周展輝 李群 賀小敏

(西安理工大學自動化與信息工程學院,西安 710048)

β-Ga2O3 具有禁帶寬度大、擊穿電場強的優(yōu)點,在射頻及功率器件領(lǐng)域具有廣闊的應(yīng)用前景.β-Ga2O3 (ˉ201)晶面和AlN (0002)晶面較小的晶格失配和較大的導帶階表明二者具有結(jié)合為異質(zhì)結(jié)并形成二維電子氣(twodimensional electron gas,2DEG)的理論基礎(chǔ),引起了眾多研究者關(guān)注.本文利用AlN 的表面態(tài)假設(shè),通過求解薛定諤-泊松方程組計算了AlN/β-Ga2O3 異質(zhì)結(jié)導帶形狀和2DEG 面密度,并將結(jié)果應(yīng)用于玻爾茲曼輸運理論,計算了離化雜質(zhì)散射、界面粗糙散射、聲學形變勢散射、極性光學聲子散射等主要散射機制限制的遷移率,評估了不同散射機制的相對重要性.結(jié)果表明,2DEG 面密度隨AlN 厚度的增加而增加,當AlN 厚度為6 nm,2DEG 面密度可達1.0×1013 cm–2,室溫遷移率為368.6 cm2/(V·s).在T <184 K 的中低溫區(qū)域,界面粗糙散射是限制2DEG 遷移率的主導散射機制,T >184 K 的溫度區(qū)間,極性光學聲子散射是限制2DEG 遷移率的主導散射機制.

1 引言

早在20 世紀50 年代,科學家們已經(jīng)就Ga2O3材料開展相關(guān)研究,在目前已知的Ga2O3五種同素異形體中,單斜晶系的β-Ga2O3是一種超寬禁帶的透明氧化物半導體,化學性質(zhì)最為穩(wěn)定,在最近10 年得到了快速發(fā)展[1?3].β-Ga2O3具有比傳統(tǒng)寬禁帶半導體如SiC 和GaN 更大的禁帶寬度(4.9 eV)和更高的擊穿電場(8 MV/cm)[4?5],電子飽和速度高達 2×107cm·s–1[6],這些突出的材料特性使β-Ga2O3在大功率、高頻電子器件和深紫外光電器件領(lǐng)域具有很大的應(yīng)用潛力.另外,β-Ga2O3可以用熔體生長法制備大尺寸單晶,也可以用分子束外延、脈沖激光沉積、金屬有機化學氣相沉積等多種方法制備高質(zhì)量外延薄膜[2,7?8],為β-Ga2O3的大規(guī)模應(yīng)用提供了條件.

β-(AlxGa1–x)2O3合金的禁帶寬度在4.9—8.8 eV范圍內(nèi)可調(diào),可以通過外延生長將β-(AlxGa1–x)2O3和β-Ga2O3集成為β-(AlxGa1–x)2O3/Ga2O3(β-AGO/GO)異質(zhì)結(jié),在界面處形成二維電子氣(twodimensional electron gas,2DEG),能夠應(yīng)用于高電子遷移率晶體管(high electron mobility transistor,HEMT)器件[9?11].β-AGO/GO 異質(zhì)結(jié)2DEG 濃度可以通過改變Al 含量或摻雜濃度來實現(xiàn),但一方面較高的Al 含量(>0.3)會導致β-(AlxGa1–x)2O3出現(xiàn)相分離[12],而高濃度摻雜會帶來強烈的雜質(zhì)散射,限制電子遷移率.對β-AGO/GO 進行調(diào)制摻雜是一種能夠兼顧電子濃度和遷移率的折中方案,最近報道的調(diào)制摻雜的β-AGO/GO 異質(zhì)結(jié),2DEG 面密度通常在2.0×1012— 6.1×1012cm–2之間,電子遷移率在140—180 cm2/(V·s)之間[9,12?13].但相對于傳統(tǒng)的GaN 基異質(zhì)結(jié),β-AGO/GO 較小的導帶階(0.4 eV,Al 含量為0.3)難以形成1013cm–2量級的2DEG 面密度,并且調(diào)制摻雜也增加了工藝復雜度,容易在器件中引入寄生溝道[9].

