带隙能量超过4–5 eV，典型材料如铝组分 x>0.6 的AlGaN。基于此类材料的器件在实现超高击穿电压、高温运行、优异抗辐射性能以及化学稳定性等方面展现出显著潜力。对于高功率III族氮化物超宽带隙器件，衬底的选择对器件性能具有决定性影响。衬底需与器件有源层实现精确的晶格匹配，以有效抑制应变弛豫和缺陷态的产生。因此， AlN单晶因其优异的物理特性，成为高铝组分AlGaN器件的首选衬底材料，并在本设计中得以采用。此外，单晶AlN衬底具有极高的热导率，为高功率器件提供了高效的热管理解决方案。

QC-HEMT设计与关键特性 

能带图与能态 

图2展示了传统AlGaN/GaN HEMT的能带结构，并与不同沟道-势垒配置的QC-HEMT进行了对比。这些能带结构通过G. Shnider开发的一维泊松模拟器计算得出。

相较于传统HEMT（见图2a），QC-HEMT设计（见图2b - d）呈现出两个关键特性：其一，在接近阈值电压的栅压条件下，器件沟道内的二维电子气依然能够实现有效限制；其二，量子阱中的基态能量始终高于GaN导带底能级 。

如图2所示，在传统HEMT中，当栅压V_G 趋近于阈值电压 V_TH 时，能带图呈现平缓态势，这表明在势垒 - 沟道界面附近，电子并未受到有效限制。与之形成鲜明对比的是，在QC-HEMT中，能带图在整个栅压区间（从 0 V 至 V_TH）内均能维持其固有形态。值得关注的是，正如图 2 所示器件实例所呈现的那样，对于 QC-HEMT 而言，在沟道厚度介于 2 nm 至 100 nm 这一较宽范围的条件下，导带 E_C 的三角形状均可得以稳定保持。究其原因，导带 E_C 的分布状况并非仅由导带不连续性单方面决定，势垒与沟道顶部及背面界面处因极化电荷而产生的电场同样对其产生重要影响。只要势垒材料与沟道材料保持未弛豫状态，该电场便能够持续维持 QC-HEMT 的导带 E_C 分布。

值得特别强调的是，在沟道材料未发生弛豫的前提下，导带轮廓将始终保持其三角形态。器件沟道内的电子被束缚于三角势阱的底部附近区域，此时，沟道的有效厚度取决于基态能量 E₀ 对应的量子阱（QW）厚度，而非整个沟道的实际厚度。这一结论可借助图 3a 中 50 nm QC-HEMT的示例导带分布情况予以清晰阐释。当施加接近阈值的栅压时，基态能量级 E₀ 约处于费米能级下方 - 0.017 eV处。在此特定能量水平下，量子阱的有效宽度约为 1 nm。正如后文将详细展示的那样，在我们所开展的实验中，采用 100 nm厚沟道的QC-HEMT，其弛豫水平低至 3.9%。

图2. 传统HEMT（a）以及具有不同沟道 - 势垒结构的QC-HEMT（b、c）的导带能带图。具体结构详见表1。V_G 和 V_TTH 分别表示栅压和阈值电压。图（d）中的超宽带隙（EBG）HEMT用于与本文后续实验数据进行对比分析 

表1. 图2中各器件结构的详细信息。基态能量E₀ 相对于导带边E_C 的位置，是通过如下公式（2）并结合一维泊松模拟计算得出的 

图3b呈现了QC-HEMT相对于传统HEMT在电子限制方面更为优异的效果。为开展此项对比研究，我们选取沟道厚度为500 Å的QC-HEMT作为示例器件。该沟道厚度远超二维电子气（2DEG）轮廓的特征宽度（约30 Å）。正如前文所述，二维电子气的限制形态是由沟道内较强的极化电场所引发的 。

图3. 对于顶部和底部势垒中铝（Al）含量均为25%，且其间具有500 Å厚GaN沟道的QC-HEMT，在栅压 V_G 近似等于阈值电压 V_TH 的情况下，导带 Ec 的能带图（a）以及电子密度分布图（b）。为便于对比，在（b）中还给出了传统HEMT V_G ≈ V_TH 时的电子密度分布图 

