摘要:本文研究InGaN作为AlGaN/GaN插入层引起的电子输运性质的变化, 考虑了AlGaN和InGaN势垒层的自发极化与压电极化对Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN双异质结高电子迁移率晶体管中极化电荷面密度、二维电子气(2DEG)浓度的影响, 理论分析了不同In摩尔组分下, InGaN厚度与界面粗糙度散射、随机偶极散射和极性光学声子散射之间的关系. 计算结果表明: 界面粗糙度散射和随机偶极散射对双异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN的电子输运性质有重要影响, 极性光学声子散射对其影响最弱; 2DEG浓度、界面粗糙度散射、随机偶极散射和极性光学声子散射的强弱由InGaN势垒层厚度和In摩尔组分共同决定.
关键词: 二维电子气浓度/
界面粗糙度散射/
随机偶极散射/
极性光学声子散射

English Abstract

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与其他非GaN基单异质结相比, 传统的Al_xGa_1–xN/GaN异质结材料具有相对较强的压电极化与自发极化效应, 使得其异质界面存在高密度和高迁移率的二维电子气(2DEG), 在Al_xGa_1–xN/GaN界面实现的2DEG浓度高达10¹³ cm^–2, 远超AlGaAs/GaAs系统中可实现的浓度, 该特性使得Al_xGa_1–xN/GaN单异质结材料广泛用于高频、大功率器件领域^[1-3]. 2DEG的形成是高自发极化和压电极化, 以及在势垒顶部分布表面施主态所致, 并且2DEG的浓度和它的迁移率是氮化镓异质结器件的主要参数, 决定与其相关的高电子迁移率晶体管的频率与功率特性^[4]. 科研工作者针对单异质结材料Al_xGa_1–xN/GaN的载流子限制、2DEG浓度的调控和载流子迁移率, 以及器件性能的改善做了大量的研究工作^[5-9], 促进了这类单异质结构器件的应用.
实验研究表明, 在Al_xGa_1–xN/GaN单异质结中间生长一层In_yGa_1–yN作为沟道层, 使原先的单异质结转变为双异质结. 与原先的单异质结Al_xGa_1–xN/GaN相比, 双异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN具有更强的载流子限制, 更高的迁移率和2DEG浓度, 同时可以显著改善器件性能^[10]. 这些优良特征促使实验研究工作者开展这方面的研究, Chakraborty等^[11]用分子束外延法在GaN/Si(111)上生长 AlGaN/InGaN异质结构, 同时研究AlGaN/InGaN/GaN异质结的反向偏置漏电流机制; Bag等^[12]通过实验结果推测InGaN的不熔性阻碍了高质量AlGaN/InGaN异质结的外延生长, 针对高速器件, AlGaN/InGaN/GaN的性能可能优于AlGaN/GaN的性能; Simin等^[13]的仿真结果表明, 双异质结构AlGaN/InGaN/GaN场效应晶体管在带阶和极化电荷的双重作用下, 实现对二维载波的限制, 提高了其输出功率, 降低其增益压缩. 然而, 针对插入InGaN层增加2DEG浓度的机制, 没有进行过系统的理论计算. InGaN插入层相对于AlGaN和GaN面都存在晶格应变, 在Al摩尔组分相同的条件下, AlGaN/InGaN异质界面处的极化感应电荷要高1个数量级, 这些都会导致面载流子和迁移率的增加. 早期研究工作主要针对插入InGaN层厚度对2DEG浓度的影响, 并未考虑实际情况下In摩尔组分和InGaN势垒层厚度对2DEG浓度的共同影响, 而2DEG浓度对界面粗糙度散射、随机偶极散射、极性光学声子散射皆有影响. 本文以Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN双异质结中2DEG为研究对象, 考虑有限厚度的势垒层, 计入各层的自发极化和压电极化效应, 给出Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN双异质结构中的2DEG特性, 讨论在相同Al摩尔组分和AlGaN势垒层厚度的情况下, 改变In摩尔组分和InGaN势垒层厚度对2DEG浓度、界面粗糙度散射、随机偶极散射和极性光学声子散射的影响, 研究结果对控制Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN双异质结结构中的2DEG浓度和提高电子迁移率有重要意义.

