CC BY
88
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВ
УДК 621.382
ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ КВАНТОВО-РАЗМЕРНЫХ ГЕТЕРОНАНОСТРУКТУР 1п(Оа)Аа/ОаАа, ВЫРАЩЕННЫХ ГАЗОФАЗНОЙ ЭПИТАКСИЕЙ
© 2010 г. И.А. Карпович
Нижегородский госуниверситет им. Н.И. Лобачевского кагроу1еЬ@рЬу8 .unn.ru
Поступила в редакцию 20.05.2010
Дается обзор исследований, выполненных на физическом факультете и в НИФТИ ННГУ в области развития и применения фотоэлектрической спектроскопии для диагностики и изучения оптоэлектронных характеристик квантово-размерных гетеронаноструктур 1п(Оа)Аз/ОаАз, выращенных газофазной МОС-гидридной эпитаксией.
Ключевые слова: фотоэлектрическая спектроскопия, квантовая яма, квантовые точки, газофазная эпитаксия, энергетический спектр, дефектообразование.
Введение
Квантово-размерные гетеронаноструктуры (КРС) на основе полупроводников А3В5 являются в последние годы одним из основных объектов исследований и разработок в физике, технике и технологии полупроводников [1, 2]. Большой прогресс в развитии методов получения, изучении свойств и в технических применениях КРС этого типа в значительной мере связан с развитием методов диагностики их энергетического спектра и других оптоэлектронных характеристик и параметров.
В статье дается обзор исследований, выполненных под руководством автора в последние 20 лет на кафедре физики диэлектриков и полупроводников, а с 1997 г. - на объединенной кафедре физики полупроводников и оптоэлектроники физического факультета ННГУ совместно с лабораторией эпитаксиальной технологии НИФТИ. Исследования направлены на развитие и применение фотоэлектрической спектроскопии для диагностики оптоэлектронных характеристик КРС с квантовыми ямами (КЯ) 1пваА8/ОаА8 и самоорганизованными квантовыми точками (КТ) 1пА8/ваА8, выращенных методом газофазной эпитаксии из металлорга-нических соединений (МОС) при атмосферном давлении водорода - газа-носителя паров ме-
таллорганических соединений (метод ГФЭ МОС АДВ).
Исследования фотоэлектрических явлений в полупроводниковых пленках были начаты на кафедре физики диэлектриков и полупроводников и в базовой лаборатории кафедры в ГИФ-ТИ (НИФТИ) еще в начале 60-х годов. Обзор ранних работ в этой области содержится в [3]. Тогда же были выполнены и первые экспериментальные исследования эффекта размерного квантования в поликристаллических полупроводниковых пленках 1пБЬ [4].
Разработка в ГИФТИ в 80-х годах Б.Н. Звонковым с сотрудниками технологии ГФЭ МОС
3 5
АДВ полупроводников А В позволила начать исследования КРС с КЯ и КТ на основе ваА8 и 1п(ва)А8 на более совершенной технологической базе. Основными целями проведенных исследований были разработка фотоэлектрических методик определения собственного и примесно-дефектного энергетического спектра КРС, их структурно-химической однородности, дефектности и изучение механизма неравновесных фотоэлектронных процессов в этих структурах. Фотоэлектрическая диагностика этих структур в комплексе с другими методами диагностики (фото- и электролюминесценции, эффекта поля, сканирующей зондовой микроскопии поверхности) способствовала усовер-
шенствованию технологии ГФЭ МОС АДВ и более глубокому пониманию механизма фотоэлектронных процессов в этих структурах.
1. Развитие методик
фотоэлектрической спектроскопии КРС
В большинстве исследований с применением фотоэлектрической спектроскопии КРС квантово-размерный слой (КЯ или КТ) встраивался в энергетический барьер р-1-п-перехода или контакта металл/полупроводник (барьер Шоттки). Важным достоинством структур с р-1-п-переходом является возможность создания однородного электрического поля в довольно широкой (~ 1 мкм) нелегированной 1-области. Это упрощает расчет напряженности поля в этой области и позволяет изучать влияние электрического поля на энергетический спектр многослойных квантово-размерных слоев, в частности, сверхрешеток, что оправдывает применение более сложной технологии изготовления таких структур. Технологически более просто реализуется методика фотоэлектрической спектроскопии на барьере Шоттки (спектроскопия ФБШ). В отличие от р-1-п-перехода, напряженность поля в барьере Шоттки зависит от расстояния до контакта. Поэтому исследование влияния электрического поля на спектры ФБШ возможно только на структурах с одиночными слоями КЯ или КТ, причем для определения напряженности поля в слое КТ (КЯ) нужно знать его удаление от контакта, уровень легирования КРС и высоту приконтактного барьера, что является недостатком диодных структур с барьером Шоттки.
В наших исследованиях для изучения энергетического спектра КРС впервые были применены методики спектроскопии планарной фотопроводимости (ФП) и конденсаторной фо-тоэдс (КФЭ) [5, 6], фотоэдс (фототока) в барьере полупроводник (КРС)/жидкий электролит (ФПЭ) [7], фотомагнитного эффекта (ФМЭ) [8].
