Содержание к диссертации
Введение
1 Обзор литературыипостановка задачи 16
1.1 Оптические свойства квантовых ям 16
1.2 Взаимодействие ионных пучков с веществом 20
1.3 Ионно-индуцированное перемешивание квантовых ям 23
1.4 Латеральное квантование квантовых ям 28
1.5 Выводы и задачи работы 33
2 Рассеяние света на пространственно модулированной квантовой яме 36
2.1 Постановка задачи 36
2.2 Восприимчивость квантовой ямы 38
2.3 Приближение однократного рассеяния 41
2.4 Точное решение уравнений Максвелла 45
2.5 Экситонное зеркало
2.5.1 Геометрия Брюстера 51
2.5.2 Компенсация дисперсии коэффициента отражения 52
2.5.3 Экспериментальное наблюдение компенсации дисперсии коэффициента отражения 55
2.5.4 Резонансная прозрачность 56
2.6 Экситонная дифракционная решетка 58
2.7 Сравнение приближений
2.7.1 Однократное рассеяние 61
2.7.2 Разложение точного решения уравнения Максвелла
2.8 Максимальная дифракционная эффективность 65
2.9 Выводы 69
3 Взаимодействие ионных пучков с квантовыми ямами 71
3.1 Сфокусированные пучки ионов Ga+ 71
3.2 Сфокусированные пучки ионов He+ 74
3.3 Моделирование взаимодействия пучка ионов с кристаллом
3.3.1 Моделирование для ионов He+ 78
3.3.2 Моделирование для ионов Ga+ 83
3.4 Оптические свойства однородно облученных ионами квантовых ям 85
3.4.1 Схема оптического эксперимента 85
3.4.2 Облучение ионами Ga+ 87
3.4.3 Облучение ионами He+ 92
3.5 Выводы 96
4 Модификация квантовых ям после эпитаксиального роста 98
4.1 Разрешение пространственной модуляции 98
4.2 Изготовление образца 100
4.3 Оптические измерения 100
4.4 Выводы 106
5 Рост квантовых ям на модифицированных подложках 107
5.1 Облучение подложки GaAs ионами Ga+ 107
5.2 Изготовление образца 109 5.3 Оптические измерения 113
5.4 Выводы 120
Заключение
- Взаимодействие ионных пучков с веществом
- Приближение однократного рассеяния
- Моделирование взаимодействия пучка ионов с кристаллом
- Изготовление образца
Введение к работе
Актуальность темы исследования и степень ее разработанности
Достигнутая производительность электронных вычислительных устройств близка к своему принципиальному пределу, обусловленному проблемами «связей» и «теплоотвода» [1]. Дальнейшее увеличение вычислительной мощности возможно при переходе к чисто оптическим вычислениям [2]. Одними из реальных кандидатов на роль базовых структур для функциональных элементов сверхбыстрых параллельных фотонных вычислительных устройств являются структуры с одиночными квантовыми ямами на основе прямозонных полупроводников [3]. Это обусловлено наличием в спектре их оптической восприимчивости узких изолированных резонансов, связанных с прямым возбуждением 2D-экситонов Ванье-Мотта. Современная технология молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) позволяет создавать структуры с квантовыми ямами со спектральной шириной экситонного резонанса, близкой к теоретическому пределу [4, 5].
Следующей технической проблемой, возникающей на пути к созданию элементов и устройств фотонной логики на основе таких структур, является необходимость предложить метод их адресуемого латерального структурирования, позволяющий интегрировать дифракционные оптические элементы в функциональные элементы фотонной логики. При латеральной фрагментации квантовых ям большой интерес представляют методы, позволяющие пространственно модулировать только резонансные свойства квантовых ям без существенного изменения нерезонансных свойств образца.
В литературе наибольшее внимание уделено модуляции нерезонансных свойств образца, например, для интеграции дифракционных решеток в VCSEL-структуры [6]. Модуляции резонансных оптических свойств квантовых ям можно добиться динамически с помощью нелинейных оптических эффектов [7]. Однако, такой способ пространственной модуляции малопригоден для создания пространственного распределения свойств квантовых ям, отличного от простейшей дифракционной решетки, а его пространственное разрешение ограничено длиной волны подсвечивающих лазерных пучков.
