Features of radiation disorders in InAlN/GaN HEMT.pdf Введение Транзисторы с высокой подвижностью электронов (HEMT) применяются в микроволновых системах связи высокой частоты. В то же время HEMT на основе полупроводниковых соединений группы III-N по сравнению с HEMT на основе кубических кристаллов GaAs, InAs и т.д. имеют высокие поля пробоя и большую выходную удельную мощность. Такие транзисторы также демонстрируют устойчивость к воздействию радиации высоких энергий вследствие прочности химических связей AlN (11.52 эВ), GaN (8.6 эВ) и InN (7.72 эВ). Так, экспериментальные оценки пороговых энергий смещения атомов (Ed) в GaN при электронном облучении дают значения Ed(Ga) = = (19±2) эВ [1], Ed(Ga) = 20.5 эВ и Ed(N) = 10.8. эВ соответственно [2]. В то же время соответствующие расчеты с использованием методов молекулярной динамики дают величины Ed(Ga) = = (22±1) эВ и Ed(N) = (25±1) эВ [3], Ed(Ga) = 39 эВ и Ed(N) = 17 эВ [4]. Кроме того, высокая плотность электронов в области двумерного электронного газа (2DEG) в HEMT на основе нитридов (~ 1013 см-2) и малая толщина их активной области дополнительно обеспечивают им радиационную устойчивость выше, чем у соответствующих структур на базе кубических полупроводников. Это делает HEMT на основе нитридов пригодными для использования в бортовых системах в околоземном космическом пространстве. В настоящее время значительное количество исследований посвящено проблеме влияния различных типов радиационного воздействия на параметры структур AlGaN/GaN. Между тем аналогичные систематические исследования более перспективных InAlNl/GaN-структур, которые могут обеспечить увеличение плотности двумерных электронов в 2-3 раза в проводящем канале по сравнению с AlGaN/GaN НЕМТ, в настоящее время практически отсутствуют [5]. Факторы космического излучения К особенностям космической среды относятся наличие высокоэнергетической радиации, низких температур и невесомости. Фактор температуры и невесомости может быть учтен при проектировании НЕМТ и его испытаниях. Основным фактором космического воздействия являются потоки заряженных частиц - протонов (~ 90 %), альфа-частиц (~ 9 %), ядер тяжелых элементов (~ 1 %) и электронов (~ 1 %), участвующих в формировании вокруг земли радиационных поясов Ван Аллена. Внутренний пояс на высотах от 1000 до 6000 км в основном представлен протонами с энергиями до 600 МэВ с плотностью потока до 106 см-2с-1, а внешний пояс на высотах от 13 000 до 60 000 км содержит преимущественно электроны с энергиями до 10 МэВ. Пространственное и энергетическое распределение протонов и электронов в радиационных поясах достаточно сложное. Общим является то, что основная часть этого распределения содержит частицы с низкой энергией, причем плотность частиц быстро уменьшается с увеличением их энергии. Влияние радиации на свойства нитрида галлия Заряженные частицы при бомбардировке теряют свою энергию на ядерное (Sn) и электронное (Se) торможение в облучаемой мишени, в то время как быстрые нейтроны теряют свою энергию из-за упругого рассеяния на атомных ядрах. При этом ядерное торможение преобладает при низких энергиях частиц, а электронное - при высоких энергиях бомбардирующих частиц и легких атомах мишени. Электронное торможение частицы вызывает ионизацию атомов мишени и в случае НЕМТ может приводить к увеличению ионизационных токов, токов утечки, росту плотности заряда в подзатворном окисле структуры. При ядерном торможении происходит передача кинетической энергии атому облучаемого материала и при переданной энергии больше Ed в мишени образуется радиационный дефект (РД). При этом первично смещенный атом полупроводника, получивший энергию E >> Ed, в свою очередь, способен создать каскад вторичных и т. д. атомных смещений. Потери энергии частицы, ее средний проецированный пробег Rp, количество и