Спектроскопия ФП и ФМЭ. Эти спектры измеряются на образцах с двумя омическими контактами на поверхности КРС, выращенной на полуизолирующей подложке. Хотя методики спектроскопии ФП и ФМЭ наиболее просты в реализации, анализ самих этих явлений в эпитаксиальных слоях и КРС на основе полупроводников типа ваА8 представляет определенные трудности в связи с наличием барьеров обедненных слоев на поверхности и внутренней границе КРС/подложка. Планарная фотопроводимость таких структур в обычных условиях определяется механизмом барьерной ФП, обу-
словленной увеличением ширины квазинейт-ральной области структуры в результате пространственного разделения неравновесных носителей на барьерах [9]. Барьерные эффекты в ФП и ФМЭ могут быть устранены при достаточно высоких (лазерных) уровнях фотовозбуждения КРС.
Спектроскопия КФЭ. Спектр КФЭ удобно измерять в разборном МДП (металл-диэлек-трик-полупроводник) конденсаторе, одной обкладкой которого является КРС. Конденсатор образуется прижатием к поверхности КРС тонкой (20-30 мкм) пластинки слюды с нанесенным на нее полупрозрачным металлическим электродом. Измерения спектра КФЭ могут быть совмещены с измерениями спектра планарной ФП. В КРС на полуизолирующей подложке, имеющих квантово-размерные слои вблизи внутреннего барьера на границе КРС/подложка, энергетический спектр этих слоев можно изучать, измеряя спектр КФЭ в МДП или ЭДП (электролит-диэлектрик-полупроводник) структуре с использованием в качестве диэлектрика полуизолирующей подложки.
Спектроскопия ФПЭ. Если вместо пластинки слюды между металлическим электродом и КРС поместить бумажную прокладку, пропитанную электролитом (1-2 М раствор КС1 в смеси с глицерином), в ячейке можно измерять спектр ФПЭ. Для длительных измерений спектров ФПЭ удобней использовать специальную ячейку с большим объемом электролита [7]. Электролитический контакт отличается очень низким уровнем шума, что позволяет получать фотоэлектрические спектры структур с низкой поверхностной концентрацией КТ (~108 см-2) и исследовать сильно дефектные структуры, обладающие низкой фоточувствительностью. Однако спектроскопия ФПЭ имеет и недостатки. Этот метод трудно применить для исследования температурной зависимости спектров, особенно при низких температурах. Для этих исследований обычно используют спектроскопию ФБШ. Второй недостаток связан с фотоэлектрохимической активностью контакта. Фотоэлектронные процессы в системе полупроводник/электролит обычно сопровождаются окислительно-восстановительными реакциями на границе раздела, которые могут приводить к необратимым изменениям свойств этой границы. Однако влияние фотохимических эффектов можно практически полностью устранить при некоторых вполне выполнимых условиях эксперимента. С другой стороны, спектроскопия ФПЭ предоставляет уникальную возможность изучения влияния химических процессов на
Рис. 1. Схема измерения поляризационной зависимости спектров ФБШ (к - волновой вектор световой волны, е - единичный вектор поляризации волны, п - единичный вектор нормали к слою КЯ)
Иу, эВ
Рис. 3. Влияние температуры измерения на спектр ФБШ структуры с тремя КЯ. Значения ширины КЯ и температуры измерения спектра указаны на рисунке
Иу, эВ
Рис. 2. Влияние поляризации падающего излучения на спектр ФБШ КРС с КЯ ІлОаАз/ОаАз (300 К) при фотовозбуждении КЯ через боковой скол: 1 - е±п, 2 -неполяризованное излучение, 3 - е||п
Рис. 4. Влияние легирования слоя КТ В1 на спектры ФЛ (кривые 1, 2) и ФПЭ (кривые 3, 4). 1, 3 - легированная КРС, 2, 4 - нелегированная КРС, 5 - эпитаксиальный слой ОаАэ
примесно-дефектный энергетический спектр КРС непосредственно в измерительной ячейке с контролем in situ происходящих изменений.
Важным достоинством методик спектроскопии ФП, КФЭ, ФПЭ и ФМЭ является возможность изучения влияния на энергетический спектр КРС физико-химической модификации покровного слоя КРС (травления, анодного окисления, ионной имплантации и др.). Эти методики также позволяют определять энергетический спектр квантово-размерных слоев, расположенных на поверхности, что невозможно для диодных структур с барьером Шоттки и с p-i-n -переходом.
