译自原文
From atomic-scale understanding to wafer-scale growth: Delta-doped AlN/GaN/AlN XHEMTs on single-crystal AlN by molecular beam epitaxy
原文链接
https://doi.org/10.1063/5.0300068, APL Materials 13, 121103 (2025)
原文作者
Yu-Hsin Chen, 1 Keisuke Shinohara, 2 Jimy Encomendero, 3 Naomi Pieczulewski, 1 Kasey Hogan, 4 James Grandusky, 4 David A. Muller, 5,6 Huili Grace Xing, 1,3,6 and Debdeep Jena1,3,6
1Department of Materials Science and Engineering, Cornell University,
2 Teledyne Scientific Company, LLC, Thousand Oaks,
3School of Electrical and Computer Engineering, Cornell University,
4Crystal IS, Inc., Green Island, New York 12183, USA
5School of Applied and Engineering Physics, Cornell University,
6Kavli Institute at Cornell for Nanoscale Science, Cornell University
项目支持方
美国国防部（DoD）、陆军研究办公室(ARO)、美国能源部（DOE）、康奈尔大学材料研究中心（CCMR）
摘要
大尺寸AlN单晶衬底的进展为其在紫外光电子之外的应用开辟了道路，推动了下一代集成电力电子的发展。本研究针对δ掺杂AlN/GaN/AlN异质结构展开了系统研究，通过在结构中引入n型δ掺杂层，有效抑制了底部GaN/AlN界面处不期望出现的二维空穴气（2DHG），从而显著提升了顶部AlN/GaN界面处二维电子气（2DEG）的导电性能。我们首先通过系统优化外延生长条件获得了高质量的晶体结构，并利用高分辨透射电子显微镜（TEM）进行了验证。为了阐明δ掺杂浓度对输运特性的影响机制，我们结合理论模型与实验测试发现，当δ掺杂密度约为5 × 10¹³ cm⁻²时，界面粗糙散射被最小化，电子迁移率得到显著提升。最后，我们在大尺寸晶圆级外延上实现了该结构的制备，并通过结构表征与输运测试验证了其可扩展性。在3英寸（75 mm）晶圆上测得的平均方块电阻为246.8 ± 38.1 Ω/□，这一结果凸显了δ掺杂AlN/GaN/AlN异质结构在高功率、高频率电子器件应用中的均匀性与性能潜力。
引言
氮化铝（AlN）具有6 eV的超宽带隙、约340 W/m·K的高热导率以及高电绝缘性，这些特性使其成为超宽带隙光电及电力电子器件应用中备受青睐的材料。在这一潜力的驱动下， AlN单晶衬底的发展取得了快速进展。自2021年以来，高质量的2英寸AlN单晶衬底已实现规模化量产，随后不久3英寸AlN单晶衬底也相继问世。近期，得益于物理气相传输（PVT）生长技术的突破，可用面积超过99%的4英寸（100 mm）AlN单晶衬底已被成功开发出来。起初，AlN单晶衬底主要应用于紫外（UV）光电器件领域，特别是针对发光二极管和激光二极管等器件的UVC波段（波长小于280 nm）。目前，AlN单晶衬底的应用已拓展至晶体管与集成电力电子领域。
AlN与GaN同属纤锌矿晶系，二者可构成AlN/赝晶应变GaN/AlN异质结构，并支撑高密度极化诱导二维电子气（2DEG）的形成。AlN与GaN之间巨大的导带阶差可作为有效势垒以限制电子。此外，AlN缓冲层消除了为防止缓冲层漏电而进行补偿掺杂的需求，并在器件工作时充当散热器。具体而言，AlN/GaN/AlN异质结构通常由一层处于−2.4%压应变下的5–20 nm赝晶应变GaN沟道层，以及一层因与AlN单晶衬底晶格匹配而保持无应变的∼5 nm AlN势垒层组成。当在AlN单晶衬底上进行外延生长时，这些结构展现出百万倍的位错密度降低（降至≈10⁴ cm⁻²），并消除了缓冲层与衬底间的热边界阻力。近期，利用不同的外延生长技术，此类AlN双异质结构也已在SiC、蓝宝石或Si等多种衬底平台上得以实现。上述综合优势使得基于AlN的高电子迁移率晶体管（HEMT）在高功率、高频率微波电力电子中极具应用前景。
