CC BY
9
УДК 538.9
ВЫРАЩИВАНИЕ КВАНТОВЫХ ЯМ Si/Sii-xGex/Si (x < 0.1) С МОДУЛЯЦИЕЙ МОЛЕКУЛЯРНОГО ПОТОКА Ge. I. МОЛЕКУЛЯРНО-ПУЧКОВАЯ ЭПИТАКСИЯ
И. П. Казаков1, А. В. Клековкин1'2, В. А. Цветков1, М.А. Акмаев1, О. В. Уваров3
Методом молекулярно-пучковой эпитаксии выращены одиночные квантовые ямы в системе Sii_xGex/Si с x < 0.1 в режиме периодического перекрывания молекулярного потока Ge при формировании слоя твёрдого раствора. Это позволило увеличить рабочий ток электронной пушки источника, что обеспечило более стабильный молекулярный поток Ge. Полученные гет,ерост,рукт,уры исследованы методами просвечивающей растровой электронной микроскопии.
Ключевые слова: гетероструктуры Si1-xGex/Si, молекулярно-пучковая эпитаксия, квантовые ямы, просвечивающая растровая электронная микроскопия.
Введение. Классическими материалами для исследования конденсации экситонов и свойств электронно-дырочной жидкости (ЭДЖ) являются Ge и Si. Благодаря многодо-линности зон проводимости, и, как следствие, уменьшению энергии Ферми электронов при заданной их плотности из-за высокой степени вырождения электронных состояний, ЭДЖ в этих полупроводниках обладает большой энергией связи (0.5Ry ~ 6.8 эВ).
Вместе с тем, положение потолка валентной зоны в k-пространстве отвечает центру зоны Бриллюэна. Поэтому межзонные переходы непрямые, и время рекомбинации неравновесных электронов и дырок на несколько порядков величины превышает время их энергетической релаксации в соответствующих зонах. В результате в Si и Ge может устанавливаться тепловое равновесие между неравновесной электронно-дырочной системой и кристаллической решеткой, и конденсация экситонов будет протекать в условиях, близких к равновесным.
1 ФИАН, 119991 Россия, Москва, Ленинский пр-т, 53; e-mail: [email protected].
2 ИСВЧПЭ РАН, 117105 Россия, Москва, Нагорный проезд, 7, стр. 5.
3 ИОФ РАН, 119991 Россия, Москва, ул. Вавилова, 38.
При относительно малом содержании Се (х < 0.1) гетероструктуры 81/81х—хСех/Б1 относятся ко II роду, т.к. квантовая яма (КЯ) представляет собой достаточно глубокую потенциальную яму для дырок и невысокий потенциальный барьер для электронов, находящихся в барьерах. Например, при значениях х = 0.05 разрыв зоны проводимости АЕс составляет 5 мэВ, а валентной зоны АЕ^ = 40 мэВ [10, 11]. В зависимости от толщины Б1Се-слоя и высоты барьера (высота определяется содержанием Се в слое твердого раствора) в таких структурах могут наблюдаться как пространственно-прямая, где электроны и дырки расположены в КЯ, так и диполярная ЭДЖ с пространственно разделенными электронами и дырками, более характерная для случая мощного фотовозбуждения.
При малых значениях х зонная структура твердого раствора Б11-хОех такая же, как у Бк зона проводимости имеет шесть эквивалентных минимумов энергии, а максимум валентной зоны двукратно вырожден (конфигурация зон (6.2) [9]). Из-за внутренних напряжений в псевдоморфном слое Б11-хОех, выращенном на ненапряженной подложке (100), шестикратное (без учета спина) вырождение дна зоны проводимости снято: два минимума расположены выше, а четыре, являющиеся дном зоны в напряженном Б1Се-слое, ниже по энергии [10, 12]. Оценка величины междолинного расщепления с использованием данных этих работ показывает, что она существенно превышает энергию Ферми электронов в ЭДЖ, полученную из обработки формы линии ее излучения. Таким образом, в напряженном Б1Се-слое электроны заселяют только четыре нижних минимума зоны проводимости. Пространственные ограничения усиливают эффекты межчастичных взаимодействий, а также дают возможность управлять электронным спектром посредством изменения дизайна наноструктур [1, 2].
Получение КЯ Б1/811—хСех/Э1 с х < 0.1 в установках молекулярно-пучковой эпитак-сии (МПЭ) затруднено из-за нестабильной работы электронной пушки молекулярного источника Се при низких значениях тока электронного пучка. Для решения этой проблемы часто используют дополнительный эффузионный источник Се [13], что не всегда возможно.
