Подякувати Студентському архіву довільною сумою
Admin
26.02.2023 12:38
Дякуємо, що користуєтесь нашим архівом!
Технологічні аспекти синтезу гетероструктур In1-хGaхAs/GaAs з квантовими точками методом газофазної епітаксії
Інформація про навчальний заклад
ВУЗ:
Національний університет Львівська політехніка
Інститут:
Не вказано
Факультет:
Не вказано
Кафедра:
Не вказано
Інформація про роботу
Рік:
2009
Тип роботи:
Магістерська робота
Предмет:
Електроніка
Група:
МНП
Частина тексту файла (без зображень, графіків і формул):
МІНІСТЕРСТВО ОСВІТИ І НАУКИ УКРАЇНИ
Національний університет “Львівська політехніка”
Інститут ІТРЕ
Кафедра напівпровідникової електроніки
МАГІСТЕРСЬКА РОБОТА
на тему:
“Технологічні аспекти синтезу гетероструктур In1-хGaхAs/GaAs з квантовими точками методом газофазної епітаксії”
Львів – 2009
Зміст
Вступ 4
I. Літературний огляд. Гетероструктури з квантовими точками: отримання, властивості, застосування.
1.1. Загальні відомості 6
1.2. Періодично фасетовані поверхні 7
1.3 Гетероепітаксійна система InАs/GaAs(001) при субмоношаровому та моношаровому покритті 8
1.4. Загальна морфологія розузгоджених гетероепітаксійних систем 10
1.5. Технологія отримання і структурні дослідження тривимірних острівців InAs/GaAs(001) 11
1.6. Вплив переривання росту на утворення острівців 12
1.7. Вплив тиску миш'яку на морфологію гетерофазної системи 13
1.8. Масиви вертикально зв'язаних квантових точок 14
1.9. Структурна досконалість, щільність і однорідність 16
1.10. Формування впорядкованих масивів квантових точок 17
1.11. Інжекційні лазери на квантових точках 18
1.11.1. Основні переваги лазера на квантових точках 18
1.12. Технологія створення гетероструктур
1.12.1. Технологія створення гетероструктур в прямоточних горизонтальних реакторах відкритого типу в хлор-гідридних системах 19
Висновки 24
Список літератури 25
Вступ
Гетероструктури [1] з просторовим обмеженням носіїв заряду у всіх трьох напрямках (квантові точки) реалізують граничний випадок розмірного квантування в напівпровідниках, коли модифікація електронних властивостей матеріалу найбільш виражена. Всі найважливіші для застосувань характеристики матеріалу, наприклад час випромінювальної рекомбінації, час енергетичної релаксації між електронними підрівнями, коефіцієнти оже-рекомбінації і т. д., виявляються кардинально залежними від геометричного розміру і форми квантової точки, що дозволяє використовувати одну й ту ж напівпровідникову систему для реалізації приладів з вимогами, що істотно відрізняються від активного середовища.
Протягом довгого часу у всьому світі робилися спроби виготовлення квантових точок і приладів на їх основі "традиційними способами", наприклад шляхом селективного травлення структур з квантовими ямами [2], росту на профільованих підкладках, на сколах [3], або конденсації в скляних матрицях [4]. При цьому приладово-орієнтовані структури так і не були створені, а принципова можливість реалізації атомоподібного спектру щільності станів в макроскопічній напівпровідниковій структурі не була продемонстрована в явному вигляді.
Якісний прорив в даній області зв'язаний з використанням ефектів самоорганізації напівпровідникових наноструктур в гетероепітаксійних напівпровідникових системах. Таким чином були реалізовані ідеальні гетероструктури з квантовими точками з високою кристалічною досконалістю, високим квантовим виходом випромінювальної рекомбінації і високою однорідністю по розмірах (~ 10%). В отриманих структурах були вперше продемонстровані унікальні фізичні властивості, що очікувалися для ідеальних квантових точок протягом багатьох років, досліджені електронний спектр квантових точок, ефекти, пов'язані з енергетичною релаксацією і випромінювальною рекомбінацією нерівноважних носіїв, та отримані перші оптоелектронні прилади, такі як, наприклад, інжекційні гетеролазери на квантових точок.
При виготовленні напівпровідникових приладів, а саме польових транзисторів, інжекційних лазерів AΙΙΙBV, особливу роль відіграють методи отримання напівпровідникових структур In1-xGaxAs. Тверді розчини In1-xGaxAs отримують методом хлоридно-гідридної епітаксії, а в разі підвищених вимог до чистоти шарів перспективним є метод ГФЕ в хлоридних системах (ГФЕХС).
Класичний варіант методу хлоридної епітаксії має ряд недоліків: тимчасова нестабільність складу газу, що надходить в зону підкладок, обумовлена змінами площі і складу насиченого миш'яком галію в процесі росту; відносно високі температури (750 - 800 °С); недостатній діапазон надійно відтворених швидкостей осадження (5 ... 30 мкм/год). Крім того, є труднощі, пов'язані з підбором режимів росту, при якому забезпечується висока однорідність плівки для різних типів шарів.
Застосування низькотемпературного методу епітаксії вирішує не тільки проблему створення різких гетеропереходів, але і сприяє істотному вдосконаленню структури гетерокомпозицій. З пониженням температури росту значно зростають критичні напруги утворення дислокацій. Це призводить до того, що ймовірність релаксації напруг невідповідності з утворенням дислокацій різко зменшується. Крім того, знижуються величини термічних напружень і концентрація власних точкових дефектів в епітаксійних шарах.