β-Ga2O3()晶面與纖鋅礦結(jié)構(gòu)AlN (0002)晶面具有相似的原子排列,能夠形成AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié),是β-Ga2O3HEMT 器件的候選材料.如圖1 所示,β-Ga2O3()晶面的Ga 原子和O 原子,AlN (0002)晶面的Al 原子和N 原子,都呈六角形排列,邊長分別為1.753 ?和1.797 ?,β-Ga2O3在b軸方向與AlN (0002)晶面的晶格失配為2.4%[14],二者具有結(jié)合為AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)的結(jié)構(gòu)基礎(chǔ).近兩年,多個研究組都在β-Ga2O3的()晶面上生長出了高質(zhì)量的AlN/β-Ga2O3和GaN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié),并利用高分辨透射電子顯微鏡觀察到原子規(guī)則排列的界面[15?16],外延關(guān)系為β-Ga2O3()//AlN (0002),β-Ga2O3[102]//AlN[-1100][14].AlN/β-Ga2O3HEMT 的仿真研究表明,AlN/β-Ga2O3界面處能夠形成面密度為1013cm–2量級的2DEG,并具有優(yōu)異的功率和頻率特性[17,18].相對于β-AGO/GO 異質(zhì)結(jié),AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)具有形成更高性能2DEG 的潛在優(yōu)勢,包括: 1)AlN 的施主類表面態(tài)能夠為溝道提供大量電子[19?20];2)AlN 強烈的自發(fā)極化、壓電極化效應(yīng)能夠誘導電子在AlN/β-Ga2O3界面處聚集[15,21];3)AlN/β-Ga2O3界面更大的導帶階(1.75 eV)能夠產(chǎn)生更強的電子限域性[14].但目前,AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)的發(fā)展仍處于初級階段,無論從實驗上還是理論上,都需要進一步的研究.

圖1 (a) β-Ga2O3 (ˉ201)晶面和(b)AlN (0002)晶面的原子排列Fig.1.The atomic arrangement in (a) (ˉ201) plane of β-Ga2O3 and (b) (0002) plane of AlN.

本文基于AlN、β-Ga2O3已知材料特性,對AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)電學特性進行了理論研究,預(yù)測了AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)的性能潛力.本文建立了AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)的靜電模型,計算了導帶形狀和2DEG 面密度,分析了AlN 層的臨界厚度,并利用玻爾茲曼輸運理論,研究了主要散射機制對AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)遷移率的限制作用,計算了AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)電子遷移率隨溫度的變化關(guān)系.本文工作能為AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)工藝優(yōu)化與器件結(jié)構(gòu)設(shè)計提供理論參考.

2 理論模型

2.1 靜電模型

傳統(tǒng)的III 族氮化物異質(zhì)結(jié),如AlGaN/GaN,AlN/GaN,InAlN/GaN,能夠在不進行故意摻雜的情況下形成面密度高達1013cm–2的2DEG,普遍認為勢壘層存在高面密度的施主類表面態(tài),表面態(tài)離化后釋放出電子在界面處聚集形成2DEG,并在異質(zhì)結(jié)表面留下帶正電的離化電荷[19,22?24].AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)采用AlN 為勢壘層,也有可能通過表面態(tài)產(chǎn)生高面密度的2DEG.因此,本文建立了如圖2 所示的表面態(tài)模型,認為AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)2DEG 來源于表面態(tài),表面態(tài)分布于距離表面導帶Ed=2.2 eV 以下的禁帶中,濃度為Nsd=5.0×1013cm–2/eV.表面態(tài)參數(shù)設(shè)置參考自III 族氮化物異質(zhì)結(jié)的報道[19].

圖2 AlN/β-Ga2O3 異質(zhì)結(jié)表面態(tài)能級分布示意圖Fig.2.Schematic drawing of energy distribution of surface states in an AlN/β-Ga2O3 heterostructure.

