异质结中二维电子概述.doc

二维电子性能与器件 族氮化物异质结构中二维电子气 电子科学与技术 201330101192 费明祥摘 要: 本文总结了近年来 族氮化物半导体异质结构二维电子气的研究进展。从 族氮化物材料晶格结构和特有的极化性质出发 ,重点讨论AlGaN/ GaN 异质结构中二维电子气的性质 ,总结分析了异质结构中 Al 组分、 势垒层厚度、 应变弛豫度、 掺杂等对二维电子气浓度和迁移率的影响 ,同时还涉及 AlGaN/ GaN/ AlGaN ,AlGaN/ AlN/ GaN 和 AlGaN/ InGaN/ GaN 等异质结构二维电子性质。 引言 半导体异质结构是实现半导体低维体系的基本手段 ,也是高速微电子、 量子光电子器件的基本结构。自上世纪 70 年代以来 ,随着半导体异质结构材料的不断发展 ,半导体低维物理研究的不断深化 ,半导体器件不断推陈出新 ,半导体科学技术得到迅猛发展 ,大大推动了当代信息技术、 信息产业的发展。近年来 , 族氮化物 GaN , AlN 和 InN 这类新一代半导体材料的崛起 ,使 族氮化物异质结构受到人们广泛重视 ,并成为当前材料学科和微结构器件领域的研发热点1 。 族氮化物与传统的半导体不同 ,是一种带隙宽并具有强压电、 铁电性的半导体材料。它可形成从 InN 的 0. 7 eV ,GaN 的 3. 4 eV 直到 AIN 的 6. 2 eV 带隙连续可调的三元或四元固溶体合金体系(如 Al GaN , InGaN , Al Ga InN) ,相对应的直接带隙波长覆盖了从红外到紫外的宽波长范围 , 是发展新一代半导体光电器件的重要材料,在发光二极管(L ED) ,激发器(LD)和大屏幕全色显示及固态白光照明方面具有极其重要的应用。同时 ,基于 族氮化物具有的宽带隙、 高饱和电子漂移速率(比 GaAs高 1. 5 倍) ,高击穿场强和高热导率(比 GaAs高 3倍)等优越电子性能 ,又是当今发展高频、 高功率、 高温微电子器件的优选材料。特别是纤锌矿结构 族氮化物的六方晶体结构缺少反演对称性 ,呈现很强的极化效应 ,包括自发极化和压电极化 ,压电系数比其它 2族、 2族半导体材料大 1 个数量级以上 ,自发极化强度也很大 ,如 AlN 的自发极化只比典型的钙钛矿结构铁电体小 35 倍。而且 ,由于 族氮化物材料能隙相差悬殊(从 InN 的 0. 7 eV 到 AlN 的 6. 2 eV) ,异质结构界面导带存在巨大能带偏移(Ec) ,可形成深量子阱。基于强极化诱导作用和巨大能带偏移 , 族氮化物异质结构界面可形成一强量子局域化的高浓度二维电子气系统 ,成为至今能提供最高二维电子气浓度的半导体材料体系。如典型的 Al GaN/ GaN 异质结构 ,其 Al GaN 势垒层中压电极化强度为传统Al GaAs/ GaAs异质结构中的 5 倍之多 ,感生的压电场强达 2 MV/ cm , 如此强的极化效应以及 Al GaN/ GaN 界面大的导带偏移 ,在 GaN 层形成一个很深的量子阱 ,即使不掺杂 ,也可感生高达1013cm- 2浓度的二维电子气24 。因此 , 族氮化物异质结构不仅有丰富的物理内涵 ,是研究低维量子输运的理想体系 ,而且具有极其重要的技术应用价值 ,利于发展高性能二维电子气电子器件。Al GaN/ GaN 体系作为一典型的 GaN 基异质结构 ,在微波功率和高温电子器件领域中具有极为重要的应用价值 ,并在军事领域应用中崭露头角。目前 GaN 基高电子迁移率晶体管 ( HEMT) ,在 8 GHz下 ,最高输出功率密度可达 30 W/ mm 5 。