Останнім часом були досягнуті успіхи в отриманні шарів GаАs методом ізотермічного росту. У цьому випадку залишкові концентрації забруднень значно знижуються при невеликому вмісті АsСl3, а чистота вирощуваного шару від його змісту не залежить. Метод ізотермічного росту володіє наступними перевагами:
- легко здійснювати контроль температури за рахунок використання однієї зони печі;
- збільшення однорідності плівки по товщині і концентрації домішок за рахунок розміщення підкладки поза зоною температурного градієнта;
- зменшення забруднення плівки кремнієм за рахунок зниження температури джерела в порівнянні зі звичайною технологією.
I. Спонтанне впорядкування напівпровідникових наноструктур. Формування квантових точок
1.1. Загальні відомості
Спонтанне виникнення наноструктур належить до більш широкого класу фундаментальних явищ самоорганізації в середовищах, що конденсують. Вибух інтересу до даної області пов'язаний з необхідністю отримання напівпровідникових наноструктур з характерними розмірами 1-100 нм, а спонтанне впорядкування наноструктур дозволяє отримувати включення вузькозонних напівпровідників в широкозонній матриці і тим самим створювати локалізуючий потенціал для носіїв струму. Періодичні структури таких включень можуть утворювати надгратки, що складаються з квантових ям, ниток, або точок. Явища спонтанного виникнення наноструктур створюють основу для нової технології отримання впорядкованих масивів квантових ниток і квантових точок - базу для опто- і мікроелектроніки нового покоління.
При розгляді фізичних механізмів спонтанного виникнення впорядкованих наноструктур прийнято розрізняти дві принципові можливості. По-перше, впорядковані наноструктури можуть виникати в замкнутих системах, наприклад, при відпалі зразків або при тривалому перериванні росту. Такі структури є рівноважними, і для їх опису використовується термодинамічний підхід. По-друге, впорядковані структури можуть виникати у відкритих системах в процесі росту кристала. Ці структури не є рівноважними, і для їх опису застосовується кінетичний розгляд. У сучасному циклі робіт "самоорганізація" наноструктур розуміється в широкому сенсі, як мимовільне виникнення макроскопічного порядку в початково однорідній системі [5]. Таке використання терміну охоплює як рівноважні явища, так і нерівноважні процеси, а також їх комбінацію. Цей підхід дає можливість аналізувати з єдиних позицій різні механізми спонтанного виникнення наноструктур, при якому, як правило, рівновага встигає встановитися тільки частково (наприклад, рівновага встигає встановитися на поверхні і не встигає в об'ємі).
Хоча причина нестійкості однорідного стану різна для кожного класу наноструктур, причина впорядкування в неоднорідному стані загальна для всіх класів наноструктур. У всіх цих системах сусідні домени відрізняються постійною кристалічної решітки і (або) структурою поверхні. Отже, доменні межі є джерелами полів пружної напруги, які діють на великих відстанях. Це дозволяє використовувати єдиний підхід до всіх чотирьох класів впорядкованих наноструктур і розглядати їх як рівноважні структури пружних доменів, які відповідають мінімуму вільної енергії.
1.2. Періодично фасетовані поверхні
Причиною спонтанного фасетування плоскої поверхні кристала є орієнтаційна залежність поверхневої вільної енергії. Якщо плоска поверхня має велику питому поверхневу енергію, то вона спонтанно трансформується в структуру "горбів і канавок" [6]. Це зменшує повну вільну енергію поверхні, не дивлячись на збільшення її площі.
Пояснення виникнення періодично фасетованої структури пов'язане з концепцією капілярних явищ на поверхні твердих тіл [7,8]. Оскільки атоми на поверхні твердого тіла знаходяться в іншому оточенні, ніж атоми в об'ємі, рівноважна відстань між поверхневими атомами відрізняється від рівноважної відстані між атомами в об'ємі. Тому мікроскопічно поверхню кристала можна розглядати як пружньонапружений шар.
1.3 Гетероепітаксійна система InАs/GaAs(001) при субмоношаровому та моношаровому покритті
В роботах [9-11] методом фотолюмінесценції досліджувалися зарощені шари InАs(001) в матриці GaАs, отримані при субмоношаровому та моношаровому покриттях. Для системи з субмоношаровим покриттям спостерігалася вузька лінія, зрушена в короткохвильову сторону по відношенню до лінії люмінесценції із структури з одним моношаром InАs. Анізотропія спектру свідчила про нееквівалентність напрямів [110] і [110]. Авторами був зроблений висновок про те, що InАs формує острівці, що подовжені в напрямі [110] і мають однакову ширину. Пізніше висновок про існування нанорозмірних острівців при субмоношаровому покритті в InАs/GaАs(001) був підтверджений методом скануючої тунельної мікроскопії [12], де було показано, що ширина острівців складає 4 нм.
В роботі [13] досліджувався вплив тривалого переривання росту на структуру покриття InАs на GaАs(001). Для системи з субмоношаровим покриттям, при тривалому перериванні росту, подальшому зарощуванні структур і вимірюванні спектрів фотолюмінесценції було встановлено, що моношарове покриття InАs нестійке і розпадається на ділянки поверхні з субмоношаровим покриттям і на острівці з висотою декілька моношарів. Для систем з субмоношаровим покриттям показано, що спектри фотолюмінесценції принципово не змінюються при застосуванні переривання росту. Це свідчить про те, що гетерофазна система острівців моношарової висоти при субмоношаровому покритті стійка.
