CC BY
43
Физика твердого тела Вестник Нижегородского универси тета и м. Н.И. Лобачевского , 2008, № 1, с. 25—29
УДК 621.382
ВЛИЯНИЕ КВАНТОВО-РАЗМЕРНЫХ СЛОЕВ In(Ga)As НА ЭФФЕКТ ПОЛЯ В СЛОЯХ GaAs
© 2008 г. И.А. Карпович, С.В. Тихов, Л.А. Истомин, О.Е. Хапугин
Нижегородский госуниверситет им. Н.И. Лобачевского
karpovich@phys. unn.ru
Поступила в редакцию 21.01.2008
Разработана методика исследования динамического эффекта поля в квантово-размерных гетеронаноструктурах In(Ga)As/GaAs, основанная на измерении динамической зависимости поверхностной проводимости от приложенного к структуре металл-диэлектрик-полупроводник монополярного синусоидального напряжения. Выяснено влияние на характеристики динамического эффекта поля встраивания в слои GaAs слоев квантовых точек InAs и квантовых ям InGaAs.
Ключквык слова: гетеронаноструктуры, поверхностная проводимость, оптоэлектронные параметры.
Введение
Квантово-размерные гетеронаноструктуры (ГНС) с квантовыми точками (КТ) и квантовыми ямами (КЯ) 1п(Оа)Л8/ОаЛ8 играют важную роль в современной оптоэлектронике [1, 2]. Исследование эффекта поля в этих структурах представляет интерес в связи с разработкой новых методик диагностики оптоэлектронных параметров этих структур. При встраивании квантово-размерного слоя 1п(Оа)Л8 в приповерхностную область пространственного заряда (ОПЗ) матрицы ОаЛ8 эти слои должны проявлять себя в эффекте поля аналогично поверхностным состояниям (ПС) как электронные или дырочные ловушки для инжектированных носителей. В связи с конкуренцией квантово-размерных и поверхностных состояний за захват носителей высокая поверхностная концентрация ПС в ваЛ8 создает определенные трудности в выделении вклада квантово-размерных состояний на характеристиках эффекта поля. Для определения электронных параметров квантово-размерных слоев, в частности плотности состояний, высоты эмиссионного барьера и др., обычно используется емкостная диагностика барьеров Шоттки или р-и-переходов в квантово-размерных ГНС [3-5]. В настоящей работе изучалась возможность использования эффекта поля для диагностики ГНС 1п(Оа)Л8/ОаЛ8.
Методика исследования
Исследовались ГНС с одиночными слоями КТ 1пЛз и КЯ 1п0.2Оа0.8Л8 шириной 3 нм, встроенными в ОПЗ на разных расстояниях ёс = 5, 20, 100 и 300 нм от поверхности буферного слоя ОаЛ8 и-типа, который предварительно наносил-
ся на подложку полуизолирующего GaAs. Благодаря закреплению (пиннингу) уровня Ферми на ПС в приповерхностной области слоя n-GaAs возникает обедненный электронами слой с высотой барьера около 0.6 эВ [6]. Ширина ОПЗ при уровне легирования буферного слоя ~ 1016 см-3 составляла обычно 200-250 нм. Изменение толщины покровного слоя dc позволяло менять положение слоя КТ или КЯ в ОПЗ почти от границы с поверхностью до границы с квази-нейтральной областью структуры. Структуры выращивались методом газофазной эпитаксии из металлорганических (МОС) соединений при атмосферном давлении водорода - газа-носителя паров МОС. Более детально методика выращивания ГНС описана в работе [7].