Предлагаемые в настоящей работе новые методы латерального структурирования свойств квантовых ям заключаются в ex-situ обработке подложек до роста или эпитаксиальных структур после роста с помощью облучения сфокусированным ионным пучком. Чувствительность экситонной восприимчивости квантовых ям к структурным дефектам позволяет подбором минимального воздействия выбрать режимы модуляции именно резонансных оптических свойств образца.
Цель и задачи настоящей работы
Целью настоящей работы является разработка методов пространственной модуляции экситонных свойств одиночных квантовых ям InGaAs/GaAs с помощью сфокусированных ионных пучков для создания резонансных дифракционных оптических элементов.
В рамках настоящей работы предполагается решить следующие задачи:
-
Изучить воздействие облучения пучками ионов 30 кэВ Ga+ и 35 кэВ He+ с поверхностными дозами < 10 1/см на оптические свойства тонких одиночных квантовых ям InGaAs/GaAs. Сопоставить полученные экспериментальные данные с предсказаниями моделирования рассеяния ионов методом Монте-Карло.
-
Продемонстрировать возможность пространственной модуляции оптических свойств тонких одиночных квантовых ям InGaAs/GaAs с помощью облучения ионами 35 кэВ He+ после эпитаксиального роста на примере «экситонной дифракционной решетки».
-
Продемонстрировать «экситонные дифракционные решетки», созданные с помощью модификации подложки GaAs пучком ионов 30 кэВ Ga+ и последующего эпитаксиального роста квантовых ям InGaAs/GaAs на такой подложке.
-
Построить теоретическую модель, описывающую рассеяние света на пространственно модулированной квантовой яме, и сопоставить теоретические предсказания с экспериментальными данными.
Защищаемые научные положения
1. Облучение ионами Ga+ 30 кэВ и He+ 35 кэВ с поверхностной дозой облучения <1012 1/см2 эпитаксиальных структур с одиночными кванто-
выми ямами InGaAs/GaAs приводит к росту неоднородного уширения экситонных резонансов без изменения морфологии образца.
-
При облучении ионами Ga+ 30 кэВ изменение оптических свойств квантовых ям обнаружено на глубине на порядок величины большей, чем предсказывает моделирование рассеяния ионов методом Монте-Карло.
-
Облучение эпитаксиальных структур с одиночными квантовыми ямами InGaAs/GaAs сфокусированным пучком ионов He+ 35 кэВ, а также предварительное облучение подложек GaAs до эпитаксиального роста сфокусированным пучком ионов Ga+ 30 кэВ и последующий эпитакси-альный рост одиночных квантовых ям InGaAs/GaAs, позволяют создавать резонансные дифракционные оптические элементы.
-
Полученные в методе последовательных приближений аналитические выражения для решения задачи о рассеянии света на пространственно модулированной квантовой яме позволяют описать спектральные, угловые и температурные особенности регистрируемых в эксперименте сигналов отражения и дифракции, и их зависимость от параметров пространственной модуляции.
Научная новизна и практическая ценность Впервые были получены следующие результаты:
-
Изучено воздействие облучения ионами 30 кэВ Ga+ и 35 кэВ He+ с поверхностными дозами < 1012 1/см2 на резонансные оптические свойства квантовых ям InGaAs/GaAs.
-
Продемонстрирован метод создания экситонных дифракционных решеток с помощью облучения пучком ионов 35 кэВ He+ квантовых ям InGaAs/GaAs после эпитаксиального роста.
-
Продемонстрирован метод создания экситонных дифракционных решеток с помощью роста квантовых ям InGaAs/GaAs на подложке GaAs, модифицированной облучением пучком ионов 30 кэВ Ga+.
Одной из возможных областей применения дифракционных оптических элементов (ДОЭ), созданных с использованием описанных в работе методов, является замена традиционных ДОЭ, например, дифракционных решеток ввода, используемых для наблюдения экситон-поляритонов в плоских волноводах полного внутреннего отражения [8] или плазмон-поляритонов в гибридных металл-диэлектрических структурах с квантовыми ямами [9].