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2.1.Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN HEMT结构中的2DEG浓度

使用分子束外延法生长制备双异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN的每层势垒都有其特定的结构特征^[14]. 衬底GaN层厚度通常在几百到一千纳米不等, 而AlGaN和InGaN层的厚度通常为十几至几十纳米, 与GaN层相比, AlGaN和InGaN层的厚度很薄, 故可以认为GaN层处于松弛状态, 而AlGaN和InGaN层则处于拉伸状态, 自发极化和压电极化的感应电荷将同时存在于沟道层InGaN和AlGaN势垒层中, 而GaN层中只有自发极化电荷. 相比于InGaN层的2DEG浓度, GaN层感应出的载流子浓度很小可忽略不计. Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN HEMT结构的简化示意图如图1所示. 界面Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN中, 极化电荷面密度用σ₁表示; 在界面In_yGa_1–yN/GaN中, 极化电荷面密度用σ₂表示, 两界面极化电荷面密度表达式为^[15]:
图 1 Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN异质结结构图
Figure1. The structure of Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN heterojunction.

$\begin{split}\left| {{\sigma _1}} \right| =\; & \left|{P_{{\rm{SP}}}}\left( {{\rm{AlGaN}}} \right) + {P_{{\rm{PE}}}}\left( {{\rm{AlGaN}}} \right) - {P_{{\rm{SP}}}}\left( {{\rm{InGaN}}} \right)\right. \\ &-\left. {P_{{\rm{PE}}}}\left( {{\rm{InGaN}}} \right) \right|,\\[-10pt]\end{split}$

$\left| {{\sigma _2}} \right| = \left| {{P_{{\rm{SP}}}}\left( {{\rm{InGaN}}} \right) + {P_{{\rm{PE}}}}\left( {{\rm{InGaN}}} \right) - {P_{{\rm{SP}}}}\left( {{\rm{GaN}}} \right)} \right|,$

其中, P_SP为自发极化, P_PE为压电极化.
(1)式和(2)式常规的计算方法是: 分别计算AlGaN势垒层和InGaN势垒层的自发极化P_SP和压电极化P_PE, 以及GaN的自发极化值, 然后分别代入两个表达式中进行计算.
对于AlGaN层, 通过在GaN和AlN的物理量之间的线性插值计算Al_xGa_1–xN的相关参数, In_yGa_1–yN层同理, 其中x表示Al的摩尔组分, y表示In的摩尔组分. 但是, 简单的晶格常数线性插值并不适用于计算In_yGa_1–yN的带隙, 带隙的计算会涉及到它的弯曲参数^[16]. 表1列出计算中所用参数. Al_xGa_1–xN和In_yGa_1–yN层的压电极化强度P_PE (Al_xGa_1–xN) 和P_PE (In_yGa_1–yN)的表达式为:

参数	AlN	InN	GaN	AlxGa1–xN	InyGa1–yN
a/(10–10 m)	3.112	3.545	3.189	xPAlN + (1 – x)PGaN	yPInN + (1 – y)PGaN
c/(10–10 m)	4.982	5.703	5.186
ε/(10–11 F·m–1)	7.53	13.50	7.88
C13/GPa	108	92	103
C33/GPa	373	224	405
e31/(C·m–2)	–0.6	–0.57	–0.49
e33/(C·m–2)	1.46	0.97	0.73
PSP/(C·m–2)	–0.081	–0.032	–0.029

表1AlN, InN, GaN, Al_xGa_1–xN和In_yGa_1–yN的各项物理参数(300 K)^[17]
Table1.Physical parameters of AlN, InN, GaN, Al_xGa_1–xN and In_yGa_1–yN^[17].

