авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 9 | 10 || 12 | 13 |

«ВЛАДИМИР ГРИГОРЬЕВИЧ МОКЕРОВ (1940 – 2008) Доктор физико-математических наук, профессор, член-корреспондент РАН ...»

-- [ Страница 11 ] --

2 – рассчитанный в соот ветствии с выражением (3.3) части МДП-системы. В области расстояний от границы электро да порядка Lp – диффузионной длины дырок в n-слое – характер влияния инжекции в целом не изменится и можно предположить, что все инжектированные в этой области дырки достигнут гра ницы неравновесной области пространственного заряда. На рас стояниях, больших, чем Lp, инжектируемые дырки успевают ре комбинировать с основными носителями, поток которых заряжает неравновесную область пространственного заряда. Таким образом, эффективный размер области МДП-системы в котором применима модель, составляет ~ (y+2Lp), где у – характерный размер полевого электрода.

Экспериментальная проверка модели проводилась на МДП системе с полосковыми электродами. Для уменьшения влия ния растекания тестового сигнала на измерение емкости МДП контакта были сформированы мезаструктуры путем сошлифовки прилегающих к электроду частей полупроводникового слоя. Экс периментально измеренные и рассчитанные по модели профили концентрации примеси представлены на рис. 3.2. Поскольку для Владимир Григорьевич МОКЕРОВ исключения влияния механических повреждений ширина сфор мированной мезаструктуры была сделана примерно втрое больше ширины полоскового электрода, то небольшое занижение измерен ной концентрации на глубине 1,6–1,7 мкм, по-видимому, обуслов лено перераспределением по n-слою тестового высокочастотного тока при измерении емкости. Отличие измеряемого р-n-перехода от резкого, взятого за основу в расчете, вероятно, привело к более плавному подъему концентрации на экспериментальной кривой. В целом предложенная модель позволила хорошо описать экспери ментальный результат.

Литература [1] В. И. Смирнов, В. Г. Мокеров, Инжекционные токи в МДП системах на двухслойном полупроводнике при задании неравновесного поверхностного обеднения, Микроэлектроника, 1986, т. 15, вып. 2, стр.

126-128.

НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ 4. Дельта-слои кремния в полупроводниковых структурах Дельта-легирование (-слои в полупроводниковых струк турах) вызывают большой интерес, как с точки зрения фун даментальных исследований, так и с точки зрения приборных применений. В.Г. Мокеров занимался как исследованиями дель та слоев, так и их использованием в структрурах для электро ники [1-20]. Возможность реализации условий для создания -легированных слоев в полупроводниковых структурах GaAs и AlxGa1-xAs и др. появилась в связи с бурным развитием техно логии молекулярно-лучевой эпитаксии, обладающей уникаль ными технологическими возможностями. В случае создания -легированных слоев в структурах GaAs и AlxGa1-xAs метод формирования -слоя заключается в прерывании роста GaAs или AlxGa1-xAs и осаждении атомов Si на поверхность выращиваемо го слоя в течение определенного времени.

Работа [7] посвящена исследованию процессов формирова ния -легированных слоев Si на поверхностях GaAs и AlxGa1-xAs в структурах, получаемых методом молекулярно-лучевой эпитак сии в широком диапазоне (500 - 600 С) температур роста, с це лью оптимизации технологии формирования -слоев. В качестве подложек использовались пластины полуизолирующего (100) GaAs толщиной 300 мкм, прошедшие предварительную химиче скую обработку.

На рис. 4.1 представлена структура исследуемых образ цов. На поверхности полуизолирующей подложки (100) GaAs выращивался буферный слой нелегированного GaAs толщи ной 0,6 мкм, на его поверхность осаждался -слой Si в тече ние 7 мин в потоке мышьяка (ячейка Ga при этом перекрыва лась), затем выращивался слой Al0.7Ga0.3As толщиной 400, на поверхности которого формировался -слой Si в течение 7 мин (ячейки Ga и Аl при этом перекрывались) и так далее. Та ким образом, сформированная структура представляла собой чередующуюся последовательность слоев GaAs и Al0.7Ga0.3As, Владимир Григорьевич МОКЕРОВ между которыми формировались -слои с различными време нами осаждения. Были исследованы четыре образца, выращен ные при следующих температурах подложек: образец № 1 при Tп = 500С, № 2 при Tп = 550С, № 3 при Tп = 600С и № 4 при Tп = 620С.

GaAs AlGaAs GaAs AlGaAs GaAs AlGaAs GaAs AlGaAs Рис. 4.1 Схематическая струк GaAs тура исследованных образцов.

Рядом с соответствующими слоями указано время форми рования данного -слоя Данный набор образцов с указанными параметрами форми рования слоев GaAs, AlxGa1-xAs и -слоев Si позволил исследо вать процессы формирования -слоев, а также изменение их ха рактеристик в широких диапазонах изменения технологических параметров: температуры подложки, времени осаждения -слоя, изменение параметров -слоя при термообработках (учитывая, что -слои Si находятся разное время при достаточно высоких температурах, равных температурам роста), составить рекомен дации по технологическим режимам формирования структур GaAs и AlxGa1-xAs с -слоями кремния. На рис. 4.2 – 4.5 пред ставлены профили распределения кремния, измеренные методом вторично-ионной масс-спектроскопии в сочетании с послойным ионным травлением для образцов 1–4, соответственно. Области формирования -слоев у поверхности (8 на рис. 41) ~30 нм отно сятся к области неуверенной регистрации тока вторичных ионов НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ в методе вторично-ионной масс-спектроскопии, поэтому во всех измеренных профилях пик 8 рассматриваться не будет.

- - 1017 1016 1015 40 120 200 280 40 120 200 Рис. 4.3 Профиль распределе Рис. 4.2 Профиль распределения ния кремния для образца № кремния для образца №1 (Tп = (Tп = 550 С) 500 С) -3 - 1018 1017 1016 1015 40 120 200 280 40 120 200 Рис. 4.4 Профиль распределе- Рис. 4.5 Профиль распределе ния кремния для образца №3 ния кремния для образца № (Tп = 600 С) (Tп = 620 С) Владимир Григорьевич МОКЕРОВ Как видно из рис. 4.2-4.4, максимальная концентрация Nmax -слоев, нанесенных на поверхность GaAs, при одинаковом вре мени формирования -слоя оказывается больше, чем Nmax для -слоя, нанесенного на поверхность Al0.7Ga0.3As. Это может быть связано с условиями осаждения атомов кремния на поверхность слоя, имеющего различную структуру поверхности, а в связи с этим и различную плотность вакансионных узлов для осаждения атомов кремния. Кроме этого, по-видимому, определенную роль здесь играет разная миграционная способность атомов кремния при росте -слоя на различных структурах поверхности.

На рис. 4.2-4.4 также отчетливо проявляется уменьшение мак симальной концентрации -слоя для слоев 1 6, нанесенных как на GaAs, так и на Al0.7Ga0.3As (за исключением 7-слоев, несмотря на то что для них время формирования является наименьшим - мин). Также стоит отметить для рис. 2-4 увеличение значений раз ности Nmax i - Nа,б,в для -слоев, расположенных ближе к поверхно сти. (Здесь i = 1 - 7 – номера -слоев, а - в – точки на профилях концентрации кремния, изображенных на рис. 4.2–4.4.) Например, перепад Nmax 7 – Na больше, чем Nmax 2 – Nб, хотя для разных образ цов он разный. Такая тенденция для образцов № 1-3, по-видимому, связана с процессом диффузии кремния из -слоя при вынужденной термообработке за время роста структуры. По-видимому, даже при таких температурах роста перераспределение кремния достаточно велико. На еще более доминирующую роль диффузии указывают данные на рис. 4.5, где представлен профиль распределения крем ния для структуры, выращенной при Tп = 620С. В этом случае из-за диффузионных процессов профили -легированных слоев настоль ко видоизменяются, что, кроме слоев 6 и 7 идентификация осталь ных -слоев не представляется возможной. На рис. 4.6 представлена зависимость полной ширины пика профиля на половине максималь ной концентрации -слоя.

Как видно из рис. 4.6, диапазон изменения полной ширины -слоев составляет от 220 до 75-95. Для одинакового време ни формирования -слоя (1 и 2, 3 и 4, 5 и 6) ширина пи ков для -слоев, нанесенных на поверхность GaAs больше, чем на НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ Al0,7Ga0,3As. Однако исследования формы профиля распределения Si в -слое в GaAs и Al0,7Ga0,3As не позволяют однозначно утверж дать об асимметрии данных профилей, которые можно было бы связывать с различиями в коэффициентах диффузии кремния в GaAs и Al0,7Ga0,3As. На эти зависимости накладываются эффекты «перемешивания» и «вбивания», а также топологического рельефа поверхности при ионной бомбардировке первичным пучком ионов в методе вторично-ионной масс-спектроскопии.

Рис. 4.6 Схематическая зависи мость полной ширины -слоев, сформированных при указан ных на рис. 1 значениях време ни, от температуры подложки для образцов № 1-3 (1-7 соот ветствуют 1-7) 500 550 T,C Анализ результатов показывает, что, с точки зрения протя женности -слоев, лучшие данные получаются для образца № (Тп = 550С), хотя максимальная концентрация в пиках -слоев для образца № 3 несколько выше. Наблюдаемые большие значе ния ширины пиков для образца № 3 (Тп = 600С) по сравнению с образцом № 2, по-видимому, связаны с процессом диффузии (особенно для 1-4-слоев), а большие значения ширины пика для образца № 1 (Тп = 500С) по сравнению с образцом № 2 с особенностями формирования -слоя при пониженных Тп и, воз Владимир Григорьевич МОКЕРОВ можно, с возрастанием коэффициента аккомодации кремния и увеличением скорости роста -слоя при снижении качества кри сталлической решетки.

Таким образом, в работе [7] было показано, что увеличение времени осаждения Si от 2 до 7 мин не приводит к существенному увеличению Nmax в -слоях, а в основном приводит к уширению профиля. Следует также учитывать время нахождения изготавли ваемой структуры в камере роста, поскольку даже при низких Tп увеличение времени нахождения в камере роста приводит к уши рению профиля -слоя.

В работах [1-6,8] исследованы особенности проводимости приповерхностных -легированных слоев в GaAs при изменении концентрации двумерных электронов в структуре с помощью ме таллического затвора. Методом молекулярно-лучевой эпитаксии были изготовлены два типа структур с конфигурацией холловско го мостика: с одним -слоем, выращенным на расстоянии L~ от поверхности GaAs, покрытой слоем Al (образец 1), и с двумя -слоями, с L1~200 и L2~500, содержащими одинаковое коли чество доноров Si (образец 2).

