Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Оптические свойства исследуемых узкозонных полупроводниковых соединений и структур, и фурье-спектроскопия как метод их контроля (Обзор литературы) 11
1.1 Основные оптические свойства InAs 11
1.2 Особенности зонной структуры InSb 14
1.3 Структуры на основе InSb и твёрдых растворов AlxIn1-xSb 15
1.4 Перспективы излучающих наноструктур InAs/InSb для среднего инфракрасного диапазона 18
1.4.1 Полупроводниковые лазеры среднего ИК диапазона 19
1.4.2 Создание излучающих наноструктур InSb/InAs 20
1.5 Инфракрасная фурье-спектроскопия 23
1.5.1 Теоретические основы метода ИК фурье-спектроскопии 23
1.5.2 Преимущества ИК фурье-спектроскопии 29
1.6 Выводы 31
Глава 2 Разработка метода модуляционной инфракрасной фурье-спектроскопии 32
2.1 Актуальность модуляционной спектроскопии для среднего инфракрасного диапазона 32
2.2 Экспериментальная реализация метода 33
2.2.1 Принцип проведения модуляционных измерений 33
2.2.2 Описание используемого фурье-спектрометра 36
2.2.3 Схема модуляционных измерений на базе фурье-спектрометра 38
2.3 Разработка и апробация модуляционной методики 41
2.4 Фотоотражение InSb в среднем ИК диапазоне 45
2.5 Выводы 48
Глава 3 Фотолюминесценция наноструктур InSb/InAs 50
3.1 Описание исследуемых структур 50
3.1.2 Параметры проводимых экспериментов 54
3.2 Фотолюминесцентные свойства наноструктур InSb/InAs 56
3.2.1 Мощностная зависимость фотолюминесценции InSb/InAs 56
3.2.2 Анализ фотолюминесцентных свойств исследуемых структур... 58
3.3 Анализ температурной зависимости фотолюминесценции InSb/InAs 64
3.4 Выводы 68
Глава 4 Оптические свойства микро- и наноструктур на основе InSb и AlxIn1-xSb 70
4.1 Характеристики объектов исследования 70
4.1.2 Параметры проводимых экспериментов 75
4.2 Оптическая ширина запрещённой зоны AlInSb 77
4.2.1 Расчёт спектров поглощения эпитаксиальных слоёв AlInSb 77
4.2.2 Определение оптической ширины запрещённой зоны AlInSb 79
4.2.3 Зависимость энергии прямого межзонного перехода от состава твёрдого раствора AlInSb 82
4.3 Определение толщины эпитаксиальных слоёв и спектральной зависимости показателя преломления InSb и AlInSb по спектрам отражения 85
4.3.1 Актуальность методики 85
4.3.2 Определение толщин эпитаксиальных слоёв 87
4.3.3 Спектральная зависимость показателей преломления InSb и твёрдых растворов AlxIn1-xSb 94
4.4 Фотолюминесцентные свойства гетероструктур с одиночными квантовыми ямами InSb/AlxIn1-xSb 96
4.4.1 Экспериментальные данные 96
4.4.2 Теоретические результаты, определение ширины квантовых ям 98
4.4.3 Интерпретация энергетического спектра исследуемых структур, учёт мощности возбуждения 100
4.5 Выводы 103
Глава 5 Оптические свойства структур n-InAs/n++-InAs 105
5.1 Характеристики структур и параметры измерений 105
5.1.1 Исследуемые образцы n++-InAs и структуры n-InAs /n++-InAs 105
5.1.2 Параметры проводимых экспериментов 108
5.2 Определение толщин эпитаксиальных слоёв n-InAs на основе интерференции инфракрасного излучения 109
5.3. Определение и анализ спектров показателя поглощения n++-InAs с различной степенью легирования 118
5.4 Оценка спектра поглощения света фоточувствительными n-InAs/ n++-InAs структурами 125
5.4.1 Оптические измерения автоэпитаксиального слоя InAs 125
5.4.2 Определение показателя поглощения автоэпитаксиального слоя InAs 127
5.4.3. Оценка доли поглощаемого автоэпитаксиальным слоем света 129
5.5 Выводы 134
Заключение 137
Список литературы 139
- Перспективы излучающих наноструктур InAs/InSb для среднего инфракрасного диапазона
- Описание используемого фурье-спектрометра
- Мощностная зависимость фотолюминесценции InSb/InAs
- Зависимость энергии прямого межзонного перехода от состава твёрдого раствора AlInSb
Перспективы излучающих наноструктур InAs/InSb для среднего инфракрасного диапазона
Уникальные фундаментальные свойства InSb, такие как малая эффективная масса и рекордные значения подвижности электронов при комнатной температуре [9], делают актуальной задачу реализации структур с двумерным электронным газом в InSb для практических применений в сверхвысокочастотных (СВЧ) транзисторах с высокой подвижностью электронов (НЕМТ). Также наноструктуры InSb представляют интерес для фундаментальных исследований транспорта носителей в условиях сильного спин-орбитального взаимодействия, поскольку InSb характеризуется большим значением g-фактора [10]. Основные исследования и попытки синтеза InSb с высоким структурным совершенством были направлены на объёмные слои и продиктованы огромным спросом на датчики Холла [11].
