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AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管器件中子位移损伤效应及机理

本站小编 Free考研考试/2021-12-29
摘要:针对AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管器件和异质结构在西安脉冲反应堆上开展了中子位移损伤效应研究, 等效1 MeV中子注量为1 × 1014 n/cm2. 测量了器件在中子辐照前后的直流特性和1/f 噪声特性, 并对测试结果进行理论分析, 结果表明: 中子辐照在器件内引入体缺陷, 沟道处的体缺陷通过俘获电子和散射电子, 造成器件电学性能退化, 主要表现为阈值电压正漂、输出饱和漏电流减小以及栅极泄漏电流增大. 经过低频噪声的测试计算得到, 中子辐照前后, 器件沟道处的缺陷密度由1.78 × 1012 cm–3·eV–1增大到了1.66 × 1014 cm–3·eV–1. 采用C-V测试手段对肖特基异质结进行测试分析, 发现沟道载流子浓度在辐照后有明显降低, 且平带电压也正向漂移. 分析认为中子辐照器件后, 在沟道处产生了大量缺陷, 这些缺陷会影响沟道载流子的浓度和迁移率, 进而影响器件的电学性能.
关键词: AlGaN/GaN/
中子辐照/
位移损伤/
1/f噪声

English Abstract


全文HTML

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1.引　言
GaN材料具有优异的物理和化学性能, 包括大的临界击穿电压、大的电子饱和漂移速度和高热导率等, 适用于制造高频大功率器件[1]. 同时, 相比于GaAs材料和Si材料, GaN材料的禁带宽度更大, 因此它的抗辐射性能更好, 在航空航天领域有着更广阔的应用前景[2,3]. 然而, 空间环境对器件的可靠性要求较高, 粒子辐射对器件造成的位移损伤效应会影响其长期稳定地工作, 目前这一问题限制着GaN器件在航空航天领域的应用[4].
中子是核辐射环境中造成半导体器件位移损伤效应的主要粒子之一. 近几年来, 国内外对AlGaN/GaN 高电子迁移率晶体管(HEMT)器件开展了一些中子辐照实验研究. 2010年Gu等[3]对中子辐照AlGaN/GaN HEMT器件的电特性进行研究, 发现当辐照注量低于1014 n/cm2时, 器件的电学特性无明显变化, 而栅极泄漏电流有所增加. 2011年Wang等[1]对AlGaN/GaN HEMT器件建立了中子原位测试技术和辐照效应实验方法, 研究了电离效应和位移效应对器件电学性能的影响, 发现阈值电压、漏电流和栅泄漏电流是中子辐照损伤的敏感参数. 2018年Zhang等[5]在室温下用1 MeV的中子对p-GaN功率晶体管器件进行注量为1.5 × 1015 n/cm2辐照实验, 辐照后器件的阈值电压没有发生明显变化, 栅极电压比较大时, 饱和漏电流在辐照后减小. 根据目前国内外对GaN基HEMT器件的中子辐照实验研究可以看出, 中子在一定注量时会对器件的电学特性产生影响, 比如饱和漏电流、跨导和阈值电压等, 研究位移损伤效应对器件性能的影响是整个器件性能研究中很重要的一部分. 并且, 对于位移损伤引起的器件性能的退化机制, 很多研究者都认为是在禁带中引入了缺陷造成的, 而缺陷种类及缺陷密度的变化, 尚未形成一个统一的认识. 所以, 采用新的表征手段来表征位移损伤造成的缺陷影响至关重要.
1/f 噪声是一种在半导体器件中功率谱密度与频率成反比的随机涨落现象, 它可以反映出半导体材料与器件的潜在缺陷[6]. 与材料质量相关的压电极化效应, 或者热载流子在源漏区与陷阱的相关作用, 导致的表面态和深能级缺陷的俘获和发射过程都可以用1/f 噪声测试表征. 采用1/f 噪声手段, 可以对器件界面处的陷阱能量和空间分布进行计算分析, 也可得到辐照前后的缺陷浓度变化[7-9]. 2015年, 刘远等[10]采用1/f 噪声的分析方法对电离辐射前后的部分耗尽绝缘体上硅器件进行测试分析, 实验发现器件背栅平带电压噪声功率谱密度增大, 埋氧化层内的陷阱电荷密度在辐射后增多. 2020年, 董世剑等[11]针对AlGaN/GaN HEMT器件进行了60Co γ射线电离辐照实验, 实验采用1/f 噪声的分析方法, 发现电离辐照会在器件氧化物层内诱生缺陷电荷和界面态, 从而影响器件的电学性能. 本论文采用1/f噪声的表征手法推断出了缺陷主要产生的区域, 并对中子辐照前后的器件内缺陷浓度进行了详细的计算. 同时, 本文针对AlGaN/GaN异质结构进行了中子辐照实验, 利用C-V测试的方法, 分析了中子辐照引入的体缺陷对载流子浓度的影响. 虽然现在已有部分研究者做了中子辐照电学特性研究的相关实验, 但是关于1/f 噪声的特性却少有报道, 本文将器件的电学特性与1/f 噪声特性结合起来, 深入分析了中子位移损伤效应对器件的影响, 同时针对器件的异质结构也开展了辐照实验, 为器件的损伤机理分析提供了更有价值的参考.
2.实　验
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2.1.实验样品
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2.1.实验样品