На рис. 4.7 представлены результаты магнитотранспортных измерений при гелиевой температуре холловской концентрации nx, удельной проводимости и концентрации n1 в первой воз бужденной подзоне потенциальной квантовой ямы -слоя, опре делявшейся из осцилляций Шубникова - де Гааза (рис. 4.8), при различных напряжениях V на затворе в образце 1. На рис. 4.7 ви ден эффект значительного возрастания проводимости, а, следова тельно, и холловской подвижности с увеличением напряжения V от -236 до +163 мВ (см. рис. 4.8). Обращает на себя внимание, что холловская концентрация nX 2,2·1012 см-2 оказалась значитель но меньше концентрации примесей N 5·1012 см-2, введенных во время роста. Эта характерно для приповерхностных -слоев и обусловлено захватом свободных носителей из квантовой ямы на поверхностные состояния на границе GaAs/металл. Следует отметить значительную величину отрицательного магнетосопро тивления (см. рис. 4.8), которое усиливалось по мере обеденения НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ -, 10- 2 3· n, cm- xx 3· 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1. -200 0 - Рис. 4.8 Осцилляции Шубникова– Рис. 4.7 Зависимости удельной про де Гааза в магнитосопротивлении водимости (а), холловской концен xx. 1, 2 - образец 1, 3 – образец 2;

трации nx (б) и концентрации в первой V, мВ: 1 – -236, 2 - возбужденной подзоне n1 (в) от на пряжения на затворе для приповерх ностного -слоя. Сплошные линии – результат самосогласованного расчета заполнения двумерных подзон кванто вой ямы в структуре с одним -слоем:

0 – n0, 1 – n приповерхностной квантовой ямы. В магнитном поле, парал лельном -слою, осцилляции xx исчезали, что свидетельствует о двумерном характере проводимости в образце 1.

В приповерхностной квантовой яме оказались заполненны ми по крайней мере две ямы. Это следует из того, что nXn1, а также подтверждается данными туннельной спектроскопии. На рис. 4.9 приведена полученная при Т = 4,2 К зависимость диф ференциальной туннельной проводимости T(V), измеренная на частоте 11 Гц. Особенности на T(V) при положительных сме щениях показывают наличие заполненных подзон с энергиями Е1 20 и Е2 65 мэВ (отсчет энергий от уровня Ферми в GaAs).

Концентрации электронов в позонах размерного квантования, ко торые можно получить из известного выражения n = mEi / (2), Владимир Григорьевич МОКЕРОВ равны n1 6·1011 и n0 1.8·1012 см-2, что согласуются с данными магнитотранспортных измерений.

Для исследуемых структур был проведен самосогласован ный расчет структуры двумерных подзон на основе численного решения одномерных уравнений Пуассона и Шредингера (рис.

4.10, 4.12). Результаты самосогласованного расчета заполне ния двумерных подзон для структуры с одним -легированным слоем при различных смещениях V показаны на рис. 4.7 сплош ными линиями. На рис. 4.10 приведены профили потенциала и электронной плотности, а также энергий двумерных подзон для V = 30 мВ. Расчет показывает заполнение двух подзон двумерного электронного газа, что согласуется с данными магнитотранспорт ных измерений (рис. 4.7, 4.8) и туннельной спектроскопии (см.

рис. 4.9). Используя экспериментальные зависимости n1(V), nX(V) E - T E - 200 300 -80 -40 0 40 L, Рис. 4.10 Результаты самосогла Рис. 4.9 Зависимость туннельной сованного расчета профиля по проводимости от напряжения на тенциала, энергетических уров затворе V для туннельного перехо ней двумерных подзон E0 и E да Al/-GaAs. Стрелками указаны (штриховые линии) и профилей ожидаемые в соответствии с само электронной плотности в подзо согласованным расчетом положе нах для GaAs с одним -слоем ния двумерных подзон НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ и (V), рассчитанную зависимость n0(V) (из-за малой подвижно сти нижняя электронная подзона не наблюдалась в осцилляциях Шубникова – де Гааза) и формулы:

n X = (n0 µ 0 + n1µ1 ) 2 /(n0 µ 0 + n1µ12 ), (4.1) = e(n0 µ 0 + n1µ1 ), авторы [8] рассчитали зависимость электронной подвижности от напряжения на затворе для каждой подзоны (рис. 4.11). Обращает на себя внимание значительный рост 1 при небольшом увеличе нии полной концентрации двумерного электронного газа, а также немонотонность 1(V) и 0(V). Для структур с -легированием та кие данные об изменении подвижностей с ростом были п полу чены впервые. На поведении подвижностей с концентрацией дву мерного электронного газа должны сказываться специфические особенности этой системы. Обнаруженную немонотонность зави симостей 1(V) и 0(V) в области V0 авторы связали, во-первых, с межподзонным рассеянием 0-2 и 1-2 с участием второй, возбуж денной, подзоны.

Действительно, приведенные на рис. 4.11 расчетные зависи мости энергий подзон Е0, Е1 и Е2 от V показывают, что в области насыщения зависимостей 1(V) и 0(V) уровень Е2 оказывается достаточно близким к уровню Ферми, и межподзонное рассея ние с участием этой подзоны может проявляться в транспортных свойствах двумерного электронного газа. Во-вторых, локализация рассеивающих центров в узком слое GaAs (в нашем случае ши рина -слоя ~50 ) приводит к уменьшению вклада рассеяния на ионизованных примесях в проводимость по первой возбужденной двумерной подзоне. Это может происходить как за счет экраниро вания кулоновского потенциала рассеивателей подвижными носи телями, так и за счет смещения максимумов электронной плотно сти в возбужденной подзоне от области -слоя (см. распределение электронной плотности для уровня Е1 на рис. 4.10).

Результаты самосогласованного расчета хода потенциала и структуры двумерных подзон для GaAs с двумя -слоями пред ставлены на рис. 4.12. Видно, что в такой структуре возникает Владимир Григорьевич МОКЕРОВ а 200 400 600 n, 1012 cm-2 2.0 2.5 3. - E, мэВ µ 1.5 - - µ, 103 cm2/(B·c) µX б µ i 0.5 E, мэВ - 2 0 - -200 0 200 200 400 600 V, мВ L, Рис. 4.12 Результаты самосогла Рис. 4.11 Зависимость подвижностей сованного расчета для GaAs с 0, 1 и х от напряжения V на затворе двумя -слоями. Прямоугольни (нижняя шкала) или от концентрации 2D электронного газа n = n0 + n1 ки на оси L – положения -слоев.

а – зависимость потенциальной (верхняя шкала). 0, 1, 2 – результат энергии от координаты L в на самосогласованного расчета энергий двумерных подзон E0, E1, E2, соот- правлении, перпендикулярном плоскостям -слоев. E=0 соответ ветственно. Отсчет от уровня Ферми ствует положению уровня Фер в GaAs (штрихпунктирная линия) ми. Пунктирные линии – уровни энергии подзон. б – распреде ление электронной плотности в подзонах. 1 – нижняя заполнен ная подзона, 2 – вторая, 3 – сум марная плотность электронов для остальных четырех подзон единая система двумерных подзон, причем подвижные носители в основном сосредоточиваются в окрестности -слоя, более дале кого от поверхности GaAs. Оценка на основе полученных данных вклада верхних подзон с высокой подвижностью в полную про водимость структуры с двумя -слоями показывает, что в такой НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ структуре он значительно возрастает и составляет 60%, в то вре мя как в структуре с одним -слоем 25. Увеличение подвижно сти в образце 2 по сравнению с образцом 1 связано с ростом числа подвижных носителей, пространственно удаленных от областей -легирования (см. на рис. 4.12 распределение электронной плот ности в подзонах 2-5).

Таким образом, было показано, что концентрации электронов в двумерных подзонах, полученные из туннельных спектров, хоро шо согласуются с результатами магнитотранспортных измерений.

Обнаруженный эффект значительного возрастания подвижности с увеличением напряжения на затворе, по-видимому, обусловлен асимметрией квантовых ям, характерной для приповерхностного -слоя, и объясняется совместным действием эффектов экраниро вания и усиления с ростом V пространственного разделения под вижных носителей и ионизованных примесей. Это подтверждает ся также данными, полученными на структуре с двумя -слоями.

Возрастание подвижности двумерного электронного газа при одновременном увеличении его концентрации в -легированных структурах с металлическим затвором свидетельствуют о возмож ности более эффективного управления проводимостью канала по левого транзистора на -слоях по сравнению с транзисторами на основе гетероструктур.

На основе -легированных структур были созданы и исследо вались полевые транзисторы [2,5,6]. было показано, что подобные устройства обеспечивают:

- высокие значения электронной концентрации в канале тран зистора (до 1013 см-2) без снижения барьерных характеристик за твора;

- большую подвижность носителей заряда по сравнению с объемно-легированными структурами (при одинаковом уровне ле гирования);

- возможность травления области под затвором для формиро вания барьеров Шоттки без нарушения активного канала;

- малое расстояние канал-затвор (меньше 30 нм).

Владимир Григорьевич МОКЕРОВ Также стоит отметить, что напряжение на затворе изменяет не только концентрацию носителей, но и электронную подвижность в канале устройства. Это является отличительной чертой транзисто ров на -легированных слоях.

Состояние поверхности GaAs во время -легирования суще ственно влияет на процесс встраивания атомов примеси Si в ре шетку [9]. В данной работе, для того чтобы исследовать адсорбцию атомов Si на плоскость легирования GaAs, осаждение атомов Si проводилось при различных концентрациях As на легируемой по верхности. Для этой цели методом молекулярно-лучевой эпитак сии было изготовлено несколько структур с -легированным слоем.

Образец 4 был выращен стандартным методом, при котором после завершения роста буферного слоя перед стадией -легирования поток атомов Ga прерывался, а поток атомов As и температура под ложки Ts = 580C оставались такими же, как при эпитаксиальном росте. При изготовлении образцов 1, 2, 3 после завершения роста буферного слоя (при Ts = 580 C) поток атомов Ga прерывался и Ts уменьшалась до значений Ts = 515, 530 и 550C, соответственно.

Затем температура ячейки As понижалась до 200C, чтобы за счет десорбции As создавалась квазиравновесная (для данной темпера туры подложки Ts) концентрация As на поверхности GaAs, и через 20 мин эта поверхность экспонировалась в потоке атомов крем ния с плотностью потока и временем выдержки такими же, как для образца 4. На рис. 4.13 представлены зависимости холловской концентрации двумерных электронов и поверхностной плотности атомов Si, измеренной методом масс-спектроскопии вторичных ио нов, от температуры подложки во время процесса -легирования.