Результати робіт [10,11,13] доводять, що система острівців моношарової висоти в системі InАs/GaАs є рівноважною. Ця інтерпретація була запропонована на противагу кінетичним моделям утворення острівців при субмоношаровому покритті [14]. Таким чином, експерименти по відпалу при субмоношаровому і моношаровому покриттях свідчать про стійкість масивів острівців моношарової висоти і підтверджують застосування термодинамічного підходу для опису гетерофазних систем напівпровідників AIIIBV при субмоношаровому покритті.
Дослідження морфології поверхні за допомогою скануючої тунельної мікроскопії, приведені в роботі [15], показали, що ріст 1 моношару на сингулярній поверхні (001) GaАs та 30 с переривання росту приводять до виникнення одновимірної рифленої структури, яку можна описати як масив "квантових дротів" з шириною 30 нм, орієнтованих в напрямі [100]. Ріст кількості осадженої речовини приводить до появи складнішої "паркетної структури", в якій є рельєф в двох напрямах [100] і [010]. Збільшення переривання росту для цієї структури від 2 до 30 с робить рельєф чіткішим.
Осадження 1 і 1.5 моношарів InАs на віцинальну поверхню GaАs, разорієнтовану на 3° в напрямку [110] щодо поверхні (001), приводить до складнішої рифленої поверхні, на якій присутній рельєф як в напрямі перпендикулярному сходинкам, так і в напрямі [100].
Стабільність цих поверхневих структур при перериванні росту свідчить про те, що спостерігалася рівноважна морфологія гетероепітаксійної системи InАs/GaAs(001) при проміжній (докритичній) товщині осадженого шару InАs. Симетрія таких рівноважних структур визначається як симетрією тензора поверхневих натягів ταβ, так і симетрією об'ємних пружних модулів підкладки. Головні осі тензорів поверхневих натягів GaАs і InАs - [110] і [110], а об'ємні пружні властивості матеріалів визначаються напрямами осей найлегшого стиску [100] і [010]. Таким чином, є перехід від орієнтації пружних доменів при субмоношаровому покритті по напряму [110], що спостерігався в роботах [10,12], до орієнтації по напрямах [100] і [010] при покритті 1.0-1.5 моношарів. Цей перехід може бути проінтерпретований як наслідок зростання внеску розузгодження по постійних ґратки в полі пружної напруги в порівнянні з внеском, обумовленим стрибком ταβ на межі двох фаз, таке зростання пов'язане із збільшенням об'єму осадженого InАs. На віцинальних поверхнях з'являється додатковий внесок в пружну напругу, обумовлений сходинами.
1.4. Загальна морфологія розузгоджених гетероепітаксійних систем
В гетероепітаксійному рості зазвичай було прийнято розрізняти три режими:
Франка-ван дер Мерве (Frank-van der Merwe) - реалізується пошаровий (двовимірний) ріст матеріалу B на підкладці A;
Фолмера-Вебера (Volmer-Weber) - має місце острівний (тривимірний) ріст B на відкритій поверхні підкладки A;
Странського-Крастанова (Stranski-Krastanow) - спочатку реалізується пошаровий ріст B і A з наступним утворенням тривимірних острівців B на покритій підкладці.
В гетероепітаксійних системах, узгоджених по постійних ґратки, режим росту визначається тільки співвідношенням енергій двох поверхонь і енергії межі розділу. Якщо сума поверхневої енергії епітаксійного шару γ2 і енергії межі розділу γ12 менша, ніж енергія поверхні підкладки γ2 + γ12 < γ1, тобто якщо осаджений матеріал 2 змочує підкладку, то виникає режим росту Франка-ван дер Мерве.
Зміна величини γ2 + γ12 може приводити до переходу від режиму Франка-ван дер Мерве до режиму Фолмера-Вебера.
В гетероепітаксійній системі за наявності розузгодження по постійних ґратки між осадженим матеріалом і підкладкою первинний ріст може відбуватися пошарово. Проте товстіший шар має велику пружну енергію, і виникає тенденція зменшити пружну енергію шляхом утворення ізольованих острівців. В цих острівцях відбувається релаксація пружної напруги і відповідне зменшення пружної енергії. Так виникає режим росту Странського-Крастанова.
Експерименти на InAs/GaAs(001) [16] та на Ge/Si(001) [17,18] дійсно продемонстрували можливість утворення тривимірних когерентно напружених, тобто бездислокаційних острівців. В теоретичних роботах [19,20] було показано, що формування тривимірних когерентно напружених острівців приводить до зменшення пружної енергії і при не дуже великому об'ємі острівця (до ≈106 атомів) вигідніше, ніж виникнення острівця з дислокаціями. Проте традиційно вважалося, що в системі тривимірних острівців неминуче повинна відбуватися коалесценція, коли великі острівці ростуть за рахунок дифузійного перерозподілу матеріалу, що приводить до зменшення і зникнення маленьких острівців [21], і зрештою утворюються острівці такого об'єму, в яких енергетично вигідне формування дислокацій невідповідності. Таке співіснування когерентних острівців і острівців з дислокаціями спостерігалося в роботі [22].
Проте подальші експериментальні дослідження масивів когерентно напружених острівців в системах InGaAs/GaAs(001) і InAs/GaAs(001) несподівано показали, що можливий вузький розподіл острівців по розмірах [23,24]. В роботах [25-31], окрім вузького розподілу острівців по розмірах, була виявлена кореляція в розташуванні острівців, характерна для квадратних ґраток. Було показано, що при перериванні росту розміри острівців і їх взаємне розташування досягають граничного значення і далі не змінюються з часом. Експериментальні результати [25-31] свідчать про існування нового класу спонтанно впорядкованих наноструктур - впорядкованих масивів тривимірних когерентно напружених острівців на поверхні.