本次实验选用的器件结构简图如图1所示. 该器件采用金属-有机化学气相沉积(MOCVD)法在碳化硅(0001)晶面衬底上生长了AlGaN/GaN异质结结构. 该外延结构从衬底向上由核层2 μm厚的非故意掺杂GaN层和20 nm厚的非故意掺杂Al0.25Ga0.75N势垒层组成. 采用Cl2反应离子刻蚀(RIE)进行台面隔离. 电子束蒸发Ti/Al/Ni/Au(20 nm/160 nm/55 nm/45 nm)在850 ℃下连续退火30 s, 实现了欧姆接触. 接着是60 nm的等离子体增强化学气相沉积(PECVD) SiN钝化层. 用RIE方法去除栅区SiN, 然后沉积Ni/Au/Ni (45 nm/200 nm/20 nm)金属堆, 形成肖特基接触. 器件栅长1 μm, 栅宽50 μm, 栅源间距2.5 μm, 源漏间距10 μm.
图 1 AlGaN/GaN HEMT器件结构图
Figure1. Structure diagram of AlGaN/GaN HEMT device

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2.2.实验设置
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2.2.实验设置

中子辐照实验在西安脉冲反应堆开展, 该辐射场是中子和伽马射线的混合场, 实验过程取1 MeV等效中子注量, 脉冲反应堆中的屏蔽金属盒可以调节中子和伽马射线之比, 本次实验采用的n/γ比为6.1 × 109 n/cm2·rad (Si). 实验过程中, 反应堆1 MeV等效中子注量达到1 × 1014 n/cm2即停止辐照, 器件在辐照过程中不加偏置, 实验温度为室温. 利用半导体参数分析仪Agilent B1500对实验器件进行电学性能测试, 并使用博达微科技快速低频噪声测量系统NC300对器件进行低频噪声测试, 对性能完好的器件进行记录并保存测试数据. 测试参数设置如表1所列, VG为栅极电压, VD为漏极电压, VS为源极电压, VSTEP为电压步长.
直流测试参数V/V
转移特性VG = –6—2, VD = 10, VSTEP = 0.1
输出特性VD = 0—10, VG = –4—1, VSTEP = 1.0
栅特性VG = –10—2, VD = VS = 0
低频噪
声测试		VG = –3.5—–2.0, VSTEP = 0.1,
VD = 10, VS = 0


表1实验参数
Table1.Experimental parameters.

3.实验结果分析
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3.1.AlGaN/GaN HEMT器件电学特性变化
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3.1.AlGaN/GaN HEMT器件电学特性变化

对中子辐照前后的AlGaN/GaN HEMT器件进行电学特性敏感参数测试分析, 发现器件的电学特性在中子辐照后有明显退化. 辐照前后的转移特性曲线和输出特性曲线如图2和图3所示.
图 2 中子辐照前后AlGaN/GaN HEMT器件转移特性曲线
Figure2. Transfer characteristic curve of AlGaN/GaN HEMT device before and after irradiation.

图 3 中子辐照前后AlGaN/GaN HEMT器件输出特性曲线
Figure3. Output characteristic curves of AlGaN/GaN HEMT devices before and after irradiation.