Обращает на себя внимание (см. рис. 4.13) значительное уменьшение (в 25-30 раз) концентрации двумерного электрон ного газа для образцов 1-3 по сравнению с образцом 4, несмотря на то, что поток атомов кремния при легировании одинаков для всех образцов. Этот результат связан с существенным обеднением подрешетки As на поверхности GaAs перед -легированием об разцов 1-3 из-за десорбции мышьяка в отсутствие его потока. В этом случае поверхность GaAs перед легированием представляет НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ собой небольшие островки подрешетки As, расположенные на по верхностном слое Ga (рис. 4.14). Малую величину поверхностной плотности атомов Si можно объяснить, если предположить, что ко эффициент прилипания атомов Si существенно выше на вакантных узлах Ga, чем на вакантных узлах As. Таким образом, атомы крем ния будут адсорбироваться главным образом в вакантные узлы Ga nH, NSi, cm- a Рис. 4.13 Зависимость хол ловской концентрации nH двумерных электронов и по верхностной плотности NSi атомов Si в -легированном слое от температуры под ложки при осаждении Si. а и б – холловские данные при T = 300 и 77 К, соответ ственно, в – данные масс спектрометрии вторичных 1 2 3 4 ионов. Цифры под стрелка ми соответствуют номерам образцов 500 550 T Si Рис. 4.14 Модель структу ры поверхности (001) GaAs As в процессе -легирования Si при включенном потоке мы шьяка Ga Владимир Григорьевич МОКЕРОВ на островках с подрешеткой As. Другими словами, коэффициент прилипания атомов Si существенно выше на вакантных узлах Ga, чем на вакантных узлах As.

При -легировании донорной примесью, например, атомами Si в случае GaAs (100), в очень узкой области полупроводника (еди ницы нм) формируется V-образный изгиб зон, представляющий собой потенциальную яму для электронов и отталкивающий по тенциальный барьер для дырок. Это не позволяет применять фото люминесцентную спектроскопию для исследования квантования двумерного электронного газа в обычном -легированном слое из-за пространственного разделения фотовозбужденных электро нов и дырок на таком V-образном потенциале. Для локализации фотовозбужденных дырок вблизи -легированного слоя (или сло ев) при фотолюминесцентном исследовании было предложено ис пользование структур, в которых ограничение пространственного расположения дырок достигается либо с помощью гетеробарьеров (рис. 4.15), встраиваемых вблизи плоскости легирования, либо пу тем формирования нескольких -слоев.

Работа [14] посвящена исследованию размерного квантования электронного газа в -легированном GaAs (100) с использованием структуры с гетеробарьерами. Образцы -легированных структур GaAs выращивали методом молекулярно-лучевой эпитаксии на по луизолирующих подложках GaAs (100). Легирование осуществля лось атомами Si и выполнялось при температуре 570°С. Слоевая концентрация внедренных атомов кремния в исследуемых -слоях задавалась равной (5.5 ± 0.8)·1012 см-2. Дельта-легированный слой GaAs формировался в середине между двумя гетеробарьерами Al0.28Ga0.72As (рис. 14.15), расстояние между которыми LB варьиро валось от 20 до 45 нм и составляло: 20 нм в обр. № 813, 30 нм в обр.

№ 815 и 45 нм в обр. № 814. Ширина гетеробарьеров составляла 100 нм. Профили распределения примеси Si по глубине структур измеряли методом вторичной ионной масс-спектроскопии;

было показано, что их ширина не превышает 8 нм. Спектры фотолюми несценции измеряли при температуре 77 К в диапазоне энергий фотонов от 1,25 до 1,7 эВ.

НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ Eg AlGAs GAs AlGAs E E E E E3 Eh E2 Eh E1 Eh E0 Eh Рис. 4.15 Зонная диаграмма -легированного слоя GaAs, за ключенного между двумя ге Ev теробарьерами AlGaAs. Здесь Eh E0, E1e, E2 и E3e – энергии дву e e мерных электронных подзон, Eh – энергия дырочной подзоны.

Стрелками показаны исследуе мые оптические переходы LB Спектры фотолюминесценции различных образцов пред ставлены на рис. 4.16 и 4.17. Как видно из рис. 4.16, в случае нелегированных образцов наблюдается одна узкая полоса фо толюминесценции, обозначенная как В-полоса. Ее максимум для обр. № 835 (LB = 30 нм) располагается вблизи = Eg (где Eg = 1,508 эВ ширина запрещенной зоны GaAs при Т = 77 К), что соответствует межзонной излучательной рекомбинации. При уменьшении LB ниже 30 нм в результате размерного квантования в прямоугольной квантовой яме эта полоса сдвигается к большим частотам. В однородно-легированном образце (обр. № 836, LB = 30 нм, рис. 16, кривая 2) за счет эффектов электрон-примесного рассеяния и заполнения зоны проводимости электронами и соот ветственно увеличения энергии Ферми EF В-полоса уширяется, а ее максимум сдвигается к большим.

Владимир Григорьевич МОКЕРОВ hvB hvB Рис. 4.16 Спектры фотолюминесценции нелегированного и однородно легированного слоев GaAs, заключенных между гетеробарьерами AlGaAs при LB = 30 нм: 1 - нелегированный образец (№ 835);

2 однородно-легированный образец c ND =1,6·1018 см-3 (№ 836). Для ле гированного образца масштаб сигнала фотолюминесценции увеличен в 17.5 раза E E E hvB’ E E E E E hvB’ hvA E0 E 1 hvA hv hv hv 0.750 0.788 0.824 0.860 0.896 0.932 0.770 0.806 0.842 0.878 0.914 0. Рис. 4.17 Спектры фотолюминесценции -легированных структур GaAs (NSi = 5.5·1012 см-2) с различным расстоянием LB между гетеро барьерами AlGaAs. а – 1 - Lb = 20 нм, 2 - Lb = 30 нм;

б – спектр фото люминесценции обр. №814 (Lb = 45 нм), 1 – полный спектр, 2 – со ответствует низкоэнергетической части спектра, где масштаб сигнала увеличен в 12 раз НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ На рис. 4.17 представлены спектры фотолюминесцен ции -легированных структур с различным расстоянием LB между гетеробарьерами. Главным отличием этих спектров от спектров фотолюминесценции нелегированных и однородно легированных слоев является наличие дополнительных спек тральных особенностей в области В-полосы. Так в обр. № (LB = 20 нм) наряду с главным максимумом при hv = 1,586 эВ, обо значенным как В’ возникает «плечо» при hv = 1,548 эВ, обозначен ное как А, а также «плечо» при hv = 1,475 эВ, обозначенное как.

С увеличением расстояния LB между гетеробарьерами наблюдает ся сдвиг всех полос фотолюминесценции к меньшим энергиям, но энергетические интервалы между ними сохраняются. Также изме няются интенсивности этих полос и соотношения между ними.

Приведенные результаты показывают, что дополнительная структура полос фотолюминесценции, наблюдаемая только в -легированных структурах и отсутствующая в нелегированных и однородно-легированных образцах, обусловлена эффектами раз мерного квантования, т. е. переходами между квантовыми подзо нами двумерного электронного газа в V-образном потенциальной яме в -слое и дырочными состояниями. Для анализа полученных спектров был проведен численный расчет энергетической струк туры образцов, который показал, что при уровне легирования NSi = 5,5·1012 см-2 заполненными оказываются 4 электронных подзоны с энергиями E0, E1e, E2 и E3. Эти энергии отмечены стрелками e e e на рис. 4.17. Если предположить, что в рассматриваемой области спектра преобладают переходы в одну и ту же дырочную подзону Eh, то наблюдаемые полосы B’, A и будут соответствовать перехо дам: E0 Eh, E1e Eh и E3 Eh. Полоса, связанная с переходами e e e E2 Eh не проявляется из-за близости к B’-полосе и относительно большой ширины обеих полос (40 мэВ).

Интенсивности исследуемых полос фотолюминесценции про порциональны произведению вероятности оптических переходов, определяемой перекрытием электронной и дырочной волновых функций, и заселенности электронных подзон. Авторы отметили, что так как исследуемые образцы имеют одинаковые -слои, то Владимир Григорьевич МОКЕРОВ энергии и заселенности электронных подзон у них должны быть одинаковыми. Поэтому наблюдаемые различия спектров фото люминесценции в исследуемых образцах следует связывать с раз личиями вероятностей оптических переходов из-за разных рас стояний между гетеробарьерами. Наблюдаемый при уменьшении LB сдвиг полос фотолюминесценции к большим энергиям может быть обусловлен возрастанием энергии дырочной подзоны Eh из за уменьшения размера дырочной квантовой ямы, формируемой гетеробарьером AlGaAs и самосогласованным потенциалом изги ба зон (рис. 14.15). наблюдаемая при этом неизменность энерге тических интервалов между полосами фотолюминесценции в раз личных образцах свидетельствует о том, что электронный спектр -слоя заметно не деформируется в исследованном диапазоне LB.

Работа [15] посвящена изучению природы оптических пере ходов в диапазоне энергий фотонов от 1,3 до 1,6 эВ для одно родно- и -легированных кремнием слоев GaAs с ориентацией (100) на основе исследования спектров фотолюминесценции при различных температурах и мощности возбуждающего лазерно го излучения. -легированные структуры выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии на полуизолирующих подложках GaAs (100) при температуре подложки Ts = 570 °C. Они включа ли: нелегированный буферный слой толщиной 0.8 мкм, три -слоя с NSi = 6·1012 см-2 и с расстоянием между ними 300, затем не легированный слой GaAs толщиной 700 и 50 c - легированный слой (N = 1,2·1018 см-3). Полуширина профиля легирования одного -слоя, измеренная методом вторично-ионной масс-спектрометрии по глубине не превышала 80.