Поддержка работы
Работа была поддержана из следующих источников: гранты РФФИ 14-02-31617 мол_а (2014–2015 гг.), 15-52-12016 ннио_а (2015 г.), 15-02-07668 а (2015–2016 гг.); гранты для молодых ученых от компании Carl Zeiss (2009 г., 2014 г.); междисциплинарный проект G-RISC DAAD (2010 г.); НИР из
средств СПбГУ (Мероприятие 2) 11.38.67.2012 (2012-2014 гг.). Работа была выполнена с использованием оборудования Ресурсных центров «Нанофото-ника» и «Нанотехнологии» Научного парка СПбГУ.
Степень достоверности и апробация работы
Теоретические результаты получены путем последовательного решения уравнений Максвелла для изучаемой системы. Их достоверность подтверждается совпадением с известными из литературы результатами для систем, являющихся предельными случаями изучаемой, а также совпадением с наблюдаемыми экспериментальными зависимостями.
Достоверность использованного для моделирования рассеяния ионов методом Монте-Карло программного пакета SRIM подтверждается известным из литературы соответствием предсказаний моделирования с экспериментальными наблюдениями во многих областях физики.
Достоверность экспериментальных результатов обеспечивается, во-первых, использованием новейшего оборудования: установки молекулярно-пучковой эпитаксии SVTA, установки для облучения образцов сфокусированным пучком ионов галлия Zeiss Crossbeam 1540XB и одного из первых в Европе сканирующих гелиевых ионных микроскопов Zeiss ORION, гелиевого криостата замкнутого цикла Cryomech, лазера Spectra Physics Tsunami. Во-вторых, высочайшим уровнем развития методики эпитаксиального роста в Лаборатории физики и технологии эпитаксиальных наноструктур кафедры Фотоники Физического факультета СПбГУ, а также развитием методик нанообработки и оптической характеризации таких структур.
Работа была представлена на 16-ти международных и всероссийских конференциях: IX Международная конференция молодых ученых и специалистов «Оптика-2015», Санкт-Петербург, 2015 г.; 3rd International Conference on Quantum Technologies, Москва, 2015 г., Ion-surface interactions (ISI-2015), Москва, 2015 г.; 18th European Molecular Beam Epitaxy Workshop, Канацеи, Италия, 2015 г.; Nonlinear Optics and Excitation Kinetics in Semiconductors (NOEKS-12), Бремен, Германия, 2014 г.; Physics of Light-Matter Coupling in Nanostructures (PLMCN-2014), Монпелье, Франция, 2014 г.; 22nd, 21st и 20th Int. Symp. ”Nanostructures: Physics and Technology”, Санкт-Петербург, Нижний Новгород, 2014, 2013 и 2012 г.; 13th International Conference ”Optics of Excitons in Confined Systems” (OECS-13), Рим, Италия, 2013 г.; Тринадцатая всероссийская молодежная конференция по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектронике, Санкт-Петербург, 2011 г.; Международная студенческая конференция «Физика и прогресс», Санкт-Петербург, 2011 г.; Конференция молодых ученых «ФизикА.СПб», Санкт-Петербург, 2011 г., Международная конференция молодых ученых и аспирантов IЕФ-2011, Ужгород, Украина, 2011 г.; Международная конференция «Приоритетные направления научных исследований нанообъектов
искусственного и природного происхождения» STRANN, Санкт-Петербург 2009 и 2014 г.
Личный вклад автора
Теоретические результаты получены автором лично. Рост эпитаксиаль-ных структур был выполнен ростовой группой Ресурсного центра СПбГУ «Нанофотоника» в составе Петрова В.В., Ефимова Ю.П., Елисеева С.А. и Долгиха Ю.К. по чертежам автора. Облучение образцов ионами галлия было выполнено автором лично, ионами гелия — Петровым Ю.В. в Междисциплинарном ресурсном центре СПбГУ «Нанотехнологии» под руководством автора. Все оптические измерения выполнены автором либо самостоятельно, либо совместно с Кожаевым М.А., Шапочкиным П.Ю. и Беляевым Л.Ю. под руководством автора. Анализ, интерпретация результатов и подготовка публикаций выполнены автором лично. Постановка целей и задач работы проведена автором, совместно с Овсяникиным В.В. и Чижовым Ю.В.