Интенсивные исследования гетероструктур на основе InSb и его твёрдого раствора AlxIn!_xSb, в которых продемонстрирована высокая подвижность электронов проводятся исследовательской группой QinetiQ и компанией Intel. Они сообщили о создании первого прототипа СВЧ транзистора с каналом n-InSb[12]. В указанной работе была продемонстрирована работа транзистора с квантовой ямой InSb/AlxInbxSb на частотах до 305 ГГц. О формировании двумерных каналов InSb с рекордными значениями подвижности также сообщалось в работах [13],[14],[15].
Для структур на основе гетеросистемы InSb/AlxIn1-xSb также сообщалось о наличии люминесцентных свойств [16]. Имеется ряд работ, в которых квантовые ямы InSb/AlxIn1-xSb рассматриваются как основа для создания светоизлучающих диодов среднего инфракрасного диапазона с длиной волны 4 мкм [17],[18].
Сложности реализации двумерного транспорта в гетероструктурах на основе InSb связаны с необходимостью использования полуизолирующих подложек c гигантским рассогласованием периодов кристаллических решёток (ближайшие по периоду решётки бинарные соединения – InP и GaAs – имеют рассогласование с InSb 10% и 14.6% соответственно [19]). Трудности возникают также и в связи с отсутствием у InSb комплементарных пар материалов с большей шириной запрещённой зоны, согласованных по периоду кристаллической решётки. Диаграмма, иллюстрирующая соотношение энергии прямых межзонных переходов и постоянных решётки для соединений группы A3B5 приведена на рисунке 1.4. Рисунок 1.4 Сопоставление энергии прямого межзонного перехода и постоянных решётки соединений A3B5 (по данным [9]) при комнатной температуре
Как видно из рисунка 1.4, наиболее близкое к InSb по постоянной решётки соединение группы A3B5 – антимонид алюминия (AlSb). В то же время AlSb является значительно более широкозонным материалом. Благодаря этому твёрдые растворы AlxIn1-xSb являются оптимальными барьерными материалами для гетероструктур на основе InSb.
Однако существует не так много работ, в которых проводились фундаментальные оптические исследования твёрдых растворов AlInSb. Общепринятые [20] данные по величине ширины запрещённой зоны в AlxIn1-xSb были получены в работе [21] на основе серии из пяти поликристаллических образцов твёрдого раствора с долей алюминия в диапазоне от 10% до 60% (твёрдый раствор с долей алюминия более 60% является непрямозонным). В упомянутой работе изучались спектры отражения и поглощения при температуре 300 К. Полученная зависимость Eg(х) аппроксимировалась линейной функцией. Последующие измерения электроотражения [22] также позволили получить значения Eg при комнатной температуре. Нужно отметить, что в работе [22] исследовались образцы с очень большим градиентом по составу. Тем не менее, именно на этих экспериментальных данных базируются зависимости Eg(х), приводимые в современной справочной литературе [9],[23].