На рис. 4.18-4.20 приведены спектры фотолюминесценции для нелегированного и легированных образцов, измеренные при Т = 77 K. Из рисунков видно, что в случае нелегированного об разца наблюдается только одна полоса фотолюминесценции с мак симумом при hv = 1,508эВ, соответствующая межзонным оптиче ским переходам в собственном GaAs (B-полоса). Ее малая ширина hv = 5 мэВ свидетельствует о высоком качестве выращенного слоя, а отсутствие дополнительных линий тоже свидетельствует НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ B-band Рис. 4.18 Спектры фотолю Intencity, arb. units минесценции нелегирован ных и однородно легирован Si-band ных слоев GaAs (100), из меренные при температуре T = 77 K: 1 - нелегирован ный образец, 2, 3, 4 - одно родно легированные образцы с n = 2·1016;

2·1017;

7·1017 см- 0 1.35 1.40 1.45 1.50 1.55 1. E, eV B-band B-band Intencity, arb. units Intencity, arb. units 1, 2, Si-band Si-band 1.35 1.40 1.45 1.50 1. 1.35 1.40 1.45 1.50 1. E, eV E, eV Рис. 4.20 Спектры фотолюми Рис. 4.19 Спектры фотолюминес несценции для образца с тремя ценции для образца с тремя -легированными слоями крем легированными слоями кремния с ния на GaAs (100) при T = 77 K NSi = 6·1012 см-2 на GaAs (100), из и различной мощности возбуж меренные при различных темпера дения P, Вт/см2: 1 - 33, 2 - 340, турах T, K: 1 - 77, 2 - 150, 3 - 3 - 850 (интенсивность полосы B в максимуме приведена к одина ковому значению для всех спек тров) Владимир Григорьевич МОКЕРОВ о низкой концентрации фоновых примесей и дефектов стехио метрии. Легирование кремнием приводит к увеличению ширины B-полосы и сдвигу ее максимума в сторону больших энергий. Эти изменения B-полосы обусловлены донорным поведением значи тельной части атомов Si и являются следствием проявления 2-х эффектов: 1) уменьшением ширины запрещенной зоны Eg за счет слияния зоны донорных состояний с дном зоны проводимости;

2) увеличением степени заполнения зоны проводимости электро нами и, соответственно, повышением энергии Ферми ЕF. Оба эти эффекта приводят к распространению спектрального интервала для межзонных переходов в сторону меньших и больших энергий и, соответственно, к уширению B-полосы. Второй из них, извест ный как эффект Бурштейна-Мосса, отвествен за сдвиг высокоэнер гетического крыла и максимума B-полосы к большим hv.

В Si-легированных слоях наряду с B-полосой возникает по лоса фотолюминесценции (которой нет в нелегированных слоях), расположенная при относительно невысоких концентрациях но сителей (п ~ 1017 см-3) около hv ~ 1,4 эВ (Si-полоса). С увеличе нием дозы легирования Si-полоса, так же, как и B-полоса, уши ряется, и ее максимум сдвигается к большим hv. Следует, однако, отметить, что при идентичных условиях возбуждения фотолюми несценции интенсивность Si-полосы по отношению к B-полосе в -легированных структурах всегда оказывается меньше, чем в однородно легированных образцах с той же средней объемной концентрацией кремния. При этом ее низкоэнергетический край в -легированных структурах располагается при несколько больших hv, чем в однородно легированных слоях. В спектрах фотолюми несценции -легированных слоев наряду с В- и Si-полосами на блюдается дополнительная полоса hv ~ 1,475 – 1,480 эВ (-полоса, см. рис. 4.20), интенсивность которой увеличивается с увеличени ем дозы -легирования.

Конечным состоянием для оптических переходов, соответ ствующих Si-полосе, по мнению авторов, является акцепторный уровень, расположенный на 100 мэВ выше потолка валентной зоны. Этот глубокий уровень соответствует акцепторному поведе НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ нию части атомов Si, а именно тех из них, которые занимают узлы As в решетке GaAs. Не исключено, что эти Si-атомы могут также образовать некоторые комплексы с дефектами стехиометрии.

Температурная зависимость спектров фотолюминесценции в случае B-полосы (см. рис. 4.19) хорошо соответствует описанным в литературе закономерностям для межзонных оптических пере ходов и объясняется температурным уменьшением ширины за прещенной зоны Eg и увеличением доли безызлучательной реком бинации за счет электрон-фононного взаимодействия. С другой стороны, более сильное ослабление Si-полосы и ее исчезновение при повышении температуры объясняется термической ионизаци ей дырок с обсуждаемого здесь акцепторного уровня.

Наблюдаемые сильные различия зависимостей интенсив ности фотолюминесценции от мощности лазерного возбуждения для B-полосы и Si-полосы (рис. 4.20) могут быть объяснены су щественной разницей в плотности дырочных состояний, участву ющих в этих оптических переходах. В первом случае (B-полоса) мы имеем дело с собственными оптическими переходами и, со ответственно, с дырками в валентной зоне, плотность которых на несколько порядков выше, чем концентрация дырок на акцептор ном уровне во втором случае (Si-полоса). Поэтому при достаточно большой плотности потока возбуждающих фотонов (сравнимых и превышающих концентрацию атомов Si в акцепторных состояни ях) возрастание интенсивности Si-полосы должно замедляться, а затем должно наблюдаться насыщение, тогда как интенсивность B-полосы фотолюминесценции будет по-прежнему возрастать.

Достаточно необычным, при сравнении с Si-полосой, вы глядит поведение -полосы, присутствующей в -легированных структурах. Поскольку эта полоса расположена по энергии выше Si-полосы, но ниже B-полосы (т. е. при hv Eg), она может быть формально приписана оптическим переходам с участием одного или нескольких уровней в запрещенной зоне, причем более мел ких, чем акцепторный уровень Si. Однако в таком случае следовало бы ожидать еще более сильного ее ослабления с температурой, чем Si-полосы, а также - эффекта насыщения на зависимости ее интен Владимир Григорьевич МОКЕРОВ сивности от мощности возбуждения фотолюминесценции. Вместо этого поведение -полосы с увеличением и температуры, и мощ ности возбуждения фотолюминесценции оказалось идентичным поведению B-полосы и поэтому ее, так же, как и B-полосу, следует отнести к межзонным оптическим переходам. По мнению авторов, -полоса обусловлена эффектами размерного квантования в узких V-образных потенциальных ямах в -легированных структурах.

А именно, она может быть обусловлена излучательной рекомбина цией между электронами одной из двумерных квантовых подзон V-образных потенциальных ям в -слоях с дырками в максимумах валентной зоны, формируемых между -слоями.

Легирование вицинальных граней В работе [13] теоретически анализируется распределение ад сорбированных атомов примеси на вицинальнои грани с помощью простой модели случайного блуждания по одномерной решетке с выделенным узлом и периодическими граничными условиями.

Для оценки параметров решеточного распределения примеси ис пользовалась следующая решеточная модель миграции частиц при меси по поверхности кристалла. Предположим, что поверхность кристалла однородна и атомы в приповерхностном слое располо жены так, как показано на рис. 4.21. Тогда на поверхности можно рассматривать двумерную решетку, узлы которой соответствуют центрам адсорбции атомов примеси. Было предположено, что ато мы примеси могут находиться только в этих узлах и перемещаться -2N+1 -N -2- 012 N 2N Рис. 4.21 Схематическая диаграмма легирования на вицинальной грани.

Кружки – атомы в приповерхностном слое, точки – адсорбированные центры НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ по поверхности посредством скачков в соседние свободные узлы.

Скачки в соседние узлы являются активационными с энергией E для всех узлов, кроме нулевого у ступени, энергия активации кото рого равна E+Es (Es - дополнительная энергии активации скачка в нулевом узле). При малой поверхностной концентрации можно не учитывать латеральные взаимодействия атомов примеси.

На рис. 4.22 показаны рассчитанные линии уровня стационар ного распределения атомов примеси в зависимости от ширины тер расы (N) и параметра = Es/kBT. Параметр pi – вероятность нахожде ния атома в i-узле, Es – дополнительная энергии активации скачка в нулевом узле, k – средняя частота скачков на террасе. Из рассмотрен ной модели следует что стационарное распределение атомов при меси на ступенчатой грани кристалла неравномерно. Вероятность расположения атома на ступени отличается от вероятности располо жения в других узлах. Эти вероятности зависят от двух параметров:

N и. Величина N определяется углом разориентации грани кри сталла, величина определяется химическим составом кристалла и примеси и зависит от температуры кристалла. Следовательно, ста ционарное распределение примеси можно контролировать посред ством выбора угла разориентации грани или температуры.

В отличие от GaAs (100), где кремний преимущественно ве дет себя как донор, занимая узлы в подрешетке Ga, в слоях с ори 0. 5. 0. Рис. 4.22 Линии уровня стационарного распре деления атомов при 0. меси. Сплошные ли нии - p0, штриховые 0.09 pi, пунктирные - время 0.2 установления в [kt] 11 Владимир Григорьевич МОКЕРОВ ентацией (111)А, выращиваемых методом молекулярно-лучевой эпитаксии, в зависимости от температуры роста Тр и соотноше ния потоков мышьяка PAs и галлия PGa, =PAs/PGa, можно получать как сильно компенсированные полуизолирующие слои, так и слои п- или p-типа проводимости. Выращивание планарно- или дельта()-легированных слоев позволяет формировать предельно узкие квантово-размерные области легирования. В работах [17,18] исследовано влияние разориентации поверхности GaAs (111)А и вариации соотношения потоков As и Ga на процесс -легирования, на тип проводимости и концентрацию носителей в исследуемых слоях, а также на их оптические свойства.

Исследуемые образцы выращивались методом молекулярно лучевой эпитаксии на полуизолирующих подложках GaAs как с ориентацией (111)А ± 0,5, так и на подложках, специально разори ентированных от плоскости (111)A в направлении [2 1 1 ] на углы =1, 1,5 и 3. Все эти образцы выращивались одновременно. Для этого указанные подложки приклеивались с помощью индия на об щий молибденовый держатель. Выращенные легированные крем нием структуры включали нелегированный буферный слой GaAs толщиной ~0.48 мкм, -слой кремния и верхний нелегированный слой (“сар”-слой) GaAs толщиной ~0.033 мкм. Эпитаксиальный рост проводился при Тр = 600С, а температура кремниевого ис точника задавалась такой, чтобы обеспечить в слоях GaAs (100) концентрацию электронов проводимости п = 1·1018 см-3. Время осаждения кремния при -легировании составляло 135 с. При фор мировании -слоев рост прерывался, то есть заслонка молекуляр ного источника галлия закрывалась. Условия формирования иссле дуемых структур представлены в табл. 4.1, где также указаны тип проводимости, слоевая концентрация и подвижность.

На рис. 4.23 представлены спектры фотолюминесценции при Т=77 К для образцов 1-5, которые выращивались при соотноше нии PAs/PGa=18. Образец 1 имеет n-тип проводимости, остальные – p-тип проводимости. Как видно из рис. 4.23, в спектрах фотолю минесценции образцов 2-5 наблюдаются две полосы. Одна из них, расположенная при ћ 1,508 эВ (В-полоса), соответствует меж НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ зонной излучательной рекомбинации e-h. При ћ 1,36-1,38 эВ наблюдается вторая широкая полоса (Si-полоса). На рис 4.24 пред ставлены спектры фотолюминесценции образцов 7-10, выращен ных при тех же условиях, что и образцы 1-5, но без -слоя. Как видно, Si-полоса в этом случае отсутствует. Это дает основание заключить, что она связана с -легированным слоем. В литературе полосу фотолюминесценции при ћ 1,36 эВ в однородно леги рованных кремнием слоях GaAs (111)А приписывают оптическим переходам между донорными состояниями, связанными с вакан сиями мышьяка VAs и акцепторными состояниями, связанными с атомами кремния в узлах мышьяка SiAs, т.е. переходам VAsSiAs.