从图2和图3中可以看出, 中子辐照后器件的跨导和输出饱和漏电流都有所降低, 计算得出辐照后跨导仅降低了3%, 且最高跨导对应的栅压没有发生改变, 阈值电压经计算发现只有轻微的正漂, 而输出饱和漏电流却有明显的降低, 这些变化说明器件沟道内的载流子浓度和迁移率发生了变化.
由于AlGaN/GaN HEMT器件在栅极采用肖特基接触, 在异质结处有很强的极化效应, 所以器件工作方式主要是耗尽模式. 当在肖特基栅极上加一个负的偏压时, 器件沟道内的二维电子气将会被耗尽, 这一电压就是晶体管的阈值电压, 它是HEMT器件中最重要的电学参数之一, 表示为[12]
${V_{{\rm{th}}}}\left( x \right) = {\phi _{\rm{B}}}\left( x \right) - \frac{{q{N_{\rm{d}}}d_{\rm{d}}^2}}{{2\varepsilon \left( x \right)}} - \Delta {E_{\rm{c}}}\left( x \right) - \frac{{\sigma \left( x \right)}}{{\varepsilon \left( x \right)}},$
其中$ {V}_{\mathrm{t}\mathrm{h}} $是阈值电压, $ {d}_{\mathrm{d}} $是掺杂的AlGaN层厚度, $ {N}_{\mathrm{d}} $是AlGaN层的掺杂浓度, ${\phi }_{\mathrm{B}}\left(x\right)$是肖特基势垒高度, $ \Delta {E}_{\mathrm{c}}\left(x\right) $是导带不连续, $ \varepsilon \left(x\right) $是AlGaN的介电常数, $ x $是AlGaN中铝的摩尔组分, $ \sigma \left(x\right) $为异质结界面感生的极化电荷密度. 器件中的二维电子气主要是由极化电荷引起的, $ \sigma \left(x\right) $可表示为[13]:
$\begin{split}\sigma \left( x \right) =\;& {P_{{\rm{sp}}}}\left( {{\rm{AlGaN}}} \right) - {P_{{\rm{sp}}}}\left( {{\rm{GaN}}} \right) \\&+{P_{{\rm{PZ}}}}\left( {{\rm{AlGaN}}} \right) - {P_{{\rm{PZ}}}}\left( {{\rm{GaN}}} \right).\end{split}$
从而, 二维电子气中的总电荷可以根据泊松方程(Poisson equation)和薛定谔方程(Schr?dinger equation)求出来, 设只有两种初始的量子态$ {E}_{0} $和$ {E}_{1} $, 则二维电子气的总电荷数$ {n}_{s} $表示为[14]
$\begin{split}{n_s} =\; &DkT{\rm{ln}}\left\{ \left[ 1 + {\rm{exp}}\left( {\frac{{{E_{\rm{F}}} - {E_0}}}{{kT}}} \right)\right] \right.\\&\left.\times \left[1 + {\rm{exp}}\left( {\frac{{{E_{\rm{F}}} - {E_1}}}{{kT}}} \right) \right] \right\},\end{split}$
其中$ D=4\mathrm{\pi }{m}^{*}/{h}^{2} $是导带密度, $ {m}^{*}=0.20{m}^{0} $是电子有效质量, $ {E}_{\mathrm{F}} $是二维势阱的费米能级, $ k $是玻耳兹曼常数, $ T $是温度. 则在耗尽近似的情况下, 二维电子气中的总电荷$ {n}_{\mathrm{s}} $可以表示为[14]:
${n_{\rm{s}}} = \frac{{\varepsilon \left( x \right)}}{{qd}}\left( {{V_{{\rm{GS}}}} - {V_{{\rm{th}}}} - \frac{{{E_{\rm{F}}}}}{q}} \right),$
其中, $ d $是薄层电荷和栅极之间的距离, $ {V}_{\mathrm{G}\mathrm{S}} $是栅极电压, EF是二维势阱的费米能级. 根据上述公式, 可以知道阈值电压与载流子密度紧密相关, 载流子密度减小造成阈值电压增大, 这是由于中子辐照后在器件内产生类受主型缺陷, 俘获电子后导致载流子密度减小引起的. 根据电流密度方程, 器件沟道内的源漏电流($ {I}_{\mathrm{D}\mathrm{S}}) $和跨导($ {G}_{\mathrm{m}} $)分别表示为[15]:
