Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Получение и оптические свойства структур с квантовыми ямами и квантовыми точками типа I и типа II. (Обзор литературы).
1.1. Получение и оптические свойства структур с InGaAs/GaAs квантовыми точками 9
1.1.1. Методы получения структур с квантовыми точками 9
1.1.2. Рост структур с квантовыми точками в системе InGaAs/GaAs 14
1.1.3. Оптические свойства структур с InGaAs/GaAs квантовыми точками 23
1.1.4. Получение длинноволнового излучения в гетероструктурах с InGaAs/GaAs КТ. 28
1.2. Получение и оптические свойства структур с GaSb/GaAs квантовыми точками 37
1.3 Получение и свойства гетероструктур с квантовыми точками в системе SiGe 44
1.3.1. Электронные свойства структур на основе SiGe 44
1.3.2. Особенности роста SiGe гетероструктур с КТ 53
1.3.3 Оптические свойства SiGe гетероструктур с КТ 58
1.3.3.1. Низкотемпературная ФЛкристаллов Si 58
1.3.3.2. ФЛ в тонких SiGe КЯ и сверхрешетках 63
1.3.3.3. Прямые и непрямые переходы в SiGe квантовых точках 66
1.3.3.4. Влияние легирования и сверхлшейныйрост ФЛот Ge КТ. 72
Глава 2. Экспериментальное оборудование и методики 76
2.1. Рост гетероструктур методом молекулярно-пучковой эпитаксии 76
2.2. Экспериментальные методы исследований гетероструктур 79
Глава 3. Квантовые точки типа I. Структурные и оптические свойства InAs/GaAs КТ 80
3.1. Управление параметрами массивов КТ в режиме роста Странски-Крастанова 80
3.1.1. Влияние температуры роста на параметры массивов квантовых точек 81
3.1.2. Влияние понижения температуры после осаждения InAs на параметры массивов КТ 86
Выводы 89
3.2. Влияние центров безызлучательной рекомбинации на эффективность ФЛ структур с квантовыми точками 90
3.2.1. Влияние интенсивности накачки на ФЛ структур с КТ, содержащими дефекты. 92
3.2.2. Процедура дефектоубирания и влияние на оптические свойства структур с КТ . 96
3.2.3. Оценка качества структур с КТ оптическими и температурными методами 101
Выводы 104
3.3. Структуры с КТ на основе GaAs для диапазона 1.55 мкм 105
Выводы 117
Глава 4. Квантовые точки типа II. Сверхтонкие включения Ge в матрице Si 118
Выводы 130
Заключение 131
Список использованной литературы 134
- Оптические свойства структур с InGaAs/GaAs квантовыми точками
- Прямые и непрямые переходы в SiGe квантовых точках
- Влияние температуры роста на параметры массивов квантовых точек
- Процедура дефектоубирания и влияние на оптические свойства структур с КТ
Введение к работе
Первый в мире точечный транзистор был сделан из кристалла Ge на компании "Bell Telephone" в 1947 году. В Советском союзе первые советские Ge транзисторы с р-п переходом были созданы уже в начале 50-ых в Физико-техническом институте при участии Ж. И. Алферова. В 1959 году Д. Килби была изобретена первая интегральная схема, которая состояла из двух транзисторов, нескольких конденсаторов и сопротивления, сделанного на одном кристалле (в современных интегральных схемах размеров 1.8 см работает до 8 миллионов транзисторов). Догадка Д. Бардина о механизме работы транзистора, где имеет место инжекция электронов и дырок в кристалле Ge, положила основу для создания первого в мире полупроводникового лазера работающего при комнатной температуре в системе GaAs—Al4Gai.xAs в сентябре 1969 года [1,2]. Важность изготовления интегральной схемы Д.Килби обеспечила основу гигантского роста микроэлектроники. Изобретение инжекционного лазера на основе полупроводниковых гетероструктур произвело также переворот в электронике, открыв, по существу, новое направление науки и техники — оптоэлектронику. Оба открытия произвели революцию в научно-технической жизни конца XX - они позволили ввести в повседневный обиход высокотехнологичные устройства, такие как компьютер, сотовый телефон и многие другие. Важность открытия ИС и полупроводникового лазера имело огромное исследовательское и прикладное применение, и это было оценено членами Нобелевского комитета на исходе XX века, когда Ж.Алферову, Г. Кремеру и Д. Килби была присуждена самая почетная премия в области физики и научно-технического прогресса.