与GaN上的传统AlGaN/GaN异质结构不同，生长在AlN单晶衬底上的AlN/GaN/AlN双异质结构会在底部GaN/AlN界面处产生不可移动的负极化面电荷，这些电荷受限于AlN与GaN之间的价带阶差，进而诱导出二维空穴气（2DHG）。这带来了若干弊端：（1）额外的极化效应导致GaN沟道内部电场增强，迫使二维电子气（2DEG）更贴近界面，从而加剧电子散射；（2）价带中的空电子态（即2DHG中的空穴）会从沟道中俘获电子，导致电流退化并限制晶体管的输出功率。在文献中，我们通过片上二极管的电容–电压（C–V）测试，证实了未掺杂AlN/GaN/AlN结构中2DHG的存在。该未掺杂样品的C–V曲线呈现出两步特征，即在初始耗尽之后，于对应2DHG质心深度的位置出现了额外的电容平台。
在我们早期的研究中，我们证明了在底部GaN/AlN界面插入一层硅施主掺杂片层（δ掺杂）能够消除2DHG，从而降低量子阱内的内部电场。这种新型器件结构（即生长在体块AlN单晶衬底上的δ掺杂AlN/GaN/AlN异质结构，下文称为XHEMT）实现了比未掺杂结构高出2倍的二维电子气（2DEG）电导率。对δ掺杂XHEMT的C–V测试证实了电荷补偿效应：由于仅存在单一电子沟道且无2DHG，当2DEG耗尽时，电容在阈值电压处急剧下降。通过观测到舒布尼科夫–德哈斯（Shubnikov–de Haas）振荡，进一步验证了XHEMT异质结构中高质量的2DEG。此外，我们展示了XHEMT的直流（DC）与射频（RF）特性，在10 GHz连续波工作条件下实现了5.92 W/mm的输出功率密度及65%的相关功率附加效率（PAE）。然而，此前的初步展示仅限于1 cm²的小面积样品。为进一步推进基于AlN的XHEMT技术，探索异质结构设计空间并将外延生长扩展至大面积晶圆，对于加速研究进程及建立兼容量产的制造流程至关重要。在本研究中，我们（1）开发并展示了XHEMT结构的优化外延生长条件及微观分析，（2）确定了输运特性所需的最佳δ掺杂密度，以及（3）将XHEMT生长扩展至大面积单晶AlN晶圆，并报道了由此产生的结构与输运特性。
图 1. (a) 生长在AlN单晶衬底上的δ掺杂AlN/GaN/AlN异质结构示意图。在距离表面约26 nm的底部GaN/AlN界面处，引入了一层名义掺杂密度为σδ = 4 × 10¹³ cm⁻²的硅施主掺杂片层。(b) 宽视场STEM图像，显示了一个夹在AlN缓冲层与AlN势垒层之间的20 nm薄GaN沟道。(c) 原子分辨率ADF-STEM图像，显示出AlN/GaN顶部界面具有原子级锐度，而底部GaN/AlN界面则存在约1 nm的弥散过渡区。在未掺杂样品的STEM图像中也观察到了这种非故意形成的渐变界面，表明其并非由δ掺杂引起。(d) 对(b)图进行的快速傅里叶变换（FFT）分析表明，GaN的衍射斑点相对于AlN在面内方向上呈相干应变状态。
外延生长
图1(a)展示了本研究XHEMT异质结构的剖面示意图。样品采用Veeco GEN10分子束外延（MBE）系统生长，该系统配备了一个氮RF等离子体源以及用于Al、Ga和Si的标准坩埚。利用KSA Instruments反射式高能电子衍射（RHEED）系统对薄膜生长进行原位监测，该系统搭载Staib电子枪，工作参数为14.5 kV和1.45 A。生长温度通过位于衬底背面的热电偶进行测量。XHEMT结构生长在Crystal IS公司提供的AlN单晶衬底上，其位错密度低于10⁴ cm⁻²。衬底首先在实验室外部使用溶剂和酸进行清洗，随后在MBE进样室中于200 °C下进行除气。在外延生长之前，进行了原位的Al辅助清洗以去除表面本征氧化物，确保获得洁净、可供外延的初始表面。随后，在富金属条件下生长了500 nm厚的AlN缓冲层，期间热电偶温度恒定保持在Tc = 1060 °C，以确保高结晶质量。生长结束后，通过将热电偶温度升高50 °C对多余的Al液滴进行原位热脱附。随后，将衬底冷却至850 °C，为沟道区的生长做准备。