$\begin{split} & {P_{{\rm{PE}}}}\left({{\rm{A}}{{\rm{l}}_x}{\rm{G}}{{\rm{a}}_{1 - x}}{\rm{N}}} \right) = {P_{{\rm{PE}}}}\left( x \right) \\ =\; & 2\frac{{{a_{{\rm{GaN}}}} \!-\! a\left( x \right)}}{{a\left( x \right)}}\left[ {{e_{31}}\left( x \right)\!-\!{e_{33}}\left( x \right)\frac{{{C_{13}}\left( x \right)}}{{{C_{33}}\left( x \right)}}} \right],\end{split}$

$\begin{split} & {P_{{\rm{PE}}}}\left( {{\rm{I}}{{\rm{n}}_y}{\rm{G}}{{\rm{a}}_{1 - y}}{\rm{N}}} \right) = {P_{{\rm{PE}}}}\left( y \right)\\ =\; & 2\frac{{{a_{{\rm{GaN}}}} - a\left( y \right)}}{{a\left( y \right)}}\left[ {{e_{31}}\left( y \right) - {e_{33}}\left( y \right)\frac{{{C_{13}}\left( y \right)}}{{{C_{33}}\left( y \right)}}} \right].\end{split}$

在(3)式和(4)式中, 考虑到Al_xGa_1–xN和In_yGa_1–yN层的厚度远小于GaN层的厚度, 为满足与GaN的晶格匹配条件, 可以认为Al_xGa_1–xN和In_yGa_1–yN的晶格处于被拉伸状态.
对Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN异质结器件或者其他氮化镓基的高频、大功率器件, 有效肖特基势垒高度的大小会影响器件的性能^[18]. Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN结构的费米能级取决于肖特基势垒高度, 而肖特基势垒高度由Al_xGa_1–xN势垒的Al摩尔组分和In_yGa_1–yN势垒的In摩尔组分共同决定. 同时, 肖特基势垒高度的变化会导致In_yGa_1–yN势垒层中的2DEG浓度和能级的变化. 图2是Al_xGa_1–xN/ In_yGa_1–yN/GaN结构的导带示意图, 整个异质结在电子输运过程中始终满足电中性条件. σ₁和σ₂代表异质界面Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN和In_yGa_1–yN/GaN上极化电荷面密度; ε₁, ε₂和ε₃分别代表AlGaN, InGaN, GaN的相对介电常数; E_F代表费米能级; ΔE_c1代表Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN异质界面的导带带阶; ΔE_c2代表In_yGa_1–yN/GaN异质界面的导带带阶; d_AlGaN和d_InGaN分别代表AlGaN和InGaN势垒层厚度; e?_B代表Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN界面的肖特基势垒高度; V_D代表外加偏压.
图 2 Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN异质结导带剖面示意图
Figure2. Schematic diagram of conduction band profile of Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN structure.

参考研究异质结AlGaAs/GaAs界面2DEG面密度n_s的近似方法, 可得异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN中2DEG面密度n_s与费米能级E_F之间的关系为: E_F = E₀ + n_s/D, 其中, E₀为基态能级的大小, ${{E}_{0}}={{\left[ \dfrac{9{ } \pi { }\hbar {{n}_{\rm{s}}}\mathop{e}^{2}}{8{{\varepsilon }_{2}}\sqrt{8{{m}^{*}}}} \right]}^{2/3}}$, D表示电子态有效密度^[19,20], D = m^*/(π?²). 静电平衡分析得: e?_B – eF₁d_AlGaN – eF₂d_InGaN – ΔE_c1 – ΔE_c2 + E_F = 0, 其中F₁表示外加偏压V_D在AlGaN势垒层产生的电场强度. 本文采用的模型中, F₁可表示为F₁ = (σ₁ – en_s)/ε₁; F₂表示外加偏压V_D在InGaN势垒层产生的电场强度, 且F₂ = (σ₂ – en_s)/ε₂. 经过化简可得出Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN异质结中2DEG面密度n_s的表达式为

${n_{\rm{s}}} \!=\! \dfrac{{\dfrac{{e{\sigma _1}{d_{{\rm{AlGaN}}}}}}{{{\varepsilon _1}}} \!-\! e{\phi _{\rm{B}}} \!+\! \dfrac{{e{\sigma _2}{d_{{\rm{InGaN}}}}}}{{{\varepsilon _2}}} \!+\! \Delta {E_{{\rm{c1}}}} \!+\! \Delta {E_{{\rm{c2}}}}\!-\! {E_{\rm{F}}}}}{{\dfrac{{{e^2}{d_{{\rm{AlGaN}}}}}}{{{\varepsilon _1}}} + \dfrac{{{e^2}{d_{{\rm{InGaN}}}}}}{{{\varepsilon _2}}}}}.$

肖特基势垒高度是金属功函数与半导体电子亲和能的差, 利用线性插值法可得Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN界面的肖特基势垒高度e?_B的表达式为^[21-23]