1.5. Технологія отримання і структурні дослідження тривимірних острівців InAs/GaAs(001).
В роботах [25-31] масиви когерентно напружених острівців InAs/GaAs(001) були отримані методом молекулярно-пучкової епітаксії. Морфологія поверхні контролювалася in situ дифракцією швидких електронів. Після осадження фіксованої номінальної товщини InАs структура нарощувалася GaАs, даючи систему точок InАs в матриці GaАs, а потім досліджувалася методами електронно-променевої мікроскопії і спектроскопії фотолюмінесценції.
Дослідження морфології гетерофазної системи InAs/GaAs(001) дало наступні результати. Після осадження критичної середньої товщини InAs(001) (1.6-1.7 моношарів) відбувається утворення тривимірних острівців InAs. Осадження 2 моношарів InAs приводить до утворення острівців малого розміру, що в основному не проявляють чіткого кристалографічного ограновування і володіють широким розподілом по розмірах. Збільшення товщини осадженого InAs до 4 моношарів приводить до утворення щільного масиву острівців, що мають квадратну основу зі сторонами, орієнтованими по осях [100] і [010], що мають довжину 140 Å. Дослідження методами електронно-променевої спектроскопії високого розширення, при спостереженні в площині поверхні та в поперечному перерізі показало, що острівці InAs мають форму піраміди з похилими гранями (101) і гострими ребрами між гранями. Статистичне дослідження взаємного розташування острівців показало основнийй напрям між найближчими сусідами вздовж осей [100] і [010].
1.6. Вплив переривання росту на утворення квантових острівців InАs.
Застосування переривання росту після осадження InАs перед зарощуванням системи острівців шаром GaАs приводить до драматичних змін морфології гетерофазної системи в порівнянні з щойно зарощеними зразками. Переривання росту 40 с (10 с) достатньо, щоб дозволити острівцям досягнути розміру ≈ 140 Å для 2.5 моношарів (3 моношарів) InАs. При дуже довгому перериванні росту (100 с) острівці досягають того ж розміру навіть після осадження 2 моношарів InАs. Приведені результати свідчать про те, що розмір острівців InАs ≈ 140 Å - це рівноважний розмір, який може бути досягнутий в результаті переривання росту.
1.7. Вплив тиску миш'яку на морфологію гетерофазної системи.
Для дослідження стійкості вихідного масиву острівців, по відношенню до зміни умов росту була вивчена залежність морфології гетерофазної системи від тиску миш'яку [6]. Осадження 4 моношарів при температурі T = 480° C і стандартному для молекулярно-пучкової епітаксії тиску миш'яку (P0As ≈ 2 • 10-6 Тор) приводить до рівноважних точок з високою концентрацією (5• 1010 см-2). Параметри отримуваного масиву точок не змінюються, коли тиск миш'яку змінюється на ≈ 50% близько цього значення. Збільшення тиску As в 3 рази (3 • P0As) приводить до драматичних змін морфології системи. Концентрація точок зменшується, з'являється висока концентація великих (≈ 500-1000 Å) кластерів InАs, які містять дислокації.
Зменшення тиску миш'яку приводить до іншої зміни морфології гетерофазної системи. При тиску миш'яку (1/6) P0As тривимірні острівці повністю зникають, і в системі утворюються плоскі острівці InАs з розмірами (≈ 1000 Å).
Для дослідження характеру фазового переходу від тривимірних острівців до плоских острівців було осаджено 4 моношари InАs, потім подача індія була припинена. Методом in situ дифракції швидких електронів досліджувалася морфологія поверхні. Було встановлено, що даний фазовий перехід при малому тиску миш'яку є оборотним, тоді як перехід від когерентних тривимірних острівців до крупних кластерів, що містять дислокації, при підвищенні тиску миш'яку є необоротним.
Всі зміни морфології гетерофазної системи залежно від тиску миш'яку можна пояснити на основі поверхневих енергій. Відомо, що стехіометрія (001) поверхонь напівпровідників AIIIBV, що знаходяться в рівновазі з газовою фазою, залежить від тиску пари елементів V групи в газовій фазі. Так, зміна тиску As2 приводить до зміни поверхневої енергії GaАs(001) і навіть до зміни поверхневої реконструкції [32]. Природно чекати, що поверхнева енергія змочуваного шару InАs /GaAs(001) також залежить від тиску миш'яку. Зменшення поверхневої енергії змочуваного шару приводить до збільшення параметра α, який керує залежністю енергії гетерофазної системи від розміру острівця. Параметр α може викликати перехід від режиму, в якому є оптимальний розмір острівця, до режиму, в якому є тенденція до коалесценції. Експериментальні дані свідчать, що тенденція до коалесценції виникає при збільшенні тиску миш'яку від P0As до 3 • P0As.
Відомо, що при низькому тиску миш'яку In утворює шари сегрегацій на поверхні GaАs. Такий шар може розглядатися як квазірідка фаза [11-14], поверхнева енергія якої може сильно відрізнятися від поверхневої енергії кристалічного InАs. Така зміна поверхневої енергії змінює критичну товщину напруженого шару, при якій відбувається утворення тривимірних острівців. В роботі [33] було експериментально встановлено, що ріст на GaАs(001) в умовах надлишку In відбувається псевдоморфно до товщини 7 моношарів.