Структура работы
Взаимодействие ионных пучков с веществом
Предельным случаем латеральной фрагментации структур с квантовыми ямами является достижение столь малых размеров фрагментов, что становятся заметны эффекты квантования движения экситонов в одном или двух направлениях в плоскости квантовой ямы (т.е. создание из квантовой ямы, соответственно, квантовых нитей или квантовых точек).
Методы создания квантовых точек путем фрагментации квантовых ям относят к нисходящим методам (”top-down nanofabrication”), противопоставляя их широко распространенному восходящему методу (”bottom-up”) — самоорганизации квантовых точек в ходе эпитаксиального роста, вызванной рассогласованием постоянных решеток подложки (например, GaAs) и смачивающего слоя (например, InAs).
Квантовые точки представляют большой интерес как среда, которая может быть использована для реализации квантовых вычислений, причем не только с помощью зарядовых возбуждений (электронов, трионов), но и с помощью электрически-нейтральных экситонов. В теоретической работе [39] предложена схема чисто-оптической реализации двух-кубитового вентиля на основе ”полупроводниковой макромолекулы”, представляющей собой две близко расположенные квантовые точки. Различие размеров и/или состава двух квантовых точек приводит к различию спектрального положения соответствующих экси-тонных резонансов, что позволяет осуществлять независимый когерентный оптический контроль населенностей уровней в этих точках. Две квантовые точки разделены барьером, достаточно большим, чтобы избежать туннелирования электронов и дырок между точками, но тем не менее, обеспечивающим Ку-лоновскую связь между состояними в точках. Проведенные в работе теоретические выкладки предсказывают работоспособность предложенной схемы для параметров, соответствующих реальным гетероструктурам.
Вслед за этой теоретической работой последовали сообщения об экспериментальной демонстрации одно-кубитовых вентилей [40, 41, 42] и двух-кубитовых вентилей [43, 44] на одиночных квантовых точках.
Очевидно, что при нанометровых масштабах квантовых точек, их независимая пространственная оптическая адресация невозможна, и единственным способом является их спектральная адресация. Однако, хаотическая природа процесса самоорганизации квантовых точек приводит к существенному разбросу форм, размеров и состава точек, что приводит к неоднородному уширению оптических свойств ансамбля квантовых точек. В связи с этим, несмотря на успешную демонстрацию квантовых логических элементов на основе одиночных квантовых точек, масштабируемость этого подхода является концептуально невозможной. Преодолеть это ограничение можно при использовании нисходящего подхода для создания массивов квантовых точек — латеральной фрагментации квантовых ям.
Одним из первых успешных шагов на пути к созданию однородных массивов квантовых точек из квантовых ям был сделан в работе [45]. В ней с помощью жидкостного травления сквозь заданную с помощью низковольтной электронной литографии маску были созданы одиночные квантовые точки диаметром 40 - 100 нм из квантовых ям Ino.14Gao.8eAs/GaAs толщиной 5 нм. Маска, полученная путем облучения 2.5 кэВ пучком электронов резиста PMMA, использовалась для термического напыления алюминия, а полученная алюминиевая маска — для жидкостного травления образца. Точки были расположены с шагом 20 мкм, что позволяло детектировать сигнал фотолюминесценции от одной изолированной точки. Был обнаружен сдвиг спектральных положений основного и возбужденного уровней экситона в коротковолновую сторону в созданных квантовых точках по сравнению с исходной квантовой ямой, увеличивающийся до 2 мэВ по мере уменьшения диаметра точки, и соответствующий теоретически предсказанному сдвигу, обусловленному латеральным квантованием.
