CC BY
32
УДК 538.9
СКАНИРУЮЩАЯ ЗОНДОВАЯ МИКРОСКОПИЯ СКОЛОВ НЕЛЕГИРОВАННЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУР GaInP/AlGaInP И CdS/ZnSSe
Д. Е. Свиридов, В. И. Козловский, Н. В. Забавин
Методами сканирующей зондовой микроскопии были исследованы сколы нелегированных наноразмерных гетероструктур с квантовыми ямами GaInP/AlGaInP и CdS/ZnSSe. Контактным, методом был обнаружен на,-норельеф, формируемый на поверхности скола из-за упругих напряжений в квантовых ямах. Токовый метод дал, более контрастные 'изображения. Показа,но, что в нелегированны,х гетероструктурах значение тока, зависит от величины, барьера Шоттки на контакте зонда со слоями структуры, собственной концентрации носителей в них, а, также от уровня, легирования, ростовой подложки, ■интенсивности и спектра внешней подсветки.
Ключевые слова: квантовые ямы. гетероструктуры. атомно-силовая микроскопия.
1. Зондовая микроскопия, в частности атомно-силовая микроскопия, поверхности сколов является эффективным средством исследования наноразмерных гетерострук-тур. Используя полуконтактный метод сканирования, в ряде гетероструктур с квантовыми ямами (КЯ) удается измерить нанорельеф. обусловленный поверхностной релаксацией внутренних упругих напряжений, возникающих из-за рассогласования параметров кристаллической решетки отдельных слоев [1]. Для получения численных оценок необходима чистая неокисленная поверхность, что достигается при изучении сколов в вакууме [2].
Другим эффективным методом исследования гетероструктур является метод сканирующей микроскопии сопротивления растекания [3]. Данный метод позволяет визуализировать отдельные наноооъекты, имеющие различную проводимость [4]. Этим ме-
Учреждение Российской академии наук Физический институт им. П. Н. Лебедева РАН, 119991 Москва, Ленинский пр-т 53; e-mail: [email protected].
тодом исследован ряд легированных гетероструктур на основе кремния и соединений АЗВ5 [5 7]. Для количественных измерений необходима калибровка метода по образцам с известной проводимостью. Было обнаружено также, что на измерения проводимости влияет подсветка излучением лазера, встроенного в атомно-силовой микроскоп (АСМ) [8].
В данной работе исследуется возможность использования вышеописанных методов на воздухе для исследования нелегированных многослойных гетероструктур с КЯ GaliiP/AlGaluP и CdS/ZnSSe. Эти гетероструктурьт перспективны для использования в лазерах с продольной оптической накачкой и накачкой электронным пучком [9, 10].
2. Эксперимент. В работе представлены результаты, полученные при исследовании трех нелегированных гетероструктур. выращенных парофазной эпитаксией из ме-таллоорганических соединений на подложках GaAs. разориентированньтх от плоскости (001) к плоскости (111)А на 10°. Первая гетероструктура, излучающая в красной области спектра (660 нм). содержала последовательно расположенные на подложке GaAs п+-типа: первое высокоотражающее брэгговское зеркало из 40 пар чередующихся четвертьволновых слоев AlAs/Alc.45Gac.55As, активную часть из 13 квантовых ям (КЯ) Gac.46lnc.54P толщиной 6 нм, разделенных барьерными слоями (Alc.6Gac.4)c.5lnc.5P толщиной 401 нм, и второе брэгговское зеркало из 17 пар слоев AlAs/Alc.45Gac.55As. Вторая гетероструктура отличалась от первой отсутствием брэгговских зеркал, и активная часть содержала 25 КЯ Gac.51Inc.4gP толщиной 7 нм, разделенных барьерами (Alc.7Gac.3)c.5iInc.49P толщиной 186 нм и излучающих с А = 635 нм. Третья гетероструктура CdS/ZnSc.C7Sec.93, излучающая в зеленой области спектра (560 нм). была выращена на полуизолирующем GaAs. Она содержала 10 слоев CdS толщиной 5 нм, разделенных барьерными слоями ZnSSe толщиной 140 нм.