定義AlN 的生長方向([0001]晶向)為z軸,AlN/β-Ga2O3界面位置為坐標原點,AlN 和β-Ga2O3層分別位于z <0 和z >0 區(qū)域.在有效質(zhì)量近似下,電子能級Ei和波函數(shù)ξi(z)遵循薛定諤方程[25]:

其中,? 為約化普朗克常數(shù),m?為電子有效質(zhì)量,勢能V(z)與靜電勢?(z)的關(guān)系為V(z)=?e?(z)+Θ(?z)??Ec,e為電子電荷,Θ(z) 為階躍函數(shù),對z≥0 ,Θ(z)=1 ;對z<0,Θ(z)=0,AlN/β-Ga2O3界面導帶階 ?Ec=1.75 eV[14].靜電勢?(z) 由異質(zhì)結(jié)中所有電荷成分共同決定,可以通過泊松方程求得[25]:

其中,ε0為真空介電常數(shù),εs為相對介電常數(shù),d為AlN 層厚度,σSurf為離化表面態(tài)電荷面密度,σTp和σIp分別為AlN 上、下表面的極化電荷面密度,ne(z) 為電子濃度,nd1和nd2分別為AlN 和β-Ga2O3離化施主電荷濃度.在這些電荷成分中,σSurf和σTp為σIp為z向的δ函數(shù),其余電荷成分為體函數(shù).

假設(shè)在β-Ga2O3()晶面上外延的AlN 處于完全應(yīng)變狀態(tài),AlN 在[0001]方向的自發(fā)極化強度PSP=?0.081 C/m2,壓電極化強度為[26]?

其中 aAlN為弛豫狀態(tài)的AlN 晶格常數(shù),e31,e33分別為AlN 壓電常數(shù),c13,c33為AlN 彈性系數(shù),為β-Ga2O3晶格常數(shù).AlN 上、下表面極化電荷面密度分別為

值得注意的是,與AlN/GaN 異質(zhì)結(jié)不同,AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)中,AlN 為壓應(yīng)變,壓電極化強度指向[0001]方向,與自發(fā)極化強度相反,壓電極化強度抵消了部分自發(fā)強化強度,但AlN 下表面仍帶有凈剩的正極化電荷.

為了數(shù)學上的簡化,近似認為能量大于費米能級EF的表面態(tài)全部離化,則離化的表面態(tài)面密度σSurf表示為[18,27]

電子分布ne(z) 表示為[28]

其中Nsi為子帶能級Ei上的電子面密度,取決于EF與Ei的相對位置,將費米-狄拉克公式在整個能量范圍內(nèi)進行統(tǒng)計得到[29]:

異質(zhì)結(jié)中所有電荷成分應(yīng)滿足電中性條件:

求解 (1)—(8)式可以分析AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)導帶能量和2DEG 面密度等電學性質(zhì).

2.2 遷移率模型

本文考慮聲學形變勢(deformation potential,DP)散射、離化雜質(zhì)散射(ionized impurity scattering,IIS)、界面粗糙散射(interfacial roughness scattering,IRS)、極性光學(polar optical,PO)聲子散射等散射機制對2DEG 遷移率的限制作用.DP,IIS,IRS 為彈性散射機制,可以利用解析表達式來計算能量為E的電子動量弛豫時間τi(E),其中i=DP,IIS,IRS,對動量弛豫時間進行能量平均[30]:

其中,f0(E) 為費米-狄拉克分布函數(shù):

各散射機制限制的遷移率為μi=e〈τi(E)〉/m?.使用馬西森定則得到總的遷移率[30]:

2.2.1 聲學形變勢散射

聲學DP 散射是在中低溫度區(qū)域限制電子遷移率的主要散射機制之一.2DEG 輸運過程中,費米能級附近的電子是遷移率的決定因素,而聲學聲子能量通常遠小于費米能級,因此聲學聲子散射過程可以近似為彈性碰撞.聲學DP 散射矩陣元由下式給出[31]:

其中D為聲學形變勢,V為體積,ρ為質(zhì)量密度,ul為聲速,動量弛豫時間的倒數(shù)為[31]

其中θ為散射角,q和qz分別為平行、垂直于AlN/β-Ga2O3界面方向的聲子波矢分量.本文只考慮第一子帶內(nèi)的電子散射,散射重疊因子I(qz)=采用絕對零度的隨機相近似,屏蔽因子?(q) 表示為[32]

其中,形狀因子H(q) 可寫為[32]

該屏蔽因子同樣應(yīng)用于其他散射機制.

