Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Четверные твердые растворы InGaAsP. Свойства .
Параграф 1.1. Предварительные замечания. -22
Параграф 1.2. Зависимость ширины запрещенной зоны от состава твердых растворов InGaAsP. -22
Параграф 1.3. Четверные твердые растворы InGaAsP, изопериодические с подложками ЬгР и GaAs . -27
Параграф 1.4. Поляризация люминесценции в гетероструктурах InGaAsP/InP и ее использование для определения упругих деформаций, напряжений и несоответствия параметров решеток. -35
Параграф 1.4.1. Одноосная деформация в кристаллах AmBv. -35
Параграф 1.4.2. Поляризация люминесценции в полупроводниковых материалах типа AmBv. -37
Параграф 1.4.3. Определение констант деформационного потенциала b, d для n-InP иЬ, d для р-1пР. -38
Параграф 1.4.4. Исследования упругих деформаций, напряжений и несоответствия параметров решеток в гетероструктурах по спектральной зависимости степени линейной поляризации фото-и электролюминесценции. -39
Параграф 1.5. Особенности легирования твердых растворов InGaAsP акцепторными (Zn, Be, Mg) и донорньши (Sri) примесями . -44
Параграф 1,5.1. Нелегированные эпитаксиальные слои. -45
Параграф 1.5.2. Эпитаксиальные слои, легированные оловом. -47
Параграф 1.5.3, Эпитаксиальные слои, легированные Zn, Mg и Be. -51
Параграф 1.6. Четверные твердые растворы InGaAsP/GaAs в области несмешиваемости и спинодального распада. -56
Параграф 1.6.1. Неустойчивость многокомпонентных твердых растворов InGaAsP. -56
Параграф 1.6.2. Особенности эпитаксиального осаждения твердых растворов InGaAsP в области несмешиваемости и спинодального распада. -64
Выводы к главе 1. -69
Глава 2. Гетерострукгуры на основе четверных твердых растворов InGaAsP. Методы получения .
Параграф 2.1. Модифицированный метод жидкофазной эпитаксии для получения гетероструктур раздельного ограничения в системе твердых растворов InGaAsP. -72
Параграф 2.1.1 Жидкофазный метод получения эпитаксиальных слоев четверных твердых растворов InGaAsP и его аппаратурное оформление. -72
Параграф 2.1.2. Способы получения тонких эпитаксиальных слоев методом жидкофазной эпитаксии . -73
Параграф. 2.1.3. Рост и особенности кристаллизации эпитаксиальных слоев из движущейся жидкой фазы относительно подложки. -73
Параграф 2.1.4. Технология получения лазерных InGaAsP/InP гетероструктур раздельного ограничения методом жидкофазной эпитаксии. -77
Параграф 2.2. Особенности изготовления гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP методом МОС-гидридной эпитаксии. -81
Параграф 2.2.1. Экспериментальное оборудование метода МОС-гидридной эпитаксии. -88
Параграф 2.2.2. Оптимизация условий роста методом МОС-гидридной эпитаксии толстых и напряженных слоев твердых растворов InGaAsP/InP. -88
Параграф 2.2.2.1. Толстые эпитаксиальные слои твёрдых растворов InGaAsP/InP. -92
Параграф 2.2.2.2 Напряжённые квантово-размерные эпитаксиальные слои на основе InxGai.xAs/InGaAsP/InP твердых растворов, -92
Параграф 2.2.3. Особенности изготовления двойных гетероструктур раздельного ограничения в системе твердых растворов InGaAsP/GaAs методом МОС-гидридной эпитаксии. -97
Выводы к главе 2. 101
Глава 3. Свойства лазерных гетероструктур с раздельным ограничением .
Параграф 3.1. Свойства квантово-размерных гетероструктур на основе твердых растворов InGaAsP. 107
Параграф 3.1.1.Введение. Эффект размерного квантования и его влияние на спектр люминесценции. 107
Параграф 3.1.2. Квантово-размерные эффекты в спектрах люминесценции. 112
Параграф 3.1.3 Квантово-размерная активная область и ее энергетический спектр при деформации. 122
Параграф 3.2. Зависимость пороговой плотности тока от длины резонатора лазеров на базе гетероструктур с раздельным ограничением. 128
Параграф 3.3. Пороговый ток в лазерах на основе гетероструктур раздельного ограничения в системе твердых растворов InGaAsP. 135
Параграф 3.4. Усиление в гетероструктурах раздельного ограничения на основе твердых растворов InGaAsP . 151
Параграф 3.5. Внутренние оптические потери в гетероструктурах раздельного ограничения на основе твердых растворов InGaAsP. 156
Параграф 3.6. Особенности протекания тока в гетероструктурах раздельного ограничения на основе твердых растворов InGaAsP. 178
Выводы к главе 3. 190
Глава 4. Многомодовые лазеры на основе гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP с малыми внутренними оптическими потерями и их свойства .