${I_{{\rm{DS}}}} = qWv\left( x \right){n_{\rm{s}}}\left( x \right),$
${G_{\rm{m}}} = \frac{{\partial {I_{{\rm{DS}}}}}}{{\partial {V_{{\rm{GS}}}}}},$
其中, $ W $是栅宽, $ v\left(x\right) $是电子速度, 达到最大时为饱和电子速度$ {v}_{\mathrm{s}} $. 当沟道电场达到临界电场时, 电子速度就达到了饱和电子速度$ {v}_{\mathrm{s}} $, 但当沟道电场小于临界电场时, 沟道迁移率就决定了沟道电子速度, 当沟道电场没有达到临界电场时, 电流表示为[15]:
${I_{{\rm{DS}}}} = \mu W\frac{\varepsilon }{d}\left( {{V_{{\rm{GS}}}} - {V_{{\rm{ch}}}}\left( x \right) - {V_{{\rm{th}}}}} \right)\frac{{{\rm{d}}{V_{{\rm{ch}}}}}}{{{\rm{d}}x}},$
其中, $ {V}_{\mathrm{c}\mathrm{h}} $是沟道$ x $处的电势, $ \mu $是沟道载流子迁移率, 由于在栅源和栅漏之间存在着寄生电阻$ {R}_{\mathrm{S}} $和$ {R}_{\mathrm{D}} $, 则栅极下方沟道内的电势边界条件分别表示为[15]:
${V_{{\rm{ch}}}}\left( L \right) = {V_{{\rm{DS}}}} - {R_{\rm{D}}}I,$
${V_{{\rm{ch}}}}\left( 0 \right) = {R_{\rm{S}}}I.$
根据HEMT器件沟道长短, 使$ {V}_{\mathrm{G}\mathrm{T}} $表示长沟道器件的饱和电压, $ {V}_{\mathrm{L}} $表示短沟道器件的饱和电压, $ {V}_{\mathrm{D}\mathrm{S}} $表示漏极电压, 故而当器件在线性区域工作时, 电流表示为[15,16]:
${I_{{\rm{DS}}}} = \beta {V_{{\rm{GT}}}}\left[ {{V_{{\rm{DS}}}} - \left( {{R_{\rm{S}}} + {R_{\rm{D}}}} \right){I_{{\rm{DS}}}}} \right],$
其中$ \beta $为跨导系数, 表示为
$\beta = W\mu {\varepsilon _1}/\left( {dL} \right).$
当器件在饱和区工作时, 电子速度达到最大, 即达到沟道电流饱和值$ {I}_{\mathrm{D}\mathrm{a}\mathrm{s}\mathrm{t}} $[15,16]:
${I_{{\rm{Dast}}}} = \beta {V_{\rm{L}}}\left[ {\sqrt {V_{\rm{L}}^2 + {{\left( {{V_{{\rm{GT}}}} - {R_{\rm{S}}}{I_{{\rm{Dast}}}}} \right)}^2}} - {V_{\rm{L}}}} \right].$
根据上述公式可以推断出影响器件敏感参数退化的主要因素. 中子辐照器件后, 会在器件内造成深能级缺陷以及一些电子陷阱, 从而产生载流子去除效应且增加陷阱隧穿. 根据实验结果的转移特性曲线可以看出, 中子辐照后, 器件的跨导和阈值电压都变化很小, 经过计算发现, 最高跨导仅仅降低了3%, 阈值电压有轻微正漂, 这主要是因为中子辐照器件后在GaN层中引入了受主型陷阱[17], 使得异质结界面的电场增大, 阈值电压正漂. 对比输出特性曲线发现, 输出饱和漏电流的退化较大, 联系(7)式可以看出, 这主要是因为沟道载流子迁移率的退化. 中子辐照器件后, 会在HEMT器件内产生不同种类的缺陷和缺陷簇, 部分缺陷会形成散射中心, 发生库仑散射, 使得二维电子气的迁移率退化. AlGaN/GaN HEMT器件的栅特性一直备受关注, 本次实验器件在中子辐照后, 栅极泄漏电流有所增加, 如图4所示. 分析可得, 中子辐照器件后, 在AlGaN层中引入辐照缺陷作为隧穿中心, 加大了栅极电流的隧穿几率, 肖特基势垒高度也随之降低.
图 4 中子辐照前后AlGaN/GaN HEMT器件栅特性曲线
Figure4. Gate characteristic curve of AlGaN/GaN HEMT device before and after irradiation.