Сколы по плоскостям (110) производились непосредственно перед измерениями. Использовался АСМ типа Solver Р-47 Pro (НТ МДТ г. Зеленоград). Образцы крепились в специально сконструированном держателе. Схема токовых измерений представлена на рис. 1. Зонд находился под нулевым потенциалом. Второй контакт был сформирован посредством нанесения жидкой InGa эвтектики на свежий скол гетероструктурьт. Постоянное смещение прикладывалось к этому контакту и могло изменяться в диапазоне от 10 В до • 10 В. Измерения проводились при комнатной температуре на воздухе. Диапазон измерения тока составлял 5 пА 10 нА в линейном и 10 нА 100 мкА в логарифмическом режимах. Измерялись также вольт-амперньте характеристики (В АХ) исследуемых гетероструктур. Типичное время измерения одной В АХ составляло
галогеновая лампа
дяггАГЧ 1_________
/
Рис. 1: Схема измерения тока в контактном режиме сканирования (пояснения в тексте).
2 с. Измерения делались определенными сериями с фиксированным смещением зонда вдоль направления, перпендикулярного слоям гетероструктуры. В одной серии можно было снять ВАХ при контакте как с КЯ, так и с барьером.
Использовались коммерческие кремниевые зонды с алмазным проводящим покрытием, легированным бором (Nanosensors GmbH). Удельное сопротивление алмазной пленки было равно 0.01-0.02 Ом-см, постоянная жесткости кантилевера - 24 Н/м [11]. Большинство измерений было выполнено при силе прижатия зонда к поверхности на уровне 0.5 мкН и частоте сканирования 0.6 Гц. Радиус закругления зонда был равен 50 нм. Было замечено, что в процессе использования зондов происходит ухудшение их проводящих свойств. Поэтому каждый зонд тестировался посредством получения ВАХ на пиролитическом графите (p1 = 4 - 10~5 Ом-см) до и после проведения измерений. ВАХ таких контактов были линейны в диапазоне токов от 10 пА до 100 мкА. Для новых зондов сопротивление контакта составляло R = 104 Ом. Учитывая, что сопротивление пирографита оценивается величиной p1 /4r ж 10 Ом, замеренное сопротивление соответствует сопротивлению зонда, r - радиус контакта зонда с образцом.
Встроенный в АСМ лазер (BJI), использующийся в системе контроля отклонения кантилевера, имел мощность излучения 1 мВт на длине волны 653 нм. Его излучение фокусировалось в пятно 50 мкм на верхней поверхности кантилевера, покрытого
Рис. 2: Изображение брэгговского зеркала АЫв/АЮаАз в режиме полуконтактного сканирования: исходного (а) и после удаления оксидного слоя на части поверхности при контактном сканировании (Ъ).
тонким слоем А1 (рис. 1). Ширина кантилевера составляла 40 мкм. Часть излучения лазера попадала на исследуемую поверхность скола. Чтобы избежать влияния этого излучения на измеряемый ток, в ряде экспериментов лазер выключался на время измерения тока. В этом случае для предотвращения автоматического втягивания пьезоска-нера коэффициент усиления обратной связи (КУОС) устанавливался раным нулю. Для дополнительного внешнего освещения поверхности скола вблизи точечного контакта использовалось излучение галогеновой лампы (ГЛ), используемой в данном АСМ для оптического контроля области зондирования.
3. Результаты и их обсуждение. Двумерное изображение участка брэгговского зеркала AlAs/AlGaAs, полученное в режиме полуконтактного сканирования, представлено на рис. 2(a). Толщины слоев AlAs и AlGaAs составляют 60 нм и 40 нм, что несколько отличается от значений 56 нм и 47 нм, рассчитанных из скоростей роста для более толстых слоев. Высокий контраст изображения обусловлен большей степенью окисления слоев AlAs, чем слоев AlGaAs. На трехмерном изображении (не представлено) видно, что возвышающийся окисный слой над AlAs имеет вертикальные стенки на гетерогра-ницах. Поэтому отличие измереных толщин от расчетных значений нельзя приписать боковому окислению слоев AlAs, оно является следствием особенности выращивания тонких слоев.