На врезке рис. 4.23 представлена диаграмма для исследуемых оптических переходов.

Таблица 4.1 Условия формирования исследуемых структур GaAs с -легированием (Si). – угол разориентации в направлении [2 1 1 ], – отношение потоков мышьяка PAs и галлия PGa, слоевая концентрация ns, ps и подвижность измерены при Т=300 К.

ns, ps, № Ориентация, Тип, образца подложки градусы проводимости см-2 см2/В·с N 1 (100) - 18 2· p 2 6.3·1012 (111)А ±0.5 p 3 1.0·1013 (111)А 1 p 4 6.2·10 (111)А 1.5 18 p 5 4.9·1012 (111)А 3 n 11 1.3·10 (100) - 63 n 3.6· 12 (111)А ±0.5 n 1.1· 13 (111)А 1 63 n 2.0· 14 (111)А 1.5 n 1.1· 15 (111)А 3 Как видно из рис. 4.23, с увеличением угла разориентации максимум Si-полосы смещается в коротковолновую область от ћ 1,36 эВ для = 0 С до 1,383 эВ для = 3С. Этот сдвиг Si-полосы с ростом можно объяснить, исходя из рассмотрения плотности Владимир Григорьевич МОКЕРОВ B-band SiGa 1.508 eV 1.503 eV VAs 1.47 eV eV 1.506 eV SiAs 1.

Si-band 1.383 eV PL intencity, arb. units 1.381 eV PL intencity, arb. units 1.379 eV 1. 1.36 eV ±0. 0.8 0.85 0.9 0.95 0.8 0.85 0.9 0. Рис. 4.23 Спектры фотолюминес- Рис. 4.24 Спектры фотолюминес ценции при Т = 77 К для образ- ценции при Т = 77 К для образцов цов 1-5, выращенных при =18, с 7-10, выращенных при =18, без -легированными слоями. Кривые -легированного слоя. Кривые сме смещены относительно друг друга щены относительно друг друга по по вертикали. Данные по образцам вертикали представлены в табл. 1. На врезке предполагаемая энергетическая диа грамма для оптических переходов связей на террасах и ступеньках. На рис. 4.25 схематически пред ставлено расположение атомов Ga и As на вицинальной поверх ности при разориентации подложки (111)А GaAs в направлении [2 1 1 ]. Видно, что вицинальная поверхность содержит разную плотность свободных связей Ga на террасах и ступеньках, т.е.

условия для возникновения вакансии VAs и занятия кремнием узлов As на террасах и ступеньках различаются. Предположим, что донорно-акцепторные (D-A) пары образуются с расстоянием r между донорами и акцепторами, большим, чем боровский ра диус. Тогда для такой пары энергия излучения определяется вы ражением НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ e2 (4.2) = E g ( E A + ED ), 4 0 r где Eg – энергия запрещенной зоны, EA и ED – акцепторные и до норные уровни. Таким образом, к энергии перехода Eg - (ЕА + ED) ~ 1.36 эВ существует добавка е2/40r, связанная с взаимодействием внутри D-A-пары. В данном случае величина r будет определяться некоторым средним расстоянием между донором и акцептором в парах для каждой длины террасы Lter, значения которой составля ют 37,2, 18,6, 12,4 и 6.2 нм для =0,5, 1, 1,5 и 3, соответственно.

Величина добавки е2/40r для r = 40 и 10 нм составляет 0.0027 и 0.012 эВ, соответственно, т.е. она увеличивается с ростом угла ра зориентации и сопоставима с наблюдаемым сдвигом Si-полосы в спектрах фотолюминесценции, представленных на рис. 4.23, в сто рону больших энергий. Таким образом, сдвиг Si-полосы с ростом может быть объяснен изменением D-A-расстояний в D-A-пapax на ступеньках и террасах вицинальной грани.

[111] 211] [011] Рис. 4.25 Схематиче ское представление рас положения атомов Ga и 0) As на вицинальной по ( верхности (111)А GaAs при разориентации в Ga направлении [2 1 1 ] As Эпитаксиальные слои, выращенные при больших ~ 63, проявляют n-тип проводимости (см. табл. 4.1). На рис. 4.26 пред ставлены спектры фотолюминесценции для образцов 11-15, вы ращенных в этих условиях. Для ориентации (100) концентрация Владимир Григорьевич МОКЕРОВ электронов при = 63 больше, чем для = 18, хотя температура кремниевой ячейки и время формирования -слоя в обоих случа ях были одинаковыми. Это можно объяснить увеличением числа атомов кремния в узлах Ga(SiGa), т.е. концентрации доноров, по скольку при высоком давлении мышьяка PAs уменьшается вероят ность занятия атомами Si узлов As. Как видно из рис. 4.26, кроме основной полосы при 1.508 эВ для разориентированных образцов, присутствует полоса при = 1,47-1,48 эВ. Причем для образца 12 она проявляется в виде плеча в области 1,483 эв, а с ростом (для образцов 13,14,15) обнаруживается в виде пика. По мнению авторов, эта полоса связана с переходами между донорными и ак цепторными состояниями кремния, т.е. SiGa-SiAs.

Таким образом, проведенные исследования показали, что, используя для легирования лишь кремний, на подложках с ори ентацией (111)А можно получать -легированные слои как n-, так p-типа. Для подложки (111)А и разориентированных от этой 1.508 eV 1.48 eV 1.477 eV PL intensity, arb. units 1.474 eV 1.508 eV Рис. 4.26 Спектры фото люминесценции при Т= 1.483 eV К для образцов 11-15, вы ращенных при =18, с -легированными слоя ми. Кривые смещены от носительно друг друга по вертикали. Для образцов 12-15 основная полоса при = 1,508 эВ не представлена 0.8 0.85 0.9 0. НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ плоскости в направлении [2 1 1 ] в спектрах фотолюминесценции наблюдаются полосы при = 1.36 эВ, связанные с одиночны ми -легированными слоями кремния. Было обнаружено, что при малых, то есть когда формируется -слой p-типа, при увеличе нии угла разориентации происходит сдвиг этой полосы в сторону больших энергий. Этот сдвиг связывается с изменением среднего расстояния между донорами и акцепторами в D-A-пapax за счет увеличения длин террас при возрастании угла разориентации.

В -легированных кремнием слоях GaAs на вицинальных гранях наблюдается существенная анизотропия проводимости [19,20]. Неоднородное распределение примеси на вицинальной поверхности приводит к анизотропии сопротивлений вдоль и по перек ступенек. В качестве примера на рис. 4.27а,б показаны тем пературные зависимости сопротивлений образцов с углом разо риентации 0,5 и 1,5 в направлении [2 1 1 ] (pa-направление) и [0 1 1] (pe-направление), а также коэффициент анизотропии сопро тивлений kап = Rpe/Rpa. Для всех вицинальных образцов сопротив ление перпендикулярно краям ступеней имеет заметно большую величину, чем сопротивление параллельно краям ступеней Rpa.

Коэффициент анизотропии сопротивлений kап увеличивается при понижении температуры, как и для ранее исследованных вици нальных GaAs-структур с -легированием оловом. В контрольном образце без разориентации анизотропия проводимости не обнару жена. Кроме этого наблюдается прыжковая проводимость с харак терной температурной зависимостью (рис. 4.28).

Анизотропия сопротивления связана, по мнению авторов, с различным влиянием неоднородного распределения примеси на подвижности носителей тока для различного его направления.

Подвижность носителей тока для движения вдоль ступеней ви цинальной поверхности определяется в основном рассеянием на ионизированных примесях, случайно расположенных вдоль тер рас. Так как кремний преимущественно накапливается на краях ступеней, то при направлении тока поперек ступеней более значи тельное влияние на подвижность носителей тока может оказывать разброс в величинах ширин ступеней и случайное формирование Владимир Григорьевич МОКЕРОВ ступеней с высотой в несколько монослоев, что приводит к появле нию апериодического потенциала, дополнительно рассеивающего электроны.

k 8. a 6. 4. 0 2. ln R 12. 1. 11. 1. 11. 10. 1. 2 10. 1.0 10. 0 100 200 300 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0. T,K Рис. 4.28 Зависимости логариф Рис. 4.27 Температурные зависимости ма сопротивлений для образцов сопротивления образцов с углом разо 2 (квадраты) и 3 (треугольники) риентации 0,5 (а) и 1,5 (б) в направ от Т-1/3, измеренных вдоль на лении [2 1 1 ] (1) и [0 1 1] (2), а также правления [2 1 1 ] коэффициент анизотропии сопротив лений kап = Rpe/Rpa В табл. 4.2 приведены холловская концентрация, сопротив ление и коэффициент анизотропии сопротивления исследованных образцов. Сопротивление структур увеличивается, а анизотропия сопротивлений уменьшается при увеличении угла разориентации от 0,5 до 3, что свидетельствует об увеличении вклада, не за НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ висящего от направления рассеяния носителей тока при больших углах разориентации.

Табл. 4.2 Холловская концентрация, сопротивление и коэффициент ани зотропии сопротивления -легированных кремнием слоев GaAs на вици нальных гранях при различных температурах и углах разориентации 300 К 77 К 4,2 К kаn nH, kаn nH, kап nH, Образец Rpa, Rpa, Rpa, Ом/ Ом/ Ом/ 1012 см -2 1012 см -2 1012 см - 1, (100) 305 1,0 -12 280 1,0 -11,6 293 1,0 -10, 1750 2,3 28 3910 6,0 3,3 10700 7,4 2, =0, 2600 1,1 21 23100 1,5 3,6 73800 1,5 3, =1, 3540 1,0 21 23700 1,0 3,6 139000 - 4, =3, Исследование эффекта Холла показало, что у образца 1 прово димость n-типа, с подвижностью электронов 2000 см2/В·с, а у всех вицинальных образцов проводимость р-типа, с подвижностью ды рок примерно 80 см2/В·с, слабо уменьшающейся с температурой.


Таким образом, при выбранных режимах эпитаксиального роста кремний на вицинальных поверхностях с ориентацией (111)А ве дет себя преимущественно как акцептор. Холловская концентра ция в образцах 2-4 уменьшается почти в 6 раз от комнатной до азотной температуры (см. табл. 4.2), а при гелиевой температуре коэффициент Холла не удалось измерить.

