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--> --> -->近年来, 各国政府在大力投入第三代半导体的同时, 也加大了对比第三代半导体禁带宽度更大的超宽禁带半导体的投入. 超宽禁带半导体, 比如氧化镓、氮化铝、金刚石和氮化硼, 也迎来了很多技术突破. 其中以氧化镓为代表的半导体器件在某些方面可能超越氮化镓和碳化硅器件, 有望成为世界上第七大半导体技术, 得到了大量的关注. 当然, 氧化镓也存在很多的技术挑战, 比如低导热系数和p型参杂. 氧化镓器件的热管理将成为其是否能规模化发展的一个重要技术指标.
图 1 基于氮化镓的高电子迁移率晶体管的示意图和节点附近的电场分布. 热点位于栅极附近Figure1. The schematic diagram of a GaN high electron mobility transistors (HEMT) and the electric field distribution across the channel. The hotspot is located close to the gate.
使用比碳化硅导热系数更高的金刚石作为衬底来散热, 金刚石衬底的氮化镓器件(GaN-on-diamond)也发展了十几年, 其中的难点仍在于金刚石的质量和金刚石和氮化镓异质结合的界面热阻. GaN-on-diamond 目前的工艺是在硅衬底上生长氮化镓器件, 然后把硅衬底腐蚀掉. 在去掉硅暴露出来的氮化镓上面生长一层保护层之后, 直接在上面利用气相沉积法生长金刚石[1]. 接近氮化镓界面处的金刚石是纳米晶体, 其导热系数只有数十W·m–1·K–1, 远小于金刚石单晶体的导热系数(>2000 W·m–1·K–1)[2]. 氮化镓上面生长的保护层也增加了氮化镓和金刚石之间的界面热阻[3].
超宽禁带半导体, 比如β相氧化镓(β-Ga2O3)由于近十年来晶体生长技术的突破, 氧化镓可以从熔体中生长大单晶, 有望大规模供应成本低廉的单晶体[4]. 氧化镓的超宽禁带使其拥有高击穿电压, 而且氧化镓的n型参杂表现优异, 欧姆和肖特基接触也可以使用常规金属. 但是相比于其他的宽禁带半导体材料, 氧化镓由于其复杂的晶体结构导致其导热很低(10—27 W·m–1·K–1)而且具有很强的各向异性[5]. 散热问题将会是阻碍大规模应用的一个短板. 所以, 要想将器件中的热量导出, 需要使用高导热系数的衬底[6,7]. 如图1所示, 栅极附近产生的热量通过高导热衬底散热需要经过的热阻包括氧化镓本身的热阻. 因为氧化镓导热系数低, 自身的热阻就很大, 所以需要减小氧化镓的厚度来减小热阻. 如果在氧化镓衬底上面直接生长氧化镓器件, 将导致热积累而出现稳定性问题. 除了氧化镓的其他超宽禁带半导体, 氮化铝镓由于是合金, 所以导热系数也只有几十W·m–1·K–1, 但是氮化硼、氮化铝和金刚石的导热系数却很高.
为了将高导热材料结合到热点附近, 近年来作者和合作者们研究了一系列异质键合界面的界面热导, 发现常温直接键合技术可以将氮化镓和氧化镓直接在常温下键合到高导热衬底上, 并且键合的界面具有高界面热导, 这为相关器件的散热提供了除了生长以外的另外一条热管理技术路线. 我们成功把晶圆级别的氮化镓和碳化硅键合在一起, 其界面导热达到了文献中的最高值(230 MW·m–2·K–1)[8]. 键合的界面不仅去掉了直接生长界面所需的氮化铝缓冲层的热阻, 也去掉了直接生长界面附近低质量氮化镓, 键合的氮化镓具有高导热系数[8]. 另外, 我们将单晶体金刚石和氮化镓在常温下键合, 得到了较高的界面热导(92 MW·m–2·K–1), 计算结果显示冷却效果接近金刚石散热效果的极限值[9]. 常温键合还可以最大程度减小高温操作可能带来的热应力问题. 相比于在氮化镓上使用气相沉积法生长多晶体或者纳米晶体金刚石, 键合法不需要保护层, 增大了界面热导[9]. 并且直接把单晶体金刚石键合到氮化镓上面, 导热效率大幅度提升[9]. 最近加州大学洛杉矶分校的胡永杰课题组[10]报道了把氮化镓键合到砷化硼上面, 并得到了高界面导热(250 MW·m–2·K–1), 在某些工况下面散热效果甚至超过了直接生长的多晶体金刚石， 但是高质量砷化硼晶体只能长到毫米尺寸且本身导电，阻碍了真正的实际应用.