Окисный слой представляет собой рыхлое образование. На рис. 2(b) представлено
Рис. 3: Изображение участка скола гетероструктуры с 13 КЯ Оа1пР/АЮа1пР, полученное в контактном режиме сканирования, (а) и усредненный вдоль слоев профиль поверхности (сплошная кривая) в сравнении с расчетной по формуле (1) кривой (Ь).
изображение участка зеркала с размерами 2 х 2 мкм, полученное методом полуконтактного сканирования, внутри которого предварительно было проведено сканирование в контактном режиме по области 250 х 1250 нм. В области первого сканирования образовалось углубление в 10-13 нм. При контактном сканировании материал окисла был снят зондом с поверхности скола. Поскольку второй скан был сделан в течение минуты после первого скана, то окисел еще не успел сформироваться на площади первого скана.
На рис. 3(а) представлено изображение активной части гетероструктуры Са1пР/АЮа1пР. Материал этой части в меньшей мере подвержен окислению на воздухе. Светлые и темные полосы, пронизывающие изображение по диагонали, соответствуют ступеням скола. На их фоне видны периодически расположенные слабые возвышенности от КЯ Са1пР. Они связаны с поверхностной релаксацией внутренних напряжений. На рис. 3(Ь) представлен усредненный вдоль слоев профиль поверхности участка, расположенного в верхнем правом углу изображения на рис. 3(а). Максимальный перепад высот достигает значения 0.12 нм. На этом же рисунке представлена кривая, рассчитанная по формуле, выведенной на основе теории упругости в предположении слабого различия в константах упругости материалов барьера и КЯ [2]:
2
12
п(г) = С + - (1 + V) • е • \ (г - к ' Ь - а) '1п П к=0
\г — к • Ь — а\
+
+(х — к • Ь + а) • 1п
\г — к • Ь + а\
а
а)
Рис. 4: Изображения скола гетероструктуры CdS/ZnSSe в токовом режиме сканирования си = —2 В (слева) и соответствующие зависимости тока от расстояния вдоль нормали к гетероструктуре (справа) при различных режимах сканирования: при включенных встроенном лазере и обратной связи (а), при выключенных лазере и связи (Ъ) и выключенной связи, но включенной галогеновой лампе (с).
где С - подгоночная константа, Ь - толщина барьерного слоя, а - ширина КЯ, к -номер КЯ, V ж 0.34 - коэффициент Пуассона, е — рассогласование периода кристаллической решетки между барьером и КЯ. Лучшее согласование расчетной кривой с экспериментальной наблюдается при е = 0.0048, что близко к расчетному значению. Однако на эксперименте не удается прописать узкие пики вблизи КЯ. Это связано со слишком малой высотой неровностей, сравнимой с атомными размерами. Более высокие перепады, до 0.35 им, наблюдаются на сколах гетероструктуры Сс^^пЭЭе, что связано с большим (е ж 0.03) рассогласованием периодов кристаллической решетки барьера и КЯ.
Контрастность изображения КЯ может быть существенно повышена при использовании метода сканирующей микроскопии сопротивления растекания. На рис. 4 слева представлены изображения скола гетероструктуры Сс^^пЭЭе, полученные в трех раз-
=0
при выключенном лазере и КУОС = 0 (Ь), при включенной ГЛ и КУОС = 0 (с). Соответствующие усредненные зависимости тока от расстояния в направлении нормали к поверхности гетероструктуры изображены на рис. 4 (справа).
Из рис. 4 видно, что подсветка оказывает сильное влияние на изображение. Кроме того, ток, протекающий через зонд, зависит от его положения относительно гетеропе-
рехода GaAs/ZnSSe. В темноте ток относительно мал при контакте зонда с подложкой, кроме узкой области вблизи гетероперехода, и возрастает при переходе от первой КЯ к последующим. Подсветка приводит к увеличению тока при контакте зонда с подложкой. но особенность на токовой зависимости вблизи гетероперехода остается. С другой стороны, ток при контакте с первой КЯ становится преобладающим. Дополнительные эксперименты с использованием светофильтров показывают, что нет принципиального различия во влиянии спектра подсветки, если энергия кванта излучения больше тпири-ны запрещенной зоны GaAs.