Эффект поля исследовался на разборных МДП структурах металл-диэлектрик-полупро-водник (МДП) типа полевых транзисторов с пластинкой слюды толщиной порядка 20 мкм в качестве диэлектрика. Разборная конструкция МДП структуры обеспечивает простоту реализации методики эффекта поля и удобна в том отношении, что ее емкость Cg определяется емкостью слюдяного конденсатора и практически не зависит от емкости ОПЗ. На управляющий электрод (затвор) подавалось однополупериод-ное синусоидальное напряжение Vg(t) положительной полярности с амплитудой до 800 В (см. на вставке рис. 1), инжектирующее в ГНС основные носители (электроны). К омическим контактам на поверхности ГНС (ширина контактов и расстояние между ними = 5 мм) прикладывалось постоянное напряжение Vd около 10 В. Динамическая зависимость квазиповерх-ностной проводимости ДCTs(?) от переменного напряжения на затворе Vg(t) после аналого-
V* В
Рис. 1. Динамическая зависимость удельной поверхностной проводимости от переменного напряжения на затворе. При отсутствии захвата на ловушки, 2 - для ГНС со слоем КТ 1пЛ8, встроенным вблизи границы ОПЗ с квазинейтральной областью. На вставке показана форма переменного напряжения на затворе
цифрового преобразования анализировалась на компьютере. При постоянной емкости Сг и отсутствии захвата инжектированных электронов на какие-либо ловушки динамическая зависимость Дст,(Р*(0) должна быть линейной (рис. 1, кривая 1), и определенная по ее наклону подвижность в эффекте поля
= d<зs / dQs, (1)
где dQs = CgdVg, должна быть равна дрейфовой подвижности электронов в ОПЗ |п. Захват инжектированных в эффекте поля электронов на поверхностные и объемные ловушки, а также в квантово-размерные состояния приводят к уменьшению наклона динамической зависимости Дстх(Кг(?)) и появлению на ней петли гистерезиса на частотах измерения / ~ (2тсх)-1, где х - время релаксации процесса захвата. На рис. 1 приведена типичная кривая динамического эффекта поля (ДЭП) при наличии захвата на ловушки (кривая 2). Верхняя ветвь этой кривой ДЗхі^^)) определяет изменение поверхностной проводимости при инжекции электронов в полупроводник, нижняя ветвь До,є(У*(ґ)) - изменение проводимости при их экстракции. Для количественной характеристики гистерезиса определялась ширина петли гистерезиса по оси напряжений ДVgh между одинаковыми значениями проводимости: на кривой инжекции
Дст,я(0) и на кривой экстракции Д<зse(ДVgh¡). Равенство этих значений проводимости означает, что инжектированные электроны с поверхностной концентрацией
Дп, = CgДVф/q, (2)
где С* - удельная емкость МДП конденсатора, не участвуют в проводимости, т.к. связаны на
ловушках и не успевают перейти в зону проводимости при уменьшении напряжения Vg(t).
Процесс захвата инжектированных носителей на ловушки характеризуют также величины Дст,я(0) и наклон кривой инжекции dстsi/dVg. Отклонение Дстя(0) от равновесного нулевого значения при действии периодического монопо-лярного напряжения обусловлено захватом и накоплением инжектированных электронов на глубоких ловушках, с которых эмиссия в зону проводимости не успевает произойти на частоте измерения. Это приводит к увеличению исходного отрицательного заряда на ПС на величину
q Дії, = Дст,і(0) / |п • (3)
Производная dстsi/dVg определяет подвижность в эффекте поля (1). Фактор захвата 0 = характеризует долю инжектированных электронов, которые участвуют в проводимости.
На частотах измерения ДЭП / << (2тсх)-1 и / >> (2лх)-1 гистерезис должен отсутствовать: на низких частотах - из-за того, что за время действия напряжения успевает завершиться процесс релаксации захваченных носителей, на высоких частотах - из-за отсутствия самого захвата. Такой квазистационарный режим измерения ДЭП обычно используется для определения изгиба зон по минимуму квазиповерхностной проводимости [8]. Он применим к относительно узкозонным полупроводникам (Ое, Бі), но в ОаЛ8 из-за большой ширины запрещенной зоны и высокой концентрации ПС, приводящей к закреплению уровня Ферми на поверхности, минимум квазиповерхностной проводимости обычно не наблюдается. В данной работе этот метод в условиях нестационарного ДЭП, т.е. при наличии гистерезиса, развивается для исследования процесса захвата инжектированных носителей в ГНС. Измерения ДЭП проводились на частоте / = 60 Г ц.
Для получения дополнительной информации о релаксации эффекта поля исследовалась также частотная зависимость малосигнального ЭП в диапазоне частот 20-106 Гц по методу [9]. Этим методом также определялись подвижность !р(/) и фактор захвата
0(/) = М/)/ц*<«>), (4)
где |Д<») - подвижность в ЭП на достаточно высокой частоте, когда захват отсутствует и |Д<») = Частота /1/2, на которой = (|Д0)+ +|Д<»))/2, где ||р(0) - подвижность на низкой частоте при завершившемся захвате на ловушки, определяет время релаксации эффекта поля хР = 1 / 2%/т.