Параграф 4.1. Направления развития в области мощных лазеров
на основе гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP. 192
Параграф 4.2.1. Элементы постростовой технологии лазеров с широким мезаполосковьш контактом. 194
Параграф 4.2.2. Измерительные методики лазеров с широким мезаполосковым контактом. 195
Параграф 4.3.1. Исследование мощных лазерных диодов с шириной полоска 100 мкм на базе InGaAs/GaAs/(AlGaAs)GaInP гетероструктур. 198
Параграф 4.3.2. Исследование мощных лазерных диодов на базе GaAs/InGaAs/AlGaAs гетероструктур с расширенным волноводом и широким мезаполосковым контактом. 206
Параграф 4.3.3. Исследование свойств InGaAsP/InP лазерных диодов с расширенным волноводом и широким мезаполосковым контактом. 212
Параграф 4.3.4. Свойства InGaAsP/InP-гетеролазеров со ступенчатым расширенным волноводом. 218
Параграф 4.4.1 Особенности температурной зависимости пороговой плотности токов в РО InGaAsP/InP ДГ лазерах (X =1.3 мкм) с тонкой активной областью. 223
Параграф 4.4.2. Исследование температурной зависимости пороговых характеристик InGaAsP/InP гетеролазеров (А,=1.55 мкм). 227
Параграф 4.4.3. Температурная зависимость дифференциальной квантовой эффективности квантово-размерных InGaAsP/InP лазеров с расширенным волноводом. 236
Параграф 4.5. Температурный выброс носителей в квантово-размерных InGaAsP/InP лазерах с однородным и ступенчатым расширенным волноводом. 241
Параграф 4.6. О внутреннем квантовом выходе стимулированного излучения InGaAsP/InP гетеролазеров (Х,= 1.55 мкм). 248
Параграф 4.7. Порог катастрофической оптической деградации многомодовых лазеров. 257
Выводы к главе 4. 270
Глава 5. Одномодовые лазеры на основе гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP и их свойства .
Параграф 5.1. Одномодовые полосковые лазеры. (Предварительные замечания). 273
Параграф 5.2. Полосковые лазеры, полученные имплантацией высокоэнергетичных ионов кислорода. 274
Параграф 5.2.1. Влияние параметров имплантационного режима высокоэнергетичных ионов кислорода на свойства InP и твердых растворов InGaAsP. 274
Параграф 5.2.2. Оптимальная конструкция полоскового имплантационного лазера и зависимость пороговой плотности тока от ширины области протекания носителей заряда. 278
Параграф 5.2.3. Мезаполосковые одномодовые лазеры. 281
Параграф 5.3.1 Технология изготовления мезаполосковых лазеров с помощью селективного и ионно-плазменного травления. 288
Параграф 5.3.2. Исследование условий генерации нулевой поперечной
моды в мезаполосковых лазерах в системе твердых растворов InGaAsP. 295
Параграф 5.3.3 Селекция основной поперечной моды в мезаполосковых лазерах за счет внесения дополнительных оптических потерь. 306
Параграф 5.3.4 Исследование излучательных характеристик в двухсекционном перестраиваемом мезаполосковом одномодовом InGaAsP/InP лазере. 310
Параграф 5.4. Мезаполосковые зарощенные одномодовые лазеры. 315
Параграф 5.4.1. Технология мезаполосковых зарощенных лазеров на основе РО ДГС InGaAsP/InP. 315
Параграф 5.4.2 Условия генерации нулевой поперечной моды в мезаполосковых зарощенных InGaAsP лазерах раздельного ограничения. 320
Параграф 5.4.3. Оптимизация конструкции одномодовых мезаполосковых зарощенных лазеров в системе твердых растворов InGaAsP раздельного огран ичения. 327
Параграф 5.4.4. Влияние температуры на свойства одномодовых мезаполосковых зарощенных гетеролазеров раздельного ограничения. 336
Параграф 5.4.5 О сроке службы одномодовых гетеролазеров раздельного ограничения. 341
Выводы к главе 5. 345
Заключение. 349
Список включенных в диссертацию работ. 350
Список литературы. 356
- Четверные твердые растворы InGaAsP, изопериодические с подложками ЬгР и GaAs
- Особенности легирования твердых растворов InGaAsP акцепторными (Zn, Be, Mg) и донорньши (Sri) примесями
- Способы получения тонких эпитаксиальных слоев методом жидкофазной эпитаксии
- Усиление в гетероструктурах раздельного ограничения на основе твердых растворов InGaAsP
Введение к работе
Полупроводниковые лазеры на основе гетероструктур представляют наиболее динамично развивающуюся часть физики и технологии полупроводников, а взаимосвязь фундаментальных и прикладных исследований в этой области определяет прогресс мировой оптоэлектронной промышленности.
В конце бОх годов были предсказаны основные преимущества полупроводниковых гетероструктур но сравнению с гомоструктурами. Коллектив сотрудников под руководством Ж.И.Алферова успешно реализовал их в системе твердых растворов AIGaAs/GaAs [1*, 2*]. Следующим шагом в развитии физики полупроводниковых гетероструктур был переход к четверным твердым растворам, позволяющим независимо управлять основными параметрами (шириной запрещенной зоны и постоянной решетки) полупроводниковых материалов [3*, 4*]. Система твердых растворов InGaAsP, изопериодичных с подложкой 1пР, идеально подошла для создания элементной базы волоконно-оптических линий связи, работающих в области длин волн 1,3-1,55 мкм [4, 6*], Не содержащие алюминий твердые растворы InGaAsP, изопериодичные с подложкой GaAs, были использованы для создания высокоэффективных мощных лазерных гетероструктур, излучающих в диапазоне длин волн 0,8 * 1,03 мкм [5*, 12].
В диссертационной работе представлены последовательные этапы создания и исследования свойств гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP и этапы разработки лазеров на их основе.
В 1974 году появились первые сообщения о создании лазерных гетероструктур на основе твердых растворов InGaAsP [7*]. Однако для получения высокоэффективных приборов необходимо было исследовать процессы кристаллизации и легирования, свойства изопериодичных и напряженных твердых растворов, построить физические основы одномодовых и многомодовых лазеров с резонатором Фабри-Перо, для чего решить комплекс теоретических, экспериментальных и технологических задач.