Поляризационная фотоэлектрическая спектроскопия. Коэффициент поглощения излучения квантово-размерными слоями зависит от поляризации электромагнитной волны и симметрии волновой функции квантованных состояний. Эта зависимость определяется правилами отбора по квазиимпульсу при оптиче-
ских переходах. Экспериментальное исследование поляризационной зависимости оптического поглощения одиночных КЯ и особенно слоев КТ представляет значительные трудности из-за малости коэффициента поглощения. Поскольку фотоэлектрический спектр отражает спектр оптического поглощения КРС, исследование его поляризационной зависимости, т. е. поляризационная фотоэлектрическая спектроскопия КРС, представляет несомненный интерес. В [10] исследовалась поляризационная зависимость спектра КФЭ структур с КЯ ІпОаАБ/ОаАБ с использованием методики полного внутреннего отражения. В [11] была предложена более удобная для поляризационной фотоэлектрической спектроскопии методика, в которой плоско-поляризованное излучение вводится в КЯ через сколотую боковую грань барьера Шоттки (рис. 1). Таким способом легко можно реализовать изменение угла между вектором поляризации е и нормалью к КЯ п от нуля до 90 граду-
сов. С применением поляризационной фотоэлектрической спектроскопии было получено доказательство существования подзоны легких дырок в достаточно глубокой КЯ 1пваА8 [12]. На рис. 2 показано влияние поляризации падающего излучения на спектр ФБШ КРС с одиночной КЯ 1п0,2Оа08А8/ОаА8 шириной 4 нм. По расчетным данным можно было ожидать, что подъем на кривой фоточувствительности в не-поляризованном свете при hv * 1.36 эВ (кривая 2) связан с подзоной легких дырок, т.е. с переходом е1 - Ш1. Измерения поляризационной зависимости фотоответа полностью подтвердили это предположение. При hv * 1.30 эВ имеют место переходы с участием только тяжелых дырок и фотоотклик, в согласии с теорией, максимален при е±п (кривая 1) и уменьшается на порядок при е||п (кривая 3). Форма спектра в области ку > Ее1—кк1 определяется эффектом замешивания состояний тяжелых и легких дырок в КЯ [12].
2. Совершенствование технологии выращивания КРС
В большинстве работ для выращивания КРС типа 1пваА8 используется метод молекулярнопучковой эпитаксии в сверхвысоком вакууме. Менее широко используется также метод газофазной эпитаксии структур из металлорганиче-ских соединений (ГФЭ МОС). При ГФЭ МОС осаждение структуры происходит в химическом реакторе путем термического разложения ме-таллорганических соединений ва, 1п и арсина (А8И3) на поверхности подложки, нагретой до температуры ~500-650°С. Процесс ведется в потоке водорода в качестве газа-носителя паров соединений. Наличие плотной, горячей и химически активной атмосферы в реакторе практически исключает возможность прямого контроля над процессом осаждения и формирования структуры, что, конечно, является недостатком данного метода. Однако его относительная простота и экономические достоинства, особенно ценные при массовом производстве структур, способствуют развитию и этого метода. Применяются два варианта ГФЭ МОС: при атмосферном и пониженном давлении водорода. В ННГУ для выращивания КРС до недавнего времени использовался и развивался метод ГФЭ МОС АДВ. Этот метод позволяет выращивать КРС с КЯ и лазерные структуры на их основе весьма высокого качества. На рис. 3 приведены спектры ФБШ КРС с тремя КЯ при комнатной температуре и низких температурах. На спектре чётко выделяются три ступенчатые полосы фо-
точувствительности отдельных КЯ с экситон-ными пиками на их краях, которые хорошо заметны даже при комнатной температуре и становятся более узкими при низких температурах. Наличие экситонных пиков является характерным признаком высокой однородности КЯ по ширине и химическому составу.
На первом этапе исследований КРС с КТ они выращивались при относительно высокой температуре эпитаксии 650°С. Это приводило к получению структур с мелкими КТ по сравнению с КТ, описанными в литературе, и, следовательно, с большой энергией основного перехода * 1.3 эВ при 300 К. Фотоэлектрические свойства таких структур исследованы в [13]. Позже удалось снизить температуру эпитаксии до 520 0С, что позволило выращивать более крупные КТ с меньшей энергией основного перехода вплоть до 0.9 эВ, которой соответствует длина волны излучения КТ в окне прозрачности кварцевого оптического волокна * 1.3 мкм.
Легирование слоев КТ 1пА«/СаАБ примесью-сурфактантом Вь Важным усовершенствованием метода ГФЭ МОС АДВ стала разработка методики легирования растущего слоя КТ 1пА8 изовалентной А8 примесью В1 [14]. Такое легирование способствует формированию массива более однородных по размерам и химическому составу КТ, что проявляется в сужении линий фотоэлектронных спектров от КТ вплоть до рекордно малых значений * 20 мэВ вместо обычных 50-60 мэВ. Это видно из сравнения спектров ФПЭ и фотолюминесценции (ФЛ) КРС с КТ, выращенных с применением легирования В1 (кривые 1, 3) и без легирования (кривые 2, 4), на рис. 4. Причем В1 практически не входит в состав КТ и ваА8, а действует как сурфактант: атомы В1 ограничивают миграционную подвижность атомов 1п на ростовой поверхности и в процессе роста структуры оттесняются на ее поверхность.