Экспериментальные результаты и обсуждение
Рассмотрим сначала особенности ДЭП в однородном (буферном) слое ваЛ8 и влияние на ДЭП освещения слоя, которое уменьшает высоту поверхностного барьера. В темноте (рис. 2, кривая 1) гистерезис ДЭП относительно мал (ДР^ъ < 10 В), а подвижность в эффекте поля (1) в начале кривой инжекции ц^- « 4500 см2/В-с близка к значению холловской подвижности электронов и подвижности ц^- в малосигнальном эффекте поля, которая не имеет дисперсии во всем диапазоне измерения частотной зависимости. Очевидно, на начальном участке кривой инжек-ции, когда напряжение У^) мало, а скорость его изменения относительно велика, захвата инжектированных электронов на ПС практически не происходит, что объясняется большой высотой препятствующего захвату поверхностного барьера в ваАв (приблизительно 0.6 эВ).
о
І/І
©
ь
<
V* В
Рис. 2. Влияние освещения на ДЭП в однородном слое ОаЛ8. Интенсивность освещения: 1 - в темноте, 2 -10%, 3 - 100%
о
і/і
©
в
<
Vg, в
Рис. 3. Влияние встраивания слоя КТ на ДЭП. 1 - однородный слой ОаЛ8. 2 - 5 - ГНС с КТ. Толщина покровного слоя dc: кривая 2 соответствует 5 нм, 3 - 20 нм, 4 -100 нм, 5 - 300 нм
Однако в установившемся режиме ДЭП некоторый захват электронов на ПС все же проис-
ходит. На это указывает уменьшение наклона на кривой инжекции и уширение петли гистерезиса при больших значениях Р?(0, а также ярко выраженный эффект накопления, который проявляется в значительном отрицательном значении Доя(0). Уменьшение ц^- и увеличение ДРЁ)1 связаны с относительно быстро релакси-рующим захватом на ПС, а накопление - с медленно релаксирующим захватом. Оценка увеличения концентрации отрицательно заряженных ПС по эффекту накопления (2) дает Д^ = = 8-109 см-2. Это значение составляет около 1% от равновесной концентрации отрицательного заряда на ПС N ~ 1012 см-2), определяющего изгиб зон на реальной поверхности ОаЛ8.
Даже слабое освещение слоя ваЛ8 излучением от лампы накаливания сильно увеличивает захват на ПС. При максимальной интенсивности освещения (рис. 2, кривая 3) ДЭП становится очень мал: подвижность цр уменьшается, а ширина петли гистерезиса увеличивается в 20-30 раз, и полностью исчезает эффект накопления. Это обусловлено значительным уменьшением высоты поверхностного барьера в результате возникновения поверхностной фотоэдс Рф, зависимость которой от интенсивности освещения Ь имеет вид [6]: Vф=(kT/q)1n(1+BL), где В - некоторая постоянная. При максимальной интенсивности освещения, как показали измерения фотоэдс, Рф достигает 0.4-0.5 В, и, следовательно, высота поверхностного барьера уменьшается приблизительно до 0.2 эВ. Было установлено, что величина Доя(0) уменьшается, а ДР^ увеличивается также пропорционально 1пЬ в диапазоне, по крайней мере, двух порядков изменения интенсивности. Это определенно свидетельствует о том, что захват и накопление электронов на ПС происходит в результате их термического заброса через поверхностный барьер.
Рисунок 3 показывает влияние встраивания слоя КТ и изменения его положения в ОПЗ на ДЭП. Чтобы не загромождать рисунок, кривые разнесены по вертикали, и поэтому положение точки Дстя(0) не связано с эффектом накопления, а задано произвольно. Видно, что встраивание слоя КТ по мере удаления его от поверхности приводит к закономерному уменьшению наклона кривой инжекции и к увеличению ширины петли гистерезиса (показана стрелкой на каждой кривой). Оба эффекта, очевидно, обусловлены снижением при увеличении высоты поверхностного барьера, препятствующего захвату электронов на локализованные состояния в слое КТ. Особенно ярко эти эффекты проявляются при сС=300 нм (кривая 5), когда слой КТ встроен вблизи границы ОПЗ с квазинейтраль-
ной областью структуры и барьер практически исчезает. По сравнению с ДЭП в буферном слое (кривая 1) начальный наклон кривой 5 уменьшился почти в 5 раз, а ширина петли гистерезиса увеличилась почти в 30 раз.