К 1980 году были широко развернуты исследования свойств лазерных квантово-размерных гетероструктур, определяемые успехами в развитии метода молекулярно -пучковой эпитаксии [8*, 9*]. В системе твердых растворов InGaAsP работы сдерживались трудностями технологического процесса молекулярно-пучковой эпитаксии с использованием фосфора. Развитие физических основ синтеза квантово-размерных гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP методами МОС- -9-гидридной и жидкофазной эпитаксий только начиналось [5*, 10*]. Поэтому достижение высокого уровня понимания процессов кристаллизации методами МОС- гидридной и жидкофазной эпитаксий квантово-размерных гетероструктур требовало проведения широкого спектра исследований для поиска новых подходов в решении поставленных задач.
В 1985г. работы с применением жидкофазной эпитаксий [11*] положили начало развитию направления мощных полупроводниковых лазеров на базе гетероструктур с малыми внутренними оптическими потерями [5*]. Для создания физических основ мощных полупроводниковых лазеров на базе квантово-размерных гетероструктур раздельного ограничения требовалось понимание фундаментальных физических процессов в гетероструктурах и лазерах на их основе.
Таким образом, диссертационная работа, посвященная созданию и исследованию свойств твердых растворов InGaAsP, лазерных гетероструктур раздельного ограничения и мощных лазеров на их основе, является актуальной как с научной, так и с практической точек зрения. Цель и задачи работы
Основная цель работы состояла в исследовании свойств, разработке физических основ получения изопериодических и напряженных квантово-размерных с раздельным ограничением гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP и создании мощных одномодовых и многомодовых лазеров. Для достижения поставленной цели решался следующий комплекс задач:
Разработка физических основ жидкофазной эпитаксий изопериодических и квантово-размерных слоев твердых растворов InGaAsP и лазерных гетеростуктур на их основе, в том числе раздельного ограничения.
Разработка физических основ МОС-гидридной эпитаксий изопериодических и напряженных квантово-размерных слоев твердых растворов InGaAsP и лазерных гетероструктур раздельного ограничения на их основе.
Исследование фотолюминесцентных и электролюминесцентных свойств изопериодических и напряженных квантово-размерных, самоорганизующихся низкоразмерньгх эпитаксиальных слоев в системе твердых растворов InGaAsP и лазерных гетероструктур на их основе.
Разработка научной концепции, создание и исследование мощных полупроводниковых лазеров раздельного ограничения с низкими внутренними оптическими потерями. -соразработка физических основ, создание и исследование одномодовых и многомодовых полупроводниковых лазеров различных типов на базе InGaAsP гетероструктур.
Научная новизна и практическая ценность.
Исследованы и определены условия кристаллизации и легирования изопериодичееких и напряженных, объемных и квантово-размерных эпитаксиальных слоев твердых растворов InGaAsP на подложках GaAs и InP во всем диапазоне изопериоднчности, в том числе в области несмешиваемости и спинодального распада.
Предложен и реализован оптический метод контроля рассогласования параметров решеток слоя и подложки. Исследовано влияние несоответствия параметров решеток на излучательные характеристики эпитаксиальных слоев и лазерных гетероструктур.
Разработаны технологии получения методами МОС-гидридной и жидкофазной эпитаксии квантово-размерных лазерных гетероструктур раздельного ограничения на основе твердых растворов InGaAsP на подложках GaAs и InP.
Обнаружен и интерпретирован ряд новых эффектов, обусловленных особенностями квантово-размерных гетероструктур раздельного ограничения с малыми внутренними оптическими потерями.
Построена концепция лазерных гетероструктур раздельного ограничения с малыми внутренними оптическими потерями.
На базе квантово-размерных лазерных гетероструктур раздельного ограничения разработаны мощные одномодовые и многомодовые лазеры, излучающие в диапазоне длин волн 0.8-1.8 мкм.
Представляемые к защите научные положения и результаты:
1. Результаты исследований процессов синтеза твердых растворов InGaAsP, изопериодических с подложками InP и GaAs;
Изучена зависимость состава твердой фазы InGaAsP от состава жидкой фазы во всем интервале изопериодических твердых растворов для (100) и (111) В ориентации подложек InP.
Установлены экспериментальные зависимости ширины запрещенной зоны Eg твердых растворов InGaAsP ( Eg = 0,73 - 1.35 эВ) от состава твердой и жидкой фазы для изопериодического с InP разреза фазовой диаграммы. Наилучшее совпадение с экспериментом дает интерполяция зависимости Eg от состава твердой фазы полиномом четвертой степени, учитывающим эффекты смешивания.
Определены границы области несмешиваемости и спинодального распада четверных твердых растворов InGaAsP, изопериодических с GaAs и InP.
Показано, что в области несмешиваемости и спинодального распада определяющим фактором роста эпитаксиального слоя является скорость кристаллизации. При высоких скоростях кристаллизации из сильно переохлажденного расплава (ДТ = 10-15 С) возможно получение однородных твердых растворов InGaAsP толщиной более 0.15 мкм.
Положение I (об области существования твердых растворов InGaAsP): Методами жидкофазной и МОС-гидридной эпитаксий при высоких скоростях роста получены однородные и термодинамически устойчивые твердые растворы InGaAsP, изопериодические с подложками GaAs и InP.
2. Результаты исследований процессов кристаллизации и свойств не легированных и легированных эпитаксиальных слоев твердых растворов InGaAsP и гетероструктур на их основе:
Исследованы фотолюминесцентные свойства как нелегированных эпитаксиальных слоев InP и InGaAsP, так и легированных акцепторными (Be, Mg, Zn, Cd) и донорными (Sn) примесями. Определены энергии ионизации акцепторных примесей.