В области низких температур (ниже 50 К) сопротивление образцов 2-4 подчиняется закону Мотта для прыжковой прово димости для двумерного случая p = p0 exp(T0/T)1/3 (см. рис. 4.28), то есть носители тока локализуются на неоднородностях потен циального рельефа. В образцах 2 и 3 параметр Т0 равен соответ ственно 31 и 23 К для направления тока поперек ступенек и 22 и 18 К для направления тока вдоль ступенек. Этот параметр связан с плотностью состояний на уровне Ферми и радиусом локализа ции T0 = C ( N EF a 2 ) 1, где С = 13,8 – численный коэффициент. По Владимир Григорьевич МОКЕРОВ лучающийся таким образом радиус локализации а для образца равен примерно 60 и 72 нм, соответственно, для направлений тока поперек и вдоль ступенек, т.е. в pe-направлении дырки локализу ются сильнее, что свидетельствует об анизотропии потенциально го рельефа.

Таким образом, проведенные эксперименты показали, что не однородное распределение кремния в -легированных слоях GaAs, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии на разори ентированных в направлении [2 1 1 ] подложках (111)A GaAs, при водит к анизотропии сопротивле- ний вдоль и поперек ступенек вицинальной поверхности.

Литература 1. С. П. Анохина, И. Н. Котельников, Б. К. Медведев, В. Г. Мокеров, Тезисы докладов I Всесоюзной конференции по физическим основам твердо тельной электроники, Ленинград, 1989, стр. 79.

2. Ю. В. Гуляев, В. Г. Мокеров, Б. К. Медведев, А. В. Родионов, Ю. В. Слепнев, С. С. Шмелев, Сверхскоростные интегральные схемы на по левых транзисторах с -легированием, Тезисы докладов VII Международной конференции по микроэлектронике, Минск, октябрь 1990, т. 2, стр. 261-265.

3. S. P. Anokhina, I. N. Kotel’nikov, B. K. Medvedev, V. G. Mokerov, Ab stracts V Int. Conf. Superlatt. Microstruct., Berlin, 1990, Mo-Po-5.

4. С. П. Анохина, В. А. Кокин, И. Н. Котельников, Б. К. Медведев, В. Г. Мокеров, Ю. А. Ржанов, Ю. В. Слепнев, -легированные слои в припо верхностной области GaAs, Тезисы докладов XII Всесоюзной конференции по физике полупроводников, Киев, 1990, ч. 1, стр. 180.

5. В. Г. Мокеров, Б. К. Медведев, Ю. В. Слепнев, Многослойные -легированные структуры на арсениде галлия для полевых транзисторов и интегральных схем, Тезисы докладов Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах, Калуга, 1990.

6. Yu. V. Gulyaev, I. N. Kotelnikov, B. K. Medvedev, Yu. A. Rzhanov, V.G.Mokerov, Moleсular Beam Epitaxy of -doped GaAs and GaAs-AlGaAs heterostructures for Electronic Devices an Integrated Circuits, Abstracts of The 18-th USSR-Japan Electronics Symposium on “General Electronics”, 1991, To kyo, Japan, Tokai University General Research Organization, December 12-13, pp.221-236.

7. Г. Б. Галиев, А. С. Игнатьев, В. Б. Копылов, В. Г. Мокеров, А. Пфли гер, Исследование процессов формирования -легированных слоев кремния в структурах GaAs/AlxGa1-xAs методом вторично-ионной масс-спектрометрии, Микроэлектроника, 1992, т. 21, вып. 4, стр. 3-10.

8. И. Н. Котельников, В. А. Кокин, Б. К. Медведев, В. Г. Мокеров, Ю. А. Ржанов, С. П. Анохина, Характеристика и особенности проводимости НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ приповерхностных -легированных слоев в GaAs при изменении концентра ции двумерных электронов, ФТП, 1992, т. 26, вып. 8, стр. 1462-1470.

9. В. Г. Мокеров, Б. К. Медведев, И. Н. Котельников, Ю. В. Федоров, Влияние состояния поверхности GaAs перед осаждением Si на процесс -легирования, ДАН, 1993, т. 332, №5, стр. 575-577.

10. Yu. V. Fedorov, B. K. Medvedev, V. G. Mokerov, I. N. Kotel’nikov, High Resolution SIMS-Profiling of -doped Layers and Epitaxial Heterojunctions, Ab stracts to The Ninth International Conference on Secondary Ion Mass Spectrom etry (SIMS-IX),Yokonama, Japan, 1993, Nov. 7-12, p.19.

11. I. N. Kotel’nikov, V. A. Kokin, B. K. Medvedev, V. G. Mokerov, Yu. A. Rzhanov, Additional opportunities for control two-dimensional channel conductance in delta-layer structures, Proceedings of 1993 International Semi conductor Research Symposium. v.1, Charlottesville, Virginia. USA, рp.217-220, December 1-3, 1993.

12. B. K. Medvedev, V. G. Mokerov, Yu. V. Fedorov, MBE-growth of GaAs Single and Multiple -layer Structures for electronic devices and integrated cir cuits, Abstracts to Seventh European Workshop on Molecular Beam Epitaxy, Palazzo delle Feste-Bardonecchia, Italy, March 7-10 1993, p.D7.

13. Б. К. Медведев, В. Г. Мокеров, Н. В. Песков, О распределении ато мов примеси при -легировании в процессе молекулярно-лучевой эпитаксии, Письма в ЖТФ, 1994, т. 20, вып. 20, стр. 28-31.

14. В. Г. Мокеров, Ю. В. Федоров, А. В. Гук, Ю. В. Хабаров, Фото люминесцентная спектроскопия квазидвумерного электронного газа в -легированных слоях GaAs (100), ДАН, 1998, т. 362, N1, стр.40-43.

15. В. Г. Мокеров, Ю. В. Федоров, А. В. Гук, Г. Б. Галиев, В. А. Страхов, Н. Г. Яременко, Оптические свойства легированных кремнием слоев GaAs (100), выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии, ФТП, 1998, т. 32, вып. 9, стр. 1060-1063.

16. Г. Б. Галиев, В. Э. Каминский, В. Г. Мокеров, Технологические перспек тивы создания GaAs полевых транзисторов на квантовых нитях и их достижи мые характеристики, Всероссийская научно-техническая конференция “Микро и наноэлектроника-98”, тезисы докладов, стр. Р 2-20, г. Звенигород, 1998.

17. Г. Б. Галиев, В. Г. Мокеров, Ю. В. Хабаров, Влияние угла разори ентации на спектры фотолюминесценции дельта()-легированных кремнием слоев арсенида галлия (111)А, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии, ДАН, 2001, т. 376, №6, стр. 749-752.

18. Г. Б. Галиев, В. Г. Мокеров, Э. Р. Ляпин, В. В. Сарайкин, Ю. В. Хаба ров, Исследование электрофизических и оптических свойств -легированных кремнием слоев GaAs, выращенных на разориентированных в направлении [211] поверхностях (111)А GaAs, ФТП, 2001, т. 35, №4, стр.421-426.

19. Г. Б. Галиев, В. Г. Мокеров, В. А. Кульбачинский, В. Г. Кытин, Р. А. Лунин, А. В. Деркач, И. С. Васильевский, Анизотропия проводимости в -легированных кремнием слоях GaAs, выращенных методом МЛЭ на разо риентированных в направлении [211] подложках (111)А GaAs, ДАН, 2002, т. 384, №5, стр. 611-614.

20. V. A. Kulbachinskii, G. B. Galiev, V. G. Mokerov, R. A. Lunin, V. A. Rogozin, A. V. Derkach, I. S. Vasil’evskii, Peculiarities of conductivity in structures delta doper by Si on vicinal (111)A GaAs substrate, Physica E, 2003, v.

17, pp. 172-173.

Владимир Григорьевич МОКЕРОВ 5. Свойства GaAs Учитывая важность электронных транспортных свойств в ар сениде галлия для функционирования быстродействующих прибо ров, в ряде работ исследовались электронные свойства GaAs [1-6].

Так в работе [2] выполнены исследования зависимости электрон ной подвижности в GaAs от давления молекулярного водорода, вводимого в процессе роста в реакторе молекулярно-лучевой эпи таксии. Образцы представляли собой эпитаксиальные слои GaAs, выращенные при температуре подложки 600 С и различных дав лениях молекулярного спектрально-чистого H2. В качестве леги рующей примеси использовался кремний, его концентрация равна 1,5·1016см-3. Водород обладает высокой восстановительной способ ностью и приводит к нейтрализации центров безызлучательной ре комбинации в полупроводнике. На рис. 1 представлена зависимость электронной холловской подвижности выращенных слоев от пар циального давления водорода. В интервале давлений H2 от 5·10-9 до 5·10-8 Тор электронная подвижность возрастает почти в 1,5 раза, до стигая максимальных значений 5500 и 16000 см2/Вс при 300 и 77 К соответственно. Это связано со снижением концентрации рас сеивающих центров для электронного транспорта. Однако при дальнейшем увеличении давления водорода электронная подвиж ность уменьшается. На риc. 5.1 также приведены результаты масс спектроскопических измерений парциальных давлений наиболее активных компонентов, присутствующих во вводимом молеку лярном водороде, как функция PH 2. Из этих данных следует, что область резкого спада на зависимости подвижности от давления водорода совпадает с областью быстрого увеличения парциальных давлений СО, Н2О, О и ОН. Эти загрязнения вводят в GaAs допол нительные неконтролируемые рассеивающие центры. Таким об разом, проведение молекулярно-лучевого эпитаксиального роста в атмосфере водорода может быть использовано для улучшения транспортных свойств электронного газа в слоях GaAs, и эффек тивность этого способа должна возрастать с повышением степени очистки используемого молекулярного водорода.

НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ 10 Рис. 5.1 Зависимости µ (cm2/ Bc) электронной подвиж 2 ности в эпитаксиаль ных слоях GaAs и 6 парциальных давлений T=300K фоновых примесей от P давления Н2 в реакторе молекулярно-лучевой (O,OH) эпитаксии PH (mop) 10- -9 -8 - В работах [3, 4] представлены результаты эксперименталь ных измерений подвижности носителей в эпитаксиальных плен ках GaAs, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии при различных отношениях плотностей молекулярных потоков элементов V и III групп в диапазоне температур подложки от до 620С. Для тех же условий была проведена серия расчетов по моделированию процесса роста GaAs с использованием кинети ческого подхода, при котором моделируются микроскопические кинетические процессы роста на поверхности кристалла. Эпи таксиальные слои GaAs толщиной 1 мкм выращивались со скоро стью роста составляла 1 мкм/ч, концентрация кремния составляла 5·1016 см-3. Результаты измерений подвижности показаны на рис. 5.2.

Как видно из приведенных графиков, все кривые имеют максимум.

Причина деградации электрофизических характеристик при малом PAs состоит в том, что при уменьшении PAs поверхность обогащается атомами галлия, что приводит к каплеобразованию.