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3.2.AlGaN/GaN HEMT器件1/f 噪声特性变化
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3.2.AlGaN/GaN HEMT器件1/f 噪声特性变化

使用西安电子科技大学提供的低频噪声测试仪对中子辐照前后的AlGaN/GaN HEMT器件进行低频噪声测试, 测试参数如表1所示. 测试过程中选取了多个不同的栅压, 经过数据处理发现, 在辐照前后的各个器件沟道电流归一化噪声功率谱密度变化一致, 如图5所示.
图 5 AlGaN/GaN HEMT器件辐照前与辐照后沟道电流归一化噪声功率谱密度　(a) 辐照前; (b) 辐照后
Figure5. Normalized noise power spectral density of channel current in AlGaN/GaN HEMT devices before and after irradiation: (a) Before irradiation; (b) after irradiation.

由图5可以看出, 器件在经过中子注量1 × 1014 n/cm2的辐照后, 沟道电流的归一化噪声功率谱密度有明显提高. 对于AlGaN/GaN HEMT器件, 可以通过测量不同栅压下的低频噪声功率谱密度, 计算分析沟道内的陷阱以及陷阱俘获现象. 在漏极偏压固定时, 可以测得电流功率谱密度SID, 基于Mc Whorter’s数量波动模型可得, 归一化噪声功率谱密度$ {{S}_{\mathrm{I}\mathrm{D}}}/{{I}_{\mathrm{D}\mathrm{S}}^{2}} $与栅极平带电压噪声功率谱密度$ {S}_{\mathrm{V}\mathrm{f}\mathrm{b}} $有很好的关联性, 二者之间关系表示为[18]:
$\frac{{{S_{{\rm{ID}}}}}}{{I_{{\rm{DS}}}^2}} = {\left( {\frac{{{G_{\rm{m}}}}}{{{I_{{\rm{DS}}}}}}} \right)^2}{S_{{\rm{Vfb}}}},$
其中, $ {S}_{\mathrm{V}\mathrm{f}\mathrm{b}} $只与器件界面附近的陷阱电荷、结构尺寸等参数有关, $ {G}_{\mathrm{m}} $是器件跨导. 取频率为25 Hz时的实验数据, 拟合出如图6所示的归一化沟道电流噪声功率谱密度随输出电流的变化曲线.
图 6 辐照前后归一化沟道电流噪声功率谱密度与输出电流的关系
Figure6. Normalized channel current noise power spectral density versus channel in the AlGaN/GaN HEMT devices before and after irradiation.

根据(13)式和图6可以看出, 辐照后的拟合曲线高于辐照前, 说明沟道界面附近的缺陷电荷俘获以及缺陷陷阱引起的载流子数量波动会产生沟道噪声. 而且辐照后的平带电压噪声功率谱密度$ {S}_{\mathrm{V}\mathrm{f}\mathrm{b}} $高于辐照前, 而栅极平带电压噪声功率谱密度$ {S}_{\mathrm{V}\mathrm{f}\mathrm{b}} $与器件内的缺陷密度$ {N}_{\mathrm{i}\mathrm{t}} $关系为[19]:
${N_{{\rm{it}}}} = \frac{{WLfC_{\rm{b}}^2}}{{{q^2}kT\lambda }}{S_{{\rm{Vfb}}}},$
其中$ \lambda $为AlGaN/GaN HEMT器件的导带因子, $ \lambda $=0.5 nm; W和L分别为器件的栅宽和栅长; $ {C}_{\mathrm{b}} $是器件中AlGaN势垒层的电容. 利用(14)式可以计算得到实验前后器件内部缺陷的变化如表2所示.
参数辐照前辐照后
SVfb/V2·Hz–11.56 × 10–9 1.45 × 10–7
Nit/cm–3·eV–11.78 × 1012 1.66 × 1014


表2辐照前后噪声参数变化
Table2.Noise parameter changes before and after irradiation.

表2的计算结果表明, 中子辐照会在器件内部引入新的缺陷, 使得器件内缺陷密度增大. 图7展示了典型结构的AlGaN/GaN HEMT器件中噪声缺陷可能产生的位置以及噪声种类[20,21].
图 7 典型结构的AlGaN/GaN HEMT器件中噪声-缺陷源位置[20,21]
Figure7. Location of noise-defect sources in AlGaN/GaN HEMT devices with typical structure[20,21].