Вышеперечисленные закономерности можно объяснить, предполагая, что в случае нелегированных гетероструктур на визуализацию слоев в основном влияет высота барьера Шоттки. формируемого вблизи контакта зонда со сколотой поверхностью и зависящей от химического состава слоев гетероструктурьт. Это является существенным отличием от случая легированных гетероструктур. где контраст формируется в основном из-за различия в проводимости слоев.
Гетеропереход GaAs/ZnSSe близок к гетеропереходу GaAs/ZnSe и имеет разрывы зон 1-го типа с разрывом зоны проводимости примерно 0.3 эВ [12]. Увеличение тока в темноте при переходе контакта зонда от ближайшей к подложке КЯ к последующим (рис. 4(b)). связано с возникновением области пространственного заряда в ZnSSe при образовании гетероперехода GaAs/ZnSSe за счет перетекания части электронов в GaAs. Таким образом, в структуре присутствует изгиб зон. который приводит к различному положению дна зоны проводимости у различных КЯ относительно уровня Ферми и различной концентрации носителей в них. Подсветка излучением ВЛ. в этом случае, приводит к генерации неравновесных электронов и дырок в GaAs. Часть неравновесных электронов преодолевает потенциальный барьер на границе GaAs/ZnSSe (0.3 эВ) и переходит в ZnSSe. приводя, таким образом, к исчезновению области пространственного заряда и увеличению значений концентрации в слоях CdS.
На рис. 5 представлены вольт-амперньте характеристики при контакте зонда с КЯ и барьером для двух гетероструктур GalnP/AlGalnP при выключенном встроенном лазере. Подсветка лазером влияет только на изображения структуры с брэгговскими зеркалами. Видно, что ВАХ имеют напряжение отсечки тока. Это напряжение существенно выше при контакте с барьерными слоями. Наибольший контраст изображения наблюдается, если сканирование осуществляется при напряжении, значение которого находится между напряжениями отсечки барьерных слоев и КЯ. ВАХ гетероструктурьт с брэгговскими зеркалами имеют область насыщения (рис. 5(a)). При подсветке
GalnP/AlGalnP structure in dark
CdS/ZnSSe heterostructure
о -
-4 -
t -8 ^
s о -
и -
-200
-400
. barrier / i with DBR
Cr j "QW
(a)
-^/liani^ without DBR
calculated
-/ (b)
-50
-100
< -150
3 0 ё
5 "50 -100
-150
in dark Barrier
at laser
(a)
i i i i i i i - -jf QW
in dark/ _L /
at laser
(b)
-4
-6
-4
с/, V
-2
и, V
Рис. 5: БАХ в темноте при контакте зонда с КЯ и барьером для двух гетероструктур Са1пР/АЮа1пР с (а) и без (Ъ) брэгговского зеркала. Сплошная "са1сиШес1" и штрих-пунктир - расчет по формуле (2) соответственно при Я = 5.5 • 106 Ом и 3 • 106 Ом.
Рис. 6: В АХ при контакте зонда с барьером (а) и КЯ (Ъ) для гетероструктуры CdS/ZnSSe в темноте и при включенном встроенном лазере.
галогеиовой лампой насыщение тока исчезает, и ВАХ становятся похожими на ВАХ гетероструктуры без брэгговскпх зеркал (рис. 5(Ь)). Так как ВАХ, полученные на слоях брэгговских зеркал (не представлены), свидетельствуют о том, что они обладают р типом проводимости, то мы считаем, что насыщение тока связано с выпрямляющими свойствами обратно смещенного р-п гетероперехода (АЬ^й/АЮаАй - АЮа1пР), которые исчезают при подсветке коротковолновым излучением галогеновой лампы.