1.8. Масиви вертикально зв'язаних квантових точок
Зарощені острівці (квантові точки) матеріалу 2 в матриці матеріалу 1 є когерентно пружними включеннями, які створюють поля пружної напруги, далекої дії, у всій зарощеній гетерофазній системі. При повторному осадженні матеріалу 2 на зарощену гетероструктуру виникає принципово новий режим росту: ріст в полі пружної напруги, створеної зарощеними точками першого шару. Оскільки в напівпровідниках АШВV при характерних температурах для МПЕ коефіцієнти об'ємної дифузії атомів основних компонентів на декілька порядків менші коефіцієнтів поверхневої дифузії, дифузією в об'ємі можна нехтувати. Тому розподіл компонентів гетерофазної системи в об'ємі зарощеної гетероструктури "заморожений". Цей розподіл створює статичне поле пружної напруги, що визначає кінетику поверхневої міграції. Поверхнева міграція складається з дифузії та дрейфу в полі пружної напруги.
Подібна кінетика росту у відкритій системі досліджувалася теоретично в роботах [34,35] для епітаксійного росту твердого розчину. Були встановлені критерії підсилення флуктуацій складу твердого розчину з товщиною епітаксійної плівки, що є початковою стадією процесу самоорганізації структур з періодичною модуляцією складу твердого розчину. Було показано, що підсилення флуктуацій складу в процесі росту у відкритій системі виникає в ширшому інтервалі температур, ніж спіноїдальний розпад в умовах рівноваги в замкнутій системі.
Якщо в процесі осадження матеріалу 2 на структуру із зарощеними точками ввести переривання росту, то осаджений матеріал буде прагнути прийти до часткової рівноваги, тобто до рівноважної поверхневої морфології при "замороженому" розподілі матеріалу в об'ємі гетерофазної структури.
Раніше було відомо [16], що в багатошаровій системі точок InАs в матриці GaАs точки розташовуються корельовано одна над одною. Проте в цих роботах відстань між шарами точок помітно перевищувала розмір самих точок. У такому разі кореляція в розташуванні точок не змінює їх електронної структури.
Щоб отримати можливість управління і оптимізації електронної структури квантових точок з метою їх застосування в оптоелектроніці, була розроблена технологія отримання масивів електронно-зв'язаних квантових точок [6,36-39]. З цією метою застосовувалося почергове осадження InАs і GaАs, причому кількість осадженого GaАs вибиралася так, щоб InAs-піраміда була зарощена тільки частково. Тоді в наступному циклі осадження точки InАs, що зростають над точками першого шару, мають бути електронно пов'язані з точками першого шару.
На рис.1. приведені зображення вертикально зв'язаних квантових точок InАs в матриці GaАs [6]. Зображення отримані методом електронної просвічуючої мікроскопії в площині поверхні і в поперечному перерізі. Ріст здійснювався методом МПЕ при почерговому осадженні 5.5 Å InАs та 15 Å GaАs. Поперечний переріз структури показує, що вертикально зв'язана квантова точка складається з трьох областей InАs, розділених тонкими (3-4 моношари) областями GaАs.
Рис.1. Електронно-мікроскопічні зображення вертикально зв'язаних квантових точок InАs в матриці GaАs.
Розміри верхньої частини вертикально зв'язаної точки більші, ніж розміри нижньої частини і складають 170 Å. Зображення в площині поверхні показує, що точки мають квадратичну основу, орієнтовану по напрямах [100] та [010]. Гістограма напрямів між даною точкою та найближчою сусідньою точкою, побудована в роботі [38], демонструє переважну орієнтацію пар найближчих сусідів по осям [100] та [010].
Аналогічні результати при рості вертикально зв'язаних точок методом газофазної епітаксії з металоорганічних з'єднань були отримані в роботі [40].
1.9. Структурна досконалість, щільність і однорідність.
Для застосувань в оптоелектронних приладах КТ не повинні містити дислокацій і точкових дефектів, а всі гетерограниці, які формують КТ, повинні володіти низькою швидкістю поверхневої рекомбінації. Ці умови роблять переважними методи прямого отримання КТ. Щільні масиви КТ (~ 1011 см-2) потрібні для реалізації високого модального посилення (modal gain) в лазерах. Виняткові переваги структур з КТ можуть бути реалізовані лише в тому випадку, якщо КТ якомога однорідніші за формою та розмірами. Впорядкування КТ в площині підкладки і можливість створення періодичних ґраток з КТ у всіх трьох напрямках також бажано у ряді випадків.
1.10. Формування впорядкованих масивів квантових точок
Спроби виготовлення КТ робилися за допомогою локального травлення або перемішування КЯ, ріст на профільованих підкладках, конденсації в скляних матрицях та ін. Використання ефекту переходу до тривимірного росту, який традиційно розглядався технологами як вкрай небажаний, привело до прориву в області прямого отримання КТ. Можливість формування тривимірних острівців в широкозонній матриці була продемонстрована вже в 1985 р. [16], що не привернуло до себе тоді великої уваги, оскільки перспектива отримання однорідних за розміром квантових точок таким методом викликала великі сумніви, а виникнення макроскопічних сильно дефектних кластерів вважалося за неминучим [22].