本文从 族氮化物特有的强极化性质出发 ,基于极化能带工程设计 ,讨论分析了几种GaN 基异质结构中二维电子气的性质 ,重点对 Al GaN/ GaN 异质结构中的二维电子气性质进行总结分析。主要包括以下 3 个方面:首先说明极化诱导二维电子气的形成 ,然后讨论Al GaN/ GaN 异质结构中 Al 组分、 势垒层厚度、 应变弛豫度、 掺杂等对二维电子气性质的影响 ,并对目前研究较多的其它 GaN 基异质结构 ,如 Al GaN/ GaN/ Al GaN ,AlN/ GaN , Al GaN/AlN/ GaN 等异质结构以及 Al GaN/ InGaN/ GaN 异质结构中二维电子气进行讨论 ,最后探讨GaN 基 族氮化物异质结构的发展趋势及前景。1. 1 族氮化物的晶格结构 族氮化物 GaN、 AlN 和 InN 具有稳定的纤锌矿(六方)和亚稳的闪锌矿(立方)两种结构 , 两者的主要差别在于原子层的堆积次序不同 ,因而电学性质也有显著差别6 。闪锌矿结构氮化物在生长过程中不稳定 ,且不具有由晶格结构非理想性引起的自发极化性质 ,并且在目前普遍采用的蓝宝石衬底上生长的 族氮化物即为纤锌矿结构 ,因此有关 族氮化物异质结构的生长及研究大多基于该结构。如图 1 为纤锌矿 GaN 的晶格结构示意图 ,纤锌矿结构属于六方晶系非中心对称 C6v点群 ,呈现 0001 与 0001 两种相反的原子层排列方向 ,分别对应于Ga 面极化与 N 面极化 ,这种极性在 GaN 薄膜的异质外延生长过程中不能预知 ,必须由实验来确定。实验表明7 ,用金属有机物化学气相沉积(MOCVD)方法生长的 GaN 通常呈 Ga 面极化 ,而用分子束外延(MBE)的方法得到的 GaN 薄膜为 N 面极化 ,如果先于衬底上生长一层AlN 缓冲层 ,再进行分子束外延生长得到的 GaN 极性反向 ,即从 N 面极化变为 Ga 面极化。GaN 薄膜的 Ga 面和 N 面是不等效的 ,具有不同的物理和化学性质。实验发现 , Ga 面极化 族氮化物异质结构表现出优于 N 面极化异质结构的电学特性8 , 9 ,因而目前所研究的 GaN 基异质结构均集中于 Ga 面极化纤锌矿结构。图 1 纤锌矿 GaN 的晶格结构1. 2 族氮化物中自发极化与压电极化 纤锌矿 族氮化物晶格可由 3 个参数来确定 ,分别是六角棱柱的底面边长 a0 ,高 c0 以及一个无量纲量 u ,定义为平行于 c轴(即0001 方向)的键长与晶格常数 c0 之比。理想纤锌矿晶格常数比 c0 / a0 为 1. 633 ,而 族氮化物 GaN、 InN 和 AlN 的晶格常数比 c0 / a0 均小于理想值,且偏离依次增大(如表 1 所示) ,由此导致的自发极化强度( PSP )也依次增大。极化的正方向定义为沿 c轴从阳离子( Ga、 In、 Al)指向最近邻阴离子(N)的方向 ,平行于 0001 方向。实验表明, 族氮化物中自发极化方向为负 ,即与 0001 方向相反。压电矢量 PPE由压电系数 e和应变张量乘积决定,压电系数张量 e有 3 个独量的分量 ,其中两个量 e33 , e31决定了沿 c轴的压电极化强度 PPE ( e15是与切应变有关的系数) : z = ( c - c0 ) / c0 是沿 c轴的应力大小, x = y = ( a - a0 ) / a0 为平面内双轴应力大小, c , a和 c0 ,a0 分别是应变和本征晶格常数 ,两者的关系为:其中 C13和 C33是弹性常数,根据公式(1)和(2) ,考虑弛豫度的影响,沿 c轴方向的压电极化大小可表示为:其中 R 为应变层的弛豫度,当晶格全应变时 R = 0 ,完全弛豫时 R = 1 ,不存在压电极化。