Слабая полоса фоточувствительности с порогом между 0.6 и 0.7 эВ (кривая 3) связана с межзонным фотовозбуждением массива крупных релаксированных нанокластеров. Энергетическое положение порога фоточувствительности таких кластеров определяется максимальным содержанием 1п в твердом растворе 1пхва1_хА8 и обычно соответствует х = 0.7-0.75. Диффузионному перемешиванию 1п и ва, вероятно, способствует ускоренная диффузия атомов по дислокациям в этих кластерах.
Визуализация скрытых под покровным слоем слоев КТ. В [15, 16] разработан метод визуализации скрытых под покровным слоем ваА8 слоев КТ 1пА для исследования их мор-
Рис. 5. Изображение слоя КТ, полученное методом атомно-силовой микроскопии, после стравливания покровного слоя в селективном травителе
фологии методами сканирующей зондовой микроскопии. Метод основан на удалении покровного слоя GaAs химическим травлением в селективном травителе, обладающем относительно высокой скоростью травления GaAs (~ 10 нм/мин) и низкой скоростью травления InAs (< 1 нм/мин). Когда фронт травления достигает слоя КТ, скорость травления резко замедляется, и на ровной поверхности смачивающего слоя хорошо выявляются кластеры - КТ (рис. 5). Достоинством этого метода является то, что морфология исследуется уже после выращивания КРС, когда все процессы формирования КТ (диффузия, коалесценция и др.) уже завершились и при комнатной температуре практически не происходят. Этим свойством не обладает метод исследования морфологии образцов-спутников, которые выращиваются в тех же условиях, что и исследуемая КРС, но не закрываются покровным слоем. Эксперименты показали, что концентрация вытравленных КТ может в два и более раз превышать концентрацию изначально выращенных поверхностных КТ. Мониторинг процесса стравливания удобно осуществлять измерением спектра ФПЭ от КТ, которое ведется in situ в процессе травления (травитель используется как электролит). Момент полного удаления покровного слоя фиксируется по максимальному сдвигу пика ФПЭ от основного перехода в КТ, который достигается для поверхностных КТ.
Разработка методики визуализации слоя КТ позволила разработать и методику определения поверхностной концентрации КТ по фотоэлектрическим спектрам [17], основанную на теории межзонного поглощения КТ [13].
3. Исследование энергетического спектра КРС и разработка методов его управления
Актуальной задачей технологии КРС является выращивание КТ, излучающих в окнах прозрачности оптического волокна на длинах волн 1.3 и 1.55 мкм, которым соответствует энергия основного перехода в квантовых точках Е0^Б) * * 0.95 и 0.8 эВ, соответственно. Одним из путей ее решения является покрытие слоя квантовых точек 1пА8 слоем квантовой ямы 1пхОа1.хЛ8, что приводит к красному смещению Е0(РБ) [18, 19]. Этим методом получены лазерные структуры, излучающие на длине волны 1.3 мкм, и структуры, люминесцирующие на длине волны 1.52 мкм, но с низкой квантовой эффективностью. Основной причиной красного смещения предполагается релаксация упругих напряжений в КТ, обусловленная уменьшением рассогласования решеток на границе КЯ/КТ.
В [20] нами исследовано влияние покрытия слоя КТ слоем КЯ в структурах, выращенных ГФЭ МОС АДВ. В этих КРС эффект красного смещения оказался относительно малым. Однако в них и без покрытия слоя КТ слоем КЯ удалось получить очень низкие значения энергии Е0^Б) до 0.95 эВ (1.3 мкм) при комнатной температуре (рис. 6) [21]. Предполагается, что в результате диффузионного перемешивания 1п и ва на гетерогранице 1пА8/ваА8 образуется прослойка твердого раствора 1пваЛ8, снижающая упругие напряжения в КТ. Естественно, что в этом случае нанесение внешнего слоя КЯ может слабо влиять на энергию перехода.
0,8 0,9 1.0 1,1 1,2 1,3 1,4
^, эВ
Рис. 6. Влияние покрытия слоя КТ 1пАз/ОаАэ слоем КЯ 1п0.2Оа0.8Аз на спектр ФЛ (77 К) и ФПЭ (300 К). Ширина КЯ 5 нм, толщина внешнего покровного слоя ОаАэ 30 нм
^, эВ
Рис. 7. Влияние параметров двойного покровного слоя Тп^Оа^Аэ/ОаАэ на спектры ФПЭ КРС с КТ. Для кривых 1-5 толщина покровного слоя ОаАэ 4С = 5 нм, параметры КЯ х, Ь, нм: 1 - нет КЯ; 2 - 0.2, 5; 3 - 0.2, 4; 4 - 0.3, 4; 5 - 0.3, 2. Для кривых 6-10 4С, нм: 6 - 20; 7 - 10; 8 - 7; 9 - 5; 10 - 3; параметры КЯ х = 0.3, Ь = 2 нм
В КРС с комбинированным слоем КЯ/КТ обнаружен новый эффект - большое красное смещение энергии основного перехода в КЯ ТпОаАз ДЕ0(Р’^) ~100 мэВ при нанесении слоя КЯ на слой КТ (рис. 6). Этот эффект объяснен образованием гибридной квантовой ямы КЯ + СС (смачивающий слой) со ступенчатым профилем потенциала в пространстве между квантовыми точками.