распределение дефектов смещения при торможении частицы в мишени рассчитываются с помощью программ SRIM/TRIM [6,7]. Расчетные значения удельных энергетических потерь на электронное Se и ядерное Sn торможение и глубина проникновения ионов H+ с Е = 200 кэВ, 1 и 5 МэВ в GaN для Ed(Ga) = 39 эВ и Ed(N) = 17 эВ представлены на рис. 1. С учетом малой толщины активной области НЕМТ и соответствующих значений Rp = 1.12, 8.8 и 104 мкм для протонов данных энергий наибольшую угрозу представляют протоны малых энергий, величина Rp которых сравнима с толщиной активной области транзистора. Рис. 1. Удельные энергетические потери протонов с начальными энергиями E = 0.2, 1 и 5 МэВ на электронное Se (а) и ядерное Sn (б) торможение в GaN Накопление РД в решетке полупроводника вызывает изменение его электронных, оптических, рекомбинационных и т.д. свойств. При этом радиационное модифицирование электронных свойств полупроводника - это всегда процесс самокомпенсации, в результате которого при высокой плотности радиационных дефектов исходный уровень Ферми (F0) материала смещается в предельном положении (Flim) [8]. Это предельное положение тождественно энергетическому положению уровня зарядовой нейтральности (Charge Neutrality Level, CNL) полупроводника [8, 9]. Теоретические оценки величины CNL в AlN, GaN и InN дают значения около 3.5, 2.6 и 1.7 эВ относительно потолка валентной зоны данных соединений соответственно [10, 11]. При этом в случае исходных образцов n-GaN облучение вызывает рост удельного сопротивления материала до значений ~ 1010 Ом•см (при 300 К) [12]. Для исходных образцов p-GaN имеет место преобразование типа проводимости в n-тип и последующий переход материала в высокоомное состояние ν-типа проводимости, как и в случае облучения исходного n-GaN. Это предполагает, что при облучении n-GaN вводятся преимущественно дефекты акцепторного типа, а для p-GaN - донорного типа. Энергетические спектры РД в GaN изучались главным образом методами DLTS и фотоемкостной спектроскопии, и в образцах, облученных электронами и протонами, эти данные обобщены на рис. 2 [2, 13-32]. Стоит отметить, что, несмотря на значительное количество исследований, на сегодняшний день не существует общего согласия относительно распределения энергетических уровней РД в запрещенной зоне GaN, параметров этих ловушек и их природы. Для большинства RID в GaN эти данные носят предположительный характер, а в качестве базовых радиационных дефектов обычно рассматриваются точечные дефекты - вакансии, междоузельные атомы и антисайты, а также их комплексы [25, 28, 31]. Образование радиационных дефектов в барьерном и буферных слоях влияет на работоспособность HEMT-структур. Рис. 2. Энергетические спектры радиационных дефектов облученного электронами (слева) и протонами (справа) GaN согласно данным работ [2, 13-32] Влияние радиации на параметры InAlN/GaN HEMT Известно, что слои InAlN, выращенные на подложке GaN, могут быть биаксиально сжаты или растянуты в зависимости от содержания индия. Особый интерес представляют согласованные по параметрам решеток (Lattice - Matched, LM) структуры с содержанием In около 0.17, в которых обеспечивается высокая степень спонтанной поляризации на барьере InAlN [33]. Большинство исследований воздействия радиации посвящено именно LM-структурам, выращенным методом MOCVD на подложках Al2O3 или SiC. Исследованные структуры имели тонкий (1-1.5 нм) спейсерный слой полуизолирующего AlN на интерфейсе InAlN/GaN. Облучение InAlN/GaN-структур с разомкнутыми контактами протонами, электронами, гамма-квантами и нейтронами проводилось вблизи комнатных температур. Бомбардировка InAlN/GaN/SiC (x = 0.19 и 0.21) протонами (E = 3 МэВ) в диапазоне доз D = = (1-4)1014 см-2 выявила уменьшение тока насыщения стока (IDSS) и положительное смещение порогового напряжения (VTH) из-за