В следующей статье [46] той же группы описанный выше метод создания одиночных квантовых точек был использован для создания массивов квантовых нитей и квантовых точек. Минимальный диаметр созданных квантовых точек составлял 27 нм, при этом сдвиг спектрального положения резонансов в коротковолновую сторону составлял 16 мэВ. По мере уменьшения диаметра точек увеличивалось спектральная ширина экситонной особенности в спектре фотолюминесценции. Для точек диаметром 27 нм спектральная ширина превышала спектральную ширину резонанса для квантовой ямы приблизительно в 3 раза, что по оценке, сделанной в работе, соответствует разбросу диаметров точек ±3 нм.
В работе [47] благодаря усовершенствованию технологии электронной литографии удалось достичь практически полного отсутствия разброса размеров квантовых точек в массиве, что привело к отсутствию зависимости спектральной ширины линии фотолюминесценции от размера точки — вплоть до диаметра 50 нм спектральная ширина линии составляла порядка 1.5 мэВ. Следует отметить, что такая однородность размеров была достигнута, судя по всему, путем увеличения расстояния между точками в массиве. В этом случае падает влияние эффекта близости при изготовлении маски, однако падает и поверхностная плотность квантовых точек.
Приближение однократного рассеяния
Для четных т (яма на поверхности или на глубине, кратной половине длины волны в материале) компенсация будет наблюдаться при угле больше угла Брюстера в\ ввг, причем для любого - такой угол 6\ может быть найден.
Для нечетных т компенсация будет наблюдаться при углах меньше 9вг. Максимально достижимым значением г является гтоаж, поэтому для резонанса с -FT"1 Мт — компенсация невозможна. Например, при падения света из вакуума (п\ = 1) в GaAs (щ 3.6) предельное значение параметра будет f max 0.57, и компенсация будет возможна только для резонансов с дгд 0.162 д.
В случае Y = 2rX (NR = 0.162 д для GaAs) компенсация будет происходить по нормали, и из соображений симметрии не будет зависеть от поляризации падающего света. В лучших структурах с одиночными квантовыми ямами A3B5 удается получить дгд д [5]. Возможным путем для получения компенсации по нормали без повышения качества эпитаксиальных структур является использование многоямной брэгговской структуры (Multiple Quantum Well, MQW) [22]. В такой гипотетической структуре первая квантовая яма расположена на глубине h = -4- + т-4, а все последующие ямы — с шагом, 2 кратным -гг. Отражение от такой многоямной структуры можно приближен-но представить как отражение от расположенного на глубине h эффективного слоя с д(мдИ/) = Ад и дгд(мд ) = (ДГД(П)), где N - количество квантовых ям в MQW-структуре, д — радиационная ширина одиночной квантовой ямы, дгд(п) — нерадиационное уширение ямы с номером п. При качестве роста одиночной квантовой ямы, аналогичном описанному в [5], компенсации по нормали можно добиться при N 7, осуществляя более тонкую подстройку условия Гдгд = 0.162 Гд с помощью, например, незначительного повышения температуры образца.
Аналогичные выкладки могут быть проделаны для s-поляризации. В табл. 2 приведены условия для наблюдения компенсации при различных поляризациях падающего света.
Толщина покрывающего слоя h Качество QW Компенсация в р-поляризации Компенсация в s-поляризации
Несмотря на исчезновение при выполнении условий компенсации резонансной особенности в коэффициенте отражения, резонансный ход фазы отражения сохраняется. В частности, вблизи резонанса наблюдается аномальная дисперсия групповой скорости. Такое поведение схоже с интерферометром Жира-Турнуа. Фазу отражения Ф можно найти следующим образом: где комплексный коэффициент отражения До определяется формулой (35). После подстановки в условиях компенсации коэффициента отражения при h = т получим:
Экспериментальное наблюдение компенсации путем изменения г, т.е. изменения угла падения 6\, является достаточно трудоемким. Более простой эксперимент может быть поставлен при сохранении геометрии, и изменении отношения -р .