$e{\phi _{\rm{B}}} = 1.3x + 3.27y + 0.84.$

本文假设Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN和In_yGa_1–yN/GaN界面均为理想界面, 利用线性插值法可以得出界面的导带带阶公式表达式为

$\Delta {E_{\rm{c}}} = 0.75\left( {{E_{{\rm{g1}}}} - {E_{{\rm{g2}}}}} \right),$

其中, E_g1, E_g2分别是界面两侧材料带隙. 已知AlN, InN, GaN的带隙分别为6.2, 1.95, 3.4 eV, 且Al_xGa_1–xN带隙弯曲参数为1.0 eV, In_yGa_1–yN带隙弯曲参数为1.4 eV, 利用线性插值法可得它们的带隙表达式分别为:

$E_{\rm{g}}^{{\rm{AlGaN}}}\left( x \right) = 3.8x - {x^2} + 3.4,$

$E_{\rm{g}}^{{\rm{InGaN}}}\left( y \right) = - 0.05y - 1.4{y^2} + 3.4.$

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2.2.Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN HEMT结构中的界面粗糙度散射

在实际的材料生长过程中, 无论使用何种工艺, 材料界面处存在粗糙是不可避免的, 具体表现为生长平面(x-y平面)内原子层的厚度不均匀, 粗糙度表征了这种厚度的不均匀性. G?kden等^[24]曾通过实验研究了InGaN沟道层器件界面粗糙度散射载流子的迁移率. 根据散射理论, Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN界面粗糙度散射速率τ_Rough可由(10)式给出:

$\frac{1}{{{\tau _{{\rm{Rough}}}}}} \!=\! \frac{{{{( {\varDelta \varLambda {n_{\rm{s}}}} )}^2}{e^4}m*}}{{\varepsilon _2^2{{\left( {2\hbar } \right)}^3}}} \!\int_0^1\! {\frac{{{u^4}\exp ( { - k_{\rm{F}}^2{\varLambda ^2}{u^2}} )}}{{{{\left[ {u + G(q)\dfrac{{{q_{{\rm{TF}}}}}}{{2{k_{\rm{F}}}}}} \right]}^2}\sqrt {1 \!-\! {u^2}} }}{\rm{d}}u},$

其中Δ表示粗糙度振幅; Λ表示相关长度; n_s表示2DEG面密度; e表示单位电荷量; m^*表示电子的有效质量; ε₂表示InGaN的介电常数; u = q/2k_F, q = 2k_Fsin(θ/2), θ ?(0, π); θ是散射前后电子波矢量的夹角; k_F表示费米波矢量, ${k_{\rm{F}}} = \sqrt {2{\text{π}}{n_{\rm{s}}}} $; G(q) ≈ 1/(1 + bq), $b = 1\Big/ \displaystyle\int \varphi(z)^4{\rm d} z$; q_TF表示Thomas-Fermi波矢量, ${q_{{\rm{TF}}}} = \dfrac{{{m^*}{e^2}}}{{2{\text{π}}{\varepsilon _2}{\hbar ^2}}}$. 异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN的界面粗糙度散射迁移率为

$\mathop \mu \nolimits_{{\rm{Rough}}} = \frac{e}{{m^*}}\left\langle {\mathop \tau \nolimits_{{\rm{Rough}}} } \right\rangle .$

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2.3.Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN HEMT结构中的随机偶极散射

界面上偶极子分布对2DEG迁移率的影响远小于其对偶极子在势垒中密度分布的影响. 势垒中因偶极子的分布而产生的屏蔽电势由所有偶极子的傅里叶分量加权求和给出, 对In_yGa_1–yN势垒, 屏蔽电位的表达式可写为^[25]

$V_{{\rm{scr}}}^{{\rm{tot}}}\left( q \right) = \frac{{{e^{2 - q({z_0} + c)}}}}{{{\varepsilon _2}\left( {1 - {e^{ - qc}}} \right)}}\frac{{\sinh \left( {\dfrac{{q{d_0}}}{2}} \right)}}{{q + {q_{{\rm{TF}}}}}},$