基态能量 E₀ 可通过如下方式估算：

其中，n_q 为量子数（基态时 n_q = 0），F_eff 为沟道内的有效电场。我们的模拟结果显示，与传统HEMT的情况类似（Si MOSFETs亦是如此），传统HEMT中的有效电场可近似表示为：

其中，F_i 为势垒-沟道界面的电场，n_s 为沟道内的面电子密度，ε_o 为真空介电常数，ε = 8.9 为GaN的相对介电常数。分母中的因子 2 是考虑带弯曲效应而引入的。对于QC-HEMT，其有效电场表达式为，其中F_s为极化电场，该电场取决于包覆层的摩尔分数以及量子阱（QC）厚度。我们通过薛定谔-泊松方程的自洽解估算得出 F_s = 10⁸ V/m。此外，我们利用 G. Snider 开发的一维泊松模拟器对 QC-HEMT 的基态能量进行了计算，所得结果与上述方法得到的结果非常接近（见表 1）。

图4依据公式（1）- （3），对传统HEMT（图2a）以及沟道厚度为20 Å的QC-HEMT（图2b）中，导带底部之上基态能量E₀相对于面载流子浓度n_s的依赖关系进行了对比。

由图可见，在传统HEMT中，当栅压趋近于阈值（n_S→0）时，基态能量实际上与导带底Ec相重合。与之形成鲜明对比的是，在QC-HEMT中，在较宽的二维电子气（2DEG）密度范围内，基态能量始终远高于Ec。QC-HEMT的这一特性对器件击穿场强具有重要影响 。

图4. 传统HEMT与沟道厚度为2 nm的QC-HEMT中，导带底之上基态能量 E₀相对于面载流子浓度 n_S的变化关系 

A. QC-HEMT中的击穿场强

观察结果表明，即便在接近阈值的栅压条件下，量子沟道器件中最低量子态 E₀ 的位置仍基本保持恒定。这相当于使能隙得到了有效增大，增大的幅度即为E₀ 。需要着重指出的是，在分析击穿场强时，接近阈值栅压下的器件参数尤为关键。文献[56]的分析显示，击穿场强F_CR与 E_G ^2.5大致呈正比关系，这与文献[57]所给出的实验数据相吻合。对于QC-HEMT而言，其有效能隙E_Geff = E_G + E₀。以图2b所示的QC-HEMT为例，在接近阈值的栅压下，E_Geff = E_G + E₀ ，E₀ = 0.45 eV，由此带来的击穿场强F_BR增幅约为36%。

击穿场强F_CR 相对于有效能隙 E_G 的幂次依赖关系，可通过对电离电子生成一个电子-空穴对所需获取的电离能 F_CRλ = αE_G(α > 1)进行分析来理解。其平均自由程λ = v_thτ ∼ τ/m^1/2，其中热速度 v_th ∼ 1/m^1/2 ；依据凯恩模型，有效质量 m 与 E_G 成反比；散射时间 τ 与光学声子能量成反比，而光学声子能量又与 E_G 成正比，据此可推导出 F_CR ∼ E2.5 G。

在QC-HEMT中，强烈的电子限制效应可能会诱发另一重要物理现象，进而致使器件的击穿场强 F_BR进一步提升。正如文献[58]所阐述的，在高电子能量状态下，热电子将会发生从量子阱到势垒的实空间转移过程。通过对图3中QC-HEMT的电子分布情况进行深入分析可以发现，由于强烈的电子限制作用，相当比例的电子能够穿透顶部的势垒结构。

基于上述分析，我们有充分的理由推断，在高电场作用条件下，沟道区域内的较大部分载流子将会发生向顶部势垒的量子转移现象。值得注意的是，顶部势垒材料具有更大的带隙（在本研究示例中，顶部势垒材料为含65%铝（Al）的AlGaN）。鉴于此，我们预期该器件的有效击穿场强 F_BR将会进一步实现显著提升。然而，需要明确指出的是，这一潜在的物理效应目前仍需更为深入的理论研究和精确的实验验证 。

B. QC-HEMT中的电子迁移率

在QC-HEMT中，由于强烈的电场限制效应，二维电子气（2DEG）的有效厚度∆d 相较于传统HEMT中的二维电子气有效厚度更小。该有效厚度 ∆d可通过基态能量与异质结界面处电场强度的比值进行估算：