В случае отсутствия потенциальных барьеров на пути растекания тока, кроме барьера Шоттки на контакте зонда к поверхности скола, зависимость тока от приложенного напряжения можно выразить в виде [13]:
I = S • A* • T2 • exp
фв + e(U - I • R)
(2)
к • Т п • к • Т
где и - потенциал, прикладываемый ко второму контакту, 5 - площадь электрического контакта, А* - эффективная постоянная Ричардсона, Т - абсолютная температура, фв - высота барьера Шоттки для прохождения электронов из зонда в полупроводник, е,к,п ~ заряд электрона, постоянная Больцмана и параметр неидеальности. Сопро-Я
сопротивление растеканию тока от зонда в объем гетероструктуры, сопротивление перехода подложка - гетероструктура, сопротивление подложки и сопротивление второго
контакта. На рис. 5(Ь) представлены две расчетные кривые для двух наборов параметров 1$ = $ • А* • Т2 • ехр(—фв/кТ) = 10-21 А, п = 2.7, Я = 5.5 • 106 Ом (сплошная) и 1$ = 2 • 10-24 А, п = 2.7, Я = 3 • 106 Ом (штрих-пунктир). Эти кривые хорошо описывают верхнюю и нижнюю часть экспериментальной кривой. Предполагая, что основной вклад в сопротивление вносит сопротивление растекания тока вдоль КЯ, по-
4 • 106
При объемном растекании тока обычно считается, что Я3 ж х • р/2Н, где р - удельное сопротивление, Н - диаметр области контакта зонда с поверхностью скола, а коэффициент х _ геометрический фактор растекания. В нашем случае КЯ имеет более высокую проводимость, чем барьерные слои, и ее ширина сравнима с параметром Поэтому при контакте зонда с КЯ силовые линии тока сначала расходятся от контакта по слою КЯ, а затем через барьерный слой в направлении к подложке. При контакте с барьером ток идет сначала к ближайшей КЯ, силовые линии расходятся по ней, а затем ток направляется в сторону подложки. Оценки показывают, что в случае гетероструктурьт с КЯ коэффициент х ж 10. Учитывая далее, что удельное сопротивление в рассматриваемом случае определяется в основном концентрацией п и подвижностью ^ электронов, р = (е • ^ • п)-1, и предполагая, что а = Н = 6 нм и ц = 2000 см2^ Вс-1 для КЯ Са1пР [14], получаем оценку концентрации электронов в КЯ: п ж 6 • 1015 см-3.
На рис. 6 представлены ВАХ для гетероструктурьт Сс13/2п33е при контакте зонда к КЯ и барьеру. Измерения проводились как в темноте, так и при включенном лазере. Токи в этом случае значительно меньше, чем в случае гетероструктурьт Са1пР/АЮа1пР. Другой особенностью является наличие участков с отрицательным дифференциальным сопротивлением. При подсветке лазером ток увеличивается, но форма кривой не изменяется.
Основной причиной малых токов является низкая проводимость барьерных слоев и слоев КЯ. Мьт предполагаем также, что, кроме барьера Шоттки, в гетероструктуре формируется два дополнительных барьера на границе СаАэ ЕпББе и втором контакте. Эти барьеры возникают только при использовании нелегированной подложки СаАэ. При измерении ВАХ мьт фактически измеряем емкостной ток. Существенным при этом является скорость изменения напряжения во время измерения ВАХ. Однако ее нельзя было существенно изменять из-за имеющего место дрейфа зонда по поверхности. При увеличении прикладываемого напряжения сначала открывается диод Шоттки. Равновесные электроны, имеющиеся в КЯ, начинают быстро стекать в зонд. Их концентрация
в КЯ не успевает пополняться, поскольку два других барьера закрыты. Поэтому ток начинает падать (первый участок с отрицательным дифференциальным сопротивлением) и выходит на насыщение. По мере дальнейшего увеличения напряжения открывается второй барьер, и ток снова начинает расти из-за стекания заряда, накопленного в СаАэ вблизи гетеровалентнои границы (второй участок отрицательного дифференциального сопротивления). Наконец, при и < —4.8 В для КЯ (-6 В для барьера) открывается третий барьер и ток начинает определяться суммарным активным сопротивлением всей структуры и зонда. Исходную концентрацию электронов в КЯ можно оценить по полному заряду, который прошел через зонд в области первого всплеска тока на ВАХ. В темноте этот всплеск характеризуется протеканием тока 5 • 10-11 А в течение времени 0.1 с. Предполагая дэлсс у что этот з&ряд был накоплен в 10 КЯ толщиной 5 нм и площадью 0.1 см (площадь образца) 5 получаем оценку п ~ 10 см 3. При включении встроенного лазера концентрация носителей возрастает примерно вдвое.