其中: z₀表示2DEG的质心距离界面AlGaN/InGaN的尺度, 本文取4.2 × 10^–10 m; d₀表示单个偶极子中正负电荷中心间的距离, 本文取1.5 × 10^–10 m; c为晶格常数. 由此可得简化后随机偶极散射速率τ_Dipole的表达式为

$\frac{1}{{{\tau _{{\rm{Dipole}}}}}} = \frac{{{n_{\rm{D}}}{m^*}}}{{2{\rm{\pi }}{{\left( {\hbar {k_{\rm{F}}}} \right)}^3}}}{\int_0^{2{k_{\rm{F}}}} {\left| {V_{{\rm{scr}}}^{{\rm{tot}}}\left( q \right)} \right|} ^2}\frac{{{q^2}{\rm{d}}q}}{{\sqrt {1 - {{\left( {\dfrac{q}{{2{k_{\rm{F}}}}}} \right)}^2}} }},$

其中, n_D表示2DEG附近偶极子的面密度, $\dfrac{1}{{{n_{\rm{D}}}}} = \dfrac{{\sqrt 3 }}{4}{a^2}$.
异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN的随机偶极散射迁移率由(14)式表述:

$\mathop \mu \nolimits_{{\rm{Dipole}}} = \frac{e}{{m^*}}\left\langle {\mathop \tau \nolimits_{{\rm{Dipole}}} } \right\rangle .$

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2.4.Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN HEMT结构中的极性光学声子散射

极性光学声子散射是限制相对高温下迁移率的主要散射机制, Leburton曾对极性光学声子散射速率做了精确的计算. 通过结合散射和散射项的Boltzmann方程的数值迭代解得到Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN的极性光学声子散射速率τ_op的表达式可以写为

$\frac{1}{{{\tau _{{\rm{op}}}}}} = \frac{{2{\rm{\pi }}{e^2}{\omega _0}N\left( T \right)G\left( {{k_0}} \right)}}{{{\varepsilon ^ * }{k_0}{\hbar ^2}\left( {1 + \dfrac{{1 - \exp \left( { - M} \right)}}{M}} \right)}},$

其中, ω₀ = 91.2 meV/?表示极性光学声子的角频率; $N\left( T \right) = 1/{{\exp \left( {\dfrac{{\hbar {\omega _0}}}{{{k_{\rm{B}}}T}}} \right) - 1}}$表示由Bose-Einstein统计得到的声子数; k₀ = (2m^*ω₀/?)^1/2表示极性光学声子的波矢; G(k₀) = b(8b² + 9k₀b + 3k₀²)/8(k₀ + b)³, 其中b是由能量最小化决定的变分参数; $\dfrac{1}{{{\varepsilon ^ * }}} = \dfrac{1}{{{\varepsilon _\infty }}} - \dfrac{1}{{{\varepsilon _0}}}$, 其中ε₀和ε_∞是InGaN沟道层的低频和高频介电常数; $M = \dfrac{{{\text{π}}{\hbar ^2}{n_{\rm{s}}}}}{{{m^ * }{k_{\rm{B}}}T}}$是与2DEG浓度和温度T有关的常数.
异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN的极性光学声子散射迁移率为

$\mathop \mu \nolimits_{{\rm{op}}} = \frac{e}{{m^*}}\left\langle {\mathop \tau \nolimits_{{\rm{op}}} } \right\rangle .$

对于半导体异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN的输运性质的研究, 本文从下面几个方面进行讨论: In_yGa_1–yN势垒层的厚度和2DEG浓度的关系曲线如图3所示. 图中的实验数据点是In摩尔组分含量为0.1时得到的实验数据, 由此可知, 理论计算结果与实验数据基本一致^[26-28]. 插入In_yGa_1–yN层会使沟道层中2DEG浓度升高, 但In摩尔组分的增加会在一定程度上提高2DEG的浓度: In摩尔组分含量越高, 2DEG浓度随InGaN势垒层厚度的升高越快, 且当InGaN势垒层的厚度处于区间0—5 nm时, 2DEG浓度保持在相对较高的水平.
图 3 在不同In摩尔组分下, InGaN势垒层厚度和二维电子气浓度的关系
Figure3. The relationship between the thickness of InGaN and 2 DEG sheet density under different In mole fraction.