因此，在面载流子浓度n_s相同的条件下，QC-HEMT中的体（体积）电子密度高于传统HEMT。图5展示了利用公式（1）至（3）计算得到的传统HEMT和QC-HEMT中体积电子密度随面载流子浓度 n_s的变化关系。

图5. 传统HEMT与QC-HEMT中二维电子气（2DEG）体电子密度关于面载流子浓度 n_s 的变化关系

观测结果表明，在传统HEMT中，当面载流子浓度 n_s降低时（即栅压趋近于阈值时），体电子密度会迅速减小。这是由于在传统HEMT中，随着栅压逐渐接近阈值，二维电子气（2DEG）的有效宽度  ∆d 会迅速增大，进而致使二维电子气的限制作用近乎消失。在QC-HEMT中，体电子密度随面载流子浓度n_s 的变化相对缓慢得多。体电子密度的相对增加能够产生更好的屏蔽效果，并减少杂质散射，从而提升电子迁移率。图6a展示了从测量数据[28]中提取的这种预期的性能提升情况。此前，在双异质结构HEMT中，由于更好的限制作用而导致迁移率提高的现象已在文献[59]中通过实验得到了验证；相关数据如图6b所示。在氮化物HEMT中，场效应迁移率受多种因素影响，例如界面粗糙度、缺陷浓度、应变、合金散射以及位错密度等。然而，在任何HEMT中，更高的浓度所带来的更强的散射屏蔽效应都应会导致更高的迁移率。一个沟道厚度为2 nm的QC-HEMT所展现出的电子限制效果，几乎是文献[59]中所报道的双异质结构HEMT的十倍。

图6. (a) QC-HEMT中预期的迁移率提高；(b) 双异质结构HEMT中实验测得的迁移率提高。

在具有紧密二维电子气（2DEG）分布的薄沟道器件中，也存在降低电子迁移率的机制，例如声子散射增强以及合金无序散射。

QC-HEMT击穿场强增强的实验验证

3.1. 材料生长与器件制备

利用低压金属有机化学气相沉积（LP-MOCVD）技术，在AlN单晶衬底上生长了具有二氧化硅（SiO₂）栅介质的赝形Al_0.87Ga_0.13N/Al_0.64Ga_0.36N/Al_0.87Ga_0.13N HEMT。通过2 × 2 µm²的原子力显微镜（AFM）对AlN衬底进行扫描，结果显示其表面存在均匀的平行台阶，均方根（RMS）粗糙度约为0.089 nm。LP-MOCVD的生长过程在温度为1100 ℃、压力为40 torr的条件下开展，以三甲基铝（TMAl）、三甲基镓（TMGa）和氨气（NH₃）作为前驱体。外延层结构及器件设计如图7所示。该结构依次包含：一层厚度为260 nm的外延AlN层、一层厚度为140 nm的Al_0.87Ga_0.13N背势垒层、一层厚度为100 nm的Al_0.64Ga_0.36N沟道层，以及一层厚度为23 nm的Al_0.87Ga_0.13N势垒层。为便于形成欧姆接触，在结构顶部覆盖了一层厚度为30 nm的高掺杂浓度反向梯度Al_xGa_1−xN (x = 0.87 → 0.40)层。（105）反射面的倒易空间映射结果表明，外延层的弛豫率为3.9%（见图7b）。更多详细信息可查阅文献[38]。需要指出的是，材料中的低弛豫率有力地支持了QC-HEMT中三角形状导带轮廓的假设。

图7. Al_0.64Ga_0.36N沟道绝缘栅极超宽带隙HEMT的外延层结构示意图（a）以及倒易空间映射图（b）

在器件制备过程中，首先运用感应耦合等离子体反应离子刻蚀（ICP - RIE）技术进行台面隔离操作。对于源/漏接触电极的制作，采用电子束蒸发的方式沉积由锆（Zr）、铝（Al）、钼（Mo）和金（Au）组成的金属堆叠层。完成沉积后，将样品置于950 °C的环境下进行快速热退火处理，退火时长为30 s。随后，利用ICP - RIE刻蚀工艺去除接入区的反向梯度层。接着，通过沉积工艺在相应区域制备一层厚度为10纳米的二氧化硅（SiO₂）薄膜，该薄膜作为栅氧化层使用。之后，分别沉积构成栅极和探针的金属堆叠层。其中，栅极金属堆叠层由镍（Ni）和金（Au）组成，其厚度分别为100 nm和200 nm；探针金属堆叠层由钛（Ti）、镍（Ni）和金（Au）组成，厚度依次为500 Å、700 Å和1500 Å。最后，在器件表面覆盖一层厚度为400 nm的二氧化硅（SiO₂）薄膜，以此防止表面闪络现象的发生。所制备的器件，其栅长L_G为1.5 µm，源 - 栅间距L_GS为0.65 µm，具备多种不同的栅 - 漏间距，器件的宽度W为50 µm。

