WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 2 Исследование оптических свойств структур со сверхплотными массивами квантовых точек Ge в матрице Si ¶ © А.Г. Макаров, Н.Н. Леденцов, А.Ф. Цацульников, Г.Э. Цырлин, В.А. Егоров, В.М. Устинов, Н.Д. Захаров, P. Werner Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Max-Planck Institute of Microstructure Physics, Halle/Saale, Germany (Получена 10 июня 2002 г. Принята к печати 14 июня 2002 г.) Исследовались структурные и оптические свойства сверхтонких внедрений Ge в матрице кремния.

Просвечивающая электронная микроскопия указывает на спонтанное формирование массива дискообразных квантовых точек малого латерального размера (3-10 нм) в диапазоне номинальных толщин вставок Ge от субмонослойных до близких к критическим для перехода к трехмерному росту по механизму Странского– Крастанова. Оптические исследования показывают, что такие структуры являются структурами первого рода из-за сильного вклада кулоновского взаимодействия между электроном и дыркой, пересиливающего отталкивающий потенциал для электрона, существующий в зоне проводимости Ge. Малый латеральный размер квантовых точек снимает запрет на непрямую рекомбинацию в обратном k-пространстве. С другой стороны, высокая поверхностная плотность квантовых точек (1012-1013 см-2) и возможность их складирования с использованием сверхтонких разделяющих прослоек Si позволяет получать сверхвысокую объемную плотность квантовых точек (до 1019 см-3), необходимую для получения достаточного модального усиления для реализации стимулированного излучения в Si. Образец со складированными квантовыми точками, полученными 0.7 нм внедрениями, показал сверхлинейный рост интенсивности фотолюминесценции, сопровождающийся сужением линии фотолюминесценции. Легирование Si–Ge-структур донорной примесью позволяет кардинально увеличить интенсивность фотолюминесценции при высоких температурах наблюдения, препятствуя обеднению активной области слаболокализованными электронами.

1. Введение сдвигу линии фотолюминесценции (ФЛ) с увеличением плотности возбуждения, характерному для квантовых ям Наноструктуры на основе Si/Ge привлекают к се- второго рода [2,3].

бе неослабевающее внимание ввиду больших успехов В последние годы активно велись работы по использов создании новых перспективных приборов на основе ванию SiGe и GeSiC/Si трехмерных квантовых точек, поквантово-размерных наногетероструктур [1]. Следует отлучаемых методом роста Странского–Крастанова (СК) метить успехи в создании транзисторов, фотоприемнина поверхности Si [4] с целью увеличения эффективности ков и излучателей на основе внутриподзонных перехоФЛ. Большой размер СК квантовых точек наряду с высодов в квантовых ямах. Вместе с тем многочисленные ким составом по Ge приводит, однако, к еще более сильпопытки создания эффективных светоизлучающих эленому пространственному разделению волновых функций ментов на межзонных переходах в квантовых ямах в дырки, локализованной в Ge КТ, и электрона, локализоэтой системе оказались безуспешными. При этом эффекванного в матрице Si. В структурах также наблюдается тивные светоизлучающие устройства на основе Si/Ge, сильный коротковолновый сдвиг люминесценции от СК особенно лазеры, потенциально могли бы обеспечить КТ с накачкой, характерный для КТ второго рода [5].

наиболее прямую интеграцию кремниевой технологии Сравнительно большой размер КТ ( 10 нм) приводит с оптоэлектронными системами передачи данных как к необходимости использовать относительно толстые в пределах кремниевой интегральной схемы, так и в ( 10 нм) разделительные слои Si. Поверхностная плоттелекоммуникационных применениях.

ность СК КТ находится на уровне 109-1010 см-2 и Ранее было показано, что использование Si/SiGe кванмаксимальная объемная плотность СК КТ также очень товых ям (КЯ) не приводит к заметному снижению мала (1015-1016 см-3). Такая низкая плотность является времени излучательной рекомбинации [2]. Кроме того, проблемой для достижения лазерной генерации даже ввиду особенности зонной структуры и характера надля прямозонных КТ в системе InAs–GaAs [6]. Кроме пряжений в когерентных Si–Ge КЯ гетеропереход Si–Ge того, структура зон в k-пространстве Si изменяется является гетеропереходом второго рода [3], и перекрыслабо, так как характерный размер локализации дырки в тие волновых функций электрона и дырки уменьшено реальном пространстве существенно превышает боровне только в k, но и в реальном пространстве. Проский радиус для дырки.

странственное разделение электронов и дырок на гетеСледует отметить, что имеется другой класс кванторогранице приводит к характерному коротковолновому вых точек, получаемых сверхтонкими [7,8], например ¶ E-mail: makarov@mail.ioffe.ru субмонослойными, включениями узкозонного материала 220 А.Г. Макаров, Н.Н. Леденцов, А.Ф. Цацульников, Г.Э. Цырлин, В.А. Егоров, В.М. Устинов...