В начале нового XXI века продолжается более тесная интеграция микро и оптоэлектроники. Оптические методы передачи и обработки информации весьма привлеательны благодаря значительно большей плотности информации в единице объема, высокой скорости записи и обработки. Гетероструктуры в системе AlAs-GaAs и гораздо в большей степени в системе Si/Ge/Si являются идеальным материалом для создания оптических ИС, так как в данном случае' возможна реализация в одном монокристалле практически любого набора элементов такой схемы. Лазеры с распределенной обратной связью является основным активным элементов, а модуляторы и фотоприемники осуществляются внутри той же гетероструктуры.
Изобретение лазера на основе квантовой ямы [3] наглядно показало, что зонная структура активной области может быть целенаправленно изменена с помощью использования эффектов размерного квантования, улучшая приборные характеристики лазерного диода. К настоящему времени приборные характеристики лазеров на основе квантовых ям практически достигли своих теоретически предсказанных пределов [4]. Дальнейший прогресс технологии полупроводниковых лазеров связан с использованием структур с размерностью ниже чем два - квантовых проволок и квантовых точек.
Квантово-точечный лазер был впервые предложен в 1982 г. Arakawa и Sakaki [5]. Основной мотивацией этой пионерской работы была попытка создания лазера, характеристики которого не зависят от температуры. Существенный прогресс в создании полупроводниковых структур с КТ был достигнут при использовании эффекта спонтанной морфологической трансформации напряженного слоя на массив островков. Для системы InGaAs/GaAs впервые формирование массива наноразмерных InGaAs островков было показано в 1985 Goldstein с соавторами [6]. Начиная с 1993 -1994, исследования самоорганизующихся КТ в различных системах проходят во множестве исследовательских групп во всем мире[7].
Кроме возможности исследований фундаментальных физических свойств таких структур, использование структур с КТ позволяет создать электронные и оптоэлектронные приборы с уникальными характеристиками. Наиболее потенциально важной областью применения структур с КТ являются инжекционные лазеры [ 8). Мировой рынок лазеров на гетероструктурах вырос по сравнению с 2002 годом на 19% и составил приблизительно в 2003 году 3.07 миллиардов долларов. Перспективность использования лазеров на КТ следует, в частности, из теоретически предсказанной сверхвысокой температурной стабильности порогового тока [5]. Кроме этого, такие лазеры обладают такими свойствами, как сверхнизкие значения порогового тока [9], эффективная локализация носителей в КТ и связанное с этим меньше влияние безызлучательной рекомбинации [10].
Кроме этого, использование самоорганизующихся InGaAs/GaAs КТ позволило существенно расширить оптический диапазон излучения лазеров на подложке GaAs в область 1.3 и 1.55 мкм [11]. Данная особенность является крайне актуальной, т.к. инжекционные лазеры диапазона 1.3 и 1.55 мкм в настоящее время составляют значительную долю рынка полупроводниковых лазеров вследствие их использования в линиях оптоволоконной связи. Использование гетероструктур на подложках GaAs позволит избежать ряда существенных недостатков использующихся в настоящее время структур на подложках InP, т.к. низкая температурная стабильность, сложность создания поверхностно-излучающих лазеров, а также высокая стоимость приборов.
В 1998-1999 полосковые лазеры диапазона 1.3 мкм были получены в системе InGaAs/GaAs КТ [12, 13, 14]. В 2000 году реализованы инжекционные поверхностно-излучающие лазеры диапазона 1.3 мкм в этой системе [15].
В ФТИ им. А.Ф.Иоффе в сотрудничестве с зарубежными институтами работы по исследованию КТ в системе InGaAs/GaAs проводились с 1993 года. В последние годы был проведен цикл исследований структур, излучающих в области 1.3 мкм. На основе проведенных исследований были созданы лазеры диапазона 1.3 мкм на основе КТ, характеризующиеся низкой пороговой плотностью тока, высокой выходной мощностью и высокой дифференциальной эффективностью. В самое последнее время, на основе гетерострукгур с InGaAs/GaAs КТ, выращенных в ФТИ им. А.Ф.Иоффе, впервые в мире получены вертикальные лазеры диапазона 1.3 мкм на основе КТ, характеризующиеся высокой мощностью, высокой дифференциальной эффективностью и сроком службы более 1000 часов [16 ].