上面我们提到氧化镓器件不仅需要高的界面热导还需要自身很薄, 所以作者和合作者们报道了使用离子切割来剥离纳米级别的单晶体晶圆级别的氧化镓薄膜异质键合在高导热衬底上, 我们发现键合的界面具有高的界面热导[11,12]. 同时, 最近有模拟研究提出, 还可以使用双面散热, 除了通过高导热衬底, 也可以额外通过栅极电极的金属来均热, 从上方将一部分热导出[13].
以上散热策略有一个关键点, 即涉及大量的界面传热. 包括不同材料之间的界面: 金属和半导体、半导体和半导体界面; 不同生长条件下的界面: 键合、蒸镀、溅射、分子束外延、有机金属化学气相沉积法、氢化物气相外延等生成的界面. 总之, 界面传热对于半导体器件的热管理至关重要.
4.1.界面传热的物理理解
界面传热涉及不同的能量载体、不同的输运机制、不同的界面结构细节. 对于界面传热的理解一直是一个难题. 关于界面传热的理论理解, 最开始的扩散失配模型(DMM)和声学失配模型(AMM)假设声子以一定的概率穿过界面, 从而完成热交换. 这两种模型无法考虑界面处的结构, 只是根据基于组成界面的两个材料的声子特性来计算声子透射率, 并且只能计算弹性过程. 后来发展出来的原子格林方程(AGF)可以考虑界面的细节, 但是很难计算非弹性过程对界面导热的影响, 并且计算量特别大[14]. 前面提到的模型都是基于朗道模型和声子透射概率. DMM和AMM是基于声子气模型. 然而界面处是非对称结构, 而且往往真实的界面会有很多的结构混乱, 这与声子气模型的完美周期性晶格假设冲突. AGF依然使用大块体材料的声子来描述界面导热. 所以界面处的热传输理论需要更好的模型和物理理解[15]. 近年来, 也有一些研究者提出一些改进模型, 比如: 混合失配模型[16]、交叉界面弱耦合模型[17]、最大透射模型[18]、散射调节声学失配模型[19]和非谐波非弹性模型[20]等.随着分子动力学应用于界面传热的计算, 非弹性过程对界面热导的贡献可以被计算出来. 更多更丰富的振动模式在界面处被预测出来(界面声子态), 它们完全与界面两侧材料的大块体声子特性完全不同, 并且对界面传热有很大的直接和间接的贡献. 界面声子态的理论预测和实验验证最近取得了很多的进展[21-25]. 但是分子动力学计算本身是基于经典力学, 没有办法考虑量子效应, 对界面热导的预测在低温时影响较大. 界面传热的计算和使用的原子间作用势能有非常大的关系, 所以分子动力学的结果往往只能做定性的分析. 迄今为止, 一个完整的基于第一性原理的计算界面传热的理论模型还不存在, 这是一个巨大的挑战[26].
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4.2.界面传热的实验探索
实验结果发现, 界面的元素混合情况、结构混乱程度、界面结合力、化学键、晶体方向、粗糙度等都会影响界面传热[27-29]. 目前完整考虑这些因素的理论计算模型较少[30], 导致实验测量的界面往往和模型计算的界面不同. 这阻碍了对界面传热的理解. 不同的材料往往拥有不一样的晶格常数, 这使界面处的原子并不是完美的排列, 在真实的界面中结构缺陷或位错往往不可避免. 这些真实的界面结构可以激发理论科学家对界面传热的理解. 所以, 对界面进行高精度的材料结构表征尤其重要. 配合大量的实验数据, 通过机器学习或大数据的方法来寻找理解和预测界面传热的理论模型将成为可能.目前实验测量的界面导热数据非常有限, 只有几十个界面被测量过, 其中绝大部分是通过时域热反射方法进行测量. 所以未来需要发展可以快速批量自动化测量界面导热的方法. 再者, 目前的界面热导测量仍然是基于经典傅里叶定律的数据分析, 未来发展可以测量单个声子模式界面热导的测量方法也是一个值得研究的方向.