Установлено, что при кристаллизации анизотипных многослойных гетероструктур InGaAsP/InP методом жидкостной эпитаксий, легирование слоев акцепторной примесью приводит к снижению внутреннего квантового выхода и неконтролируемому смещению положения р-n перехода.
Разработаны методики изготовления двойных гетероструктур InGaAsPflnP раздельного ограничения, исключающие попадание акцепторов в узкозонную область и заключающиеся в осаждении нелегированного n-слоя перед нанесением широкозонного Р-слоя или вынесении раствора - расплава, содержащего акцепторную примесь, из высокотемпературной зоны роста.
Разработана технология жидкофазной эпитаксий лазерных гетероструктур раздельного ограничения с субмикронными активными областями в системе твердых растворов InGaAsP при уменьшении времени контакта раствора-расплава с подложкой.
Продемонстрировано, что в лазерных квантово-размерных гетероструктурах раздельного ограничения с преднамеренно нелегированным волноводом (п < 5*1015 см" 3) достигаются низкие внутренние оптические потери: а; = 1-1.5 см-1 в системе твердых растворов InGaAsP/GaAs и а; = 2-4 см" в системе твердых растворов InGaAsP/InP. Положение II (о легировании эпитаксиальных слоев и локализации р-n перехода на гетеро границе):
Для получения высокоэффективных лазерных гетероструктур (высокий квантовый выход, малые внутренние потери и токовые утечки), необходимо прецизионно легировать эпитаксиальные слои и локализовать р-n переход на гетерогранице узкозонной и широкозонной областей гетероструктуры.
3. Результаты исследований поляризационных свойств фотолюминесценции и электролюминесценции гетероструктур InGaAsP/InP:
Исследованы спектральные поляризационные свойства рекомбинационного излучения упруго деформированных эпитаксиальных слоев твердых растворов InGaAsP Деформация вызвана несоответствием параметров решеток и различием коэффициентов термического расширения контактирующих слоев в гетероструктурах InGaAsP/InP.
Предложен и реализован оптический метод определения несоответствия параметров решетки и упругих напряжений в гетероструктурах InGaAsP/InP по спектральным зависимостям степени линейной поляризации фото- и электролюминесценци и.
Показано, что для получения низкопороговых высокоэффективных лазерных гетероструктур с длиной волны излучения ^,= 1,3 и 1,55 мкм необходимо выполнить полное совпадение параметров решеток при температуре эпитаксии, тогда при комнатной температуре за счет разницы в коэффициентах термического расширения несоответствие параметра решетки составит Да/а = - 0,05% и Да/а = - 0,1% соответственно для Х,=1,3 и 1,55 мкм.
Положение III (о изопериодичности объемных слоев гетероструктур):
Оптический метод определения несоответствия параметров решетки позволяет прецизионно управлять параметром решетки объемных слоев для создания эффективно люминесцирующей гетероструктуры в системе твердых растворов
InGaAsP.
4. Результаты исследований электролюминесцентных свойств квантово-размерных лазерных гетероструктур InGaAsP/InP и InGaAsP/GaAs:
Эффекты квантования наблюдаются в гетероструктурах, полученных методами жидкофазной и МОС-гидридной эпитаксий при толщине эпитаксиального слоя активной области меньше 300 А.
В сжато-напряженных (из-за несоответствия параметров решетки слоя и подложки) эпитаксиальных слоях твердых растворов InGaAsP/InP глубина потенциальной ямы для электронов уменьшается, а для дырок увеличивается по сравнению с объемным случаем.
Напряжение сжатия позволяет расширить диапазон длин волн в длинноволновую область излучения. Квантовые ямы из напряженного твердого раствора In^GaxAs на подложке арсенида галлия излучают на длине волны до 1.03 мкм, а на подложке фосфида индия - до 1.8 мкм.
Экспериментально полученные значения внешней эффективности спонтанного излучения (~2%) в квантово-размерных InGaAsP/InP гетероструктурах раздельного ограничения свидетельствуют о близости к 100% внутреннего квантового выхода излучательной рекомбинации.
Величина несоответствия параметра решетки напряженных квантовых ям и подложки ограничена 1.5-2 %, при которой снижения внутреннего квантового выхода не происходит по сравнению с недеформированными объемными эпитаксиальными
СЛОЯМИ.
Разработана технология изготовления квантово-размерных лазерных гетероструктур раздельного ограничения в системе твердых растворов InGaAsP методом МОС-гидридной эпитаксий.
Положение IV (о внутреннем квантовом выходе квантово-размерных гетероструктур): Величина внутреннего квантового выхода в изопериодических и упруго-напряженных эпитаксиальных слоях гетероструктур на основе твердых растворов InGaAsP не ниже, чем в объемных слоях того же состава.