Були потрібні значні експериментальні і теоретичні дослідження, перш ніж щільні масиви КТ, здійснених в структурному відношенні і однорідних за розміром і формою, були реалізовані практично [25]. На рис.2 представлений вигляд з поверхні структури з InАs квантовими точками в матриці GaАs. У даній роботі було вперше продемонстровано формування щільних (~ 1011 см-2) масивів КТ і досліджувався вплив параметрів росту та складу КТ на їх оптичні властивості, визначені форма та розмір КТ. В роботах [28,30] побудована гістограма напрямів між даною точкою і найближчою до неї сусідньою точкою та встановлена кореляція в розташуванні точок, характерна для латерального впорядкування КТ в квадратну гратку з основними осями вздовж напрямів [100] і [010].
Рис.2. Зображення КТ InАs в матриці GaАs, отримане електронно-просвічуючою мікроскопією.
1.11. Інжекційні лазери на квантових точках
1.11.1. Основні переваги лазера на квантових точках
Переваги лазера на квантових точках в порівнянні з лазером на квантових ямах можна умовно розділити на фізичні та технологічні. До таких переваг відносять надвисоку температурну стабільність порогової щільності струму [36,37], гігантські коефіцієнти максимального питомого підсилення матеріалу (material gain) і максимального диференціального підсилення матеріалу (differential gain), на два-три порядки аналогічні значення, що перевищують, для лазера на квантових ямах [38-39] . До переваг лазерів на КТ можна також віднести малий час заселення основного стану та, відповідно, високі робочі частоти. До технологічних переваг можна віднести відсутність або придушення дифузії нерівноважних носіїв, що приводить до зменшеного розтікання нерівноважних носіїв з області смужка, придушенню безвипромінювальної рекомбінації на точкових та протяжних дефектах і, відповідно, придушенню ефекту росту дислокацій, а також придушенню ефекту перегріву дзеркал за рахунок поверхневої рекомбінації. Крім того, впорядкований масив квантових точок, розташований в оптичному хвилеводі, може приводити до розподіленого зворотного зв'язку і одномодової генерації.
Рис.3. Схема лазера, випромінюючого з поверхні, на вертикально зв'язаних квантових точках InGaAs в матриці GaAs. На вставці справа внизу приведений поперечний переріз активної області лазера.
1.12. Технологія створення гетероструктур
1.12.1. Технологія створення гетероструктур в прямоточних горизонтальних реакторах відкритого типу в хлор-гідридних системах
Подальший розвиток сучасної напівпровідникової електроніки пов'язане із прогресом в області технологій. Однієї з основних завдань технології є одержання високоякісних гетеро- і наноструктур заданої сполуки.
На практиці одержання гетеро- і наноструктур на основі сполук III-V здійснюється методом хімічного осадження з газової фази, де джерелом основних компонентів є їхні летучі сполуки. Властивості й досконалість гетеро- і наноструктур у великому ступені залежать від кінетичних особливостей массопереноса й хімічної взаємодії в паровій фазі, а також від гетерофазних реакцій у зонах джерела й пыдкладки. Перспективи розвитку методів парофазної епітаксії в хлоридній системі значною мірою пов'язані з дослідженнями низькотемпературної епітаксії [40,41]. Цей метод може успішно використовуватися для одержання гетеро- і наноструктур із квантово-розмірними шарами [42]. Однак при низьких температурах формування парової фази є нерівноважним процесом, у якому її сполука сильно залежить від геометрії реактора, поля швидкостей газу-носія, площі джерела й профілю температури. У таких умовах може спостерігатися найбільша нестабільність сполуки газової фази й чутливість системи до зміни макропараметрів технологічних процесів.
Методи термодинаміки дозволяють одержати надійні дані про рівноважну сполуку газової фази й термодинамічних функцій компонентів[40,43], але питання про кінетичні параметри системи й механізм окремих реакцій залишається відкритим й, у першу чергу, це стосується зони формування газової фази. Очевидно, що керування сполукою з’єднання в межах області гомогенності в умовах паровий епітаксії є складним фізико-хімічним завданням. Хімізм реакцій у робочому об'ємі епітаксійної установки для багатьох важливих систем ще невідомий. Невідома також точна сполука газової фази в зоні росту.
Метод газотранспортних реакцій може бути використаний для одержання епітаксійних плівок й у проточних системах. Наприклад плівки GaAs, що володіють гарними електрофізичними властивостями, виходять у проточних системах. Як вихідні матеріали використаються наступні реагенти: AsCI3, Ga. Процес проводиться в установці, зображеної на рис.4 [2]. Вихідний Ga і підкладки поміщають у кварцову трубу (реактор), що розташований у двохзонній печі. У реактор подається суміш водню й пар AsCI3. Для дозування співвідношення AsCI3/H2 потік водню розділяють на дві «нитки»: по одній дозована кількість Н2 подається безпосередньо в реактор, а по іншій — водень спочатку проходить через випарник, що містить AsCI3, насичується його парами, а потім змішується з основним потоком Н2. Паро-газова суміш, потрапляючи в реактор, нагрітий до температури Т = 800-850°С, піддається реакції:
(1.1)
хлористий водень, Що Утвориться, реагує з Ga, що перебуває в човнику,
(1.2)
Пари миш'яку повністю поглинаються розплавленим галієм, що перебуває в човнику в зоні з температурою Т = 800-850°С, доти, поки не утвориться насичений розчин As в Ga. Газоподібний GaCl переноситься в більше холодну частину камери (Т2 = 750-800°С) і частково дисоціює по реакції:
(1.3)
Після того, як утворився насичений розчин As в Ga (2.3% миш'яку), вільний миш'як переноситься разом з GaCl і в другій зоні відбуваються реакції:
(1.4)
Рис.4. Схема установки для росту епітаксійних плівок GaAs методом газотранспортних реакцій у проточній системі: 1 — водень; 2 — блок тонкого очищення водню; 3 — голчасті натекатели; 4 — витратоміри; 5 — випарник з AsCb; 6 — розплав галію; 7 — підкладки.