образования акцепторных ловушек, а также увеличение сопротивления структуры в открытом состоянии (RON) из-за уменьшения подвижности и плотности электронов в 2DEG-области. Отмечено увеличение тока утечки затвора и понижение пика крутизны (gm) вольт-амперной характеристики. Импульсные измерения показали увеличение коллапса тока из-за образования ловушек между затвором и стоком [34, 35]. Облучение LM-InAlN/GaN/SiC протонами (Е = 5, 10 и 15 МэВ, D = 51015 см-2) вызвало увеличение слоевого (RS) и контактного (RC) сопротивлений, рост тока утечки затвора при обратном смещении, а также увеличение подпороговой утечки в статическом режиме, уменьшение IDSS и gm. Наблюдалось ~ 10 % ухудшение частоты отсечки и максимальной частоты генерации после облучения протонами с Е = 15 МэВ, причем для протонов с Е = 5 МэВ эти изменения составили до ~ 30 % [36, 37]. Протонная бомбардировка (Е = 5 МэВ, D = 21011-21015 см-2) LM-InAlN/GaN/SiC при максимальных дозах вызвала ~ 60 % увеличение RS, ~ 40 % уменьшение IDSS и деградацию gm за счет появления электронных ловушек в барьерном слое и проводящем канале, а также рост обратного затворного тока в 6 раз и деградацию отношения ON/OFF примерно на 2 порядка, что коррелирует с увеличением сопротивления проводящего канала и ростом затворного тока [38, 39]. Бомбардировка LM-InAlN/Al0.04 Ga0.95N/Al2O3 MOS с затворным окислом Al2O3 протонами (Е = 5 МэВ, D = 11013-11015 см-2) вызвала при максимальной дозе протонов ~ 9.7 % возрастание RS при катастрофическом росте RC примерно на 114 и 54 % увеличение сопротивления структуры (RT). Эти изменения предположительно обусловлены образованием дефектов на границе металл - полупроводник при торможении протонов в толстом (d = 200 нм) слое омического контакта Ti/Al/Ni/Au при незначительном дефектообразовании в тонкой активной области НЕМТ. Обнаружено увеличение плотности ловушек примерно в 4 раза, пропорциональное дозе облучения [40]. Протонное облучение (Е = 340 кэВ, D = 51013 см-2) InAlN/GaN, согласно рамановской термографии, инициировало ~ 10 % рост температуры канала из-за увеличения его сопротивления и ~ 15 % уменьшение его теплопроводности. Отмечено ~ 42 % увеличение пробивного напряжения стока (VBR) в закрытом состоянии и ~ 92 % рост критического напряжения (VCR), что было связано с ~ 50 % уменьшением пикового электрического поля на краях затвора из-за образования при облучении отрицательно заряженных ловушек [41]. Бомбардировка LM-InAlN/GaN/Al2O3 электронами (Е = 10 МэВ, D = 21015-3.31016 см-2) показала ~ 50 % снижение подвижности двумерных электронов для D = 1.31016 см-2 при незначительном изменении их плотности, при том, что для максимальной дозы электронов D = 3.31016 см-2 вообще не наблюдалось проводимости 2DEG-области. Облучение вызвало положительный сдвиг вольт-емкостной характеристики транзистора из-за увеличения концентрация акцепторных ловушек в области барьерный слой - интерфейс. При малых дозах электронов отмечен отрицательный сдвиг VTH, что связывают с образованием мелких донорных центров, а при возрастании дозы облучения имеет место положительный сдвиг VTH, как и в случае протонного и нейтронного облучения [42]. Гамма-облучение 60Co (поглощенная доза до 500 Мрад) показало заметные изменения параметров LM-InAlN/GaN при D > 200 Мрад, а при D = 500 Мрад наблюдалась ~ 48 % деградация IDSS, ~ 13 % положительный сдвиг VTH и ~ 17 % уменьшение плотности электронов в 2DEG-области проводящего канала [43]. Гамма-облучение (Е = 1.173 и 1.332 МэВ, полная ионизационная доза 9.2 Мрад) InAlN/GaN (x = 0.18) выявило ~ 20 % уменьшение IDSS и ~ 20 % увеличение RON при практически неизменном пороговом напряжении. Последующая выдержка облученных структур в течение 24 ч при 300 К и отжиг при 100 °C в течение 168 ч позволили, в основном, нивелировать наблюдаемые изменения