5. Результаты исследований свойств квантово-размерных InGaAsP/InP и InGaAsP/GaAs лазерных гетероструктур раздельного оптического и электронного ограничения:
Установлена сверхлинейная зависимость пороговой плотности тока от внешних оптических потерь в квантово-размерных InGaAsP лазерных гетероструктурах
Четверные твердые растворы InGaAsP, изопериодические с подложками ЬгР и GaAs
Впервые на возможность поддержания постоянства параметра решетки в широком диапазоне составов четверных твердых растворов InGaAsP было указано в [1.1], а затем в [1.2]. Четверные твердые растворы InGaAsP, изопериодические с подложкой фосфида индия, охватывают диапазон 0.73-1.35 эВ, а с подложкой арсенида галлия 1,42-1.9 эВ [1.3, 1.4]. Использование тройных твердых растворов InGaP, AlGaAs, согласующихся по параметру решетки с подложками InP и GaAs, а также применение напряженных эпитаксиальных слоев InGaAs расширяет возможности системы при создании лазерных ДГС. Данная глава, посвященная исследованию свойств твердых растворов InGaAsP, является базой для разработки технологии лазерных ДГС на квантовых ямах (КЯ), охватывающих диапазон длин волн 0.8 - 1.03 мкм (GaAs подложка) и 1.2-1.8 мкм (InP подложка). Система четверных твердых растворов InGaAsP обладает технологической особенностью, которая состоит в содержании химически активного фосфора как компоненты твердого раствора. Поэтому для получения твердых растворов InGaAsP вначале нашел широкое развитие метод жидкофазной эпитаксии, а затем метод газофазной эпитаксии из металлорганических соединений, что и отразилось в последовательности изложения материала этой главы и всей работы. Бинарные соединения представляют базу для создания многокомпонентных твердых растворов (тройных, четверных и более). Бинарные изоморфные соединения (имеющие одинакового типа кристаллическую решетку) способны образовывать непрерывный ряд твердых растворов. При этом ряд параметров, таких как ширина запрещенной зоны, период кристаллической решетки, коэффициент термического расширения и некоторые другие имеют непрерывную зависимость от состава. Зависимость ширины запрещенной зоны занимает особое место в ряду зависимостей от состава твердых растворов и представляет огромный интерес. В трехкомпонентной системе твердых растворов (состоящей из двух бинарных) зависимость ширины запрещенной зоны можно описать квадратичным выражением: где Сх-параметр нелинейности.
Экслериментально установлено [1.5], что параметр нелинейности тем больше, чем сильнее различие между бинарными составляющими по параметру кристаллической решетки. С увеличением различий параметров замещающего и замещаемого атомов возрастает роль конфигурационного взаимодействия и усиливается тенденция к образованию комплексов и промежуточных фаз [1.6]. Соответственно возрастают флуктуации потенциала в решетке и увеличивается «провисание» кривой Е(х) относительно линейной зависимости. Для четырехкомпонентных твердых растворов точное теоретическое описание параметров зонной структуры связано с преодолением ряда принципиальных трудностей. Поэтому широкое применение получил интерполяционный подход [1.18]. Для четырехкомпонентного твердого раствора с квадратной диаграммой составов интерполяционная зависимость должна представлять собой полином, содержащий члены не выше четвертой степени. Зависимость ширины запрещенной зоны твердых растворов lQ.xGaxAs].yPy ряд авторов [1.7-1.9] представляет кубическим выражением, характеризующим изменение прямого энергетического зазора от состава. Однако ни одна из них не дает хорошего совпадения с экспериментальными результатами при описании свойств твердых растворов Ini-xGaKAsi.yPy изопериодических с 1пР. Для этого имеется определенная теоретическая основа, поскольку кубическая зависимость не учитывает эффектов смешения, свойственных четырехкомпонентной системе. Четверную систему можно рассматривать в виде бинарной смеси тройных твердых растворов по сторонам квадратной диаграммы составов.
Специальные эффекты смешения в этом случае можно учесть введением нелинейной добавки вида рх(1-х)у(1-у), исчезающей на сторонах квадратной диаграммы составов. Следствием этого должно быть уменьшение прогиба Eg(x) для любого изопериодического разреза диаграммы составов по сравнению с граничными условиями для тройных систем. С учетом изложенных соображений получена интерполяционная зависимость величины прямого энергетического зазора от состава четверного твердого раствора [1.10], выражаемая полиномом четвертой степени. Уравнение, удовлетворяющее граничным условиям, имеет следующий вид: где индексы 1, 2, 3 и 4 относятся соответственно к бинарным соединениям InAs, GaAs, InP и GaP. Параметры зонной структуры исходных систем сведены в таблице №1.2 Подстановка их в степенную интерполяцию (1.2.2) позволила получить выражение следующего вида [1.5]: Для сопоставления расчетных данных, полученных по (1.2,3), с экспериментальными данными исследовалась зависимость Eg эпитаксиальных слоев In[.xGaxAsi.yPy, изопериодических с ІпР, от их состава. Толщина слоев составляла 1-2 мкм, состав твердой фазы определялся с помощью рентгеноструктурного анализа [1.13]. Несоответствие параметров решетки определялось по поляризации люминесценции [1.14] и не превышало ±0.02%. Ширина запрещенной зоны определялась по спектрам фотолюминесценции при 300 К. Подробное описание эксперимента можно найти в [1.10]. На рис 1.2.1 приведено сопоставление экспериментальных и расчетных данных. Штриховая кривая отражает интерполяцию, произведенную в пренебрежении эффектами смешения, свойственными четырехкомпонентным системам, другими словами, без учета последнего члена разложения (1.2.3). Сплошная линия получена с учетом эффекта смешения. Следует отметить, что формула (1.2.3) удовлетворительно описывает изменения прямого энергетического зазора не только в четверных твердых растворах Ini.xGaxAsi.yPy, изопериодических фосфиду индия, но и в четырех тройных системах, являющихся граничными в квадратной диаграмме составов [1.10]. Таких подробных исследований зависимости ширины запрещенной зоны твердых растворов Ini_xGaxAsi.yPy, изопериодических с GaAs, не проводилось, поскольку их изучение началось в период непосредственного практического использования [1-16, 1.17]. Проводился подбор составов твердых растворов