从图7中可以看出, 1/f噪声主要是在AlGaN/GaN界面以及AlGaN势垒层与栅极界面处产生. 中子辐照AlGaN/GaN HEMT器件后, 归一化沟道电流功率谱密度增大, 结合中子辐照器件引发位移损伤缺陷的物理过程进行分析. 中子不带电, 其入射到半导体材料内能够足够接近并撞击晶格原子, 使得晶格原子偏离原来的点阵位置而产生空位缺陷, 这些缺陷分布在AlGaN势垒层以及器件沟道内, 使得沟道内归一化电流功率谱密度增大. 此外, 中子辐照在肖特基接触的栅极以及栅极下方的AlGaN势垒层中产生了新的缺陷, 这些缺陷充当俘获中心和散射中心来俘获沟道载流子和散射电子, 使得载流子数量减小、迁移率降低, 造成阈值电压的正向漂移、饱和漏电流下降, 而在栅极诱发的缺陷又会作为隧穿中心辅助隧穿, 使得栅泄漏电流增大, 这与3.1节测得的电学特性相符合.
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3.3.AlGaN/GaN异质结的中子辐照效应
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3.3.AlGaN/GaN异质结的中子辐照效应

根据以上实验结果可知, 中子辐照器件后引入的体缺陷会使得载流子数量减少, 迁移率降低, 然而这些体缺陷产生的位置仍然值得探讨, 所以同时针对体缺陷主要产生的位置开展了中子的辐照实验, 并利用C-V测试的手段计算出辐照前后载流子浓度的变化. 实验采用的样品器件是针对AlGaN/GaN异质结制作的一个肖特基二极管, 生长工艺与3.1节中的HEMT器件相同, 肖特基二极管的结构简图如图8所示, 实验条件与器件实验相同, 实验设置参数如表3所示.
直流测试参数设置: V/V, F/kHz
转移特性VG = –6—2, VD = 10, VSTEP = 0.1
输出特性VD = 0—10, VG = –4—1, VSTEP = 1
栅特性VG = –10—2, VD = VS = 0
C-V 测试VG = –6—1, VD = 0, VSTEP = 0.05
F=10, 50, 100, 500, 1000, 2000


表3实验参数设置
Table3.Experimental parameters.

图 8 肖特基二极管器件结构图　(a)剖面图; (b)俯视图
Figure8. Schottky diode device structure diagram: (a) Cross-sectional view; (b) top view.

对实验样品进行辐照前后的C-V测试, 提取辐照前后不同频率下的C-V数据作图, 图9展示了中子辐照前后的肖特基二极管在1 MHz时电容随偏置电压的变化曲线.
图 9 中子辐照前后的肖特基二极管在1 MHz时电容随偏置电压的变化
Figure9. Variation curves of capacitance with bias voltage of Schottky diode before and after neutron irradiation at 1 MHz.

从C-V结果图可以看出, 辐照前, 器件的开启电压大约在–3.5 V左右. 在中子辐照以后, 平带电压$ {\Delta V}_{\mathrm{f}\mathrm{b}} $有一个正向的漂移, 漂移值约0.2 V左右. 这是由于中子辐照在异质结处引入了体缺陷, 这些缺陷会形成俘获陷阱中心来俘获电子, 从而造成平带电压的正向漂移. 为了更进一步地分辨出这些缺陷所在的位置, 就需要知道中子辐照前后的载流子浓度变化, 载流子浓度$ {N}_{\mathrm{C}\mathrm{V}} $可以通过(15)式[22]得到,
$x = \frac{{{\varepsilon _{\rm{r}}}{\varepsilon _0}A}}{C},~~{N_{{\rm{CV}}}} = - \frac{2}{{q{\varepsilon _{\rm{r}}}{\varepsilon _0}{A^2}}} \times \frac{1}{{ {{{\rm{d}}{C^{ - 2}}}}/{{{\rm{d}}V}}}},$
其中, $ x $是载流子距AlGaN层的距离, $ C $是在$ {V}_{\mathrm{G}\mathrm{S}} $下每单位面积的肖特基势垒层电容, A是肖特基接触的面积, $ {\varepsilon }_{\mathrm{r}} $和$ {\varepsilon }_{0} $分别是势垒层中材料的相对介电常数和真空介电常数. 基于图9和(15)式可以得到图10载流子浓度随深度的变化.
图 10 载流子浓度随深度的波动函数
Figure10. Fluctuation function of carrier concentration with depth.

