當(dāng) GaNHEMT在較大漏極偏壓下工作時,溝道電場特別是柵極漏側(cè)電場峰產(chǎn)生的熱電子會發(fā)射大量縱向光學(xué)(LO)聲子對晶格升溫,LO聲子可以被其他電子重吸收,或者退化為橫向光學(xué)(TO)聲子和聲學(xué)聲子,其中只有聲學(xué)聲子將溝道內(nèi)的熱量傳輸?shù)揭r底,從而實現(xiàn)溝道的散熱,但是這個過程大約需要350fs,遠(yuǎn)大于熱電子激發(fā)LO聲子的時間(約10fs),又由于GaN本身的強(qiáng)離子性,光學(xué)聲子的群速度接近零,故大量的縱向光學(xué)聲子在溝道內(nèi)集聚,成為散熱的障礙,從而導(dǎo)致器件載流子遷移率降低,漏電流在飽和區(qū)會隨著漏源電壓的升高而下降,這種現(xiàn)象稱為“自熱效應(yīng)”。自熱效應(yīng)不僅導(dǎo)致 GaN HEMT微波功率輸出能力降低,還會影響器件的可靠性。因此從提高模型的預(yù)測精度和指導(dǎo)器件設(shè)計優(yōu)化、提高可靠性的考慮出發(fā),器件熱電模型都是GaN HEMT大功率器件必須考慮的重要問題。本文將從器件件熱產(chǎn)生機(jī)理和物理模型出發(fā),分析毫米波GaN器件熱電效應(yīng),為建立適合熱電等效電路模型拓?fù)涮峁┲匾睦碚撘罁?jù)。

針對熱效應(yīng)機(jī)理和熱電模型,我們將著重考慮熱導(dǎo)率和飽和速率隨晶格溫度的變化。由于熱電效應(yīng)最直接的外部反映是就是直流I-V特性,因此這里主要模擬GaN HEMT器件的直流特性曲線。通過編寫 Silvaco程序來模擬 GaN HEMT器件的特性曲線,再與實驗曲線作對比,獲得準(zhǔn)確的模型參數(shù)。

圖1為利用上述方法建立的包含熱電效應(yīng)的 GaN HEMT物理模型,仿真和實測結(jié)果比較表明該方法建立的物理模型具有較高精度,能準(zhǔn)確反映器件的自熱效應(yīng)。

圖1 包含自熱效應(yīng)的物理模型I-V仿真和實測結(jié)果比較

圖2為利用該模型在考慮自熱效應(yīng)和不考慮自熱效應(yīng)的情況下模型仿真結(jié)果對比。可以看出在考慮自熱效應(yīng)和不考慮自熱效應(yīng)兩種情況下漏電流的差異明顯,原因是如果不考慮自熱效應(yīng),則認(rèn)為溝道溫度是定值,而實際上當(dāng)漏源電壓升高時,耗散功率變大,異質(zhì)結(jié)溫度升高,電子遷移率減小,引起飽和漏源電流下降。

圖2 考慮自熱效應(yīng)和不考慮自熱效應(yīng)的物理模型仿真結(jié)果對比

為進(jìn)一步分析器件內(nèi)部溫度分布,基于Silvaco中建立的物理模型可以對不同材料和不同器件結(jié)構(gòu)的GaN HEMT進(jìn)行熱分析。圖3為利用GaN HEMT物理模型對藍(lán)寶石襯底(左)和SiC襯底(右) GaN HEMT的熱分布仿真,可見,在相同功耗下,SiC襯底的HEMT內(nèi)部溫度遠(yuǎn)低于以藍(lán)寶石為襯底的HEMT的內(nèi)部溫度,自熱效應(yīng)相應(yīng)也不如后者明顯,能更大限度發(fā)揮GaN的材料優(yōu)勢。該分析結(jié)果與實際器件測試結(jié)果吻合,充分證明了該方法的可行性。

圖3 GaNHEMT內(nèi)部熱分布

可見通過建立包含熱電效應(yīng)的GaN HEMT器件物理可以有效分析器件熱電效應(yīng)和器件背部熱分布,從而可更好地指導(dǎo)熱電等效電路建模和器件結(jié)構(gòu)設(shè)計。

利用上述方法,建立包含自然效應(yīng)的0.15μm柵長GaN HEMT器件物理模型,得到器件的直流I-V特性曲線和內(nèi)部溫度分布,分析器件結(jié)構(gòu)對溝道溫度分布的影響。仿真分析的單指器件結(jié)構(gòu)如圖4所示,包括80μm的SiC襯底、2μm的GaN緩沖層、1nm的AlN插入層和20nm的AlGaN勢壘層(Al摩爾組分為0.26),SiN鈍化層厚度為100nm。器件的柵長為0.15μm,柵源距離為1μm,柵漏距離為2μm,漏源歐姆接觸電阻設(shè)置為0.26?·mm。