Особенности легирования твердых растворов InGaAsP акцепторными (Zn, Be, Mg) и донорньши (Sri) примесями
В предыдущих параграфах была показана возможность определения упругих напряжений, деформаций и несоответствия параметров решеток в гетероструктурах. В настоящем параграфе приведены результаты исследования СЗСЛП фотолюминесценции (ФЛ) кристаллов фосфида индия n-типа и р-типа проводимости при одноосном сжатии. Определены константы деформационного потенциала b, d, определяющие расщепление валентной зоны в ее вершине, и b , d , характеризующие расщепление акцепторных уровней. Необходимость этого возникла из-за отсутствия в литературе сведений о величинах b, d [1.28] и сильном разбросе значений величин b!, d! [1.30]. Константы деформационного потенциала определялись экспериментально при одноосном сжатии по оси z (Z[001], Zj [111]) в кристаллах фосфида индия п- и р-типа проводимости. В этом случае связь между величиной внешней нагрузки Р и относительной деформацией имеет вид Постоянные упругой податливости Slb Sn S44 для InP считались равными: S,, -Исследовались кристаллы фосфида индия при одноосном сжатии Р = 5.10 Н/м в направлении [111] и [001] при температуре 77 К. ФЛ наблюдалась в направлении, перпендикулярном сжатию по нормали к поверхности. Из сравнения экспериментальных и расчетных СЗСЛП были определены величины энергетического расщепления вершин валентной зоны: Aooi = 2.1 и Дт.= 3.0 мэВ. Далее, по формулам (1.4.1.7), (1.4.1.8), (1.4.3.1) и (1.4.3.2) рассчитывались константы деформационного потенциала, которые оказались равными b = - 1,8 эВ, d = - 4,9 эВ и b = - 0.55 эВ и d = -1,45 эВ [1.30]. В настоящем параграфе рассмотрена возможность определения о, є и Да в ДГС InGaAsP/InP по СЗСЛП фото- и электролюминесценции (ЭЛ) и обсуждаются особенности их измерения. При измерении СЗСЛП ЭЛ необходимо учесть некоторые ограничения, обусловленные особенностью исследуемого объекта.
Необходимо отметить, что излучение, наблюдаемое из торцевого прибора в спонтанном режиме, частично поляризовано за счет отражений и преломлений, которые оно претерпевает внутри прибора, прежде чем его покинуть. Однако, поляризация, возникающая вследствие этих эффектов не имеет спектральной зависимости и поэтому она приводит к смещению по оси ординат СЗСЛП ЭЛ, что и наблюдается в эксперименте. В приборах с резонатором Фабри-Перо при больших уровнях возбуждения начинают сказываться поляризационные свойства стимулированного излучения. Исключить влияние этого эффекта можно только при наблюдении и измерении СЗСЛП ЭЛ в спонтанном режиме, когда излучение обладает изотропными свойствами. Таким образом, учитывая перечисленные особенности при измерении экспериментальных СЗСЛП ЭЛ и используя аналитические зависимости предыдущих параграфов определим величины Д,(п — х), о, є и Да непосредственно в полупроводниковых приборах. Для подтверждения согласия результатов измерений СЗСЛП ЭЛ и ФЛ исследовались гетероструктуры InGaAsP/InP без омических контактов и после их нанесения. На рис. 1.4.4.1 представлены соответственно СЗСЛП ЭЛ и ФЛ одной и той же гетероструктуры. Несоответствия параметров решеток, рассчитанные из экспериментальных зависимостей СЗСЛП ЭЛ и ФЛ, различаются не более, чем на Да = ± 0.001 А, что примерно соответствует абсолютной погрешности метода СЗСЛП. Такое согласие свидетельствует об идентичности измерений СЗСЛП ЭЛ и ФЛ [1.30,1.14,1.32]. На рис. 1.4.4.2. представлены величины несоответствия параметров решетки в направлении, параллельном гетерогранице, в зависимости от ОНПР в направлении, перпендикулярном гетерогранице. Величина несоответствия параметров решетки в направлении, параллельном гетерогранице (До/в)п 0.0б(Дд/а)1 и эпитаксиальные слои являются практически упруго деформированными, т.е. (Дог / a) L (Да / а) и . Для определения пределов корректности неравенства (Аа/а)± (Аа/а)и в эпитаксиальных слоях InGaAsP проводились рентгено - дифракционные исследования величин несоответствия параметров решетки в направлениях, перпендикулярном и параллельном гетерогранице, методом широко расходящегося пучка (ШРП) [1.33, 1.34]. Эти исследования показали, что при несоответствии параметров решетки в направлении, перпендикулярном гетерогранице, (Ай/а)±) 5 0.5%. Таким образом, определив величину энергетического расщепления из анализа экспериментальной и аналитической зависимости СЗСЛП можно установить величину упругих напряжений, деформаций и несоответствия параметров решеток в гетероструктурах на основе твердых растворов InGaAsP [1.32]. Исследование СЗСЛП ЭЛ в готовых приборах гетеролазеров с широким контактом позволило получить зависимость пороговой плотности тока от величины несоответствия параметров решеток эпитаксиального слоя активной области и подложки (Да/й)±. Были исследованы гетеролазеры, излучающие на длине волны ).=1,55 мкм с длиной резонатора L= 300 мкм и толщиной активной области d = 0,8 мкм. На рис. 1.4.4.3 приведена зависимость Jt(, = f(Aa±) , в которой минимальное значение пороговой плотности тока Jth =1,9 кА/см приходится на область несоответствия параметров решеток Да = ( -0,006 ± 0,0001) А. Несоответствие параметров решеток эпитаксиального слоя активной области и подложки Да = - 0,006 А достигается при жидкой фазе раствора-расплава InGaAsP активной области, соответствующей NLAs = 5Д ат %, NLca = 0,9 ат %.