Для интерпретации правой ветви полученных графиков авторы использовали следующую модель эпитаксиального роста. Счи талось, что в процессе роста GaAs существенны следующие кинетические процессы на поверхности подложки. Для атомов Владимир Григорьевич МОКЕРОВ Gа - адсорбция и миграция. Десорбцией галлия в рассматривае мом стандартном интервале температур пренебрегаем. Для моле кул Аs2 - физическая адсорбция (физисорбция), диссоциативная хемосорбция и ассоциативная десорбция. Поверхностная мигра ция атомов Аs и димеров Аs2 в условиях Аs-стабилизированной поверхности незначительна и не учитывается. Процесс роста мо делируется в виде случайной последовательности элементарных актов кинетических процессов на тетраэдральной кристалличе ской решетке GаАs. Атом Gа падает из потока на поверхность кристалла в случайно выбранный узел в приповерхностном слое.

Если оба ближайших соседних узла в нижнем слое (001) заняты атомами Аs, то атом Gа адсорбируется. Если занят только один из этих узлов, то адсорбция возможна с заданной вероятностью р. Если оба узла свободны, то адсорбция невозможна. Если атом не адсорбировался, то выбирается другой случайный узел и там делается попытка адсорбции. Попытки следуют до тех пор, пока либо не произойдет адсорбция, либо число попыток не превысит некоторый предел, после которого попытки прекращаются и атом считается десорбированным.

Адсорбированный атом может мигрировать по поверхности.

Миграция моделируется посредством скачков в свободные вторые 3 T =893K Рис. 5.2 Зависимость 5. подвижности носи T =873K телей от отношения плотностей молеку 5 лярных потоков As и Ga при различных температурах под T =853K 4.5 ложки в процессе роста 0 5 10 15 PAs/PGa НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ соседние узлы решетки, которые имеют хотя бы один занятый пер вый соседний узел. Частота миграции вычисляется по формуле Ар рениуса с учетом энергии связи с первыми и вторыми соседями:

(5.1) Rmig.Ga = Rm exp[(n1 1 + n2 2 Em ) / kT ], где п1(п2) - число первых (вторых) соседей атома Gа, 1 ( 2 ) - энер гия связи с первым (вторым) соседом, Ет - параметр, позволяющий установить требуемую энергию активации скачков на чистой по верхности, к - постоянная Больцмана, T - температура подложки.

Для хемосорбции молекулы As2 нужно два вакантных припо верхностных узла решетки. Молекула из потока падает в случайно выбранный узел. Если во второй окрестности этого узла есть две соседние вакансии для атомов мышьяка, то делается попытка хе мосорбции в этих вакансиях. Вероятность хемосорбции зависит от числа n (1, 2, 3, 4) нижних первых соседей вакантных узлов и вы числяется по формуле:

(5.2) Padc, As = exp[(4 n)].

Если адсорбция не произошла, то, так же как для Ga, делаются следующие попытки. Ассоциативная десорбция моделируется уда лением двух соседних поверхностных атомов мышьяка, лежащих в слое (001) вдоль линии [110]. Частота десорбции вычисляется по формуле Аррениуса, Rdes, As = Rd exp[( Ed + n3 3 ) / kT ], (5.3) где Ed - энергия активации десорбции димера, n3 _ число ближайших соседних атомов мышьяка, лежащих в одном слое (001) с десорби рующимся димером, 0 n3 6, 3 - энергия взаимодействия димера с поверхностными атомами мышьяка. Предполагается, что между димером и поверхностными атомами мышьяка действуют силы от талкивания (3 0). Таким образом, вероятность десорбции димера возрастает с ростом поверхностной концентрации мышьяка.

С помощью описанной математической модели проводи лись расчеты по моделированию роста кристалла GaAs в про цессе молекулярно-лучевой эпитаксии на фрагменте кристал Владимир Григорьевич МОКЕРОВ лической решетки размером 100х100 узлов в слое (001). Цель расчетов состояла в изучении зависимости числа объемных ва кансий в кристалле от плотности потока молекул As2 при раз личных температурах роста (рис. 5.3). Объемной вакансией считался незанятый узел, у которого заняты все четыре первых соседних узла.

Следует отметить, что во всех расчетах наблюдались только вакансии галлия. Для каждой температуры число вакансий растет с ростом отношения плотностей потоков мышьяка и галлия. Сравне ние результатов расчетов с данными измерений позволяет сделать вывод что уменьшение подвижности носителей в образцах, вы ращенных при больших отношениях потоков, обусловлено ухуд шением качества кристалла вследствие увеличения концентрации объемных дефектов в этих образцах. Увеличение числа вакансий при росте с большим отношением потоков можно объяснить сле дующим образом.

Вероятность хемосорбции молекулы As2 зависит от числа хи мических связей, образуемых при адсорбции с поверхностными атомами галлия. Чем больше образуется связей, тем больше веро ятность адсорбции. При малых отношениях потоков почти все мо лекулы As2 адсорбируются с образованием максимального числа связей, т.е. на поверхностные конфигурации, содержащие три или четыре соседних атома Ga. Одиночные атомы Ga достаточно долго мигрируют по поверхности и успевают заполнить все вакантные места в конфигурациях, на которые адсорбировались молекулы As2. С ростом отношения PAs/PGa растет частота адсорбции молекул As2 на одиночных атомах Ga или на паре атомов. Вследствие этого, во-первых, уменьшается время миграции атомов Ga и, во-вторых, увеличивается число вакансий в конфигурациях, на которые ад сорбировались молекулы. Эти два фактора приводят к образова нию объемных вакансий и увеличению их числа с ростом PAs/PGa.

Уменьшение числа вакансий с ростом температуры объясняется соответствующим увеличением подвижности атомов Ga.

Существенная роль поверхностной миграции атомов Ga под тверждается также результатами измерений подвижности носите НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ лей в гетероструктурах с 2D-электронным газом, изготовленных при различных скоростях роста (Ts и PAs/PGa = const). Результаты из мерений показаны на рис. 5.4. По-видимому, при малой скорости роста увеличивается время миграции атомов Ga и, следовательно, уменьшается вероятность образования вакансий.

8.5 ) N 150 100 3 7. ) 50 ) 0 0 20 40 60 80 100 120 Vp PAs/PGa 3 7 11 Рис. 5.3 Зависимость числа объемных Рис. 5.4 Зависимость 300К(1) и вакансий от отношения плотностей 77К(2) двумерного электронного потоков PAs/PGa в 20 атомных слоях газа от скорости роста GaAs в GaAs при различных температурах гетероструктуре GaAs/AlGaAs.

подложки в процессе роста. Т=580(1), В скобках указаны значения кон 600(2), 620°С(3) центрации носителей в см- Таким образом, с помощью математического моделирования кинетики процесса роста GaAs при молекулярно-лучевой эпитак сии в работе [3] было показано, что возможной причиной умень шения подвижности при больших значениях отношения плотно стей потоков элементов As4 и Ga является полученное в расчетах увеличение числа объемных вакансий в кристалле при таких усло виях. Было также показано существенное значение поверхностной миграции атомов Ga в процессе образования объемных вакансий.

Работа [5] посвящена исследованию глубоких поверхностных уровней в запрещенной зоне GaAs (100) методом поверхностной фотоэдс. Спектры поверхностной фотоэдс состоят из двух частей:

Владимир Григорьевич МОКЕРОВ коротковолновой части, соответствующей фундаментальному по глощению света в полупроводнике, и длинноволновой части, свя занной с генерацией электронов с поверхностных состояний. Было обнаружено, что в слоях n-GaAs (100), выращенных с небольшим отклонением от оптимальных условий роста, величина сигнала поверхностной фотоэдс при g весьма велика.

Исследования спектров поверхностной фотоэдс прово дились в сверхвысоком вакууме (Р 10-10 мм рт.ст) на пленках n-GaAs (100), выращенных методом молекулярно-лучевой эпи таксии. После окончания процесса роста поверхность пленки GaAs закрывалась в ростовой камере слоем мышьяка толщиной в несколько тысяч ангстрем и переносилась в исследовательскую камеру. Далее слой As удалялся прогревом в сверхвысоком ва кууме и, таким образом, получалась GaAs-пленка с атомарно чистой поверхностью. Процесс удаления As контролировался оже-спектрометром. Поверхностная фотоэдс измерялась методом электронного пучка, при котором поверхность образца освеща ется модулированным светом и облучается пучком медленных электронов с энергией ~ 1 эВ. Возникновение фотоэдс приводит к модуляции электронного тока в цепи образца и возникновению переменного сигнала Vph на нагрузочном сопротивлении, величи на которого пропорциональна фотоэдс. Измерения фотоэдс про водились при пониженной температуре (Т 150 К).

На рис. 5.5 приведен спектр поверхностной фотоэдс (точки 1) для эпитаксиального слоя n-GaAs (100), выращенного мето дом молекулярно-лучевой эпитаксии после удаления защитно го слоя As. Образец был выращен с небольшим отклонением от оптимального режима роста. На этом же рисунке для сравнения (точки 2) приведен спектр поверхностной фотоэдс эпитаксиаль ного слоя n-GaAs (100), выращенного методом газофазной эпи таксии, после очистки его поверхности прогревом в сверхвы соком вакууме. Как видно из рис. 5, для n-GaAs, изготовленного методом газофазной эпитаксии, сигнал в длинноволновой области ( 1,35 эВ) отсутствует, что свидетельствует о малой плотности заполненных поверхностных состояний. В то же время для n-GaAs, НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ изготовленного методом молекулярно-лучевой эпитаксии, имеет ся значительная фотоэдс при 1,35 эВ вплоть до 0,9 эВ, что указывает на большую плотность заполненных поверхностных состояний в запрещенной зоне GaAs, связанных, по мнению авто ров, с дефектами роста. В области 1,35 эВ спектры поверх ностной фотоэдс имеют особенности - четко выраженные ступень ки, расположенные через равные интервалы энергии 0,1 эВ.

Такие ступеньки можно объяснить существованием в запрещен ной зоне GaAs нескольких эквидистантных поверхностных уров ней. Однако, по мнению авторов, наблюдаемые ступеньки связаны с сильным электрон-фононным взаимодействием при фотоиониза ции глубоких поверхностных уровней. В работе [5] был проведен расчет спектральной зависимости сечения фотоионизации глубо ких поверхностных уровней и полученные выражения сравнива лись с результатами эксперимента.

Было показано, что рассмотренная теория фотоионизации ло кальных поверхностных центров с участием фононов позволяет удовлетворительно описать основные особенности эксперимен тальных спектров поверхностной фотоэдс n-GaAs (100). При этом энергия локального фонона оказывается равной 0,11 эВ. Наличие на спектре поверхностной фотоэдс четко выраженных ступенек указывает на существование для данной поверхности только одно го типа локального поверхностного фонона, связанного с поверх ностным дефектом или поверхностным комплексом. Однако, у ав 10- Vph, arb. units Рис. 5.5 Спектры по верхностной фотоэдс 10- n-GaAs (100), выращен ного разными метода 10- ми. 1 – молекулярно лучевая эпитаксия, 2 – 10-4 газофазная эпитаксия 0.9 1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 1.5 1. Photon energy, eV Владимир Григорьевич МОКЕРОВ торов не было надежной информации о природе поверхностных дефектов или примесей, с которыми может быть связан данный локальный фонон.