Для демонстрации эффекта компенсации использовался образец P553 с 2 нм Ino.o25Gao.975As/GaAs квантовой ямой, расположенной на глубине h = 295 нм ( Хо + -г). Образец был выращен без вращения подложки в ходе ро-ста, поэтому точная подстройка условия кратности покрывающего слоя четверти длины волны света в материале выполнялась перемещением по образцу. Угол падения света составлял в\ 68.6 (г2 = 0.0195), падающий свет имел р-поляризацию. Образец дополнительно подсвечивался лазером с длиной волны 650 нм с интенсивностью lRed = 0 ... 50 мВт. На рис. 15, а показаны спектры отражения для различных /де . Нерезонансная подсветка приводила к росту Гдгд за счет рассеяния экситонов на фотоиндуцированных носителях, или каких-либо других квазичастицах. При отсутствии подсветки резонансный коэффициент отражения был больше, чем нерезонансная подставка (их разница AKRR изображена на рис. 15, б), а при больших интенсивностях 1це — меньше. При промежуточном значении ідес 20 мВт наблюдалась компенсация дисперсии коэффициента отражения, что по формуле (44) соответствует - 2.65.
Другим способом контролируемого изменения величины Гдгд является нагрев образца, при котором возрастает обусловленное взаимодействием с фононами однородное уширение резонанса Г2(Т). На рис. 15, в показаны спектры отражения для температур Т = 10... 40 К. Угол падения света составлял 9\ 68 (г2 = 0.0232) Компенсация наблюдалась при Т 25 К, что соответствует - 2.36. Помимо изменения Гдгд, прогрев также сопровождается сдвигом спектрального положения резонанса в длинноволновую область. Рис. 15: Спектры отражения для различных интенсивностей красной подсветки iRed (а) и температуры Т (в) (красным выделены спектры, наиболее близкие к компенсации дисперсии коэффициента отражения). Зависимость отклонения резонансного коэффициента отражения от нерезонансного AKRR для различных lRed (б) и Т (г).
Еще одним интересным случаем, описываемым выражением (37), является резонансная прозрачность, т.е. падение коэффициента отражения до нуля при определенной резонансной частоте света. Условие равенства коэффициента отражения нулю KR = 0 может быть записано из (37) следующим образом: г (Да; + (Гд + Гдгд) \ + 2TTR ((ГД + Гдгд) cos 2(р — Да; sin 2ф) + Г = 0. (48) Это квадратное уравнение относительно Да;. Найдем его дискриминант: —4Г ((1 д + 1 NRP + J- Д C0S2( ) . (49)
Дискриминант меньше нуля, однако отстройка должна оставаться вещественным числом, поэтому единственным физическим случаем является случай равенства дискриминанта нулю, что приводит к следующему условию на cos 2р:
Это отношение должно быть положительно, что накладывает условие г — cos 2(/?, при невыполнении которого резонансная прозрачность не может наблюдаться ни для какого -F . Подставим условие на - в исходное урав-нение (48), и найдем его корень A x t, т.е. отстройку, при которой наблюдается резонансная прозрачность:
В итоге, эффект резонансной прозрачности можно сформулировать следующим образом: при заданной геометрии структуры (фиксированная величина р) и эксперимента (фиксированная величина г) при выполнении условия г — cos2cc всегда можно найти такое значение -рг , определяемое форму-лой (51), что при отстройке Aujf будет наблюдаться ноль коэффициента отражения от структуры.
Промоделируем этот эффект. Пусть дана структура с покрывающим слоем, обеспечивающим набег фаз р = . В этом случае резонансная прозрачность будет наблюдаться только при г 0.5. Тогда, при г = 0.1 и Гд = 40 мкэВ резонансная прозрачность наблюдается при Гдгд = 160 мкэВ и Acut = 346 мкэВ. Эта ситуация проиллюстрирована на рис. 16.
Моделирование взаимодействия пучка ионов с кристаллом
Взаимодействие пучка ионов с кристаллом может привести к целому ряду эффектов, среди которых наибольший интерес в рамках настоящей работы представляет распыление (травление) образца и изменение его свойств за счет радиационного дефектообразования. Движущиеся сквозь вещество ионы постепенно теряют свою первичную кинетическую энергию путем неупругих соударений с атомами кристаллической решетки кристалла, выбивая некоторые из них из своих положений в решетке, что приводит к появлению вторичного каскада, образованию вакансий и межузельных атомов.