3.2 电学特性

借助Lehighton射频（RF）测绘系统对晶圆上二维电子气（2DEG）进行测量，所得平均方块电阻为R_SH = 2400 Ohm/sq。通过传输长度法（TLM），测得接触电阻R_C = 4.3 Ohm以及方块电阻R_SH = 2400 Ohm/sq，此结果与晶圆测绘所得数据高度一致。依据文献[28]所阐述的流程，经电容-电压（C-V）测量和跨导测量，提取出零栅压条件下电子迁移率为130 cm²V ⁻¹ s ⁻¹。从器件的电流-电压（I-V）特性曲线中提取得到的导通电阻，在栅压V_G = +2 V时，其值为25 Ω.mm 。

随后，我们对栅极与源极电极间的两端击穿电压进行了测量，此时源 - 栅间距（LGS）设定为0.65 µm。电极间距通过扫描电子显微镜（SEM）成像予以验证。保持较短的电极间距，目的在于降低电场的不均匀性，并防止表面闪络现象的出现。图8呈现了用于击穿测量的电流 - 电压特性曲线。依据测量所得的击穿电压 V_BD = 739 V，经计算得出击穿时的平均电场强度 F_BD = 11.37 MV/cm。图9 [39]展示了EBG HEMT的漏极电流与跨导的电流-电压特性曲线 。

图8. EBG HEMT的击穿伏安特性

图9. EBG HEMT的漏极电流I_D 与漏源电压 (V_D) 关系特性（a）、转移特性（漏极电流 ID 随栅源电压 V_G 的变化关系）以及跨导 g_m随栅源电压 V_G 变化特性（b）

实验结果讨论

鉴于电场分布并非均匀，所测得的击穿场强 FBD值仅为实际击穿场强的下限值。因此，击穿现象发生于接触金属边缘处形成的电场峰值位置。借助 Synopsys 软件，我们对电场分布开展了二维模拟。模拟结果显示，电场峰值至少比平均场强高出 15%（达到约 13.1 MV/cm）。该数值与针对Al_0.87GaN_0.13N 势垒材料所估算的值相近。并且，如下文所示，对于QC-HEMT的设计而言，这一结果是符合预期的。HEMT器件的击穿场强可依据其器件沟道材料的组成进行估算。具体而言，可利用维加德定律（Vegard’s law），结合GaN的带隙 E_G1 = 3.4 eV  以及弯曲因子 b=0.7 [62]，我们得出沟道中铝（Al）的占比 x=0.64 。

接下来，依据能带隙与临界场的关系

我们计算得出临界场强 F_CR=9.8 MV/cm。然而，实际测量值高于预期临界场强。为解释击穿场强增加这一现象，我们引入了量子阱沟道器件中的量子化效应。在QC-HEMT中，沟道区域形成了一个量子阱（QW），其形状主要由顶部和底部界面处的极化电荷决定。因此，该量子阱呈三角形状，即便在栅压低于阈值时，也能维持强限制作用。相反，在传统HEMT中，当栅压接近阈值电压 V_TH 时，导带能量（EC）分布会完全变平。不同栅压下， EBG QC-HEMT与传统HEMT的能带图对比如图 2 所示 。

从能带图的斜率估算可知，QC-HEMT沟道中的平均电场约为0.5 MV/cm。对于无限高的三角形势垒，最低态能量由下式给出[63]：

其中，c₁ = 2.338，m_EF为沟道中的有效电子质量。通过镓（GaN）和铝（AlN）之间的线性插值计算，我们得到在铝含量为64%的氮化铝镓（AlGaN）沟道中，m_EF = 0.34 m₀（m₀为自由电子质量）。由公式(6)可知，最低能级比导带底E₀ = 0.16 eV。