4- Заключение. В работе исследованы сколы нелегированных наноразмерных гете-роструктур Са1пР/АЮа1пР; Сс13/2п33е и брэгговских зеркал А1Аз/АЮаА8 методами сканирующей зондовой микроскопии. Показано, что на слабо окисляемых поверхностях можно обычным полуконтактным методом на воздухе измерять неровности, вызванные наличием внутренних напряжений в КЯ. В исследованных гетероструктурах масштаб этих неровностей по высоте составил 0.1 0.4 нм. В то же время толщина окисного слоя на сколах брэгговских зеркал А1Аз/АЮаА8 может превышать 10 нм. Токовый контакт-ныи метод дал более контрастные изображения сколов. Контраст формируется в основном из-за различия в величинах барьера Шоттки, формируемого при контакте зонда с КЯ и барьером. В случае сильнолегированной подложки и отсутствия брэгговско-го зеркала между подложкой и КЯ данным методом удается измерить сопротивление
растеканию тока в гетероструктуре и оценить концентрацию электронов в КЯ, которая
6 • 1015 -3
тока с увеличением прикладываемого напряжения на втором контакте. Вольт-амперньте характеристики, полученные на сколах гетероструктурьт Ссй/^пЗЗе, выращенной на нелегированной подложке, имеют участки с отрицательным дифференциальным сопротивлением. Наличие таких участков связано с формированием дополнительных по— тенциальньтх барьеров для протекания тока на границе подложка гетероструктура и на втором неомическом контакте.
Данная работа выполнена при поддержке РФФИ (грант X 10 02 00741), а также программ фундаментальных исследований ОФН РАН "Физика новых материалов и
структур" и "Физические и технологические исследования полупроводниковых лазеров, направленные на достижение предельных параметров".
ЛИТЕРАТУРА
[1] F. Lelarge, О. Dehaese, Е. Ivapon, and С. Priester, Appl. Phys. А 69. 347 (1999).
[2] J. Н. Davies, D. M. Bruls, J.W.A.M. Vugs, and P. M. Ivoenraad, J. Appl. Phys. 91(7),
4171 (2002).
[3] P. Eyben, M. Xu. X. Duhayon, and W. Vandervorst, J. Vac. Sci. Technol. В 20(1). 471 (2002).
[4] J. Liu, К. C. Mandal and G. Ivoley, Semicond. Sci. Teclmol. 24, 045012 (2009).
[5] K. Maknys, 0. Douheret and S. Anand, Appl. Phys. Lett. 83(11), 2184 (2003).
[6] F. Giannazzo, V. Raineri, S. Mirabella, G. Impellizzeri and F. Priolo, Appl. Phys. Lett.
88, 043117 (2006).
[7] D. Ban, E. H. Sargent and J. K. White, J. Vac. Sci. Technol. В 20(5), 2126 (2002).
[8] G. H. Bull, J. J. Ivopanski, J. F. Marchiando, A. G. Birdwell and Y. Ivuk, J. Appl.
Phys. 94(4) 2680 (2003).
[9] V. I. Ivozlovsky, В. M. Lavrushin, Ya.lv. Skasyrsky and M. D. Tiberi, Quantum
electronics 39(8), 731 (2009).
[10] V. Yu. Bondarev, V. I. Ivozlovsky and Ya. Iv. Skasyrsky, Quantum electronics 37(9),
853 (2007).
[11] www.nanosensors.com.
[12] M. S. Yeganeh, J. Qi, A. G. Yodh, and M. C. Tamargo, Phys. Rev. Lett. 68(25), 3761 (1992).
[13] D. E. Sviridov, V. I. Ivozlovsky, and D. A. Sannikov, Phys. Stat. Sol. b 247(6), 1420 (2010).
[14] S. F. Yoon, Iv. W. Mah and H. Q. Zheng, J. Appl. Phys. 85(10), 7374 (1999).
Поступила в редакцию 21 января 2011 г.