Таким образом, исследование СЭСЛП ЭЛ готовых гетеролазеров позволило установить величину несоответствия параметров решеток эпитаксиальной пленки активной области и подложки, оптимальной для получения минимального значения плотности порогового тока. -//4-В заключении проведено сравнение результатов исследований О, є и Да в гетероструктурах InGaAsP/InP методом СЗСЛП ФЛ и широко расходящегося пучка (ЩРП) с помощью двухкристального рентгеновского спектрометра [1.32]. Эти исследования позволили проиллюстрировать хорошее согласие полученных результатов и определить абсолютную погрешность метода СЗСЛП, приняв за истинную величину несоответствия параметров решетки гетероструктуры величину, полученную с помощью двухкристального рентгеновского спектрометра, которая составила 0,0008 А. Чувствительность метода СЗСЛП определяется наименьшей измеренной величиной степени линейной поляризации, которая в используемой установке была 0,01, что соответствует величине чувствительности (0.0008 ± 0,0002)А в зависимости от состава исследуемого твердого раствора. Рассмотрены упругие свойства гетероструктур, поляризационные свойства рекомбинационного излучения в деформированных гетероструктурах и их связь. Получены аналитические выражения спектральных зависимостей степени линейной поляризации, упругих напряжений, деформаций и несоответствия параметров решеток в гетероструктурах. Предложен и реализован метод измерения упругих напряжений, деформаций и несоответствия параметров решеток по спектральной зависимости степени линейной поляризации фото- и электролюминесценции. Определены константы деформационного потенциала b, d для материалов п-типа проводимости и b , d для материалов р-типа проводимости.
Способы получения тонких эпитаксиальных слоев методом жидкофазной эпитаксии
В параграфе дано описание способов получения тонких эпитаксиальных слоев методом жидкофазной эпитаксии (ЖФЭ): 1) Простейший метод снижения пересыщения раствора-расплава, требующий прецизионного поддержания температуры во время технологического процесса. 2) Двухфазный метод ЖФЭ, требующий подбора эмпирического температурно-временного режима. 3) Метод низкотемпературной ЖФЭ [2.4]. 4) Метод быстрого протаскивания подложки под ростовым расплавом, помещенным в узкую вертикальную щель, нашедший широкое применение. При выращивании тонких четверных слоев способом уменьшения величины пересыщения раствора-расплава используются стандартные графитовые кассеты сдвигового типа [2.1].
Скорость роста уменьшается за счет снижения величины диффузионного потока вещества из объема раствора-расплава к границе раздела жидкое-твердое. Такой способ требует тщательного соблюдения температурного режима выращивания. В работах [2.2, 2.3] отмечалось, что использование двухфазного метода ЖФЭ позволяло воспроизводимо получать слои четверных твердых растворов толщиной ОД мкм и менее. Однако необходимость прецизионного соблюдения эмпирически подобранного температурно-временного режима, медленные скорости охлаждения, длительность технологического процесса и невозможность повторного использования растворов-расплавов не позволяют оперативно изменять параметры выращиваемых структур, что крайне необходимо, особенно в лабораторных условиях. Одним из наиболее широко применяемых эпитаксиальных методов выращивания тонких слоев четверных твердых растворов является метод низкотемпературной ЖФЭ [2,4, 2.5]. Необходимо отметить тот факт, что его использование для осаждения сверхтонких четверных слоев в системе InGaAsP/TnP не приводит к желаемым результатам, поскольку при сравнительно высоких для данного метода ЖФЭ температурах роста ( 590 С) невозможно осаждение достаточно тонкого слоя из-за существования конвекционных потоков в расплаве, вызванных движением слайдера с подложкой [2.6], а снижение температуры выращивания до значения порядка 560 С [2.7] приводит к ухудшению люминесцентных свойств ТР из-за наличия области несмешиваемости в твердой фазе [2.8] и сильной зависимости параметра решетки четверного слоя от величины отклонения температуры выращивания четверного слоя от оптимальной [2.9].
Существенным шагом в развитии метода ЖФЭ для осаждения тонких (-100 А) слоев явилось появление кассеты револьверного типа (рис.2.1.2.1), разработанной профессором Холоньяком [2.10], в которой вращение слайдера с подложкой осуществлялось электрическим двигателем, управляемым компьютером. Сокращение времени контакта расплава с подложкой до величины - 10 мсек за счет увеличения скорости вращения слайдера позволяло воспроизводимо выращивать Слои ТР толщиной порядка сотни ангстрем. Невозможность мгновенной остановки подлоэкки, необходимой для получения толстых эмиттерных слоев, не позволила авторам создать лазеры раздельного ограничения. В 1984 году в ФТИ им. А.Ф.Иоффе РАН был разработан модифицированный вариант ЖФЭ для выращивания сверхтонких слоев. В этом варианте ЖФЭ сокращение времени контакта подложки с раствором-расплавом осуществлялось за счет быстрого протаскивания подложки под ростовым расплавом, помещенным в узкую вертикальную щель [2.11]. Время контакта раствора-расплава с подложкой было уменьшено до единиц миллисекунд, чем обеспечено воспроизводимое осаждение слоев толщиной порядка сотни ангстрем. Этот метод отличается простотой реализации и не требует существенных изменений в стандартном технологическом процессе. Кроме того, он позволяет оперативно изменять толщины осаждаемых четверных слоев в диапазоне 100 - 10000 А, что делает особенно привлекательным его использование в лабораторных условиях [2.12].