Эпитаксиальные слои AlxIn1-xSb, выращенные на подложке GaAs с буферным слоем AlSb, исследовались в работе Dai и др. [24]. Однако спектральный диапазон используемого в указанной работе фурье-спектрометра не позволил провести измерения Eg для составов х 0.25. Кроме этого, в [24] при обработке спектров пропускания не учитывалась непараболичность зоны проводимости AlxIn1-xSb – явление, имеющее принципиально важное значение в узкозонных полупроводниках [25].
Эпитаксиальные наноструктуры на основе гетеросистемы InAs/InSb, содержащие вставки InSb толщиной порядка монослоя, в настоящее время рассматриваются [26] как перспективная основа для создания компактных инжекционных лазеров среднего инфракрасного диапазона с длиной волны излучения 3-5 мкм. Излучатели указанного диапазона востребованы в медицинской технике, в лазерной ИК спектроскопии газовых сред, применимой для экологического и промышленного контроля, а также в специальных системах связи [27],[28]. 1.4.1 Полупроводниковые лазеры среднего ИК диапазона
Несмотря на значительный прогресс в области создания ИК лазеров, связанный с разработкой квантово-каскадных структур [29] и структур с w-образным сочетанием энергетических зон [30], промышленное изготовление приборов, способных работать в непрерывном режиме при комнатной температуре, в настоящее время отсутствует.
На данный момент коммерческие лазеры среднего ИК диапазона реализованы в основном на основе халькогенидов свинца, которые обладают рядом недостатков. К ним относятся трудоёмкая технология, связанная с повышенной токсичностью используемых материалов, необходимость использования для их работы криогенного охлаждения и, как следствие, высокая стоимость их эксплуатации. Также такие лазеры имеют низкие мощности излучения, не превышающие сотен микроватт [26].
Существенный прогресс в области создания инжекционных ИК лазеров связывается с использованием узкозонных полупроводниковых соединений A3B5 и твёрдых растворов на их основе, позволяющих достигать низких значений пороговой плотности тока и высокой мощности излучения при температурах вплоть до комнатной. В ходе проводимых в последние десятилетия в мире интенсивных исследований определились основные типы гетероструктур и подходы к конструированию таких лазеров [27]. В качестве активной области были использованы квантово-размерные структуры как типа I, так и типа II на основе антимонидов и арсенидов металлов третьей группы. В случае квантовой ямы (КЯ) типа I электроны и дырки ограничены в одном и том же слое, в то время как в КЯ типа II электроны и дырки пространственно разделены.
Описание используемого фурье-спектрометра
Спектры фотолюминесценции структур InSb/InAs измерялись на экспериментальной установке на базе инфракрасного фурье-спектрометра VERTEX 80. Для регистрации спектров был задействован фотовольтаический фотоприёмник на основе CdHgTe, охлаждаемый жидким азотом. В интерферометре был установлен светоделитель из KBr. Спектральный интервал составлял 0,07-0,9 эВ, что соответствует диапазону длин волн = 1,4 – 16 мкм. Спектральное разрешение составляло от 4 см-1 до 32 см-1 (от 0,5 мэВ до 4 мэВ).
Для возбуждения фотолюминесценции использовался полупроводниковый лазер длиной волны = 809 нм. Измерения проводились при различных мощностях накачки и температурах (9-300 К). Для достижения криогенных температур образцы помещались в гелиевый криостат замкнутого цикла Janis CCS-300. Вывод излучения из криостата осуществлялся через окно и линзу из флюорита (CaF2), что ограничивало спектральный диапазон длиной волны 10 мкм. Для эффективного измерения люминесценции в ИК диапазоне была реализована методика с использованием синхронного усиления, позволяющая повысить полезный сигнал, и исключить из спектра фоновое тепловое излучение. Регистрация интерферограммы фурье-спектрометром производилась в режиме пошагового перемещения зеркала интерферометра, описанном в параграфе 2.2.3. Примеры полученных спектров фотолюминесценции приведены на Рисунке 3.4. Рисунок 3.4 Спектры фотолюминесценции структуры InSb/InAs, полученные на фурье-спектрометре: при непосредственной регистрации сигнала (слева), с синхронным усилением фотолюминесценции (справа)
В спектре на Рисунке 3.4 (слева), измеренном при непосредственной регистрации сигнала фурье-спектрометром, заметно, что в среднем ИК диапазоне фоновое излучение окружающих предметов доминирует над полезным сигналом люминесценции. Это фоновое излучение эквивалентно излучению абсолютно чёрного тела (АЧТ), нагретого до комнатной температуры. В спектре, измеренном с синхронным усилением сигнала люминесценции (Рисунок 3.4, справа), фоновое излучение отсутствует.