对于任意 Al 组分 ,都满足( e31 - e33 C13 / C33 ) a0 )时压电极化为负,平行于自发极化; 反之,压应变( a 0. 4 和 x 0. 15的 Al GaN/ GaN 异质结构不适于作高质量 HEMT器件 ,因为当Al 组分较时 ,Al GaN 与 GaN 间大的晶格失配使 Al GaN 势垒层中结构位错和缺陷密度增大 ,界面粗糙度的增加使二维电子气迁移率大大降低 ,降低器件性能。另一方面 ,当 Al 组分 x 0.15 时 ,在 Al GaN/ GaN 异质界面处的导带偏移Ec 0. 28 eV , 量子阱对二维电子气的限制作用较弱 ,电子会从阱中溢出至 Al GaN 势垒层和 GaN 缓冲层 ,不仅降低了载流子迁移率 ,而且陷入缺陷态或表面态的电子会引起电流崩塌效54 ,55 。另外 ,Al GaN 中的自发极化和压电极化均随 Al 组分的降低而减弱 ,二维电子气浓度降低。 图6 文献报道的AlGaN/ GaN 异质结构中二维电子气面密度随 Al 组分的变化关系根据二维电子气来源于表面态的理论,Al GaN 势垒层的厚度也是影响二维电子气的一个重要因素 ,图7 给出二维电子气面密度随 Al GaN 势垒层厚度变化情况 ,曲线是对厚度小于150 ! 实验数据点进行最小方差拟合。当厚度小于 35 ! 时 ,表面态位于费米能级以下 ,不发射电子,没有二维电子气形成 ,随着 Al GaN 厚度增加 ,表面态电子逐渐发射 ,二维电子气浓度增大 ,当 Al GaN 厚度超过一定值时 ,表面态电子完全发射 ,二维电子气浓度趋于饱合,其它实验和理论结果25 ,56 都证实了这一变化趋势。继续增加 Al GaN 厚度使二维电子气浓度有所下降 ,这可能是由于势垒层中 Al 组分较高 ,大的晶格失格导致晶格弛豫引起的。Jogai 67 基于表面态模型对二维电子气进行计算 ,计算得二维电子气浓度与势垒层厚度的变化关系与实验结果相符,如图8 所示 ,不同 Al组分时 ,二维电子气浓度均随 Al GaN 厚度增大而增加并趋于饱合。图7 室温下二维电子气浓度与 Al0. 34 Ga0. 66N 图 8 不同 Al 组分时 ,二维电子气浓度随势垒层厚度的关系参考文献 3 AlGaN 势垒层厚度的变化关系参考文献 57 以上结果均未考虑弛豫度的影响 ,如势垒层发生弛豫 ,由(3)式可知 ,势垒层压电极化强度减小 ,使二维电子气浓度降低。图 9 给出不同 Al 组分时 ,二维电子气浓度随势垒层弛豫度的变化关系 ,可以看出 ,随 Al GaN 势垒层弛豫度增大 ,二维电子气面密度线性减小 ,这在 Al 组分较高时更加明显。这主要是因为弛豫度增加直接导致 Al GaN 中压电极化强度减小 ,所感应的界面处正极化电荷密度减小 ,二维电子气浓度降低 ,而当 Al 组分较大时 ,Al GaN 中压电极化强度随弛豫度增加而减少的更快。图 9 不同 Al 组分时二维电子气面密度NS 与应变弛豫度 R 的变化关系参考文献 19 前面提到 ,势垒层掺杂也可以提高二维电子气浓度 ,如图 10 为计算得二维电子气峰值浓度与 Al GaN 势垒层及 GaN 层掺杂浓度的依赖关系。二维电子气浓度与 Al GaN 势垒层中的掺杂浓度有较强的依赖关系 ,而增加 GaN 层的掺杂浓度对二维电子气贡献不是很大 ,因此在 Al GaN/ GaN HEMT 器件中 ,一般采用半绝缘的 GaN 做为沟导层 ,因为与其中掺杂使二维电子气浓度略有增加相比 ,同时带来的离化杂质散射显著降低了电子迁移率 58 。