Ниобий – низкотемпературный сверхпроводник, обладаю щий критической температурой сверхпроводящего перехода Тс = 9,2 К и высокой стойкостью к термоциклированию. Работа [6] посвящена исследованию при низких температурах электрофизи ческих свойств контактов n++GaAs-Nb, изготовленных в условиях разрыва вакуума с использованием стандартных технологических процессов очистки поверхности GaAs от окислов перед нанесе нием пленки ниобия. Выбор n++GaAs был связан с возможностью изготавливать на его основе структуры с двумерным электрон ным газом и, следовательно, изучать процессы переноса заряда в контактах сверхпроводник-двумерный электронный газ. Кон такты n++GaAs-Nb были изготовлены на базе стандартной много слойной транзисторной структуры, представляющей собой моно кристаллическую полуизолирующую подложку GaAs толщиной 300 мкм, на которой методом газофазной эпитаксии с использо ванием металло-органических соединений были последовательно выращены следующие слои: n--GaAs нелегированный буферный слой (толщина 0.7 мкм);

n+-GaAs слой, легированный Si (концен трация легирующей примеси п 5·1017 см-3, толщина 0,12 мкм);

n++-GaAs слой, легированный Si (n 1·1019 см-3, толщина 0,12 мкм).

Изготовленный элемент представлял собой транзисторнопо добную конфигурацию с разделенным истоком, в которой сток и исток являлись омическими контактами, выполненными из сплава золота, а затвор был выполнен из ниобия, причем слой n++GaAs не удалялся из области канала. Схематическое изображение элемента показано на рис. 5.6. Длина затвора составляла 1 мкм, ширина за твора 60 мкм, расстояние между затвором и истоком 1 мкм.

Измерение вольт-амперных характеристик (ВАХ) контакта n++GaAs-Nb осуществлялось по двухзондовой методике: один зонд подсоединялся к контактной площадке Nb, другой - к оми ческому контакту истока. Дифференциальное сопротивление НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ dV/dI контакта измерялось при синусоидальной токовой моду ляции с помощью синхронного детектирования сигнала на кон такте. Температурная эволюция вольт-амперной характеристики показана на рис. 5.7а. При комнатной температуре ВАХ контак та была близка к линейной зависимости в интервале напряжений ±4 мВ. При понижении температуры вплоть до Т 8,7 К ВАХ n+ n++ Рис. 5.6 Схематическое изображение изготовленной структуры n++GaAs-Nb I, mkA a (dV/dI)I=50.5 mka, Om 122 K 8,4 K Tc 4,1 K 40 1,6 K TcP Id - 8.0 8.5 9.0 T, K V, mB 0 1 2 3 4 5 6 Рис. 5.7 а - вольт-амперные характеристики контакта n GaAs-Nb, изме- ++ ренные при различных температурах;

б - температурная зависимость dV/ dI контакта при токовом смещении 50,25 мкА, измеренная в интервале температур, соответствующих изменению вольт-амперной характеристи ки контакта от линейного вида к нелинейному Владимир Григорьевич МОКЕРОВ оставалась линейной, причем наблюдалось увеличение сопро тивления контакта. На рис. 5.7б приведена температурная зави симость dV/dI контакта при токовом смещении 50,25 мкА, из меренная в интервале температур, соответствующих изменению ВАХ контакта от линейного вида к нелинейному. Из рис. 5.7б видно, что при охлаждении величина dV/dI претерпевала два скачкообразных уменьшения: первое уменьшение на величину 9 Ом происходило при температуре, равной Tcp ~ 8,7 К, второе уменьшение на величину 1 Ом имело место при температу ре Tcg ~ 8,4 К. По мнению авторов, первое изменение величины dV/dI связано с переходом в сверхпроводящее состояние ниобие вого токоподвода, соединяющего затвор с контактной площад кой и расположенного на ионно-имплантированном n+GaAs (см.

рис. 5.7б), а второе уменьшение соответствует переходу в сверх проводящее состояние самого ниобиевого затвора, лежащего на n++GaAs слое канала. Разница температур сверхпроводящего пе рехода обусловлена различным влиянием сильнолегированного слоя n++GaAs и ионно-имплантированного слоя n+GaAs на сверх проводящие свойства ниобия. Таким образом, наблюдавшаяся нелинейность ВАХ контакта связана со сверхпроводимостью ниобиевого затвора.

Нелинейность ВАХ ярко проявляется на зависимости диф ференциального сопротивления dV/dI от напряжения смещения V (рис. 5.8). Кривые dV/dI(V), измеренные при Т Tcg, характеризу ются наличием пика при V = 0 В, причем с понижением температу ры высота пика возрастает. При Т = 1,6 К на кривой dV/dI(V) поми мо пика наблюдаются минимумы при V ~ ±3 мВ (см. рис. 5.8). Вид зависимостей dV/dI(V), измеренных при Т Tcg, близок к аналогич ным зависимостям S-I-N контакта. Отсюда следует вывод о том, что наблюдаемые вольт-амперные характеристики и зависимости dV/dI(V) отражают туннелирование одночастичных возбуждений через барьер Шоттки, образовавшийся на границе между ниобием и легированным GaAs, а характерные минимумы на зависимости dV/dI(V) отражают наличие энергетической щели в спектре сверх проводника.

НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ dV/dI, Om 1.6 K 120 Рис. 5.8 Зависи 4.1 K мости дифферен циального сопро 5.9 K тивления dV/dI от напряжения сме 12.2 K 26 K 80 щения V, измерен ные при различ 8.4 K ных температурах -8 -4 -2 0 2 4 Следует обратить внимание, что, во-первых, щелевая осо бенность появляется при температурах Т Tcg, т. е. при темпе ратурах, существенно меньших тех, которые следовало ожидать из классической модели S-I-N контакта. Во-вторых, минимумы на экспериментальной кривой dV/dI(V), измеренной при Т = 1,6 К, на блюдаются при напряжении, заметно превышающем величину /е (-энергетическая щель сверхпроводника) для ниобия, соответ ствующую этой температуре. Отметим, что на ВАХ контакта на блюдался так называемый «ток дефицита», связанный с неравно весной функцией распределения носителей в сильнолегированном слое n++GaAs (процедура определения тока дефицита Id для ВАХ, измеренной при Т = 1,6 К, продемонстрирована на рис. 5.7, а).

Таким образом, изготовленный в [6] контакт n++GaAs-Nb при переходе ниобия в сверхпроводящее состояние обладал электро физическими свойствами, соответствующими контакту полупро водник - барьер Шоттки - сверхпроводник. Разработанную техно логию можно использовать для изготовления сверхпроводниковых туннельных структур с полупроводниковым барьером.

Владимир Григорьевич МОКЕРОВ Литература 1. В. Г. Мокеров, Б. К. Медведев, В. П. Гаранин, В. Б. Копылов, Ю. В. Слепнев, Молекулярно-лучевая эпитаксия арсенида галлия на кремний в режиме многоступенчатого роста, Тезисы докладов, т.1, V-ая Всесоюзная конференция по физическим процессам в полупроводниковых гетерострук турах, Калуга, 8-11 октября 1990.

2. Б. К. Медведев, В. Г. Мокеров, Электронная подвижность слоев ар сенида галлия, получаемых молекулярно-лучевой эпитаксией в атмосфере водорода, Письма в ЖТФ, т. 17, в.17, стр.25-28 (1991).

3. Б. К. Медведев, В. Г. Мокеров, Н. В. Песков, Кинетика образования объемных вакансий в процессе роста арсенида галлия в молекулярно-лучевой эпитаксии, ДАН, 1993, т. 329, N3, стр.302-305.

4. B. K. Medvedev, V. G. Mokerov, N. V. Peskov, Experimental Research and Monte-Karlo Simulation of Kinetic Feature on Growth Surface During Mo lecular Beam Epitaxy of GaAs, Abstracts to the Second International Symposium on Atomically Controlled Surfaces and Interfaces, 1993, Joensuu, Finland, June 16-18, p.73.

5. А. Л. Мусатов, В. Г. Мокеров, А. А. Пахомов, В. Ю Санкович, Спек тры поверхностной фотоэдс n-GaAs (100), ФТП, 1994, т. 28, вып. 10, стр.

1857-1862.

6. В. И. Барчукова, В. Н. Губанков, Е. Н. Енюшкина, С. А. Ковтонюк, М. П. Лисицкий, В. Г. Мокеров, А. В. Никифоров, Изготовление контактов n+GaAs-Nd и их электрофизические свойства при низких температурах, Письма в ЖТФ, 1995, т. 21, в.6, стр.12-18.

НАУЧНОЕ НАСЛЕДИЕ 6. Многослойные структуры В работах [1-3] сообщается о результатах исследования фо тоэлектрических характеристик многослойных p+-i-n+-структур GaAs-AlGaAs с квантовыми ямами, содержащих в качестве изолирующего нелегированного i-слоя 50 чередующихся не легированных слоев GaAs и Al0,3Ga0,7As толщиной ~100, вы ращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии на п+-GaAs noдложках. Зонная энергетическая диаграмма и характерный набор слоев исследованных структур приведены на рис. 6.1.

Для измерения фотоэлектрических характеристик к защитному слою p+-GaAs и подложке изготавливались омические контакты.

Освещение проводилось со стороны слоя p+-GaAs. Регистрация малосигнальных спектров фотоотклика Vф() осуществлялась методом синхронного детектирования при VфkT/q во всем ис следованном спектральном диапазоне при частоте модуляции возбуждающего света 60 Гц.

p+ - Al0.3Ga0.7As i-Al0.3Ga0.7As p+ - GaAs EF Au EC i - Al0.3Ga0.7As n+ - Al0.3Ga0.7As n+ - GaAs Ev MQW GaAs - Al0.3Ga0.7As 0.05 0.15 0.1 0.1 ~ Рис. 6.1 Зонная энергетическая диаграмма исследованных p+-i-n+ структур GaAs-AlGaAs Владимир Григорьевич МОКЕРОВ На рис. 6.2 приведены спектры фотоотклика Vф() много слойной p+-i-n+-гетероструктуры GaAs-AlGaAs с квантовыми яма ми при комнатной (рис. 6.2а) и азотной температурах (рис. 6.2б).



Pages:     | 1 |   ...   | 9 | 10 || 12 | 13 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.