В спектре фотолюминесценции исследуемой структуры InSb/InAs, приведённом на Рисунке 3.4 (справа), заметны несколько пиков. Линии люминесценции с энергией 0.405 эВ и 0.415 эВ соответствуют по энергии примесным и экситонным излучательным переходам в матрице InAs [65]. Наряду с ними в длинноволновой области наблюдается яркий широкий пик с максимумом около 0.26 эВ. Данный пик соответствует по энергии излучательной рекомбинации дырок, локализованных в InSb вставках, и электронов из матрицы InAs, описанной в работе [63]. 3.2 Фотолюминесцентные свойства наноструктур InSb/InAs
Мощностная зависимость фотолюминесценции InSb/InAs Для подтверждения идентификации длинноволновых пиков люминесценции наноструктур InSb/InAs как излучательной рекомбинации электронов из матрицы InAs и дырок из вставок InSb, были экспериментально рассмотрены зависимости ФЛ исследуемых структур от мощности возбуждения. Пример соответствующих спектров приведён на Рисунке 3.5.
Спектры фотолюминесценции структуры InSb/InAs при различной плотности мощности возбуждающего лазера
При повышении мощности лазерной накачки, наряду с ожидаемым ростом интенсивности доминирующего пика люминесценции, наблюдается сдвиг максимума ФЛ в сторону больших энергий.
Как показано в работе [66], подобный сдвиг фотолюминесценции с ростом мощности возбуждения характерен для излучательных переходов в гетероструктурах типа II. Он обуславливается изменением профиля потенциальных ям для электронов, возникающих на гетерогранице, при увеличении концентрации неравновесных носителей заряда (Рисунок 3.6).
Формирование потенциальных ям для электронов в гетероструктурах типа II [66]
Соответствующий сдвиг пика люминесценции по энергии E с увеличением возбуждения пропорционален корню третьей степени от мощности излучения [66]: E Plas1/3 (3.1) где Plas – плотность мощности излучения, возбуждающего люминесценцию. Зависимости энергии пика ФЛ исследуемых структур InSb/InAs от плотности мощности возбуждающего лазера, построенные в соответствующих координатах приведены на Рисунке 3.7.
Мощностная зависимость энергии максимума ФЛ InSb для структур: точки – экспериментальные данные, линии – аппроксимация по (3.1)
Мощностные зависимости фотолюминесценции наноструктур InSb/InAs, полученные в широком диапазоне значений Plas, хорошо описываются соотношением (3.1). Это подтверждает идентификацию наблюдаемых пиков ФЛ как излучательных переходов в гетероструктуре II типа, образуемой вставками InSb в матрице InAs.
Мощностная зависимость фотолюминесценции InSb/InAs
Неизвестную толщину из (4.9) можно исключить, определив положение другого экстремума, расположенного при длине волны К+т К При этом разность порядков экстремумов т определяется как: Рп+т=Рп+т, (4.10) т = (М-1)/2, (4.11) где М - количество экстремумов в спектральном промежутке от vn до vn+m, включая выбранные.
Определение порядка одного из произвольно выбранных экстремумов позволяет рассчитать порядки всех остальных по (4.10). Для каждого из наблюдаемых экстремумов, в которых известна величина показателя преломления /7W, значение толщины эпитаксиального слоя может быть вычислено по формуле: dn=(Pn-\l2)l2vn(n2n-sm2$)ll\ (4.12) после чего за измеренную толщину слоя может быть принято усредненное значение [87].