В настоящей работе слой твёрдого раствора Б11-хОех КЯ выращивался в режиме модуляции (периодического перекрывания) молекулярного потока (МП) Се при постоянном МП Б1, что давало возможность увеличить ток электронной пушки молекулярного источника (МИ) и добиться более стабильного во времени МП Се. Данный метод применялся, например, в работах [3-5], для выращивания Б1/Ое квазипрямозонных материалов с высоким содержанием Се (х > 0.4).
Структура полученных образцов исследована методом просвечивающей растровой электронной микроскопии (ПРЭМ).
Методика эксперимента. Исследуемые образцы были изготовлены на установке МПЭ Siva 21 (Riber). Для контроля МП был использован масс-спектрометр Hiden RC RGA Analyser, установленный в ростовой камере в положении "прямой видимости" поверхностей мишеней Si и Ge. Отметим, что данный масс-спектрометр позволял получать мгновенные значения эффективного давления МП. По данным масс-спектрометрии была проведена оценка стабильности работы электронных пушек МИ Ge и Si. Было установлено, что при значении тока электронного пучка источника Ge 110 мА, необходимом для получения твердых растворов Sii-xGex c величиной x = 0.05, колебания МП составили ~15% (рис. 1 (кривая I)), а при значении 132 мА - только ~10% (рис. 1 (кривая II)). При этом колебания МП для источника Si составили ~6% (рис. 1 (кривая III)). Таким образом, увеличив ток электронной пушки, можно снизить колебания МП Ge, а более низкие усреднённые по времени значения МП получить за счёт периодического перекрывания его заслонкой.
Рис. 1: Эффективные давления МП Ge (1,11) и Si (III) по данным масс-спектрометрии при различных значениях тока электронного пучка: I — 110 мА, II - 132 мА, III - 153 мА.
Гетероструктуры состояли из буферного слоя Б1, КЯ Би_^ех и защитного слоя Бь Подготовка использованных в работе подложек (100) описана в работе [6]. Толщины буферного и защитного слоев были равны 100 нм. Приведённые значения концентрации х в слоях твёрдого раствора Б11_^ех в образцах, выращенных с модуляцией МП Ge (табл. 1), соответствовали усреднённому содержанию Ge в КЯ и предполагае-
мой, согласно программе работы заслонки МИ Ое (рис. 2), последовательности слоёв Б11-уОеу/81/Я1х—уОеу/.....в этой КЯ, эффективные толщины dsiGe и dsi которых были рассчитаны на основе предварительных калибровок скорости роста на образцах и Ое с толщиной слоёв 0.3 мкм. Как видно из табл. 1, в различных образцах значение dsiGe варьировалось в диапазоне 0.14-1.4 нм (~1 - 10 монослоёв (МС)), а значение dSi - в диапазоне 0.14-0.28 нм (~1 — 2 МС). Количество периодов в предполагаемой последовательности Б11—уСеу/81/811—у Оеу/.....было от 3 до 17.
Рис. 2: Схематическая последовательность положений заслонок МИОе и в процессе выращивания слоя 811-жОеж.
Таким образом, были получены образцы, имеющие в слое КЯ Б11-хОех усреднённые концентрации х, равные 0.08 (А), 0.06 (В), 0.09 (С), 0.01 (Б), 0.08 (Е). Для сравнения технологий на этой же установке были выращены образцы со слоем КЯ Б11-хОех постоянного состава х, равного усредненному составу описанных выше образцов.
Т а б л и ц а 1
Предполагаемые параметры слоёв твёрдого раствора Б11-хОех в КЯ, закладываемые в программу управления заслонками МИ и Ое
№ структуры Эффективная толщина слоя, нм Количество периодов, N Усреднённый состав слоя Б11-х Оех, х
dSiGe (Й11-у Оеу) dsi (Б1)
А 14 1.4 3 0.08
в 3.14 1.4 10 0.06
с 2.1 2.1 11 0.09
Б 1.4 1.4 17 0.01
Е 2.8 1.4 11 0.08
Буферные слои Si выращивались при температуре подложки ~600 °C, слои КЯ -при ~500 °C. Контроль температуры подложки осуществлялся по термопаре, расположенной вблизи нагревательного элемента манипулятора. Скорости осаждения Ge и Si равнялись 0.02 нм/с и 0.1 нм/с, соответственно. Полное давление паров в камере МПЭ во время роста было не больше 6.66 х 10-8 Па.