Несмотря на гигантский прогресс в области понимания физики процессов в полупроводниковых материалах АЗВ5 и в технологии изготовления высокоэффективных приборов на их основе, в настоящее время в мире существует значительный интерес к поиску альтернативных, более экономичных путей получения светоизлучающих и микроэлектронных полупроводниковых приборов на основе Si. В этом смысле SiGe представляет более привлекательную и экономичную альтернативу. Благодаря улучшенным свойствам кремния и умеренным инвестициям в перепроизводство традиционной кремниевой технологии изготовление чипов, SiGe может обеспечить рынок чипами, отвечающими современным требованиям рынка.
Структуры SiGe привлекают большой интерес, который обусловлен возможностью их интеграции с кремниевой технологией в качестве экономичных компонент для оптоволоконных систем телекоммуникаций [17]. Эффективность излучательной рекомбинации в кремнии затруднена его непрямозонной природой, однако, если удастся найти способ ее увеличения, то это сделает возможным интеграцию на одной подложке приборов оптоэлектроники и современной микроэлектроники, где кремний является основным материалом. Активные оптические SiGe компоненты (фотодетекторы и светодиоды) как ожидаются, будут работать в ближнем инфракрасном диапазоне (в районе 1.55 мкм). Недавно было сообщено о высокоскоростных инфракрасных детекторах интегрированных на Si чипах [18]. Основная проблема в реализации приборных приложений для ближнего ИК диапазона из SiGe гетероструктур - это низкая интенсивность ФЛ, особенно при комнатной температуре. Закон сохранения импульса ограничивает интенсивность ФЛ из-за непрямой зоны SiGe структуры. Желание создать светоизлучатели на Si вызывали много попыток преодолеть низкую излучательную эффективность в Si, таких как пористый Si [19], легирование Si редкоземельными примесями [20], включение прямозонный материал (InAs) в Si матрицу[21] и т.д. Для преодоления непрямых переходов в «-пространстве в системе Si-Ge необходимо пространственно локализовать инжектируемые носители в квази-нульмерные островки Ge, встроенные в Si матрицу (другими словами, концепция КТ [22]). В последнем случае, самыми удобными рассматриваются самоорганизованные массивы островков, получаемые методом роста Странски-Крастанова.
Целью данной работы явилось исследование оптических свойств гетероструктур с
КТ в системе InGaAs/AlGaAs и в системе Si/Ge/Si, и оптимизация параметров структур с целью создания эффективных электронных и оптоэлектронных приборов для диапазона
1.3 и 1.55 мкм.
Научная новизна работы
Разработаны методы управления параметрами массива КТ (размер, форма, плотность, длина волны) в режиме роста Странски-Крастанова. Уменьшение температуры роста до 450С после осаждения InAs КТ до заращивания их GaAs ведет к увеличению высоты островков с уменьшением их латерального размера, увеличению плотности островков и длинноволновому сдвигу пика ФЛ. Увеличение температуры роста до 500С после осаждения InAs до заращивания их GaAs приводит к уменьшению высоты островков с увеличением их латерального размера, уменьшению плотности островков и коротковолновому сдвигу пика ФЛ.
Исследовано влияние дислокаций и больших дислоцированных кластеров в структурах с квантовыми точками на интенсивность ФЛ. Показано, что при температурах ниже комнатной и умеренных накачках (0.5 - 500 Вт/см2) структуры с сильно отличающимися плотностями дислоцированных кластеров могут иметь практически одинаковую интенсивность люминесценции. В противоположность, измерения при высоких накачках (5000 Вт/см ) и повышенных температурах (140С) позволяют оценить кристаллическое совершенство образца.
Показано, что применение процедуры двойного дефектоубирания, включающих отжиг КТ при температуре 600С и высокотемпературный отжиг КТ, заращенных тонким слоем AIAs при температуре 700С, приводит к существенному улучшению интегральной интенсивности низкотемпературных КТ. Наблюдается линейное поведение интегральной ФЛ низкотемпературных КТ от плотности накачки, показывая, что такие КТ не насыщаются. Спектры фото - и электролюминесценции от латерально-связанных агломератов, сформированных низкотемпературным осаждением, наблюдаются почти до комнатной температуры в диапазоне длин волн 1.55-1.6 мкм.