В соответствии с выбранной моделью, исходными экспериментальными данными при определении толщин эпитаксиальных слоёв являются значения волновых чисел в экстремумах спектров отражения. Для расчёта также необходимы значения показателя преломления п твёрдого раствора при соответствующих длинах волн. При этом следует учитывать, что вблизи области собственного поглощения полупроводников имеет место заметная дисперсия показателя преломления [92]. Обзор ряда моделей, позволяющих рассчитать зависимость п(Е) для бинарных соединений А3В5 и их твёрдых растворов, приведен в статье [81]. Следует отметить, что все описанные модели применимы только для значений энергии, не превышающих ширину запрещённой зоны полупроводников. Для расчёта п(Е) в исследуемых слоях Alхbii_хSb может быть использована формула, предложенная в работе [93]: п{Е)=1+- І[ +Ж +Ж +Ж (4ЛЗ) где: Е0 - энергия прямого перехода Г6-Г8; Ех и Е2 - энергии прямых переходов в точках L и X зоны Бриллюэна соответственно; Gl5 G2, и GT0 дисперсионные параметры; Ет0 - энергия ТО фононов, А - дисперсионный параметр. Значения соответствующих параметров для бинарных соединений InSb и AlSb, взятые из обзора [81], сведены в таблицу 4.3.
Энергия прямого перехода для AlxIni_xSb различных составов рассчитывалась в соответствии с полученной ранее уточненной зависимостью (4.7). Расчёт E\ и E2, ввиду отсутствия более точных данных, производился в рамках допущения [94], приравнивающего значения соответствующих коэффициентов нелинейности к коэффициенту для E0. Зависимость прочих параметров от состава твёрдого раствора была принята линейной. В спектрах отражения всех исследуемых структур наблюдались множественные интерференционные экстремумы в широком интервале энергий. Это позволило, в соответствии с формулой (4.12), получить значения толщин d, усреднённые по нескольким экстремумам с энергиями Е Е0, лежащими в области применимости формулы (4.13). Результаты для исследованных структур приведены в таблице 4.4. Таблица 4.4.Толщины эпитаксиальных слоёв Состав x образца Независимые данные Полученные данные
Полученные значения толщин эпитаксиальных слоёв AlxIn1-xSb демонстрируют хорошее согласие с независимыми данными РЭМ; для всех исследованных структур расхождение данных, с учётом погрешности, составляет не более 5%. Это позволяет сделать вывод о достаточно высокой точности реализованного метода, и, в частности, использованной аппроксимации зависимости n(E) в области прозрачности твёрдого раствора. 4.3.3 Спектральная зависимость показателей преломления InSb и твёрдых растворов AlxIn1-xSb
Благодаря малой толщине эпитаксиальных слоёв, интерференционные экстремумы в измеренных спектрах отражения (см. Рисунок 4.8) наблюдались также и в области, лежащей за краем собственного поглощения InSb и AlxIn1-xSb. Это позволяет, используя полученные значения толщин и порядки интерференционных экстремумов в соответствии с формулой (4.12), определить значения показателя преломления твёрдых растворов AlxIn1-xSb для различных энергий в диапазоне E Eg .
Важно отметить, что для применения приведённой модели в случае полупроводниковых слоёв, интерференция в которых наблюдается вблизи края собственного поглощения, необходимо учитывать влияние резкого роста поглощения света на положение экстремумов в измеряемых спектрах отражения R(E). Для этого из R(E) были выделены периодические составляющие, представляющие собой затухающие синусоиды, после чего влияние поглощения устранялось в соответствии с законом Бугера-Ламберта [95]. При этом использовались коэффициенты поглощения эпитаксиальных слоёв a(E), определённый ранее в параграфе 4.2.1 на основе спектров отражения и пропускания структуры.