В область взаимодействия ионов с энергиями порядка десятков кэВ попадает не менее 1010 атомов решетки, что делает моделирование взаимодействия методами молекулярной динамики (с помощью интегрирования уравнений движения отдельных атомов) крайне трудоемким . Общепризнанной альтернативой является моделирование методом Монте-Карло, в котором траектория движущейся сквозь твердое тело частицы аппроксимируется серией независимых парных соударений [54]. Такая процедура применима для случая облучения ионами высоких энергий, когда длительность отдельных соударений крайне мала.
На рис. 23 показаны различные варианты парных соударений. Движущийся ион или атом с кинетической энергией Е\ сталкивается с неподвижным атомом решетки (Е = 0). При соударении кинетическая энергия Е2 передается неподвижному атому и энергетический баланс может быть записан в виде Е2 = Ei — Е[, где Е[ — энергия, уносимая первой частицей. При Е 2 Edisp (рис. 23, а) переданной при соударении энергии недостаточно, чтобы выбить атом из решетки, и он возвращается в исходное положение, рассеивая энергию в виде тепла. При Е 2 = Edisp (рис. 23, б) атом покидает узел решетки и образуется пара Френкеля: вакансия — межузельный атом. При еще больших энергиях (рис. 23, в) выбитый атом движется через кристалл, и теряет свою энергию в результате парных соударений с другими атомами решетки, т.е. становится частью вторичного каскада. Кинетическая энергия такого атома равна Е2 — Eiatt, т.к. часть переданной в результате соударения энергии тратится на отрыв атома от решетки.
Особым случаем является соударение с замещением (рис. 23, г), которое может произойти при идентичном налетающем атоме и атоме решетки (например, при соударении с атомами вторичного каскада, или при облучении ионами Ga+ образца GaAs). Налетающая частица передает атому энергию больше Edisp, и выбивает его из узла решетки, но потеряв почти всю энергию в результате соударения (Е[ Еfinai), рекомбинирует с образовавшейся вакансией, тем самым, не создавая радиационного дефекта.
В моделировании не учитываются эффекты рекомбинации вакансий и межузельных атомов под влиянием тепловых колебаний решетки, т.е. образец предполагается охлажденным до О К. Реальные эксперименты проводились при комнатной температуре. Однако, учет тепловых колебаний приводит только к количественному изменению плотности вакансий в меньшую сторону, не влияя на качественный результат.
Моделировалось падение по нормали к поверхности мишени ионов 30 кэВ Ga+ (Z = 31, тса = 68.93 а.е.м. — преобладающий (60%) стабильный изотоп) и 35 кэВ He+ (Z = 2, тоа = 4 а.е.м.). Моделирование проводилось с учетом вторичных каскадов. При столь малом проценте индия в тройном растворе InGaAs для рассматриваемых в работе квантовых ям, плотность мишени и состав можно считать слабо отличающимся от GaAs. В соответствии с [55] и [20] были приняты следующие параметры GaAs мишени: pcaAs = 5.32 г/см3, Edisp = 9.5 эВ (одинаковая для Ga и As), EiaU = 3 эВ, Efinai = 2 эВ. Моделирование повторялось и усреднялось для 100000 ионов. Размер ячеек, по которым проводилось усреднение, составлял 5 х 5 нм для ионов He+ и 1 х 1 нм для Ga+
На рис. 24 показаны траектории движения первичных ионов и атомов вторичного каскада для повторенных несколько раз моделирований. В результате моделирования были получены зависимости эффективности генерации вакансий Ga и As V(h, х) от глубины h и расстояния х от центра сфокусированного пятна ионов. Произведение V(h,x) (1/A) на поверхностную дозу облучения ионами (1/см2) позволяет определить плотность вакансий в заданной точке образца
Изготовление образца
С ростом линейной дозы облучения наблюдается травление образца, причем глубина травления пропорциональна дозе. На вкладке рис. 42 точками показана экспериментальная зависимость высоты в центре облученной линии от линейной дозы облучения, а пунктиром — линейная аппроксимация со следующими параметрами: высота возвышения — 0.7 ± 0.2 нм; линейная доза, при которой наблюдается переход от разбухания к травлению — 4 1010 1/см, скорость травления — 1 10-11 нмсм. Также следует отметить, что возникающие при травлении выемки обрамлены приподнятыми аморфизированными областями (аналогичный результат наблюдался и в [57], см. рис. 43, б).