Процесс роста структур контролировался методом дифракции быстрых электронов. После схода окислов в процессе подготовки подложки на её поверхности наблюдалась реконструкция Si (2 х 2), которая сохранялась в течение выращивания всей гетерострук-туры. При формировании КЯ происходило лишь незначительное утолщение основных рефлексов.
Результаты исследования методом ПРЭМ. Исследования методом ПРЭМ проводились на высоковольтном просвечивающем электронном микроскопе Саг1 Zeiss Libra 200FE. Стандартными методами были приготовлены поперечные срезы исследуемых гетероструктур. На полученных изображениях (рис. 3) слои Si и SiGe соответствуют областям темного и яркого контраста, соответственно.
Рис. 3: ПРЭМ изображение поперечного среза структуры C при различном увеличении.
На ПРЭМ изображении видно (рис. 3(a)), что слой КЯ достаточно равномерный по толщине и не имеет разрывов. Модуляция по составу, которая задавалась программой управления заслонкой МИ Ge (табл. 1), отсутствует (рис. 3(b)). Это может быть связано с перемешиванием в твёрдом растворе Sii-xGex, возникающем в процессе релаксации напряжений несоответствия кристаллических решёток [7]. В пользу такого предположения говорит и размытие первой гетерограницы КЯ (рис. 3(b)), где значение RMS,
определённое нами по ПРЭМ изображениям, достигает 1.3 нм. Отметим, что обычно при таких режимах роста мы получаем слои Si c атомарно гладкой поверхностью (RMS ~0.7 нм) (рис. 4), и если бы указанного перемешивания не было, размытие первой ге-терограницы определялось бы шероховатостью ростовой поверхности Si. Аналогичные эффекты огрубления гетерограниц в гетероструктурах Sii-xGex/Si наблюдались, например, в работе [8].
О О
Рис. 4: AFM-изображение рельефа поверхности эпитлксиального слоя Si.
Методом МПЭ с использованием периодического перекрывания молекулярного потока Ое были выращены КЯ 811—хСех/81 с х < 0.1. По данным ПРЭМ, в слоях Sil_xGex, отсутствует какая-либо модуляция по составу в направлении роста, что свидетельствует о возможности получения КЯ в системе Si1_xGex/Si с х < 0.1 путем модуляции потока Ое.
Авторы выражают благодарность фонду РФФИ за финансовую поддержку по грантам № 16-02-00986 а, № 16-29-03352 офи_м и Программе Президиума РАН.
ЛИТЕРАТУРА
[1] K. Kheng, R. T. Cox, Y. Merle d'Aubigne, et al., Phys. Rev. Lett. 71, 1752 (1993).
[2] А. В. Горбунов, В. Б. Тимофеев, Письма в ЖЭТФ 83(4), 178 (2006).
[3] T. P. Pearsall, J. Bevk, L. C. Feldman et al., Phys. Rev. 58, 729 (1987).
[4] E. Kasper, H. Kibbel, and H. Jorke, Phys. Rev. B 38, 3599 (1988).
[5] T. P. Persall, J. Bevk, L. C. Feldman, et al., Phys. Rev. Lett. 58, 729 (1987).
[6] Ю. Г. Садофьев, В. П. Мартовицкий, М. А. Базалевский, Изв. РАН. Сер. физ. 78, 47 (2014).
[7] V. V. Roddatis, A. L. Vasiliev, and M. V. Kovalchuk, Journal of Physics: Conference Series 471, 012044 (2013).
[8] B. Gallas, I. Berbezier, A. Ronda, and J. Derrien, Thin Solid Films 294, 22 (1997).
[9] C. D. Jeffries and L. V. Keldysh, Electron-Hole Droplets in Semiconductors, (Amsterdam North-Holland, 1983).
[10] C. G. Van de Walle and R. M. Martin, Phys. Rev. B 34, 5621 (1986).
[11] L. Keldysh, Phys. Stat. Sol. (a) 164(1), 3 (1997).
[12] Z. L. Yang, J. R. Watling, R. C. W. Wilkins, et al., Semicond. Sci.Technol. 19, 1174 (2004).
[13] Jong-Hyeok Park, Masashi Kurosawa, Naoyuki Kawabata, et al., Thin Solid Films 520(8) 3293 (2012).
Поступила в редакцию 28 августа 2018 г.
После доработки 18 октября 2018 г. Принята к публикации 27 ноября 2018 г.