параметров гетероструктуры [44, 45]. Облучение LM-InAlN/GaN нейтронами (Е ≈ 2 МэВ) в диапазоне флюенсов (1-3)1015 см-2 показало, что основной эффект нейтронной бомбардировки состоит в снижении подвижности двумерных электронов, положительном сдвиге VTH, а при максимальном флюенсе нейтронов отмечено снижение плотности 2DEG-электронов [46]. Следует отметить, что эффект более значительной чувствительности подвижности двумерных электронов в InAlN/GaN НЕМТ к воздействию радиации на начальных этапах облучения по сравнению с изменением плотности электронов отмечен и в других исследованиях [34, 41]. Для его объяснения принимают во внимание ухудшение транспортных характеристик проводящего канала за счет возрастания рассеяния двумерных электронов на интерфейсе InAlN/GaN из-за роста его изоповерхностной шероховатости в результате облучения [47]. Обсуждение результатов экспериментальных данных Выяснено, что за наблюдаемые изменения параметров облученных НЕМТ-структур ответственны радиационные ловушки, главным образом, ловушки акцепторного типа, которые уменьшают плотность двумерных электронов и их подвижность и увеличивают эффект захвата электронов. В целом, результаты исследований НЕМТ InAlN/GaN и AlGaN/GaN показали их сопоставимую устойчивость в аналогичных условиях облучения. При этом ряд авторов отмечают повышенную чувствительность InAlN/GaN-структур к облучению по сравнению с AlGaN/ GaN или AlN/GaN, ссылаясь на более высокие энергии химической связи последних [5, 40-42]. При оценке устойчивости НЕМТ-структур на базе GaN к облучению обычно сравнивают скорости удаления носителей заряда -Δn/ΔD (см-1). Следует при этом отметить, что параметр ±Δn(Δp)/ΔD, прежде всего, определяется не пороговой энергией образования дефекта, а энергетическим положением предельного уровня Ферми Flim в облученном полупроводнике относительно исходного (до облучения) положения уровня Ферми (F0), поскольку величина ±Δn(Δp)/ΔD  (F0 - Flim). При этом известно, что нелегированные слои LM-InAlN имеют устойчивый n-тип проводимости с концентрацией свободных электронов (1-8)1018 см-3, предположительно обусловленной присутствием остаточных доноров на основе кислорода и вакансий азота [48-50]. Причем с увеличением мольной доли InN до ~ 0.4 концентрация свободных электронов в этих слоях возрастает примерно до 1020 см-3 [51]. В то же время в слоях AlGaN повышение доли Al от 0.3 до 0.5 приводит к росту удельного сопротивления слоя от 0.18 Омсм до более чем 105 Омсм предположительно из-за увеличения энергии связи остаточных доноров [52]. При этом в результате облучения удельное сопротивление AlGaN будет возрастать для всех составов, что вызвано смещением уровня Ферми в направлении CNL данного раствора, от ~ EС - 0.8 эВ в GaN до ~ EС - 2.7 эВ в AlN при изменении состава раствора в пределах 0 ≤ х ≤ 1 [10, 11]. В то же время характер изменения удельного сопротивления в слоях InAlN при воздействии радиации будет определяться мольной долей InN. На рис. 3 приведены композиционные зависимости ширины запрещенной зоны и краев зоны проводимости и валентной твердого раствора InAlN в предположении, что соответствующие параметры кривизны b этих зон определяются содержанием InN [53]. Эти данные были получены путем анализа экспериментальных результатов и численных оценок с учетом локальных упругих деформаций, возникающих вследствие случайных локальных флуктуаций состава раствора InAlN. Это означает, что зависимость ширины запрещенной зоны и ее краев от содержания InN отличается от приближения виртуального кристалла. Также представлено энергетическое положение краев зон проводимости и валентной GaN относительно запрещенной зоны InAlN при условии, что ΔECAlN/GaN = 1.85 (~ 1.8) эВ, ΔECGaN/InN = 2.19 (~ 1.9) эВ и ΔECAlN/InN = 3.9 (~ 3.7) эВ и соответственно ΔEVAlN/GaN = 0.9 (~ 1.0) эВ, ΔЕVGaN/InN = 0.62 (~ 0.8) эВ и ΔЕVAlN/InN = 1.5 (~ 1.8) эВ. Рис. 3. Композиционная зависимость краев зон проводимости (EC) и валентной (EV) твердого раствора InAlN [54] и энергетическое положение уровня CNL в InAlN Значения разрывов соответствующих зон без учета упругих напряжений и наличия поляризационного поверхностного заряда на интерфейсе взяты из данных работы [53]. В скобках представлены аналогичные оценки разрывов энергетических зон, полученные на основе расчетных значений положения уровня CNL в этих соединениях при тех же предположениях. Экспериментальные значения из рентеновской фотоэлектронной спектроскопии дают ΔЕVAlN/InN = (1.52±0.17) эВ и ΔЕСAlN/InN = (4.0±0.3) эВ [54]. Экспериментальные данные для InN/GaN cоставляют ΔЕVGaN/InN = = 0.8 эВ и ΔЕСGaN/InN = 1.9 эВ для плоскостей (0001) ΔЕVGaN/InN = 1.2 эВ и ΔЕСGaN/InN = 1.5 эВ для (000-1) [55]. На рис. 3 представлено энергетическое положение уровня CNL в InAlN относительно его краев зон проводимости и валентной в зависимости от состава раствора. Характер приведенных зависимостей показывает, что при x < 0.4 уровень CNL в твердом растворе InAlN расположен в верхней половине запрещенной зоны, а при x > 0.4 он попадает в область разрешенных энергий зоны проводимости, как это имеет место и для InN [56]. С учетом наличия спейсерного слоя AlN (d = = 1-1.5) для LM-InAlN/AlN/GaN-структуры оценочные значения ΔECInAlaN/AlN ≈ 1.2 эВ и ΔEVInAlaN/AlN ≈ ≈ 0.5 эВ при ширине запрещенной зоны барьерного слоя Eg ≈ 4.5 эВ. При этом в нелегированных слоях LM nAlN концентрация электронов за счет остаточных доноров составляет ~ (1-8)1018 см-3 [48-50], а положение уровня CNL ≈ EC - 1.6 эВ. Это обеспечивает высокую скорость удаления свободных электронов в барьерном слое InAlN при облучении. При этом для x > 0.44 как исходные, так и облученные образцы InAlN будут вырожденным материалом n+-типа проводимости. В свою очередь, слои AlGaN будут иметь малую величину -Δn/ΔD, поскольку исходная плотность свободных электронов в них мала и уменьшается с увеличением содержания Al, и тем более это относится к барьерному слою на основе AlN. Эти оценки в целом подтверждаются многочисленными экспериментальными измерениями скоростей удаления свободных электронов при облучении соответствующих НЕМТ-структур [5, 40, 43]. Заключение В результате исследований показано, что за изменения параметров облученных структур HEMT ответственны радиационные ловушки, главным образом ловушки акцепторного типа, которые уменьшают плотность двумерного электронного газа в проводящем канале и подвижность электронов, а также увеличивают эффект захвата этих электронов при динамических измерениях. Облучение протонами, электронами, гамма-лучами или нейтронами выявляет общие особенности деградации статических и динамических параметров гетероструктур InAlN/GaN и AlGaN/GaN. Эти особенности включают увеличение удельного контактного и слоевого сопротивлений, динамического сопротивления структуры в открытом состоянии, обратного тока утечки затвора, напряжения пробоя и критического напряжения; уменьшение статического тока стока и крутизны ВАХ, граничной и максимальной частот; рост коллапса тока; отрицательный сдвиг порогового напряжения при низкой плотности радиационных дефектов и соответственно положительный сдвиг с увеличением дозы облучения. Основной причиной ухудшения подвижности электронов при облучении является рост шероховатости границы раздела. При этом скорости удаления носителей заряда в HEMT-InAlN/GaN и AGaN/GaN при облучении определяются в первую очередь начальными электронными свойствами соответствующих барьерных слоев и положением уровня CNL в данных полупроводниках, а именно высокой плотностью свободных электронов в слоях InAlN и соответственно их низкой плотностью в слоях AlGaN и особенно в AlN.

Скачать электронную версию публикации