圖4 0.15μm柵長 GaNHEMT器件結(jié)構(gòu)示意圖

GaNHEMT器件的直流仿真包括Ids-Vds特性曲線、Ids-Vgs特性曲線和gm-Vgs特性曲線。圖5為器件的Ids-Vds曲線,其中實線為不考慮自熱效應(yīng)的Ids-Vds特性曲線,方塊為考慮器件自熱效應(yīng)的lds-Vds特性曲線。仿真時器件的柵源電壓從1V變化到-4V,步長為-1V。從圖5中可以看出,當(dāng)柵壓為-4V時,器件處于截止?fàn)顟B(tài)。

圖5 器件Ids-Vds特性曲線

從Ids-Vds曲線圖可以看到,隨著漏源電壓的增大,考慮自熱效應(yīng)的直流Ids-Vds曲線和不考慮自熱效應(yīng)的Ids-Vds。曲線相比,漏源電流有明顯的下降。這是由考慮自熱效應(yīng)時,器件的溝道溫度隨著漏壓的增大而升高導(dǎo)致溝道載流子遷移率的下降所造成的。同時也注意到,隨著柵源電壓的增大,漏源電流下降的幅度也增大。圖6為漏源電壓Vds=14V時不同柵壓下器件溝道溫度峰值的分布曲線,可以看出,當(dāng)柵壓增加時,溝道溫度急劇上升。在對GaN HEMT器件進(jìn)行降額設(shè)計時，應(yīng)控制器件的柵壓處于合適的范圍內(nèi),從而達(dá)到對器件溝道峰值結(jié)溫的控制,增加其可靠性。

圖6 不同柵壓下器件溝道溫度峰值

器件的lds-Vgs和gm-Vgs曲線如圖7所示。其中,實線為Ids-Vds特性曲線,方塊為 gm-Vgs特性曲線。方塊為gm-Vgs特性曲線。從圖7中可以看出,器件的閾值電壓為-3.5V,與圖6的分析一致,器件在柵壓為-2V時獲得最大跨導(dǎo)325mS/mm。

圖7 器件的lds-Vds和gm-Vgs特性曲線

柵壓為0V，漏壓為15V時器件溝道溫度和電場分布曲線如圖8所示。

圖8 器件溝道溫度和電場分布曲線

從圖8可以看出,熱源主要集中于柵極底部,靠近漏極一側(cè),與強(qiáng)電場區(qū)域相對應(yīng)。此時器件的溝道由于受到強(qiáng)電場的加速以及聲子間、聲子與電子間、聲子與雜質(zhì)原子間的散射等,載流子與晶格間發(fā)生能量交換,局部晶格的溫度迅速升高,而晶格溫度的升高又引起載流子散射幾率的增大,如此循環(huán)、惡化使該區(qū)域的溫度急劇升高,這就解釋了器件的熱生成機(jī)制,同時也確定了熱生成區(qū)域。器件結(jié)構(gòu)參數(shù)對溝道溫度的影響如下。

1)柵源距離對溝道溫度的影響
仿真時固定器件的柵漏距離為2μm,柵源距離從1μm變化到2μm。仿真得到的器件溝道峰值溫度及漏源電流隨柵源距離變化的曲線如圖9所示。從圖中可以看出,隨著柵源距離的減小,溝道溫度上升,但漏源電流也隨之增大。說明隨著柵源距離的減小,溝道溫度上升對漏源電流的影響小于距離減小的影響。

圖9 不同柵源距器件溝道溫度峰值和漏源電流曲線

2)柵漏距離對溝道溫度的影響
固定器件的柵源距離為1μm,柵漏距離從1μm變化到3μm,步長為0.5μm。仿真得到的器件溝道峰值溫度及漏源電流隨柵漏距離變化的曲線如圖10所示。從圖中可以看出,隨著柵漏距離的減小,溝道溫度有所上升,漏源電流也有一定幅度的增大。對比圖9,柵漏距離對溝道溫度和源漏電流的影響不是很大。

圖10 不同柵漏距器件溝道溫度峰值和漏源電流曲線

3)柵指對溝道溫度的影響
圖11為單指、雙指、四指和八指器件溝道溫度分布曲線,仿真時柵源電壓為0V,柵漏電壓為15V,處于飽和工作狀態(tài)。可以看出,熱點出現(xiàn)在柵指處,且中間柵指溫度高于邊緣柵指溫度,說明中間柵指承受的熱耗散功率高于邊緣柵指。設(shè)計器件時,可以通過增大中間柵指間的距離來降低中間溝道溫度的峰值。

圖11 不同柵指器件溝道溫度分布曲線

GaN HEMT工作時的溫度分布如圖12所示,可以看出自熱導(dǎo)致熱量主要集中于溝道中靠近漏極一側(cè)的柵極邊緣,這主要是由于此處的電場強(qiáng)度最大。

圖12 GaN HEMT紅外成像(IR)熱分布圖

溫度升高引起電子遷移率降低,低場電子遷移率隨電子濃度和溫度的變化可以用如下公式表示：

如圖13所示,隨著溫度的升高,電子遷移率逐漸下降,由電流公式可知,相應(yīng)的漏極電流也會減小,從而降低了器件的輸出功率大小。因此,自熱效應(yīng)是制約微波毫米波 GaN HEMT功率性能的重要因素。

圖13 GaNHEMT電子遷移率隨電子濃度及溫度的變化

審核編輯 ：李倩