Полученные на основе эксперимента данные о спектральной зависимости показателя преломления n(E) для образцов с эпитаксиальными слоями InSb и AlxIn1-xSb различных составов показаны на Рисунке 4.10. Также приводятся результаты расчётов n(E) по соотношению (4.13), наряду с доступными в современной справочной литературе [88],[89] данными для InSb. Рисунок 4.10 Спектральная зависимость показателя преломления для слоёв AlxIn1-xSb. Линия 1 – расчёт (4.13). Экспериментальные данные: 2 – настоящая работа, 3 – Moss и др. [96], 4 – Philipp и др. [97]. Стрелками обозначены энергии прямых оптических переходов E0. На полученных зависимостях n(E) AlxIn1-xSb наблюдаются характерные пики вблизи энергии E0 , соответствующей прямому переходу Г6-Г8, а также плавный рост показателя преломления с дальнейшим увеличением энергии. При этом для случая InSb наблюдается хорошее согласие результатов с независимыми данными, полученными интерференционным [96] и эллипсометрическим [97] методами. Согласно современным моделям, описывающим вклад различных энергетических переходов в n(E) в области собственного поглощения [90],[91], рост показателя преломления при E E0 обусловлен, в первую очередь, вкладом в диэлектрическую проницаемость переходов E1 в точке L зоны Бриллюэна.
Следует отметить, что экспериментальные данные по показателю преломления InSb в диапазоне E = 0.3 – 0.6 эВ в современной справочной литературе отсутствуют. Обзор литературы также не дал ранее опубликованных экспериментальных результатов по спектральной зависимости n(E) для твёрдого раствора AlxIn1-xSb, что подтверждает актуальность полученных результатов.
Исследуемые структуры представляют собой одиночные квантовые ямы (КЯ) InSb с AlxIn1-xSb барьерами, выращенные на полуизолирующих подложках GaAs (100) с буферными слоями AlSb методом МПЭ. Для экспериментального определения люминесцентных свойств данных структур, а также анализа их энергетического спектра, были проведены измерения их инфракрасной фотолюминесценции. Для измерений спектров ФЛ был также задействован метод ИК фурье-спектроскопии с использованием синхронного детектирования. Измерения проводились в широком интервале температур (12 - 160 К), и при различной плотности возбуждающего лазерного излучения. Исследуемые структуры продемонстрировали интенсивную фотолюминесценцию в диапазоне 3 - 5 мкм.
Пример полученных спектров ФЛ для структуры, содержащей квантовую яму InSb/Al0,11In0,89Sb, приведён на Рисунке 4.11. Спектры измерялись при различной плотности мощности возбуждающего лазера (значения мощности на графике указаны для постоянного излучения, без учёта механической модуляции).
Зависимость энергии прямого межзонного перехода от состава твёрдого раствора AlInSb
Поглощение света в структуре, состоящей из эпитаксиального слоя и сильнолегированной подложки, происходит при прохождении луча как сквозь подложку, так и через n-InAs слой. В этом случае степень экспоненты ad в уравнении (5.6) должна представлять собой сумму двух составляющих: ade и AD, где a, de и A, D - показатели поглощения и толщины эпитаксиального слоя и подложки, соответственно.
Пренебрегая отражением света на границе “подложка-слой”, коэффициент пропускания для структуры, состоящей из эпитаксиального слоя и подложки, можно записать в виде:
Учитывая значительное поглощение света в такой структуре, коэффициент отражения R, измеряемый со стороны подложки, соответствует (5.7), т.е. равен коэффициенту отражения границы “воздух-подложка” R0.
Подставив измеренную величину R в выражение (5.8) и прологарифмировав получившееся равенство, можно записать: Имея известные толщины эпитаксиального слоя de=5,8 мкм и подложки D=1942 мкм, а также показатель поглощения для подложки A=a (см. Рисунок 5.7), можно записать выражение для показателя поглощения эпитаксиального слоя n-InAs в виде: приведены полученные результаты для эпитаксиального слоя в сравнении с литературными данными. Также представлен спектр поглощения, полученный экспериментально для пластины ИМЭС с концентрацией 21016 см-3.