Як підкладки використовують пластини з орієнтацією <110>, вирізані з монокристаллических злитків напівізолюючого GaAs.
Розглянутий метод епітаксійного нарощування використовується й для одержання гетероепітаксійних шарів.
Висновки
Лазерна генерація через стани КТ, які самоорганізовуються, вперше спостерігалася в 1993 р. в роботі [45]. За минулі роки досягнутий вражаючий прогрес як в області отримання масивів квантових точок високої щільності, впорядкованих формою, розміром і відносному розташуванню і придатних для використання як активна область інжекційних гетеролазерів, так і в області дослідження властивостей лазерів на КТ. Подальший прогрес в області гетероструктур з КТ пов'язаний з розширенням їх області застосувань в різних приладах мікро- і оптоелектроніки і отриманням все більш однорідних КТ, що дозволить якісно поліпшити робочі характеристики більшості сучасних приладів.
Одним із перспективних методів вирощування гетероструктур GaAs/InAs/InGaAs є метод газотранспортної епітаксії. Технологічні аспекти якого сформульовані в постановці задачі, яка передбачає:
Аналіз моделі росту структури GaAs/InAs/InGaAs в кінетичному режимі росту;
Дослідження впливу поверхні на кінетику росту квантових точок InAs на поверхні GaAs;
Аналіз формування газової фази в прямоточному багатоканальному реакторі для отримання гетероструктур GaAs/InAs/In0.3Ga0.7As;
Аналіз оптимального температурного режиму підкладки для росту гетеро структур GaAs/InAs/In0.3Ga0.7As.
Список літератури
1. Исторический обзор и основные современные тенденции в области полупроводниковых гетероструктур представле ны в работе: Zh.I. Alferov. Proc. of Nobel Symposium 99, Arild, Sweden, June4-8, 1996 [Physica Scripta 68,32 (1996)]; Ж.И. Алферов. ФТП, 32,1 (1998).
2. C.M. Sotomayor Torres, F.D. Wang, N.N. Ledentsov, Y.-S. Tang. Proc. SPIE — The International Society for Optical Engineering (1994) v. 2141, p. 2 и ссылки в этой работе.
3. Обзоры работ в этой области представлены в: Optical properties of Low Dimensional Semiconductors,ed. by G.Abstreiter, A. Aydinli, J.-P. Leburton, NATO ASI Series. Series E: Applied Sciences (Kluwer Academic Publishers, Dordrecht, The Netherlands, 1997) v. 344.
4. А.И. Екимов, А.А. Онущенко. Письма ЖЭТФ, 34, 363
(1981).
5. H. Haken. Synergetics (Springer, Berlin-Heidelberg, 1997).
6. C. Herring. Phys. Rev., 82,87 (1951).
7. В.И. Марченко, А.Я. Паршин. ЖЭТФ, 79, 257 (1980).
8. А.Ф. Андреев, Ю.А. Косевич. ЖЭТФ, 81, 1435 (1981).
9. Ж.И. Алфёров, Д. Бимберг, А.Ю. Егоров, А.Е. Жуков, П.С. Копьев, Н.Н. Леденцов, С.С. Рувимов, В.М. Устинов, И. Хейденрайх. УФН, 165, 224 (1995).
10. P.D. Wang, N.N. Ledentsov, C.M. Sotomayor Torres, P.S. Kop'ev, V.M. Ustinov. Appl. Phys. Lett., 64, 1526 (1994).
11. P.D. Wang, N.N. Ledentsov, C.M. Sotomayor Torres,
P.S. Kop'ev, V.M. Ustinov. Appl. Phys. Lett., 66, 112 (1995).
12. V. Bressler-Hill, A. Lorke, S. Varma, P.M. Petroff,K. Pond,
W.H. Weinberg. Phys. Rev. B, 50, 8479 (1994).
13. N.N. Ledentsov, P.D. Wang, M. Sotomayor Torres, A.Yu. Ego-rov, M.V. Maximov, V.M. Ustinov, A.E. Zhukov, P.S. Kop'ev.
14. Phys. Rev. B, 50, 12 171 (1994). C. Ratsch, A. Zangwill, P. Smilauer, D.D. Vvedensky. Phys
15. Rev. Lett., 72, 3194 (1994). G.M. Guryanov, G.E. Cirlin, A.O. Golubok, S.Ta. Tipissev,
16. N.N. Ledentsov, V.A. Shchukin, M. Grundmann, D. Bimberg,
17. Zh.I. Alferov. Surf. Sci., 352-354, 646 (1996). L. Goldstein, F. Glas, J.Y. Marzin, M.N. Charasse, G. Le Roux.
18. Appl. Phys. Lett., 47, 1099 (1985). D.E. Eaglesham, M. Cerullo. Phys. Rev. Lett., 64, 1943 (1990). 4б. J.-W. Mo, D.E. Savage, B.S. Swartzentruber, M.G. Lagally.