为了提高二维电子气浓度 ,同时避免离化杂质对沟导中的电子的散射 ,通常采用的是图 3 b)所示的结构。图 10 不同势垒层掺杂时二维电子气峰值浓度与 GaN 中掺杂浓度的关系参考文献 29 3. 2 二维电子气迁移率在采用各种方法提高二维电子气浓度的同时 ,一个不容忽视的重要问题是提高载流子迁移率 ,因为二维电子气浓度和迁移率二者乘积的大小决定了器件的工作性能。然而不可避免的是 ,提高二维电子气浓度常常导致载流子迁移率的降低。影响 Al GaN/ GaN 异质结构中载流子迁移率的散射机制主要包括合金无序散射 ,离化杂质散射,界面粗糙度散射 ,声学声子散射包括形变势散射和压电散射 ,以及极化光学声子散射等。图11 为首次观察到二维电子气的 Al GaN/ GaN 异质结构中 ,载流子迁移率随 Al 组分的变化关系 ,温度 T = 77 K。当Al 组分较小时 ,载流子迁移率随Al 组分增大而增大 ,当Al 组分超过某一值时 ,迁移率随 Al 组分增大开始减小 ,这种变化趋势与二维电子气迁移率随浓度的依赖关系相似(图12 中曲线 , T = 300 K) 。当Al 组分较小时 ,Al GaN/ GaN 界面处较小的导带不连续性导致量子限制作用较弱 ,二维电子气向 Al GaN 势垒层溢出 ,受合金无序散射和离化施主杂质散射较强,而随 Al 组分增大 ,二维电子气的量子限制作用增强 ,对离化杂质散射和沟导层中的压电散射屏蔽效应增强60 ,因而载流子迁移率变大。当 Al 组分进一步增大时 ,增强的极化效应使载流子浓度升高且分布越来越接近异质界面 ,界面粗糙度散射和合金无序散射成为主要散射机制并使迁移率显著下降 ,低温下实验和理论计算结果均呈现这一趋势8 ,6062 。如图 12 室温下 ,当载流子浓度较低时 ,实验上没有观察到明显的载流子迁移率随浓度增大而增大的趋势 ,这是由于高温下极化光学声子散射是限制载流子迁移率的主要原因 ,大于屏蔽效应对二维电子气迁移率的贡献 ,因此载流子迁移率随浓度增大而减小。 图 11 AlGaN/ GaN 异质结构中载流子 图 12 室温下二维电子气迁 迁移率随 Al 组分的 变化关系 参考文献 59 移率与浓度的关系参考文献9 如图 13 为低温( T = 13 K)下二维电子气迁移率随 Al GaN 势垒层厚度的变化情况 ,势垒层中 Al 组分为 x = 0. 27。图中实线是忽略了界面粗糙度散射的计算结果,黑点为实验数据56 ,二者偏离较大,而虚线代表考虑界面粗糙度散射的计算结果 ,与实验数据较好地吻合,这说明界面粗糙度散射为低温下限制载流子迁移率的主要散射机制之一 ,另外 ,合金无序散射也是低温下限制载流子迁移率的主要原因4 ,56 ,63 。当Al GaN 势垒层较薄时 ,迁移率随 Al GaN 厚度增加而显著降低 ,这是由此时二维电子气浓度随 Al GaN 势垒层厚度增加而迅速增加 ,电子占据多个子带 ,带间 散射增强所致64 。当 Al GaN 势垒层厚度在 1540 nm 之间变化时 ,载流子迁移率变化不明显 ,当 Al GaN 厚度超过 40 nm 时 ,载流子迁移率又明显降低 ,这可能是由 Al GaN 势垒层部分弛豫引起的20 。 图 13 AlGaN/ GaN 中载流子迁移率随势 垒层厚度的变化关系参考文献 63 另外 ,二维电子气的迁移率强烈依赖于温度。如图 14 为理论计算得到的 Al GaN/ GaN 和Al GaN/ AlN/ GaN 异质结构中各个散射机制对应的迁移率和总电子迁移率随温度的变化关系65 。