2.2.2 界面粗糙散射

本文使用高斯形式的相關(guān)函數(shù)C(r)=通過平均粗糙高度?和水平相關(guān)長度Λ兩個參數(shù)描述界面粗糙度,散射矩陣元表述為[34]:

其中S2D為樣品面積,動量弛豫時間的倒數(shù)為[30]:

2.2.3 離化雜質(zhì)散射

AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)中存在故意或非故意摻雜,雜質(zhì)會引起晶格畸變,通過形變勢散射電子,電離雜質(zhì)還可以通過庫侖作用散射電子.通常來說,晶格畸變造成的散射遠小于庫侖散射[35],所以本文只考慮電離雜質(zhì)的庫侖散射,離化雜質(zhì)的散射矩陣元可以表述為[36]

其中N(z) 指的是電離雜質(zhì)濃度,Fc(q,z) 為[30]

動量弛豫時間的倒數(shù)為[30]

本文假設(shè)AlN 和β-Ga2O3層各有均勻分布的背景電離雜質(zhì),濃度分別為N(z)=nd1=1×1017cm?3和N(z)=nd2=1×1016cm?3.

2.2.4 極性光學聲子散射

PO 聲子的能量與費米能級相當,對電子產(chǎn)生非彈性散射,不能準確定義解析形式的動量弛豫時間,需要直接求解玻爾茲曼輸運方程來獲得精確的PO 聲子散射率.

PO 聲子散射矩陣元為[37]

其中,?ωpo為PO 聲子能量,ε∞為高頻介電常數(shù),Q為三維聲子波矢.將玻爾茲曼輸運方程應(yīng)用于極性光學聲子散射,可以得到

其中,Φ(E)是需要確定的微擾項,S0(E) 表示k態(tài)電子經(jīng)PO 聲子散射躍遷到k′態(tài)的散射率,Sa(E)和Se(E) 分別為k′態(tài)電子吸收、釋放1 個PO 聲子躍遷到k態(tài)的散射率,具體的表達式可以參考Kawamura 等[32]的報道.本文使用迭代法求解(22)式,將求得的Φ(E) 代替(9)式中的τi(E) 可以獲得PO 聲子散射的動量弛豫時間〈τPO(E)〉.如果在(22)式中使用代替S0(E),其中為本文考慮的彈性散射率之和,則可以得到所有散射機制共同限制的動量弛豫時間〈τTOT(E)〉.

3 結(jié)果與分析

論文使用Octove 軟件編程,依次計算了表面態(tài)模型和遷移率模型,材料參數(shù)如表1 所示.

表1 計算過程中用到的AlN/β-Ga2O3 異質(zhì)結(jié)參數(shù)(m0 為自由電子質(zhì)量)Table 1.Parameters of AlN/β-Ga2O3 heterostructure employed in calculations (m0 is the free electron mass).

圖3 為利用均勻分布表面態(tài)模型計算得到的AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)導帶形狀和電子濃度分布,AlN 厚度d=6 nm.AlN 勢壘層位于z<0 區(qū)域,AlN 自發(fā)極化效應(yīng)與壓電極化效應(yīng),在AlN 層形成垂直于AlN/β-Ga2O3界面的極化場,導致AlN層導帶形狀近似線性變化.AlN 層極化效應(yīng)在AlN/β-Ga2O3界面引起面密度為2×1013cm–2的正極化電荷,結(jié)合AlN/β-Ga2O3界面1.75 eV 的導帶階,使得電子密集聚集在界面處β-Ga2O3一側(cè),形成高濃度2DEG.β-Ga2O3深處電場為0,導帶能量隨著遠離界面漸變?yōu)槌?shù).2DEG 面密度NS=1.0×1013cm?2,最高電子濃度為4.3×1019cm–3.溝道中 92%的電子分布在界面附近5 nm 范圍內(nèi),電子到界面的平均距離為2.2 nm.由于背景雜質(zhì)濃度較小,對導帶形狀與2DEG 濃度的影響不大.

圖3 AlN/β-Ga2O3 異質(zhì)結(jié)導帶形狀和2DEG 濃度分 布,AlN 厚度 d=6 nmFig.3.The conduction band profile and spatially distributed density of the 2DEG in an AlN/β-Ga2O3 heterostructure with an AlN thickness of 6 nm.