Исследовались структурные и оптические свойства сверхтонкие Ge внедрения в матрице Si. Показано, что они позволяют получить в гетероструктуре И прямые (бесфоношгаые) переходы I рода.
Показан сверхлинейный рост интенсивности фотолюминесценции, сопровождающийся сужением линии фотолюминесценции в легированных структурах SiGe со складированными КТ.
Основные научные положения, выносимые на защиту:
Путем изменения температуры подложки (в том числе и после осаждения InAs) можно управлять параметрами массива InAs-GaAs КТ: формой, плотностью, объемом, энергией размерного квантования и, в том числе, можно получать КТ, излучающие в районе 1.3 мкм прямым осаждением InAs на GaAs.
Разработан оптический способ оценки качества структур, содержащих дислокации. Показано, что идентификация дислокаций в структурах с КТ возможно только при использовании повышенных плотностей возбуждения и (или) высоких температур наблюдения при исследовании спектров фотолюминесценции, когда эффективно заселяются состояния в матрице, окружающей квантовые точки.
Процедура двойного дефектоубирания позволяет избавиться от дислокаций и кардинально улучшить интегральную интенсивность ФЛ и ее температурную стабильность.
Формирование InAs КТ в матрице GaAs при низкой температуре роста (325-350 С), сопровождается латеральным связыванием их в агломераты, при этом уровень размерного квантования понижается и излучение от таких агломератов может достигать 1.75 мкм.
Экспериментально доказано, что используя сверхтонкие Ge внедрения в матрице Si, формирующие гетеропереход второго рода.в прямом пространстве, можно реализовать наноструктуры и сверхрешетки квази-первого тиапа за счёт большой энергии кулоновского взаимодействия локализованной дырки
Легирование Si-Ge-структур донорной примесью позволяет кардинально увеличить интенсивность фотолюминесценции КТ.
Оптические свойства структур с InGaAs/GaAs квантовыми точками
Квантовые точки должны быть также однородны по форме и размерам и их плотность на единицу площади должна быть достаточна высока, поскольку в противном случае уширение энергетического распределения совокупной плотности состояний и их малая плотность приводит к снижению дифференциального усиления и в пределе может привести к полному исчезновению особенностей, ожидаемых для идеальных квантовых точек. Данные требования обуславливают набор методов реализации таких структур.
Методы получения квантовых точек в полупроводниках можно разделить на технологии ex situ (с прерыванием технологического процесса роста) и in situ методы (без прерывания ростового процесса). Ex situ методы, сочетающие электронную литографию и ионное травление, позволяют получить массив квантовых точек из квантовой ямы [28,29].
Основным недостатком ex-situ методов получения является достаточно большой размер островков (он определяется разрешением литографических технологий), а также низкое качество гетерограниц, связанное с пост-ростовой обработкой. Эти недостатки приводят к снижению эффективности излучения и резко сужают область применения подобных структур, особенно это касается оптоэлектронных приборов.
Более перспективными представляются in-situ методы получения квантовых проволок и точек непосредственно в процессе выращивания. Обзор эффектов спонтанного образования упорядоченных наноструктур, к которым можно отнести фазовую сепарацию твердого раствора, образование фасетированных поверхностей и рост гетероструктур на их основе, образование системы двумерных доменов и трехмерных островков, приведен в работе [30]. В настоящее время наибольшие успехи достигнуты в реализации и исследовании структур с квантовыми точками, полученными in situ при использовании эффектов самоорганизации. Такие методики позволяют избежать недостатков, связанных с обработкой поверхности, и позволяют реализовать однородные массивы когерентных островков.