В работах [22, 23] показана возможность управления энергетическим спектром КТ ТпАк в широких пределах путем физико-химической модификации покровного слоя над ними: изменения толщины покровного слоя ОаАз и нанесения двойного покровного слоя, состоящего из слоя КЯ ТпхОа1-хАз разной толщины Ь и состава х и внешнего слоя ОаАз толщиной 4С. Причем изменение толщины слоя ОаАз с1с может осуществляться не только при выращивании КРС, но и после изготовления структуры путем химического стравливания или анодного окисления части покровного слоя. На рис. 7 показано влияние параметров КЯ х и Ь на спектры при 4С = 5 нм (кривые 2-5). Увеличение содержания Тп в КЯ от 0.2 до 0.3 и уменьшение ширины КЯ с 12 до 2 нм увеличивают красное смещение Е0^Б). При х = 0.3 и Ь = 2 нм получено рекордно низкое значение Е0^Б) = 0.72 эВ (Х0 = 1.7 мкм). Для выяснения влияния толщины внешнего слоя ОаАз на Е0^Б) была изготовлена серия структур с одинаковыми параметрами КЯ (х = 0.3, Ь = 2 нм), при которых наблюдалось наибольшее красное смещение, и разными значениями 4С. С уменьшением 4С в интервале 20 до 3 нм (кривые 6-10) энергия основного перехода в КТ закономерно уменьшается до еще более низкого значения 0.685 эВ. Эти данные
являются дополнительным подтверждением того, что основной причиной красного смещения Е0^Б) является релаксация упругих напряжений в КТ, которая зависит от суммарной толщины двойного покровного слоя и от его состава. Варьируя параметры тонкого двойного покровного слоя х, Ь и 4С можно управлять длиной волны эмиссии из КТ в интервале 1.3-1.8 мкм. Излучение в окне наибольшей прозрачности оптического волокна на длине волны 1.55 мкм можно получить при разной комбинации этих параметров.
Фотоэлектрическая спектроскопия (ФПЭ
и ФБШ) предоставляет уникальную возможность исследования квантово-размерного эффекта
Штарка в КРС с одиночными слоями КЯ и КТ Тп(Оа)Аз / ОаАз. В этих исследованиях [24] было обнаружено образование в КЯ некоторых КРС наряду с нормальными экситонами, поляризующимися в электрическом поле, также аномальных экситонов, практически не чувствительных к полю. Предполагается, что они могут быть связаны на донорно-акцепторных парах в КЯ. Обнаружено сильное влияние толщины и состава покровного слоя на величину и знак дипольного момента квантовых точек. Установлены закономерности этого влияния и возможный его механизм.
4. Применение фотоэлектрической спектроскопии для исследования дефектообразования в КРС
Уникальные свойства КРС открывают перспективы их использования не только в электронике, но и в некоторых других областях,
в частности, для исследования процессов низкотемпературного дефектообразования в полупроводниках при поверхностных химических реакциях. Как известно [25], такие процессы происходят при окислении и травлении поверхности, нанесении на поверхность химически активных металлов и при некоторых других технологических операциях.
Слой КЯ, встроенный на некотором расстоянии от поверхности, можно рассматривать как зонд, реагирующий на появление в его окрестности дефектов, являющихся центрами рекомбинации, изменение интенсивности фотолюминесценции или фоточувствительности от этого слоя. С другой стороны, слой КЯ, особенно напряженный, сам может оказывать влияние на процессы миграции и комплексообразования дефектов. В частности, слои КЯ могут задерживать диффузию дефектов и примесей в объем, так как образуют для них потенциальный барьер или потенциальную яму в зависимости от того, увеличивают или уменьшают упругие напряжения их проникновение в КЯ [26]. В первом случае дефекты задерживаются перед слоем КЯ, во втором они накапливаются в нем. Изучение процессов низкотемпературного дефектообразования в КРС представляет поэтому значительный научный и практический интерес.
В наших исследованиях для изучения дефек-тообразования использовались КРС С тремя встроенными вблизи поверхности КЯ ТпхОа1_хА8 (х = 0.2 - 0.3) [27]. Ширина КЯ уменьшалась при удалении от поверхности. Благодаря этому края полос фоточувствительности и пиков ФЛ от этих КЯ были разнесены по энергии, и изменения спектральных характеристик структуры, инициированные процессами дефектообразова-ния на поверхности, начинались в низкоэнергетической части спектра, что делало их более заметными и удобными для анализа. Образование дефектов и глубина их проникновения обнаруживались в зависимости от решаемых задач по изменениям спектров КФЭ, ФБШ или ФПЭ при комнатной температуре, а также спектров ФЛ (обычно при 77 К). Следует отметить важные достоинства фотоэлектрической спектроскопии при исследовании дефектообразова-ния в КРС. Они связаны с возможностью исследования спектров при комнатной температуре, определения энергетического спектра дефектов с глубокими уровнями, изучения дефектообра-зования при высокой концентрации дефектов.