InGaN势垒层厚度和粗糙度散射迁移率之间的关系如图4所示. 界面粗糙度散射限制的迁移率与2DEG浓度的值成反比. 图中实验数据点是In摩尔组分含量为0.15时的实验数据^[29,30], 可以看出与理论计算得出的结果相对更为接近, 因此本文中采用理论计算的方法是可行的.
图 4 在不同In摩尔组分下, InGaN势垒层厚度与界面粗糙度散射迁移率之间的关系
Figure4. The relationship between the thickness of InGaN and mobility limited by interface roughness scattering under different In mole fraction.

InGaN势垒层厚度和偶极子散射迁移率之间的关系如图5所示, 图中的实验数据点代表的是In摩尔组分含量为0.15的实验数据^[31], 本文计算结果与现存的实验数据存在一定误差, 理论模型需要进行进一步细化, 减小误差. 误差可能来自计算屏蔽电位的过程中质心距离和正负电荷中心距离的取值. InGaN势垒层厚度的增加会提升随机偶极散射对载流子迁移率的影响, 且In摩尔组分越大, 随机偶极散射限制的迁移率升高越快, 证明In摩尔组分含量降低会大大降低随机偶极散射对载流子迁移率的影响.
图 5 在不同In摩尔组分下, InGaN势垒层厚度与随机偶极散射的迁移率之间的关系
Figure5. The relationship between the thickness of InGaN and mobility limited by random dipole scattering under different In mole fraction.

极性光学声子散射迁移率和InGaN势垒层厚度的关系如图6所示, 图中实验数据点^[31]是In摩尔组分含量为0.05时的实验数据, 与理论计算结果较为接近, 误差在允许范围内. 对于InGaN沟道层而言, 随着InGaN势垒层厚度的增加, In组分含量越低迁移率下降越慢.
图 6 极性光学声子散射迁移率和InGaN势垒层厚度的关系
Figure6. The relationship between the thickness of InGaN and polar optical phonon scattering.

综上所述, 在完成不同散射种类影响下迁移率的研究的同时, 我们需要考虑总迁移率与InGaN插入层厚度的关系曲线. 以Al摩尔组分为0.2, In摩尔组分为0.05为例, 无InGaN插入层时总迁移率只有7395.748 cm²·V^–1·s^–1, 此时限制迁移率的主要散射机制是界面粗糙度散射, 随着InGaN势垒层厚度增加, 限制迁移率的主要散射机制已经由界面粗糙度散射转变为随机偶极散射. 倘若继续增加InGaN势垒层的厚度至 InGaN势垒层厚度大于5 nm之后, 2DEG浓度会保持在某一取值范围稳定不变. 图7给出了在不同In摩尔组分下, 总迁移率和InGaN势垒层厚度的关系. 当In摩尔组分为0.05, 0.10和0.15时, 起初总迁移率也会由于界面粗糙度散射迁移率的降低而明显增大, 但达到极值之后, 随着InGaN势垒层厚度的增加, 迁移率降低并没有In摩尔组分为0.15时明显.
图 7 在不同In摩尔组分下, 总迁移率和InGaN势垒层厚度的关系
Figure7. The relationship between the thickness of InGaN and total mobility under different In mole fraction.

本文给出了Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN双异质结构中2DEG浓度n_s的解析表达式. 研究了其他条件始终保持固定值不变, InGaN插入层厚度和In摩尔组分对2DEG浓度、界面粗糙度散射、随机偶极散射及总迁移率的影响. 计算结果表明: 1) InGaN插入层厚度增加, 2DEG浓度先升高然后保持稳定; 2) InGaN势垒层厚度保持不变时, 偶极散射的迁移率则是与In摩尔组分含量成正比; 3) 2DEG浓度越高, 界面粗糙度散射的迁移率越低, 随机偶极散射的迁移率越高; 4) 极性光学声子散射的迁移率与InGaN势垒层厚度和In摩尔组分含量成反比. 根据理论计算结果, 在AlGaN势垒层的物理性质保持不变的情况下, 选择合适的InGaN势垒层厚度和In摩尔组分浓度可以更好地控制2DEG浓度与载流子的迁移率, 更有利于将双异质结Al_xGa_1–xN/In_yGa_1–yN/GaN广泛应用于实际工业生产中.