в широкозонную матрицу [9]. Характерный латеральный 2. Эксперимент размер таких КТ существенно меньше, а плотность существенно выше, чем в случае СК квантовых то- Исследованные образцы представляли собой периодические внедрения Ge в матрице Si, осажденные на чек [9]. Возможность плотного складирования таких КТ позволяет реализовать сверхвысокие коэффициенты мо- буферном слое Si толщиной 100 нм, выращенном при дального усиления (на уровне 104-105 см-1) в широко- температуре подложки 600C методом молекулярнопучковой эпитаксии (МПЭ). Были выращены сверхрезонных прямозонных материалах с малым характерным шетки двух типов. Одни состояли из 20 слоев субмоборовским радиусом экситона [9].

нослойных внедрений Ge разной толщины, разделенных Для системы Si–Ge реализация подобных КТ, если прослойками Si толщиной 4-5 нм, эффективная толтаковые можно получить, позволит решить все основные щина слоев Ge в структурах изменялась от 0.07 до проблемы для применений в оптоэлектронике. Во-пер0.14 нм. Другие сверхрешетки, состоящие из 10 периовых, малый латеральный размер КТ (3-5нм) эффективдов, включали в себя 0.5-0.7 нм слои Ge, разделенные но снимает запрет по правилам отбора по импульсу для 11 нм прослойками Si. Эти прослойки состоят из 9 нм излучательной рекомбинации с электронами из непрянелегированного Si и 2 нм Si, легированного атомами Sb мого минимума зоны проводимости. С другой стороны, с концентрацией 5 · 1016 см-3 в центре разделяющемощность отталкивающего потенциала в зоне прового кремниевого слоя. Температура роста нелегировандимости оказывается мала, что позволяет реализовать ных сверхрешеток составляла 750C, легированных — локализацию электрона и дырки в одной и той же 700C. Для предотвращения сегрегации Sb спейсеры быпространственной области [10].

ли выращены при 600C. Скорость роста для Si и для Ge Как уже было показано, для случая сверхтонких слоев была 0.05 и 0.005 нм/с соответственно. Полное давление второго типа эффективную локализацию электрона на паров в МПЭ камере во время роста было не хуже дырке можно получить даже на основе гетероструктур 5·10-9 Торр. Процесс роста контролировался с помощью второго типа с большой величиной потенциального регистрации картины дифракции быстрых электронов на барьера в зоне проводимости [10], так как кулоновотражение (ДБЭО). Начальная реконструкция кремниское притяжение электрона при определенной малой евой поверхности (2 2) сохранялась в течение всего толщине барьера пересиливает его отталкивающее возроста, и наблюдалось лишь незначительное утолщение действие. Действительно, для сверхузких Ge-внедрений основных рефлексов вне зависимости от температуры в матрице Si коротковолновый сдвиг линии ФЛ с нароста. Таким образом, даже на верхних слоях формирокачкой отсутствует [2]. Использование сверхмалых КТ вания заметных концентраций трехмерных островков по дополнительно облегчает задачу локализации электрона механизму СК не происходило. Исследования просвечипо сравнению со случаем КЯ, так как мощность барьера вающей электронной микроскопией (ПЭМ) проводились в латеральном направлении ослабевает.

на микроскопе JEM 4010 с ускоряющим напряжением В данной работе мы предлагаем использовать сверх400 кВ. Фотолюминесценция возбуждалась аргоновым малые КТ, получаемые осаждением слоев Ge толщилазером ( = 514.5нм) и детектировалась охлаждаемым ной меньше критической, необходимой для перехода Ge-фотодиодом.

к трехмерному росту по механизму СК для применений в оптоэлектронике. Мы показываем, что при определенных условиях осаждения действительно об3. Результаты разуются сверхплотные массивы квантовых точек, в которых формируется с учетом кулоновского эффекта На рис. 1, a приведено изображение ПЭМ поперечкак прямая структура зон в реальном пространстве, ного сечения структуры, содержащей субмонослойные так и максимальная делокализация волновой функций внедрения Ge с эффективной толщиной 0.07 нм, вырадырки в k-пространстве, что облегчает излучательную щенного при температуре подложки 650C. Толщина рекомбинацию. Наконец, в таких структурах может быть прослоек Si между внедрениями Ge составляет 4.4 нм.

получена сверхвысокая плотность КТ для реализации Для анализа распределения атомов Ge в каждом слое достаточного усиления для осуществления лазерной необходимо использование специального цифрового анагенерации. Плотные массивы КТ могут быть плотно лиза изображения, полученного с помощью ПЭМ высоскладированы вдоль оси роста, что также является кого разрешения. Из анализа изображений следует, что еще одним ключевым преимуществом для реализации включения Ge представляют не протяженный слой, а достаточно высокого коэффициента усиления.

наблюдается высокая концентрация нанодоменных обраВ работе также показано, что легирование структур зований размером 3-5 нм с поверхностной плотностью сурьмой позволяет подавить эффект обеднения активной 5 · 1011 см-2 [11,12]. Кроме того, наблюдается локальсреды электронами и значительно увеличить эффектив- ное формирование трехмерных островков с характерным ность излучающей рекомбинации. В работе обсуждается размером порядка 10 нм. В случае внедрений Ge порядка возможность получения стимулированного излучения на или более одного монослоя характерный латеральный основе структур Si–Ge. размер нанодомена составлял 7-10 нм.

Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. Исследование оптических свойств структур со сверхплотными массивами квантовых точек Ge... Рис. 1. Изображения поперечного сечения структуры, содержащей: a — Ge субмонослойные (0.07 нм) и b — монослойные (0.136 нм) внедрения в матрице Si, полученные просвечивающей электронной микроскопией.

На рис. 2 схематически представлена зонная диаграм- Интересным отличием субмонослойных внедрений Ge ма исследованных структур. В системе Si–Ge включе- является длинноволновый сдвиг линий ФЛ, обусловленния Ge формируют потенциальные ямы в валентной ных Ge КТ с увеличением плотности возбуждения. При зоне и потенциальные барьеры в зоне проводимости.

В случае многослойных структур в зоне проводимости Si формируются минизоны. При этом волновая функция электрона имеет минимум в области включений Ge.

В случае появления в Si-матрице неравновесных дырок, захватывающихся в потенциальные ямы Ge, возникает дополнительный кулоновский потенциал, притягивающий электрон к дырке. Так как кулоновская энергия в Si достаточно велика (14.7 мэВ), а барьер в зоне проводимости сравнительно невелик (< 100 мэВ [3]), электрон может эффективно локализоваться в области Ge на кулоновском потенциале дырки, как это было показано в общем случае для сверхузких квантовых ям второго типа.

На рис. 3 приведены типичные спектры ФЛ образца с субмонослойным (0.1 нм) включением Ge в матрицу Si. В спектре наблюдаются линии ФЛ, обусловленные акустическими и оптическими фононами матрицы Si, Рис. 3. Зависимость линии ФЛ от накачки для структуры с а также линии ФЛ от включений Ge (GeNP, GeTO и субмонослойными КТ при 15 K (Ge, 0.74 монослоя). Обратите внимание на длинноволновый сдвиг линии с увеличением GeTO-O) с максимумами при 1.121, 1.064 и 1.004 эВ плотности возбуждения, Вт/см2: 1 — 1000, 2 — 150, 3 — 50, соответственно.

4 — 25, 5 — 15.

этом линия бесфононной ФЛ при малых плотностях возбуждения находится при энергии, близкой к ожидаемой из зависимости энергии ФЛ от толщины внедрения Ge, полученной другими авторами [13]. В структурах с толщиной внедрения Ge, несколько большей одного монослоя, никакого сдвига с накачкой не наблюдалось как было также отмечено ранее [2]. Отсутствие сдвига свидетельствует об отсутствии пространственного разделения между электронами и дырками и подтверждает Рис. 2. Схематическое изображение зонной диаграммы мно- модель квантовой точки первого типа. Сдвиг в длинногослойной структуры с включениями Ge в матрицу Si. волновую сторону, наблюдаемый с ростом плотности Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 222 А.Г. Макаров, Н.Н. Леденцов, А.Ф. Цацульников, Г.Э. Цырлин, В.А. Егоров, В.М. Устинов...

возбуждения в случае субмонослойных внедрений, по всей видимости, связан с формированием многоэкситонных комплексов, ассоциированных с КТ, что еще раз подчеркивает возрастающую роль кулоновского притяжения между электронами и дырками в случае ослабления отталкивающей роли потенциального барьера Ge в зоне проводимости Si.

Характерной особенностью спектров ФЛ структур Si–Ge является быстрое гашение ФЛ с температурой.

Данная особенность, по нашему мнению, связана с тепловым выбросом слаболокализованных электронов и их последующей безызлучательной рекомбинацией на поверхности и в объеме подложки Si. Даже сравнительно слабое легирование активной области структуры донорной примесью (средняя концентрация 1016 см-3), позволяющее создать умеренную концентрацию равновесных электронов, позволяет резко усилить интенсивность ФЛ и сделать ее наблюдаемой вплоть до комнатной температуры. На рис. 4 представлена температурная зависимость спектров ФЛ от температуры. Очевидным является более медленный длинноволновый сдвиг линии ФЛ Ge по сравнению с линиями ФЛ Si. Данный факт, наблюдающийся во всех образцах (субмонослойные внедрения, монослойные внедрения, легированные, нелегированные), а также отсутствие коротковолновоРис. 5. Зависимость спектров ФЛ структур Si–Ge, легированных донорной примесью Sb, от температуры наблюдения, K:

1 —30 K, 2 — 60 K. На врезке: спектры ФЛ структур Si-Ge, легированных донорной примесью, при температуре 15 K, 5.1 монослоя Ge. Плотность возбуждения, Вт/см2: 1 — 432, 2 — 186.

го сдвига с ростом плотности возбуждения, видимо, свидетельствуют о тепловом заселении электронами минизоны электронов в кремнии с ростом температуры.

Для противодействия этому эффекту необходимо резкое увеличение уровня легирования донорной примесью вплоть до вырождения.

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

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.