沟道区域由一层20 nm的GaN层（含硅δ掺杂）、一层5 nm的AlN势垒层以及一层GaN盖帽层组成，整个结构在无生长中断的情况下连续生长。在整个外延过程中均采用富金属生长条件以维持台阶流生长模式，旨在获得原子级平滑的界面与表面。在GaN沟道层和盖帽层生长期间，Ga的束流等效压强（BEP）设定为1.5 × 10⁻⁶ Torr；而在AlN势垒层生长期间，Al的束流等效压强设定为2.5 × 10⁻⁷ Torr。RF功率为200 W，氮气流量为0.35 sccm，对应于1.8 × 10⁻⁷ Torr的N通量和3.1 nm/min的生长速率。生长过程中，衬底以20 rpm的速度旋转，相当于每旋转一周生长0.6个单层。δ掺杂条件通过一块单独生长的硅掺杂GaN样品进行校准，其中硅坩埚温度为TSi = 1300 °C，对应的三维掺杂密度为4.86 × 10¹⁹ cm⁻³。
在本研究中，选择20 nm的GaN沟道层是为了维持与AlN单晶衬底的相干应变。5 nm的AlN势垒层保持无应变状态，并且凭借GaN与AlN之间巨大的极化不连续性，诱导出高密度的二维电子气（2DEG）。我们先前的研究已证实，20 nm GaN沟道层与5–6 nm AlN势垒层的组合可获得较低的方块电阻。随后生长了一层2 nm的GaN盖帽层，以防止下方AlN势垒层的氧化。此外，由于极化效应和能带不连续性，GaN盖帽层的厚度在调制AlN/GaN/AlN异质结构中的2DEG密度方面也发挥着作用。增加GaN盖帽层的厚度会导致2DEG密度降低，这凸显了其对异质结构静电特性的影响。
图 2. N、Ga、Al 和 Si 源的快门开关状态以及衬底温度，作为通道区域不间断生长过程中的时间函数。该通道区域由硅 δ 掺杂 GaN 沟道、AlN 势垒层和 GaN 盖帽层组成。生长始于 1 nm 的 GaN 层，随后进行 δ 掺杂；在此掺杂步骤中，仅打开 Si 快门，同时保持 N 等离子体开启，其余所有快门均关闭。在此期间，为防止表面干涸（drying），热电偶温度降低了 5 °C。δ 掺杂结束后，立即在 850 °C 下连续恢复剩余 GaN 沟道、AlN 势垒及 GaN 盖帽层的生长。
图 2展示了XHEMT沟道区域生长过程中的快门开关时序及衬底温度变化。该工艺首先打开Ga快门30秒以形成Ga吸附层，从而增强吸附原子的扩散能力。随后同时打开Ga和N快门，沉积1 nm厚的GaN间隔层，接着在TSi = 1300 °C下进行硅δ掺杂，以获得掺杂面密度σδ = 4 × 10¹³ cm⁻²的硅施主掺杂片层。在δ掺杂期间（见图2开关时序图），氮等离子体保持开启，仅打开硅快门而其他快门关闭，同时将热电偶温度降低5 °C以防止表面干涸。δ掺杂结束后，立即关闭Si快门并重新打开Ga和N快门，恢复剩余GaN沟道层的生长，随后依次生长AlN势垒层和GaN盖帽层。外延生长完成后，关闭氮等离子体，并将样品迅速冷却至室温（RT）。随后使用HCl去除多余的Ga液滴。
结果与讨论
A. TEM分析
为研究XHEMT结构的相干性与界面质量，我们使用Thermo Fisher Helios G4 UX聚焦离子束制备了横截面TEM样品，并在最终减薄步骤中采用5 keV离子束能量以减小损伤。
随后使用配备像差校正器的Thermo Fisher Spectra 300 CFEG在300 keV加速电压下对样品进行了检测。图1(b)展示了夹在AlN缓冲层与AlN势垒层之间、厚度为20 nm的GaN沟道的宽视场STEM图像。图1(c)展示了通过环形暗场扫描透射电子显微镜（ADF-STEM）获得的晶格匹配XHEMT异质结构的原子分辨率图像。承载二维电子气（2DEG）的顶部AlN/GaN界面显示出突变且平滑的特征，这与底部GaN/AlN界面处观察到的约1 nm渐变界面形成鲜明对比。尽管这种非故意渐变界面的成因仍在研究中，但其可能源于高温AlN缓冲层生长过程中产生的III族空位，这些空位促进了后续低温GaN沟道生长过程中的原子间扩散，正如先前文献所报道的那样。在未掺杂样品的STEM图像中也观察到了这种非故意渐变界面，表明其并非由δ掺杂引起。对图1(b)进行的快速傅里叶变换（FFT）分析揭示了来自AlN和GaN的清晰高阶衍射斑点，如图1(c)所示。衍射斑点的纵向对齐表明，20 nm的GaN沟道相对于AlN单晶衬底仍保持相干应变状态。