С применением этой методики были изучены процессы дефектообразования при анодном окислении поверхности в растворе электролита [27], имплантации ионов аргона при низких
энергиях и дозах [27, 28], осаждении химически активных ферромагнитных (N1, Со) и каталитически активных (Рё) металлов [29], обработке КРС в водородной плазме [30].
В этих исследованиях, в частности, было установлено, что при нанесении химически активных металлов в ваЛв обычно образуются собственные дефектные комплексы с глубокими уровнями (Е1-2 и др.). На рис. 8 показано влияние на спектры ФБШ нанесения при температуре 220 0С слоя Рё на поверхность однородного слоя ваЛв и КРС с тремя КЯ ІпваЛв. О возникновении дефектов в ваЛв свидетельствует появление на спектрах диодных структур полосы примесной фоточувствительности при энергии фотонов Нч > 0.75 эВ. В КРС связанная с дефектами примесная фоточувствительность (кривая 5) на 1-2 порядка больше, чем в структурах с однородным слоем ваЛв (кривая 2). При этом фотолюминесценция от первой КЯ под Рё электродом практически полностью гасится (кривая 7). При нанесении слоя золота или электролитического контакта подобных эффектов не наблюдалось.
Измерения спектров ФПЭ после стравливания Рё и травления ваЛв на некоторую глубину показали, что полоса примесной фоточувствительности в однородном слое ваЛв исчезает только после стравливания ваЛв на глубину Ахп * 400 нм. В КРС эта полоса исчезала вместе с полосой фоточувствительности от первой КЯ (кривая 3), расположенной на глубине 30 нм от контакта. Полоса от второй КЯ, расположенной на расстоянии 70 нм от контакта, еще заметна на кривой 3. Этот результат и данные фотолю-минесцентной спектроскопии (кривые 6, 7) означают, что протяженность дефектного слоя под Рё контактом в диодных структурах с КЯ ограничивается расстоянием до первой КЯ Ахп «30 нм. Она в десять раз меньше, чем в однородном слое ваЛв, но концентрация дефектов в этом слое на два порядка больше и достигает 1017 см-3. В этом проявляется эффект задержки диффузии дефектов напряженной КЯ.
Дефекты в ваЛв образуются в результате химического взаимодействия Рё с ваЛв, которое происходит даже при комнатной температуре и приводит к образованию интерметаллических фаз Рёва разного состава и соединения РёЛ82. В результате диффузии атомов ва и Лв в слой Рё на поверхности ваЛв должны образовываться первичные простые дефекты: вакансии ва (Ува) и Лв (Уа). Они диффундируют в объем ваЛв, вступая в реакции между собой и с другими дефектами, в частности, с атомами в междоузлиях ва1 и Лв;. В этих реакциях вакан-
1,3
1,4
1,5
Ну, эВ
Рис. 8. Влияние нанесения слоя Pd на КРС с тремя КЯ на спектры фоточувствительности (1-5) и фотолюминесценции (6, 7) диодных структур. Структура с однородным слоем GaAs: 1 - слой Pd осажден при комнатной температуре; 2 - после термообработки структуры при 2200С в течении 5 минут. Структура с квантовыми ямами: 3 - после стравливания Pd;
4, 6 - слой Pd осажден при комнатной температуре;
5, 7 - после термообработки структуры при 2200С в течении 5 минут
сии могут исчезать или образовывать сложные дефектные комплексы: дивакансии, антиструк-турные дефекты и др. Уровень с глубиной залегания 0.75 эВ, определяющий красную границу фоточувствительности от дефектов, по-видимому, принадлежит хорошо известному собственному дефектному комплексу БЬ2, основой которого является антиструктурный дефект - атом Лб в подрешетке ва (ЛБоа).
Изучено влияние водорода на фотоэлектронные свойства КРС с КЯ 1пваЛБ в диодных структурах с барьером Шоттки Рё / анодный оксид / КРС [31-33]. Показано, что встраивание слоя КЯ в барьер Шоттки и образование на поверхности КРС анодного окисла оптимальной толщины [31], создание развитого нанорельефа поверхности покровного слоя [32] значительно повышают чувствительность структур к водороду. Предложен и исследован новый тип водородочувствительных структур на основе планарных фоторезисторов с КЯ и островковым непроводящим слоем Рё на поверхности [33].