从图10可以很明显看出中子辐照后载流子浓度峰值明显下降, 这说明在中子辐照后有更多的电子被俘获. 推断这是由于二维电子气沟道内的部分电子被转移到了AlGaN层的体缺陷内, 如图11所示. 这些被俘获的电子就引起了平带电压的正向漂移, 也就是发生了所谓的载流子去除效应.
图 11 二维电子气沟道内电子转移到体缺陷示意图
Figure11. Schematic diagram of electron transfer to bulk defects in the two-dimensional electron gas channel.

为了证实这一点, 就需要对载流子重分布对平带电压转移的影响进行定量评估, 利用(16)式[23]进行定量评估, 此时只考虑AlGaN层中被俘获的电子对平带电压转移的影响,
$\Delta {V_{{\rm{fb}}}} = - \frac{1}{{{C_0}}}\mathop \int \nolimits_0^{{d_0}} \frac{{x\left[ {{N_{{\rm{CV}}}}\left( x \right) - N_{{\rm{CV}}}'\left( x \right)} \right]}}{{{d_0}}}{\rm{d}}x,$
其中, $ {C}_{0} $是肖特基区域AlGaN层中单位面积的电容值, $ {d}_{0} $是AlGaN层厚度, $ {N}_{\mathrm{C}\mathrm{V}}\left(x\right) $和$ {N}_{\mathrm{C}\mathrm{V}}'\left(x\right) $分别是辐照前后AlGaN层中深度$ x $时的电子浓度. 通过(16)式计算出$\Delta {V}_{\mathrm{f}\mathrm{b}}=0.19\;\mathrm{V}\approx 0.2\;\mathrm{V}$. 该结果表明平带电压的漂移主要是由于AlGaN层中的缺陷陷阱进行了电子俘获, 根据这些可以推断出在中子辐照后, AlGaN层中产生的体缺陷引发了载流子去除效应. 本次实验工作提供了一个直接的实验结果, 证明中子辐照后的体缺陷分布状况. 根据以上可以得出结论, 二维电子气沟道内的部分电子在中子辐照后会转移到AlGaN层的体缺陷中, 同时, 转移的这部分电子对二维电子气沟道也有一个耗尽作用, 这就使得电子浓度降低, 在HEMT器件中, 它能引起输出饱和漏电流减少.
4.结　论
本文实验工作针对AlGaN/GaN HEMT器件开展了中子位移损伤效应研究, 通过电学特性和1/f噪声特性表征方法对器件辐照前后的性能进行了测试表征, 实验结果发现中子辐照在器件沟道内引入的体缺陷会导致器件电学性能退化, 并且辐照前后器件沟道内的缺陷密度由1.78 × 1012 cm–3·eV–1增大到了1.66 × 1014 cm–3·eV–1. 同时针对AlGaN/GaN异质结构也进行了中子辐照实验, 利用C-V测试的方法得到了辐照前后器件内载流子浓度的变化, 并且推断出中子引入的体缺陷主要分布在AlGaN层. 本实验研究结果可用于AlGaN/GaN HEMT器件抗辐照加固设计方面.
在实验过程中, 得到了西安脉冲堆运行操作人员热情周到的服务, 他们精准可靠的辐照控制对项目顺利实施帮助良多, 在此深表感谢！
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  • 超冷<sup>87</sup>Rb原子在二维光晶格中Mott绝缘态的实验实现
    摘要:超冷原子气体的量子相变是研究量子关联多体物理的核心内容之一.本文采用单一激光光束通过折叠反射产生二维光晶格,通过控制激光偏振产生两种不同的二维光晶格结构,一种是两个独立的一维光晶格构成,另一种是两个方向的一维光晶格互相干涉形成.将超冷87Rb原子装载到二维光晶格中,通过改变光晶格激光功率调控原 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 氧化石墨烯褶皱行为与结构的分子模拟研究
    摘要:应用反应力场分子动力学方法,模拟了单层氧化石墨烯在径向压缩作用下的褶皱过程,研究了含氧基团(羟基、环氧基)对氧化石墨烯褶皱行为以及褶皱球结构稳定性的影响.当石墨烯仅含羟基时,该类氧化石墨烯呈现出“推进式”的褶皱行为,而当石墨烯仅含环氧基时,该类氧化石墨烯则呈现出片层与片层“贴合式”的褶皱行为. ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 阵列结构下的低频信号合成方法研究