图 3. 不同δ掺杂密度下δ掺杂AlN/GaN/AlN异质结构的计算能带图及载流子密度分布。平均电场Favg由三角量子阱中的电子密度分布加权计算得出。(a) 在未掺杂AlN/GaN/AlN异质结构中，2DEG与2DHG共存于GaN沟道内。(b) 引入σδ=4×1013 cm−2的δ掺杂密度后，2DHG密度降低了两个数量级。(c) 当密度增至σδ=5×1013 cm−2时，EV被推至EF以下更深能级，从而完全消除了2DHG。(d) 在σδ=6×1013 cm−2时，δ掺杂平面处的EC降至EF以下，导致形成了第二个电子沟道。
B. δ掺杂密度的研究
图3展示了通过自洽一维薛定谔–泊松方程求解器计算的不同δ掺杂密度下XHEMT能带图和载流子密度分布，计算中假设了杂质完全电离。δ掺杂层位于生长1 nm GaN之后，距表面约26 nm深处。如图3(a)所示，未掺杂的AlN/GaN/AlN异质结构在顶部AlN/GaN界面处形成二维电子气（2DEG），同时在底部GaN/AlN界面处的GaN沟道内共存着密度为ps=3.86×1013 cm−2的二维空穴气（2DHG）。在图3(b)中，引入σδ=4×1013 cm−2的δ掺杂密度使2DHG密度降低了两个数量级，但并未将其完全消除。在图3(c)中，将掺杂密度增至σδ=5×1013 cm−2使得价带顶EV完全降至费米能级EF以下，确保EF始终位于禁带之中，从而抑制了2DHG的形成。进一步将掺杂密度增至σδ=6×1013 cm−2反而适得其反：它导致δ掺杂平面处的导带底EC降至EF以下（EC<EF），如图3(d)所示，导致了第二个电子沟道的形成。
该平均电场Favg由三角量子阱中的电子密度分布加权给出，表达式为：
其中，n(z)和F(z)分别为位置相关的电子密度和电场强度，均由自洽薛定谔–泊松方程求解器获得。随着δ掺杂密度的增加，Favg从未掺杂结构中的3.5 MV/cm降低至σδ=5×1013 cm−2（此时2DHG被完全消除）时的2.47 MV/cm。超过该掺杂密度后，Favg饱和于2.39 MV/cm，这是因为三角量子阱中的局部电场和2DEG密度均已达到各自的饱和极限。电场强度的降低在图3的能带图中表现得很明显：随着δ掺杂密度的增加，导带呈现出斜率递减的趋势。
在上述理论计算的指导下，我们生长了一系列具有不同名义δ掺杂密度（σδ）的样品。图4(a)和4(b)及表I展示了这些样品的输运特性。此处提及的“名义δ掺杂密度”，指的是外延生长期间设定的目标δ掺杂密度。底部GaN/AlN界面处的精确硅浓度将通过二次离子质谱（SIMS）测量确定，这部分内容将在第III C节中讨论
图 4. 一系列具有不同标称 δ 掺杂浓度 σδ 样品在 300 K 和 77 K 下的输运特性。(a) 测得的二维电子气（2DEG）密度（实心符号）及相应的计算值（虚线）随 σδ 的变化关系。(b) 不同 σδ 样品的迁移率与 2DEG 密度的关系。(c) 迁移率随 2DEG 密度变化的理论模拟。黑线表示利用马西森定则（Matthiessen’s rule）计算的总散射限制迁移率，该计算综合了声学声子散射（μAP，橙色虚线）、极化光学声子散射（μPOP，蓝色虚线）、界面粗糙散射（μIR，绿色虚线）以及远程电离杂质散射的贡献（μImp ∼ 10^6，因超出图示范围未显示）。红色虚线 μTotal 表示 μIP+AP+POP+Imp（黑色虚线）与平行导电效应（作为拟合参数）的综合结果，其中平行导电源于底部 GaN/AlN 界面的第二通道。
表 I. 不同标称 δ 掺杂浓度（σδ）样品在 300 K 和 77 K 下的二维电子气（2DEG）密度（ns）、迁移率（μ）及方块电阻（Rs）测量值。
图 4(a) 展示了这些样品的实验测量二维电子气（2DEG）密度及计算值随 δ 掺杂浓度 σδ 的变化关系。实验数据与计算值呈现出相似的趋势。低 δ 掺杂浓度区域起初属于补偿区，此时来自硅掺杂的电子补偿了二维空穴气（2DHG），导致 2DEG 密度仅略有增加。一旦 δ 掺杂浓度超过 σδ = 4 × 1013 cm−2，计算所得的 2DEG 密度便随标称掺杂浓度线性增加，斜率约为 1。在此区域内，多余电子迁移至三角量子阱和表面；其中阱内的电子被局域限制并参与导电，标志着体系进入调制掺杂区。当 δ 掺杂浓度 σδ ≥ 5.5 × 1013 cm−2 时，δ 掺杂平面处的导带底（EC）降至费米能级（EF）以下 [见图 3(d)]，此时三角阱内的 2DEG 密度趋于饱和，但由于第二电子通道的形成，积分面载流子密度持续增加。
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