圖4 為AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)2DEG濃度對AlN 厚度的依賴關(guān)系.結(jié)合圖2 可知,隨著AlN 層厚度的增大,越來越多的表面態(tài)上升到費米能級以上,釋放出更多電子,形成了面密度更大的2DEG.但隨著AlN 厚度增大,費米能級隨之增大,導帶底到費米能級的能量差即表面勢增長速度降低,導致2DEG 面密度增長趨勢變緩.

圖4 2DEG 面密度對AlN 厚度的依賴關(guān)系Fig.4.Dependence of the 2DEG sheet density on the AlN thickness.

需要注意的是,AlN 和β-Ga2O3存在2.4%的晶格失配[14],隨著AlN 厚度增大到臨界厚度以上,AlN 層將因應(yīng)力過大發(fā)生晶面滑移,產(chǎn)生應(yīng)力弛豫現(xiàn)象,影響器件性能和可靠性.因此,器件設(shè)計應(yīng)使AlN 層保持在臨界厚度以下.Fischer 等[46]指出,異質(zhì)外延的半導體薄膜,外延層應(yīng)變與失配位錯滿足下面的關(guān)系:

代入β-Ga2O3晶格常數(shù)=0.3037 nm[14],AlN 晶格常數(shù)aAlN=0.3112 nm,AlN 泊松比v=0.608[47],考慮到失配位錯更有可能是刃位錯,取位錯伯格斯矢量絕對值b=0.3037 nm,λ為位錯伯格斯矢量與界面方向的夾角,α是伯格斯矢量與位錯線方向的夾角,λ和α分別取0°和90°.最終計算得到AlN 層的臨界厚度hc=7.09 nm.在后續(xù)計算中,除非特殊說明,選取AlN 層厚度為6 nm.

圖5 為IRS 限制的遷移率對水平相關(guān)長度Λ的依賴關(guān)系.界面粗糙限制的遷移率隨Λ的增大先減小后增大,呈“V”字形變化.Λ<1.5 nm 時,越小的Λ意味著界面高度在沿界面方向的變化越迅速,固定長度范圍內(nèi)的高度平均值越均勻,相應(yīng)的遷移率越大.IRS 限制的遷移率在Λ=1.5 nm 時取得最小值.當Λ進一步增大,意味著界面高度的變化越來越平緩,IRS 限制遷移率也越來越大.對于給定的Λ,IRS 限制的遷移率與平均粗糙高度的平方?2呈反比關(guān)系.

圖5 IRS 限制的遷移率對相關(guān)長度 Λ 的依賴關(guān)系Fig.5.Dependence of the mobility limited by IRS on correlation length Λ for different roughness heights.

圖6 為300 K 時各彈性散射機制限制的動量弛豫時間對電子能量的依賴關(guān)系.隨著能量的增大,τIIS與τIRS單調(diào)增大,τDP單調(diào)減小.在界面粗糙散射和離化雜質(zhì)散射中,電子能量越大,散射角越小,電子波矢改變量越小,動量弛豫時間越大.但聲學形變勢散射是近程散射機制,電子能量增大不會顯著影響散射角,且高能電子受到的屏蔽效應(yīng)更弱,導致τDP隨能量的增大而減小.

圖6 300 K 時離化雜質(zhì)散射限制的動量弛豫時間(τIIS)、界面粗糙散射限制的動量弛豫時間(τDP)、聲學形變勢散射限制的動量弛豫時間(τDP)對電子能量的依賴關(guān)系Fig.6.Dependence of the momentum relaxation time limited by ionized impurity scattering (τIIS),interface roughness scattering (τIRS) and acoustic DP scattering (τDP) on the electron energy.

圖7 顯示了彈性散射限制的動量弛豫時間τELA及所有散射機制限制的動量弛豫時間τTOT對能量的依賴關(guān)系.隨著電子能量的增大,τELA單調(diào)增長,但考慮PO 聲子散射影響的τTOT隨著電子能量的增大而間斷地發(fā)生躍變.這是因為每當電子能量(Ek=E ?E1,E1表示第一子帶的能量)增加PO 聲子能量 ?ωpo的整數(shù)倍時,電子就會具備發(fā)射更多PO 聲子的能力,因此τTOT突然減小.在低溫區(qū)域,PO 聲子數(shù)目很少,且低能電子(Ek/?ωpo<1)不滿足發(fā)射PO 聲子的條件,所以PO 散射對低溫區(qū)域低能電子的影響很小,τTOT與τELA幾乎重合.當電子能量增大到足以發(fā)射PO 聲子(Ek/?ωpo>1),PO 散射作用不可忽略,所以τTOT與τELA存在巨大差異.在高溫區(qū)域,PO 聲子的數(shù)目很多,低能電子也可以通過吸收PO 聲子而被散射,因此τTOT在整個能量范圍內(nèi)都小于τELA.