Сравнение полученных и литературных [3],[104] данных по спектрам показателя поглощения для нелегированного и слаболегированного InAs с различной концентрацией носителей заряда при пониженной температуре
Для измерения коротковолновой части края фундаментального поглощения необходимы очень тонкие образцы. В работе [3] наименьшая толщина исследуемых на пропускание образцов составила 10 мкм. Соответствующие данные для N = 11017 см-3 приведены на Рисунке 5.13. Это минимальная концентрация из опубликованных в открытой печати результатов для n-InAs при низкой температуре.
Отличие фундаментального края поглощения образца с большей концентрацией остаточных примесей от образца с меньшей N можно объяснить следующим образом. В полупроводнике, содержащем свободные носители заряда, примеси или другие дефекты, край собственного поглощения будет отличаться от теоретической корневой зависимости в связи с возникновением хвостов плотности состояний. Это в свою очередь приведёт к возникновению характерных экспоненциальных хвостов на краю собственного поглощения прямозонного полупроводника [92]. Их влияние видно на Рисунке 5.13 для литературных данных при N = 11017 см-3 и практически не заметно для эпитаксиального слоя InAs.
Оценка доли поглощаемого автоэпитаксиальным слоем света На основе полученных спектров были произведены расчёты доли поглощения излучения в эпитаксиальном слое после прохождения излучения через подложки различной толщины и с различным уровнем легирования. Как и в предыдущем параграфе, коэффициент отражения от границы “воздух-подложка” принимался равным измеренному коэффициенту отражения структуры, отражением света на границе “подложка-слой” пренебрегалось.
Модель, согласно которой производилась оценка доли света, поглощаемой эпитаксиальным слоем, показана на Рисунке 5.14.
Интенсивность светового потока, падающего на структуру, обозначается I0 и принимается за 100%. Интенсивность I1 света, проникающего к слою через подложку, определяется отражением света на границе “воздух-подложка” (множитель: 1-R0), и пропусканием через поглощающую подложку согласно закону Бугера–Ламберта (e–AD). Аналогично, интенсивность I2 света, прошедшего через эпитаксиальный слой, определяется пропусканием света интенсивностью I1 через слой (e -ad).
Оценка доли света, поглощаемой нелегированным слоем InAs при засветке через сильнолегированную подложку (оценочные значения (в процентах) приведены для следующих условий: длина волны света 2,8 мкм; подложка: N = 1,81018 см-3; толщина подложки D = 1942 мкм; толщина эпитаксиального слоя d = 5,8 мкм)
В таком случае интенсивность света, поглощаемая в эпитаксиальном слое, может быть выражена через соотношение: Ia = I1 – I2. Следует отметить, что обратное отражение света от границы «эпитаксиальный слой – воздух» здесь не рассматривается.
Соответственно, доля падающего на структуру света, поглощаемая эпитаксиальным слоем, равна: Полученное соотношение (5.11) позволяет рассчитать долю света, поглощаемого в слое n-InAs, если известны толщины и показатели поглощения слоя и n++-InAs подложки, а также коэффициент отражения подложки R0.
Поглощение света в слое для структур, исследуемых в данной работе, оценивалось на основе спектров показателей поглощения подложек n++-InAs и эпитаксиального слоя n-InAs, полученных в п. 5.3 и п. 5.4.1. Результаты расчётов для толщины слоя, соответствующей образцу 6-0-803 (центр), показаны на Рисунке 5.15.
Расчёты показывают, что использование более сильно легированных подложек позволяет расширить в коротковолновую область спектральный диапазон фотоприёмной структуры, освещаемой с обратной стороны. Это обусловлено более выраженным сдвигом края собственного поглощения из-за эффекта Бурштейна–Мосса.
Однако при большей концентрации примесей также усиливается поглощение света на свободных носителях, наиболее выраженное в длинноволновом диапазоне. В результате прозрачность подложки снижается, и доля света, проникающего к эпитаксиальному слою, падает.
По результатам, изображённым на Рисунке 5.15 и в таблице 5.4, можно сделать следующие выводы:
1. Использование слаболегированных подложек позволяет повысить долю света, поглощаемую эпитаксиальным слоем, в диапазоне 2,85 - 3 мкм. Однако спектральный диапазон таких структур заметно сужается, и для 2,7 мкм они оказываются неприменимы.