Заметим, что на кривых ДЭП при dc=300 нм практически исчезает эффект накопления, ярко выраженный в однородных слоях GaAs (как уже говорилось, на рис. 3 это не отражено). Отсутствие эффекта накопления обусловлено тем, что из-за сильного захвата инжектированных электронов в слой КТ не остается свободных электронов для захвата на ПС, с которым связан эффект накопления. Интересно, что кривая 5 очень похожа на кривую ДЭП для однородного слоя GaAs при сильном освещении (рис. 2, кривая 3), когда из-за уменьшения высоты поверхностного барьера сильно возрастает захват на ПС. В обоих случаях на частотной зависимости малосигнального эффекта ^Ff появляется ярко выраженная дисперсия на частоте fi/2 ~ 1 кГц, которой соответствует время релаксации процесса захвата тР ~ 10-4 секунды.
Оценка поверхностной концентрации центров захвата в слое КТ по ширине петли гистерезиса (2) дает для кривой 5 на рис. 4 Ans ~ ~ 1-1011 см-2. Это значение определяет нижний предел концентрации центров захвата в слое КТ, т.к. по величине AVgh определяются только центры, из которых захваченные электроны не успевают перейти в зону проводимости при уменьшении напряжения Vg от амплитудного значения до значения AVgh на частоте измерения ДЭП. Однако и это значение на порядок превышает поверхностную концентрацию КТ в исследованных структурах (0.5—1.5)-1010 см-2, определенную методом атомно-силовой микроскопии. Более полный учет центров захвата в слое КТ за все время инжек-ции дает оценка их концентрации по фактору захвата 0m при амплитудном значении Vg(t) =
= Vga по формуле: Ans = q"1 (1 - 0m)CgVga «
11 -2 « 3-10 см .
Это расхождение можно объяснить тем, что встраивание слоя КТ в GaAs генерирует вблизи КТ атмосферу дефектов - ловушек для электронов - с разной глубиной залегания. Подобное предположение делалось в некоторых работах (см., например, [10]). Если предположить, что некоторые из этих ловушек расположены на туннельно-близком расстоянии от КТ, то захват на них может происходить через захват в основное состояние КТ с последующим упругим или неупругим туннелированием на уровни ловушек. Подобный механизм захвата рассматри-
вался в [11] при объяснении захвата на так называемые медленные ПС в слое окисла.
Заметим, что поскольку времена жизни электронно-дырочных пар в КТ по отношению к процессам излучательной рекомбинации электронов и дырок в КТ и эмиссии их из КТ на 4-5 порядков меньше времени релаксации захвата на ловушки, этот захват непосредственно не влияет на интенсивность фотолюминесценции и значение фоточувствительности от КТ. Он проявляется в эффекте поля на относительно низких частотах благодаря монополярной инжек-ции только основных носителей. Эти ловушки могут существенно влиять на вольтамперные и вольтемкостные характеристики барьеров Шот-тки и р-п-переходов в ГНС.
На рис. 4 приведены кривые ДЭП для гетероструктур с одиночной КЯ при разном удалении КЯ от поверхности. В отличие от структур с КТ в структурах с КЯ гистерезис очень мал. Причем кривая ДЭП линейна, ее наклон имеет минимальное значение и гистерезис практически полностью отсутствует при ёс = 300 нм (кривая 4), когда КЯ находится вблизи границы ОПЗ и квазинейтральной области, т.е. когда почти все инжектированные электроны захватываются в КЯ. При этом подвижность в эффекте поля « 1500 см /В-с оказывается примерно в три раза меньше холловской подвижности электронов. При приближении КЯ к поверхности наклон кривой ДЭП увеличивается и появляется заметный гистерезис, однако при ёс = 5 нм наклон снова уменьшается. По-видимому это связано с появлением захвата носителей из КЯ на ПС.