在 Al GaN/ GaN 异质结构中 ,低温下界面粗糙度散射和合金无序散射是限制载流子迁移率的主要原因。当温度升高到 200 K 时 ,极化光学声子散射开始起主要作用。比较Al GaN/ AlN/ GaN 异质结构中载流子迁移率随温度的变化可见 ,AlN 插入层削弱了合金无序散射的影响 ,低温端载流子迁移率大大增强。图 15 为霍尔测量得到的不同势垒层厚度A GaN/ GaN 异质结构中二维电子气迁移率与温度的依赖关系 ,与理论计算结果一致。随温度降低 ,二维电子气迁移率逐渐增加一个数量级左右并趋于饱合 ,至于 3 nm Al GaN 势垒层的情况 ,由于没有形成二维电子气 ,所以没有载流子迁移率显著增强的现象66 。在低温端载流子迁移率随势垒层厚度增加而减少 ,这主要是因为二维电子气浓度增加导致带间散射增强。与载流子迁移率随温度的变化相比 ,载流子浓度随温度变化则非常不明显46 ,67 。图 14 AlGaN/ (AlN) / GaN 异质结构中各种散射 图15 Al0. 27 Ga0. 73N/ GaN 异质结构中 ,对应不机制 及迁移率与温度的关系参考文献 65 同 AlGaN 势垒层的厚度 ,电子迁移率随 温度的变化关系参考文献 56 总结第三代半导体材料 族氮化物的兴起 ,开辟了半导体异质结构研究的新领域 族氮化物异质结构。近年来 ,在强烈的电子器件应用背景驱动下 , 族氮化物异质结构二维电子气性质的研究受到了人们的高度关注。Al GaN/ GaN 体系作为典型的 GaN 基异质结构 ,以其在高温 ,高压 ,高功率微波器件领域极为重要的应用价值 ,成为继传统 -族 Al GaAs/ GaAs 异质结构的又一研究热点。与传统 Al GaAs/ GaAs 异质结构相比 , 族氮化物 Al GaN/ GaN 异质结构的一个突出的性质是具有极强的极化效应 , 使其即使在未掺杂情况下也可获得高达1013cm- 2浓度的二维电子气。本文从 族氮化物特有的强极化性质出发 ,基于极化能带工程设计 ,讨论分析了几种 GaN 基异质结构中二维电子气的性质 ,重点对 Al GaN/ GaN 异质结构中的二维电子气性质进行总结评述 ,指出极化诱导二维电子气的形成 ,Al GaN/ GaN 异质结构中 Al 组分、 势垒层厚度、 弛豫度、 掺杂等对二维电子气性质的影响 ,并对目前研究较多的其它GaN 基异质结构 ,如 Al GaN/ GaN/ Al GaN ,AlN/ GaN , Al GaN/ AlN/ GaN 等异质结构以及Al GaN/ InGaN/ GaN 异质结构中二维电子气性质进行了讨论分析。 总体上来讲 ,目前对 族氮化物异质结构特别是作为典型的 Al GaN/ GaN 体系的 GaN 基异质结构的二维电子气的研究 ,无论是二维电子气结构的制备技术、 能带剪裁和物理性质都已达到了较高水平 ,基于二维电子气的 Al GaN/ GaN HEMT 微波功率器件也达到了较高水平 ,30 GHz下 ,功率密度可达 5. 7 W/ mm. 附加功率效率 45 %68 ,己应用于制作功率放大器69 。当然 ,从进一步提高器件性能对二维电子气浓度和迁移率提出了更高的要求,这需要从提高材料质量和器件结构能带工程设计两方面入手解决。从低维物理角度 , 族氮化物异质结构二维电子气量子输运性质还有待于进一步深入研究。 参考文献1 J ain S C , Willander M , Narayan J , et al . 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