针对我们所研究的EBG HEMT结构，计算得出的势垒/沟道高度为V_B = 0.72 eV。通过MATLAB对具有有限势垒高度的三角形势阱中的薛定谔方程本征值进行求解（见图10），得到了更为精确的E₀ = 0.13 eV这一数值。

图10. 用于MATLAB计算基态能量 E₁ 的三角形势阱（QW）剖面示意图。在 Al_0.87Ga_0.13N/Al_0.64Ga_0.36N势垒/沟道界面处，势垒高度V_B = 0.72 eV，沟道内电场强度 F_CH = 0.5 MV/cm，沟道中电子的有效质量 m_EF = 0.34 m₀

如图10所示，沟道中的量子化效应致使有效带隙E_GEF 大于材料组成所对应的带隙，即 E_GEF = E_G + E₀ = 5.16 eV（此处忽略了价带中的量子化效应）。更高的有效带隙 E_GEF 对应着更高的临界击穿场强，其计算公式如下：

考虑了QC-HEMT中能态量子化效应的临界场强，与测量值11.37 MV/cm更为接近，但仍偏低。因此，QC-HEMT中能态的量子化效应仅能部分解释实验中所观测到的过高临界场强现象 。

另一个增强击穿场强的重要机制是所谓的电子量子实空间向Al_0.87Ga_0.13势垒层的转移效应。正如文献[58]所阐述的，在量子阱势垒层中较大的态密度会导致波函数随着电子动能E_kin其中k为电子在沟道平面内的动量）的增加而更深入地穿透到势垒层中。这种转移作用会降低有效势垒高度，并且对于那些能量足以在沟道中引发碰撞电离的高能电子而言，会完全消除有效势垒。剩余势垒高度的比例f_b是沟道电子动能E_kin与势垒高度V_B比值的函数 。

在此，m_B 和 m_EFF 分别表示势垒层和沟道层中电子的有效质量。在图 11a 中，我们依据QC-HEMT的器件参数，绘制了有效势垒降低量的曲线。由图可见，对于电子动能与势垒高度比值 E_kin/V_B ≥ 4 的电子，有效势垒已不复存在。能够引发碰撞电离的电子，其动能E_kin > 6.2 eV，亦即 E_kin/V_B > 8。因此，所有引发电离的高能电子均应转移至势垒层之外的包覆层中。据此，预期的击穿场强应等同于包覆层中的击穿场强，这与实验测量所得的击穿场强相吻合 。

图 11. 高能电子的势垒降低情况：(a) 本文所研究的QC-HEMT中，有效势垒高度随电子动能的变化关系（考虑有效质量比）；(b) 在AlN/GaN体系中，针对所有质量比情形，有效势垒高度随电子动能的变化关系 

图11b展示了势垒降低量作为e1的函数关系。范围上限值1.87对应于AlN与GaN的有效质量比。从图中可以看出，在势垒层和沟道层之间，铝（Al）摩尔分数存在较大差异时，有利于量子实空间转移现象的发生。这种设计还具备另一优势，即通过减薄沟道厚度以避免位错阵列的形成，从而使器件沟道中的电子迁移率得以显著提升 。

将超宽禁带QC-HEMT器件中所获取的击穿场强，与其他有关传统HEMT以及外延层结构与QC-HEMT相似的DH-HEMT的数据进行对比，颇具研究价值。在单异质结构GaN及AlGaN沟道HEMT的击穿相关研究方面，已有大量成果发表。其中，绝大多数研究报道的击穿场强，远低于依据材料参数所预期的数值。在Al₀.₁₅Ga₀.₇₅N高电子迁移率晶体管中，实现了高达1.6 MV/cm的击穿场强。正如文献[65]所指出的，双异质结构HEMT所达成的击穿场强，通常显著高于（约为2 - 3倍）单异质结构器件中的击穿场强。这一观测结果，与QC-HEMT的理论概念相契合 。

5. 结论

综上所述，量子阱超宽带隙AlGaN QC-HEMT设计表明其在大幅提升击穿电压方面具有显著潜力。QC-HEMT方案在低电子面密度条件下，对提高场效应迁移率进而提升跨导展现出强大潜力，同时能够承载较大的最大电子面密度与更大的最大电流。此外，由低带隙材料构成的更薄量子阱，有望赋予QC-HEMT更优的抗辐射性能 。

原文源于【MDPI】