Заключение
Фотоэлектрическая спектроскопия является относительно простым в реализации, достаточно универсальным по широте применения и мощным по информативности методом иссле-
дования собственного и примесно-дефектного энергетического спектра КРС. Она особенно эффективна в применении к КРС на основе ваЛБ и его твердых растворов, так как в этих КРС п- и р-типа, благодаря закреплению уровня Ферми на поверхности вблизи середины запрещенной зоны, в приповерхностной области возникает обедненный слой, обеспечивающий высокую барьерную фоточувствительность. Применение апробированных в исследованиях методик фотоэлектрической спектроскопии (ФБШ, ФПЭ, КФЭ, ФП и ФМЭ) обеспечивает возможность определения энергетического спектра и некоторых других оптоэлектронных характеристик КРС 1п(Оа)ЛБ/ОаЛБ с практически любым типом квантоворазмерных слоев (КТ, КЯ, КЯ/КТ) и местом их расположения в структурах на полуизолирую-щей или проводящей подложке. С применением комплекса этих методик установлен ряд новых закономерностей, касающихся особенностей энергетического спектра и возможностей его управления в КРС с КТ и КЯ 1п(Оа)ЛБ/ОаЛБ, выращенных газофазной МОС-гидридной эпитаксией при атмосферном давлении водорода.
Автор выражает благодарность всем многочисленным участникам этих исследований: коллегам, аспирантам и студентам.
Исследования проводились при финансовой поддержке РФФИ (гранты 00-02-17598, 03-02-17178, 06-02-16159), Минобразования и науки (проекты 2.1.1.2741, 2.2.2.2.4297) и американского фонда СЕйГ (ВЕИЕ ЕЕС-001, ВР4М01).
Список литературы
1. Алферов Ж.И. История и будущее полупроводниковых гетероструктур // ФТП. 1998. Т. 32.
С. 3-18.
2. Леденцов Н.Н., Устинов В.М., Щукин В. А и др. Гетероструктуры с квантовыми точками: получение, свойства, лазеры // ФТП. 1998. Т. 32. С. 385-410.
3. Карпович И.А. Фотоэлектрическая диагностика полупроводников и полупроводниковых гетеронаноструктур // В сб. «Физический факультет Нижегородского госуниверситета им. Н. И. Лобачевского. К 50-летию. Нижний Новгород: Изд. ННГУ, 2009. С. 75-81.
4. Филатов О.Н., Карпович И.А. Зависимость края поглощения пленок антимонида индия от толщины // ФТП. 1968. Т. 10. С. 2886-2888.
5. Карпович И.А., Алешкин В.Я., Антон А.В. и др. Фотоэлектрические свойства эпитаксиальных гетероструктур СаЛБЛпваЛБ с квантовой ямой // ФТП. 1990. Т. 24. № 12. С. 2172-2176.
6. Карпович И.А., Филатов Д.О. Диагностика гетероструктур с квантовыми ямами методом спектроскопии конденсаторной фотоэдс // ФТП. 1996. Т. 30. С. 1745-1755.
7. Карпович И. А., Горшков А.П., Левичев С.Б. и др. Фотоэлектрическая спектроскопия гетероструктур с квантовыми точками InAs/GaAs в системе полупроводник/электролит // ФТП. 2001. Т. 35. С. 564-570.
8. Карпович И.А., Хапугин О.А. Фотомагнитный эффект в гетеронаноструктурах с квантовыми точками и ямами In(Ga)As/GaAs // Известия РАН. Серия физическая. 2009. Т. 73. С. 119-122.
9. Карпович И.А., Бедный Б.И., Байдусь Н.В. и др. Барьерная фотопроводимость в эпитаксиальных пленках GaAs и InP // ФТП. 1989. Т. 23. С. 21642169.
10. Алешкин В.Я., Аншон А.В., Карпович И.А. Поляризационная зависимость коэффициента меж-зонного оптического поглощения квантовой ямы InGaAs в GaAs // ФТП. 1993. Т. 27. С. 1344-1348.
11. Filatov D.O., Karpovich I.A., Shilova T.V. Polarization Dependence of the Photocurrent in the Schottky Barrier Diodes Based on the InGaAs/GaAs Quantum Well Structures // Phys. Low-Dim. Struct. 2003. № 1/2. P. 143-156.
12. Филатов Д.О., Карпович И.А., Шилова М.В. и др. Поляризационная зависимость спектров фототока фотодиодов с барьером Шоттки на основе гетероструктур InGaAs/GaAs с квантовыми ямами // Известия АН. Серия физическая. 2004. Т. 68. С. 98-100.
13. Звонков Б.Н., Малкина И.Г., Линькова Е.Р. и др. Фотоэлектрические свойства гетероструктур GaAs/InAs с квантовыми точками // ФТП. 1997. Т. 31. С. 1100-1105.
14. Звонков Б.Н., Карпович И.А., Байдусь Н.В. и др. Влияние легирования слоя квантовых точек InAs висмутом на морфологию и фотоэлектронные свойства гетероструктур GaAs/InAs, полученных газофазной эпитаксией // ФТП. 2001. Т. 35. С. 92-97.
15. Karpovich I.A., Baidus N.V., Zvonkov B.N. et al. Investigation of the Buried InAs/GaAs Quantum Dots by Atom Force Microscopy Combined with Selective Chemical Etching. // Phys. Low-Dim. Struct. 2001. № 3/4. P. 341-348.