Усиление в гетероструктурах раздельного ограничения на основе твердых растворов InGaAsP
Рис.3.3.11 Зависимости компонент пороговой плотности тока от обратной длины резонатора (1/L) для InP/InGaAsP многомодовых лазерных диодов (А.=1.58цт) с шириной полоска W=100im:(l) -пороговая ПЛОТНОСТЬ тока (Jnop): эксперимент (точки), расчет (сплошная линия); (2) - компоненты пороговой плотности тока (JA +JR ); (3) -излучательная компонента пороговой плотности тока (JR); (4) -компоненты пороговой плотности тока (J,+ J0); (5)- ток прозрачности (J0) Рис, 3.3.12 Зависимости компонент пороговой плотности тока от обратной длины резонатора: (1/L) для ІпРЯпваАзР одномодовых лазерных диодов (Я=1.58рлп) с шириной полоска W=5um: (1) — пороговая плотность тока (1л): эксперимент (точки), расчет (сплошная линия); (2) — компоненты пороговой плотности тока (JU+JA+JR); (3)- компоненты пороговой плотности тока (JA+JR); (4) - излучательная компонента пороговой плотности тока (Jp); (5) - компоненты пороговой плотности тока (Jf+ Jo); (6) - ток прозрачности (J0) Анализ составляющих пороговой плотности тока показал, что в ДГС с отличным от единицы стимулированным внутренним квантовым выходом излучения (tji) необходимо учитывать токовые потери Jji, которые могут заметно увеличивать пороговую плотность тока (рис.3.3.9, 3.3.10). Величина щ определяет долю носителей, участвующих в рекомбинации в активной области. За порогом генерации Оже-рекомбинация не влияет на величину щ (рис.3.3.11, 3.3.12, табл.3.3.2). Вклад Оже-рекомбинации в пороговый ток учитывается в виде отдельной составляющей JA, которая существенно влияет на пороговую плотность тока «длинноволновых» (табл.3.3.2) [3.49]. Существуют три основных пути уменьшения компоненты JA\ снижение пороговой концентрации носителей тока, уменьшение числа КЯ в активной области лазерной ДГС [3.69] и увеличение напряжения сжатия в КЯ [3.69]. В излучательную компоненту порогового тока Jg вносят вклад три составляющие: Jo, Ji, J (3.3.5). Jo - ток прозрачности, при котором g=0, т.е. среда не усиливает и не поглощает. В «коротковолновых» и «длинноволновых» лазерах с длиной резонатора больше 1500 мкм ток прозрачности дает основной вклад в пороговый ток. Величина Jo составляет величину порядка 50 А/см в лазерных диодах обоих типов. Ток прозрачности определяется положением уровней квантования и параметрами зонной структуры напряженного материала активной области. Уменьшение доли тока прозрачности в пороговой плотности тока теоретически возможно при использовании квантовых точек с дельтообразной функцией плотности состояний в активной области лазерных ДГС [3.49]. Следующая составляющая пороговой плотности тока Jh компенсирующая рассеяние волноводной моды на свободных носителях тока и на макро- и микро-неоднородностях лазерной ДГС. Составляющая Ji не вносит существенного вклада в пороговую плотность тока.
Особенно это заметно в лазерных РО ДГС с расширенным волноводом, когда эта составляющая снижается до 1-3 А/см2 [3.49]. В лазерных диодах из одной и той же ДГС, но с полосками разной ширины, внутренние оптические потери различаются. Это связано с возрастанием удельного вклада потерь, возникающих при рассеянии световой волны на границах продольного волновода, в суммарные внутренние потери. Токовая компенсация потерь на выход (J J приводит к росту пороговой концентрации носителей. Снижение потерь на выход происходит с увеличением длины резонатора и для 1500 мкм вклад компоненты Jext в общий пороговый ток становится несущественным (рис.3.3,9, 3.3,10, 3.3.11, 3.3.12) [3.49]. Три рассмотренных компоненты пороговой плотности тока составляют излучательную компоненту (JR). В «коротковолновых» лазерах при стимулированном квантовом выходе близком к 100% эта величина практически совпадает с пороговой плотностью тока (J(h) при условии, что компонентой JL можно пренебречь (лазеры с широким полоской). Ток растекания Jt определяется конструктивными особенностями одномодового лазерного диода. Эта составляющая возрастает при уменьшении ширины мезалолоска лазерного диода, поэтому ее по возможности минимизируют. Однако основным требованием к конструкции лазерного диода с узким мезаполоском является одномодовость [3.49]. Экспериментальные значения пороговой плотности тока могут быть представлены в виде суммы компонент тока. В ДГС с стимулированным внутренним квантовым выходом излучения меньшим единицы необходимо учитывать токовые потери Jit, которые могут заметно увеличивать пороговую плотность тока. В высокоэффективных «коротковолновых» лазерных диодах основной составляющей пороговой плотности тока является излучательная компонента JR. В «длинноволновых» лазерных диодах необходимо учитывать выброс электронов из КЯ и безызлучательную компоненту JA. Вклад Оже-рекомбинации в пороговый ток учитывается в виде безызлучательной компоненты J А, которая в зависимости от длины резонатора может существенно влиять на пороговую плотность тока. Существуют три пути уменьшения компоненты J А- снижение пороговой концентрации носителей тока, уменьшение числа КЯ в активной области лазерной ДГС и увеличение напряжения сжатия в КЯ. В одномодовых «коротковолновых» и «длинноволновых» лазерных диодах мезаполосковой конструкции необходимо принимать во внимание компоненту тока растекания J і. Увеличение длины резонатора лазерных диодов является одним из эффективных путей снижения пороговой плотности тока [3.23]. При длине резонатора больше 1500 мкм основной вклад в пороговый ток дает ток прозрачности Jo, который составляет величину порядка 50 А/см3 как в «коротковолновых», так и в «длинноволновых» лазерах.