2. Повышение концентрации примеси в подложках позволяет расширить спектральный диапазон структуры в коротковолновую область вплоть до = 2,4 мкм. При этом возрастающее поглощение на свободных носителях будет снижать долю света, достигающую слоя. Данный эффект проявляется слабее при использовании подложек меньшей толщины.
На Рисунке 5.16 представлены результаты аналогичных расчётов, выполненных на основе литературных [3] данных по показателям поглощения n-InAs (для описания эпитаксиального слоя N = 11017 см-3) и n++-InAs (подложки). Коэффициент отражения подложки R0 определялся по показателю преломления InAs (R0 = 0,31 для n = 3,52).
По результатам оценки видно, что поглощение в эпитаксиальном слое ощутимо зависит от концентрации носителей заряда в толстой подложке. Наблюдается и заметное смещение положения коротковолновой границы поглощения в структуре. Таким образом, результаты, полученные на основе экспериментальных данных, полностью подтверждаются независимыми литературными данными.
При этом очевидно, что края спектрального диапазона на Рисунке 5.16 оказываются сильно размытыми по сравнению с результатами расчётов по полученным в настоящей работе экспериментальным данным. Как видно из Рисунков 5.11 и 5.13, это связано с уже обсуждавшимися менее резкими краями собственного поглощения в спектрах, взятых из [3].
В результате работы, описанной в данной главе, были экспериментально исследованы основные оптические свойства структур n-InAs на n++-InAs, предназначенных для создания инфракрасных фотоприёмных устройств. Предложены оптические методы анализа характеристик материалов, а также контроля параметров создаваемых структур, на основе ИК фурье-спектроскопии.
Была разработана неразрушающая методика определения распределения толщины эпитаксиального слоя n-InAs на n++-InAs за счёт интерференции отражённого инфракрасного излучения. В ходе реализации методики были получены необходимые для её применения параметры, и рассчитана спектральная зависимость показателя преломления n-InAs в области прозрачности. Оптимальный спектральный диапазон применения методики был выбран с учётом особенностей пропускания атмосферы и спектра отражения подложки. Проведённое сравнение с независимой разрушающей методикой определения толщин эпитаксиального слоя (металлографическим методом) показало хорошее совпадение результатов. Разработанная оптическая методика измерения распределения толщины эпитаксиального слоя n-InAs на подложке n++-InAs была внедрена на базе ЦНИИ «Электрон».
На основе экспериментальных данных были получены спектры поглощения a(), для n++-InAs с различной степенью легирования серой, при криогенной и комнатной температуре. Данные результаты позволили оценить величину сдвига края собственного поглощения, обусловленного эффектом Бурштейна-Мосса, а также интенсивность поглощения на свободных носителях. Полученные результаты сопоставлены с имеющимися литературными данными по поглощению InAs n-типа. Экспериментально полученные спектры отражения и пропускания для n-InAs/n++-InAs структур при различных температурах, наряду с найденными спектрами поглощения n++-InAs и значениями толщин эпитаксиальных слоёв, были задействованы для определения спектра a() эпитаксиального n-InAs в области фундаментального поглощения.
Предложен способ расчёта доли света, поглощаемой в эпитаксиальном слое n-InAs при засветке со стороны n++-InAs подложки. Получены спектры поглощения фоточувствительных n-InAs/n++-InAs структур с различной степенью легирования подложек. Было показано, что использование более сильно легированных подложек позволяет расширить в коротковолновую область (вплоть до = 2,4 мкм) спектральный диапазон фотоприёмной структуры, освещаемой с обратной стороны. Данный результат обусловлен более выраженным сдвигом края собственного поглощения из-за эффекта Бурштейна–Мосса. Однако при большей концентрации примесей также усиливается поглощение света на свободных носителях, наиболее выраженное в длинноволновом диапазоне. В результате прозрачность подложки снижается, и доля света, проникающего к эпитаксиальному слою, падает. Таким образом, полученные результаты позволяют подбирать оптимальный уровень легирования подложки фоточувствительной InAs структуры, исходя из требуемого спектрального диапазона и рабочей температуры.