В связи с тем, что в настоящей работе предполагается модуляция только резонансных оптических свойств образца, для облучения подложки перед эпитаксиальным ростом были выбраны линейные дозы облучения ионами, не приводящие к существенному травлению подложки ( 1011 1/см).
Предлагаемый в настоящей главе метод адресуемой модуляции резонансных оптических свойств квантовых ям состоит в облучении подложки GaAs сфокусированным пучком ионов Ga+, и последующем росте эпитаксиальной структуры на модифицированной подложке.
Эксперименты проводились с использованием легированных кремнием ”epiready” подложек GaAs. Термин ”epiready”, что означает, что подложки могут быть помещены непосредственно в установку МПЭ без какой-либо предварительной подготовки, и эпитаксиальный рост на них возможен сразу после сгона защитного слоя окисла при температуре 580 C.
Облучение ионами Ga+ с энергией 30 кэВ было выполнено с помощью рабочей станции Zeiss Crossbeam 1540XB при токе ионного пучка 2 нА и 100 пА в зависимости от дозы. Пучок был расфокусирован таким образом, что пятно на образце представляло собой круг диаметром 800 нм с равномерным распределением плотности тока ионов. Облученные объекты представляли собой массивы из 41 линии длиной 400 мкм, расположенные с шагом 9 мкм. Таким образом, полная площадь облученной области составляла 400x400 мкм2. Облученные линии были ориентированы вдоль кристаллографического направления [011]. В работе изучались два массива, облученные с линейными дозами 6.25-108 1/см и 1.25 1010 1/см (с учетом диаметра пучка приблизительная поверхностная доза облучения ионами составляла 7.8 1012 1/см2 и 1.5 1014 1/см2 соответственно).
Для получения электронно-микроскопических изображений облучение описанными массивами линий было проведено повторно в другой области подложки. На рис. 44, а показан снимок этой области (энергия электронов 10 кэВ). На снимке отчетливо виден массив облученных ионным пучком линий. На рис. 44, бив показано изображение пересечения облученной ионами линии с пылинкой, полученное с помощью разных детекторов вторичных электронов. Отсутствие полосы на пылинке на изображении, полученном с помощью детектора вторичных электронов второго рода, обеспечивающим преимущественный контраст рельефа (рис. 44, в), подтверждает отсутствие травления при столь малой дозе облучения ионами.
Уменьшение сигнала от облученной ионным пучком полосы на изображении в детекторе вторичных электронов первого рода (рис. 44, б) может быть обусловлено как изменением свойств GaAs (меньшая плотность аморфизиро-ванного GaAs по сравнению с кристаллическим), так и осаждением тонкой пленки углеводородного загрязнения (в этом случае причиной наблюдаемого контраста является различие коэффициента вторичной электронной эмиссии
Электронно-микроскопические снимки облученной ионами подложки. (а) Полный вид облученной области (линейная доза 1.25 1010 1/см). Изображение пересечения облученной линии с пылинкой, полученное с помощью детектора вторичных электронов первого (б) и второго (в) рода. Профиль интенсивности сигнала SEM (г).
GaAs и осажденной пленки) под действием ионного пучка. В пользу второго предположения говорит наличие темной полосы не только на подложке, но и на пылинке.
На рис.44, г показан усредненный вдоль направления y сигнал на детекторе вторичных электронов первого рода, показанный на рис. 44, а. Ширина темных полос на изображении составляет порядка 1.5 мкм, что почти вдвое больше диаметра ионного пучка. Такое расхождение может быть обусловлено рассеянием ионов в образце, а также диффузионным движением вторичных электронов, приводящих к осаждению углеводородного загрязнения.