16. Karpovich I.A., Baidus N.V., Zvonkov B.N. et al. Morphology and photoelectronic properties of the InAs/GaAs surface quantum dots grown by metal-organic vapor-phase epitaxy // Nanotechnology. 2001. V. 12. P. 425-429.
17. Карпович И.А., Филатов Д.О. Фотоэлектрическая диагностика квантово-размерных гетероструктур. Учебное пособие. Н. Новгород: Изд. ННГУ,
1999. 80 c.
18. Nishi K., Saito H., Sugou S. et al // Appl. Phys. Lett. 1999. V. 74. P. 1111-1114.
19. Воловик Б.В., Цацульников А.Ф., Бедарев Д.А. и др. // ФТП. 1999. Т. 33. С. 990-995.
20. Карпович И.А., Звонков Б.Н., Филатов Д.О. и др. Исследование морфологии и фотоэлектронных свойств гетеронаноструктур GaAs/InGaAs с комби-
нированными слоями квантовых ям и самоорганизо-ванных квантовых точек // Поверхность. 2000. № 11. 27-31.
21. Zvonkov B.N., Karpovich I.A., Baidus N.V. et al. Surfactant effect of bismuth in the MOVPE growth of the InAs quantum dots on GaAs // Nanotechnology.
2000. V. 11. P. 221-226.
22. Karpovich I.A., Zvonkov B.N., Baidus N.V. et al. Tuning the energy spectrum of the InAs/GaAs quantum dot structures grown by MOVPE by varying the thickness and composition of a thin double GaAs/InGaAs cladding layer // In book: Trends in Nanotechnology Research. Ed. E.V. Dirote. NY: Nova Science Publishers, Inc. 2004. P. 173-208.
23. Карпович И.А., Здоровейщев А.В., Тихов С.В. и др. Влияние электрохимической модификации тонкого покровного слоя Ga(In)As на энергетический спектр квантовых точек InAs/GaAs // ФТП. 2005. Т. 39. С. 45-48.
24. Горшков А.П., Карпович И.А., Кудрин А.В. Исследование эффекта Штарка в гетеронаноструктурах с квантовыми точками и ямами In(Ga)As/GaAs методом фотоэлектрической спектроскопии // Поверхность. 2006. № 5. С. 25-29.
25. Вяткин А.Ф., Итальянцев А.Г., Конецкий И.В. и др. // Поверхность. 1986. № 11. С. 67-73.
26. Chen Y.C., Singh J., Bhattacharya P.K. Suppression of defect propagation in semiconductors by pseudo-morphic layers // J. Appl. Phys. 1993. V. 74. P. 38003805.
27. Карпович И.А., Аншон А.В., Байдусь Н.В. и др. Применение размерно-квантовых структур для исследования дефектообразования на поверхности полупроводников // ФТП. 1994. Т. 28. С. 104-112.
28. Карпович И.А., Аншон А.В., Байдусь Н.В. и др. Применение размерно-квантованных гетероструктур для исследования дефектообразования при ионной имплантации полупроводников // Известия АН. Серия физическая. 1994. Т. 58. С. 213-218.
29. Карпович И.А., Тихов, С.В. Шоболов Е.Л. и др. Образование дефектов в GaAs и Si при осаждении Pd на поверхность // ФТП. 2006. Т. 40. С. 319-323.
30. Карпович И.А., Аншон А.В., Филатов Д.О. Образование и пассивация дефектов в гетероструктурах с напряженными квантовыми ямами GaAs/InGaAs при обработке в водородной плазме // ФТП. 1998. Т. 32. С. 1089-1093.
31. Карпович И.А., Тихов С.В., Шоболов Е.Л. и др. Влияние водорода на свойства диодных структур с квантовыми ямами Pd/GaAs/InGaAs // ФТП. 2002. Т. 36. С. 582-586.
32. Тихов С.В., Карпович И. А., Гущина Ю.Ю. и др. Влияние модификации покровного слоя на свойства водородочувствительных диодных гетероструктур с квантвой ямой Pd/GaAs/InGaAs // Письма в ЖТФ. 2007. Т. 33. С. 69-74.
33. Карпович И.А., Тихов С.В., Шоболов Е.Л. и др. Влияние водорода на фотоэлектронные свойства гетероструктур с квантовыми ямами GaAs/InGaAs и островковым слоем палладия на поверхности // ЖТФ. 2002. Т. 72. С. 63-66.
photoelectric spectroscopy of the QUANTUM-SIZE In(Ga)As/GaAs heteronanostructures grown by vapor phase epitaxy
I.A. Karpovich
A review is given of the research and development carried out in the field of photoelectric spectroscopy and its application to the diagnostics and investigation of the optoelectronic properties of quantum-size In(Ga)As/GaAs heteronanostructures grown by vapor phase epitaxy at the Physics Department and Physico-Technical Research Institute of N. I. Lobachevsky State University of Nizhni Novgorod.
Keywords: photoelectric spectroscopy, quantum well, quantum dots, vapor phase epitaxy, energy spectrum, defect generation.