    摘要:基于高频天线产生低频电磁波信号,实现多波段信号对目标的照射,不仅有可能减小低频天线尺寸,而且可能成为提高雷达目标探测性能的一种途径.本文将多普勒效应与阵列天线结构相结合,基于对阵列中各辐射单元的信号时序、相位和间距等参数的控制,提出了一种在目标区产生低频信号的方法.本文给出了阵列参数的选择原则 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 旋转滑动弧放电等离子体滑动放电模式的实验研究
    摘要:交流旋转滑动弧放电能够在大气压下产生大面积、高活性的非平衡等离子体.为了研究交流旋转滑动弧的滑动放电模式、放电特性及光谱特性,本文采用高速相机与示波器同步采集旋转滑动弧的放电图像和电信号,采用光谱仪采集光谱信号,分析旋转滑动弧运动过程中电弧的动态行为、电信号及光谱信号特征.实验结果表明,旋转滑 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 磁化天体准直流中非理想效应的实验室研究
    摘要:磁准直是塑造天体外流形貌的重要机制,它的有效性已经在激光等离子体实验中被无量纲验证.本文在现有磁准直射流研究框架的基础上,综合实验与模拟,通过改变激光等离子体烧蚀靶材引入不同冷却和耗散强度,以观察这些非理想效应对准直流形态的影响.使用低原子序数靶时,烧蚀外流和外加强磁场的相互作用满足理想磁流体 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 二维Nb<sub>2</sub>SiTe<sub>4</sub>基化合物稳定性、电子结构和光学性质的第一性原理研究
    摘要:基于第一性原理计算,确定了3种稳定未被报道的Nb2SiTe4基化合物(A2BX4:Nb2SiSe4,Nb2SnTe4和Ta2GeTe4),研究了其电子结构,光学性质以及应力工程对其电子结构的调控.计算结果表明上述3种化合物具有类似Nb2SiTe4的窄带隙值、强的光吸收性能以及显著的光学各向异性 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于工艺偏差的电压调控磁各向异性磁隧道结电学模型及其在读写电路中的应用
    摘要:电压调控磁各向异性磁隧道结(voltagecontrolledmagneticanisotropymagnetictunneljunction,VCMA-MTJ)作为磁随机存储器(magneticrandomaccessmemory,MRAM)的核心器件,具有读写速度快、功耗低、与CMOS工艺 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 基于等离激元纳米结构非线性响应的超快光开关及脉冲激光器
    摘要:非线性光学作为现代光学的一门重要分支,在各个领域都有着重要的研究意义和应用价值.然而,受限于材料固有的非线性极化率和与外来光场的有限作用长度,其非线性光学响应很弱.等离激元纳米结构可以将外来光场束缚在纳米结构周围,在光谱共振局域空间内形成一个巨大的电磁场增强,从而极大地促进光与物质的相互作用, ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • Ag@SiO<sub>2</sub>耦合结构设计及其对薄膜太阳电池的响应调控
    摘要:Ag@SiO2纳米耦合结构同时具有等离激发和衍射散射特性,可有效调控光波的行进路径和能量分布,在薄膜太阳电池陷光领域极具潜力.本文基于时域有限差分方法和严格耦合波分析,建立三维电磁仿真模型,研究Ag@SiO2耦合结构对非晶硅电池光谱响应的调控机理,通过优化设计,得到高陷光电池器件.结果表明:当 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29
  • 偏振动态可调耗散孤子光纤激光器实验研究
    摘要:实验搭建了一台基于碳纳米管的耗散孤子光纤激光器,研究了耗散孤子的动态偏振特性.在160mW的抽运功率下,得到了稳定的单脉冲耗散孤子.通过调整腔内的偏振控制器,得到了庞加莱球上为固定点形式吸引子的偏振锁定矢量耗散孤子.单向机械调节腔内偏振控制器可以调控偏振锁定吸引子向极限环吸引子的演化,且实现极 ...
    中科院物理研究所 本站小编 Free考研考试 2021-12-29

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