19. Phys. Rev. Lett., 65, 1020 (1990).
20. D. Vanderbilt,L.K.Wickham.Mater.Res.Soc.Symp. Proc., 202, 555 (1991).
21. C. Ratsch, AZangwffl. Surf.Sci., 293, 123 (1993). И.М. Лифшиц, В.В. Слезов. ЖЭТФ, 35, 479 (1958).
22. F. Glas, C. Guille, P. Henoc, F. Houzay. Inst. Phys. Conf. Ser., 87,71 (1987).
23. J.M. Moison, F. Houzay, F. Barthe, L. Leprince, E. Andre,
O. Vatel. Appl. Phys. Lett., 64, 196 (1994).
24. D. Leonard, M. Krishnamurthy, C.M. Reaves, S.P. Denbaars, P.M. Petroff. Appl. Phys. Lett., 63, 3203 (1993).
25. N.N. Ledentsov, M. Grundmann, N. Kirsraedter, J. Christen, R. Heitz, J. Bohrer, F. Heinrichsdorf, D. Bimberg, S.S. Ru vimov, P. Werner, U. Richter, U. Gosele, J. Heydenreich, V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, M.V. Maximov, P.S. Kop'ev, Zh.I. Alferov. Proc. 22nd Int. Conf. Phys. Semicond, Vancouver, Canada, August 1994, ed. by D.J. Lockwood (World Scientific, Singapore) v. 3, p. 1855.
26. G. Cirlin, G.M. Guryanov, A.O. Golubok, S.Ya. Tipissev,
N.N. Ledentsov, P.S. Kop'ev, M. Grundmann, D. Bimberg. Appl. Phys. Lett., 67,97(1995).
27. M. Grundmann, J. Christen, N.N. Ledentsov, J. Bohrer, D. Bimberg, S.S. Ruvimov, P. Werner, U. Richter, U. Go sele, J. Heydenreich, V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov,
P.S. Kop'ev, Zh.I. Alferov. Phys. Rev. Lett., 74, 4043 (1995).
28. D. Bimberg, M. Grundmann, N.N. Ledentsov, S.S. Ruvimov, P. Werner, U. Richter, J. Heydenreich, V.M. Ustinov,
P.S. Kop'ev, Zh.I. Alferov. Thin Sol. Films, 267,32(1995).
29. S.S. Ruvimov, P. Werner, K. Scheerschmidt, U. Richter, U. Go sele, J. Heydenreich, N.N. Ledentsov, M. Grundmann, D. Bimberg, V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, P.S. Kop'ev, Zh.I. Alferov. Phys. Rev. B, 51, 14766 (1995).
30. M. Grundmann, N.N. Ledentsov, R. Heitz, L. Eckey, J. Christen, J. Bhrer,D.Bimberg, S.S.Ruvimov, P.Werner, U. Richter, U. Gosele, J. Heydenreich, J. Heydenreich, V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, P.S. Kop'ev, Zh.I. Alferov. Phys. St. Sol. (b), 188, 249 (1995).
31. Н.Н. Леденцов, В.М. Устинов, С.В. Иванов, Б.Я. Мельцер, М.В. Максимов, П.С. Копьев, Д. Бимберг, Ж.И. Алфёров
32. G.X. Qian, R.M. Martin, D.J. Chadi. Phys. Rev. B, 38, 7649 (1988).
33. E. Tournie, A. Trampert, K.Ploog.Europhysics Lett., 25, 663 (1994).
34. В.Г. Малышкин, В.А. Щукин. ФТП, 27, 1932 (1993).
35. V.A. Shchukin. Abstracts Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology", St. Petersburg, Russia, June 24-28, 1996; p. 175.
36. Ж.И. Алфёров, Н.А. Берт, А.Ю. Егоров, А.Е. Жуков, П.С. Копьев, И.Л. Крестников, Н.Н. Леденцов, А.В. Лунев, М.В. Максимов, АВ. Сахаров, В.М. Устинов, А.Ф. Цацуль-ников, Ю.М. Шерняков, Д. Бимберг. ФТП, 30, 351 (1996).
37. N.N. Ledentsov, J. Bohrer, D. Bimberg, S.V. Zaitsev, V.M. Usti nov, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, M.V. Maximov, P.S. Kop'ev, Zh.I. Alferov, O.A. Kosogov, U. Go sele, S.S. Ruvimov. Mater. Res. Soc. Symp. Proc., 421, 133 (1996).
38. N.N. Ledentsov, V.A. Shchukin, M. Grundmann, N. Kirs-taedter, J. Bohrer, O. Schmidt, D. Bimberg, S.V. Zaitsev, V.M. Ustinov, A.E. Zhukov, P.S. Kop'ev, Zh.I. Alferov, O.A. Kosogov, S.S. Ruvimov, P. Werner, U. Go sele, J. Hey denreich. Phys. Rev. B, 54, 8743 (1996).
39. N.N. Ledentsov. Proc. 23rd Int. Conf. on the Physics of Semiconductors, Berlin, Germany, July 21-26, 1996, ed.by M. Scheffler, R. Zimmermann (World Scientific, Singapore, 1996) ,v.1.p.19.
40. Воронин В.А., Губа С.К. Химическое осаждение из паровой фазы гетеро- и наноструктур соединений III-V. // ТКРЭ, Львов, 2008.
41. Seki H., Koukitu A., Nishisawa J. New metods of vapor phase epitaxial growth of GaAs // Jap. J. Appl. Phys., N 19, 1986 – P. 81-88.
42. Мильведский М.Г. Полупроводниковые материалы в современной електронике. // М.: “Наука”,...
Ділись своїми роботами та отримуй миттєві бонуси!
0%
Оголошення від адміністратора