V* В
Рис. 4. Влияние встраивания слоя КЯ на ДЭП. Толщина покровного слоя dc: кривая 1 соответствует 5 нм, 2 -20 нм, 3 - 100 нм, 4 - 300 нм
Энергетический спектр КЯ, в отличие от дискретного спектра КТ, квазинепрерывный. Поэтому захват электронов в слой КТ не должен приводить к их локализации, если, конечно, в этом слое, на его границах с матрицей или на
туннельно-близком расстоянии вблизи этих границ нет каких-либо ловушек, на которых может происходить локализация захваченных в КЯ электронов. Поскольку состав КЯ In0.2Ga0.sAs меньше отличается от состава матрицы GaAs, чем состав слоя КТ InAs, и упругие напряжения в псевдоморфном слое КЯ относительно невелики. Генерация таких ловушек-дефектов, которую мы предполагаем при встраивании слоев КТ, в этом случае маловероятна. Мы полагаем поэтому, что подвижность Цр для структур с КЯ, расположенной на внутренней границе ОПЗ, характеризует дрейфовую подвижность электронов в самой КЯ (около 1500 см /В-с) в условиях отсутствия захвата на ловушки. Хол-ловская подвижность цн характеризует с точностью до холловского отношения гн ~ 1 дрейфовую подвижность электронов в квазинейтраль-ной области структуры (« 4500 см2/В-с). Меньшее значение дрейфовой подвижности электронов в КЯ связано с наличием дополнительных механизмов рассеяния электронов, возможно, на мелкомасштабных флуктуациях ширины и состава КЯ. Увеличение подвижности ^ при приближении КЯ к поверхности связано с уменьшением доли захваченных в КЯ электронов из-за увеличения высоты барьера, препятствующего захвату. При этом увеличивается доля свободных электронов в ОПЗ с более высокой дрейфовой подвижностью, по-видимому, близкой к холловской. Инжектированный на единице площади заряд электронов Qs = СгДУг = Qss + Qw + Qv, где Qss и Qw - заряды, захваченные на ПС и в КЯ соответственно, Qv - свободный заряд в ОПЗ. Изменение поверхностной проводимости создается зарядами Qw и Qv: Дст^
QsЦF QWЦnW + Qvцnv, где ЦпШ и Цпу дрейфовые подвижности электронов в КЯ и в ОПЗ соответственно. Если Qss << (QW + Qv), эффективная подвижность в эффекте поля +
+QvЦnv)/(Qw + Qv)•
Заключение
В результате проведенных исследований разработана новая методика исследования не-
стационарного динамического эффекта поля. Ее применение к квантово-размерным ГНС In(Ga)As/GaAs с КТ и КЯ позволяет получить информацию о наличии дефектов, связанных с встраиванием этих слоев в матрицу, и оценить их концентрацию, а также о дрейфовой подвижности электронов в одиночных КЯ. Представляется перспективным дальнейшее развитие этой методики диагностики квантоворазмерных ГНС, в частности измерение температурной зависимости ДЭП.
Авторы выражают благодарность Б.Н. Звонкову за выращивание модельных ГНС для исследования.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант 06-02-16159) и Минобрнауки РФ (проект РНП.2.1.1.2741).
Список литературы
1. Леденцов Н.Н., Устинов В.М., Щукин В.А. и др. // ФТП. 1998. Т. 32. С. 385.
2. Grundmann M. // Physika E. 2000. V. 5. P. 167.
3. Соболев М.М., Ковш А.Р., Устинов В.М. и др. // ФТП. 1999. Т. 33. С. 184.
4. Алешкин В.Я., Бекин Н.А., Буянова М.Н. и др. // ФТП. 1999. Т. 33. С. 1246.
5. Brunkov P.N., Patane A., Levin A., et al. // Phys. Rev. B. 2002. V. 65. P. 085326.
6. Карпович И.А., Бедный Б.И., Байдусь Н.В. и др. // ФТП. 1989. Т. 23. С. 2164.
7. Звонков Б.Н., Карпович И.А., Байдусь Н.В. и др. // ФТП. 2001. Т. 35. С. 92.
8. Ржанов А.В. Электронные процессы на поверхности полупроводников. М.: Наука, 1971. 480 с.
9. Montgomery H.C. // Phys. Rev. 1957. V. 106. P. 441.
10. Соболев М.М., Ковш А.Р., Устинов В.М. и др. // ФТП. 1997. Т. 31. С. 1249.
11. Овсюк В.Н. Электронные процессы в полупроводниках с областями пространственного заряда. Новосибирск: Наука. Сибирское отделение, 1984. 233 с.
THE INFLUENCE OF In(Ga)As QUANTUM-SIZE LAYERS ON FIELD-EFFECT IN GaAs STRUCTURES
I.A Karpovich, S. V. Tikhov, L.A. Istomin, O.E. Khapugin
A method to investigate the dynamic field-effect in quantum-size heteronanostructures InAs/GaAs has been developed. The method is based on the measurement of dynamic dependence of surface conductivity on monopolar sinusoidal voltage applied to metal-insulator-semiconductor structure. The influence of InAs quantum dot and InGaAs quantum well layers embedding into GaAs on dynamic field-effect characteristics has been elucidated.