圖7 動量弛豫時間對電子能量的依賴關(guān)系Fig.7.Dependence of the momentum relaxation time on the electron energy.

圖8 為各散射機制限制的遷移率對2DEG 面密度的依賴關(guān)系.IIS 通過庫侖作用散射電子,隨著2DEG 濃度的增長,屏蔽作用增強,所以IIS 限制的遷移率增加.高濃度的2DEG 會產(chǎn)生更強局域場將電子進一步推向界面,電子受到更強烈的IRS,使得IRS限制的遷移率單調(diào)下降.2DEG面密度上升導致費米能級上升,而費米能級附近的電子是決定遷移率的主要因素,DP 散射和PO 散射對能量的依賴導致遷移率隨2DEG 面密度增大而減小.

圖8 300 K 時離化雜質(zhì)散射限制的遷移率(μIIS)、界面粗糙散射限制的遷移率(μIRS)、聲學形變勢散射限制的遷移率(μDP)、極性光學聲子散射限制的遷移率(μPO)對2DEG 面密度的依賴Fig.8.Dependence of the mobility limited by ionized impurity scattering (μIIS),interface roughness scattering(μIRS),acoustic DP scattering (μDP) and PO phonon scattering (μPO) on the 2DEG sheet density at 300 K.

圖9 為各散射機制分別限制的遷移率以及共同作用下的總遷移率隨溫度的變化關(guān)系.IRS 與IIS 限制的遷移率對溫度的微弱依賴,來自于溫度對屏蔽效應(yīng)、費米能級等因素的影響.由于本文只考慮了濃度很小的背景離化雜質(zhì),IIS 對遷移率的限制作用遠小于IRS.溫度較低時,聲學聲子和極性光學聲子數(shù)目很少,對遷移率的影響很小,因此T <148K 的中低溫區(qū)域,IRS 是限制遷移率的主導機制.溫度升高導致聲學聲子數(shù)目和極性光學聲子數(shù)目快速增加,因此聲學DP 和PO 聲子散射限制的遷移率隨溫度的升高而減小.且由于極性光學聲子能量更大,對電子的散射造成更大的能量、動量損失,因此PO 聲子限制的遷移率下降速度更快.T >148 K 的中高溫區(qū)域,PO 聲子散射是限制遷移率的主導散射機制.300 K 時,各種散射機制限制共同作用限制的遷移率為368.6 cm2/(V·s),大于已有報道的β-AGO/GaO 異質(zhì)結(jié)電子遷移率[9,12?13].并且,值得注意的是,根據(jù)各散射機制對2DEG 面密度依賴關(guān)系(見圖8),通過減小AlN厚度來降低2DEG 面密度降,可以進一步使AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)室溫遷移率上升到500 cm2/(V·s)以上.

圖9 μDP,μIIS,μIRS,μPO 以及總的遷移率(μTOT)對溫度的依賴關(guān)系,相關(guān)長度 Λ=5 nm,粗糙高度?=1 nmFig.9.Temperature dependence of the μDP,μIIS,μIRS,μPO,and the total mobility μTOT,the correlation length Λ=5nm and roughness height ?=1 nm.

4 結(jié)論

本文基于表面態(tài)模型計算了AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)2DEG 面密度,并利用玻爾茲曼輸運理論研究了電子輸運特性.結(jié)果顯示,AlN/β-Ga2O3異質(zhì)結(jié)2DEG 面密度隨AlN 厚度的增大而增大,AlN厚度為6 nm 時的2DEG 面密度為1.0×1013cm–2.在非故意摻雜的情況下,界面粗糙散射是中低溫區(qū)域限制電子遷移率的主導機制,極性光學聲子散射是高溫區(qū)域限制遷移率的主導機制,300 K 時電子遷移率為368.6 cm2/(V·s).