Преодолеть многие из отмечавшихся выше трудностей позволяет метод создания квантовых точек, основанный на использовании эффекта спонтанной трансформации сильно-напряженного слоя InGaAs, выращиваемого на поверхности GaAs(lOO), на массив напряженных островков. Основные преимущества этого подхода заключаются в его относительной простоте и хорошей воспроизводимости, принципиальной возможности избежать загрязнений и повреждений полупроводниковой матрицы, связанных с после-ростовой обработкой, а также в формировании всей приборной структуры в едином эпитаксиальном процессе. Именно с использованием этого метода были достигнуты наиболее передовые результаты в области лазеров на основе КТ,
В работах лаборатории квантоворазмерных гетероструктур ФТИ (обзор работ этого цикла см. в [31]) совместно с техническим университетом Берлина исследовались различные аспекты роста In(Ga)As КТ на GaAs. Было показано, что в некотором диапазоне условий роста InAs на GaAs (100) подложке образуется упорядоченный массив островков, образующих двумерную квазипериодическую квадратную решетку с основными осями вдоль направлений [010] и [001]. Точки представляли собой четырехугольные пирамиды с квадратным основанием (стороны основания вдоль осей [010] и [001]). Упорядочивание массива в двумерную решетку не является прямым следствием роста по механизму Странски-Крастанова, а свидетельствует о взаимодействии различных островков через подложку. Теоретически также было показано [39J, что квадратная решетка является наиболее энергетически выгодной для постоянного количества осажденного материала для пирамидальных точек. Характерные размеры стороны основания - около 120 А, средняя высота 40-60 А. Точки начинали образовываться после осаждения критического количества материала InAs, равного 1.6 МС. Образование трехмерных кластеров происходит на тонком "смачивающем" слое толщиной 1.6 МС. Рост когерентных бездислокационных точек продолжается вплоть до толщины InAs, равной 4 МС. Для КТ на начальной стадии образования (6 A InAs) латеральный размер точек составлял около 100 А, четкой кристаллографической формы не наблюдалось. Упорядочения массива тоже не происходило.
Образование массива когерентных трехмерных островков происходит при спонтанной морфологической трансформации поверхности при гетероэпитаксиальном росте напряженных слоев. После осаждения критического количества напряженного материала двумерный рост меняется на островковый, при этом островки формируются на тонком «смачивающем» слое (механизм роста Странски-Крастанова). В работе [31] было теоретически показано, что при определенных параметрах системы минимум энергии достигается для определенного оптимального размера островка, т.е. объединение островков в кластеры энергетически невыгодно.
В теоретических работах показано [32], что при гетероэпитаксии в напряженных системах разность поверхностных напряжений может приводить к тому, что при субмонослойном (CMC) покрытии (переменное осаждения атомов In, Ga, As) энергетически выгодным является образование массива-двумерных островков вследствие релаксации упругих напряжений на их границах. Для системы InAs/GaAs было экспериментально показано [33], что при определенных условиях роста осаждение субмонослойных покрытий InAs приводит к формированию системы вытянутых островков с шириной порядка 4 нм. В работах [34,35] формирование островков было подтверждено существенной модификацией оптических свойств структур.
Заращивание массива InGaAs КТ слоем GaAs также является сложным процессом. Так, при заращивании следует учитывать такие свойства, как интердиффузия атомов In/Ga, а также сегрегация атомов In. Так, в работах [36,37] было показано наличие существенной модификации смачивающего слоя и КТ при заращивании. Анализ фотографий сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) показал, что при этом толщина образованного слоя InGaAs может достигать 10 МС [37]. В работе [38] анализ СТМ изображений высокого разрешения в поперечном сечении показал значительную неоднородность распределения атомов In внутри КТ после ее заращивания, при этом форма островка аппроксимировалась усеченной пирамидой. Тем не менее, влияние «размытия» островка при его заращивании на изменение его состава и формы остается неясным в силу отсутствия прямых экспериментальных методик определения локальной концентрации атомов In.
Прямые и непрямые переходы в SiGe квантовых точках
Результаты атомно-силовой микроскопии (АСМ) группы университета Калифорнии [44], также показали, что резкое изменение структуры поверхности и образование массива островков происходит при осаждении 1.6 МС InAs. Плотность островков сильно зависела от толщины осажденного InAs (Рис. 2а). Авторы также показали малую дисперсию по размеру точек около 5% при среднем диаметре островка порядка 300 А и средней высоте точек около 100 А. Для роста твердого раствора InGaAs/GaAs критическая толщина осаждения, после которой наблюдается переход к трехмерному росту, резко зависела от концентрации In в слое (Рис. 2 б), что следует из уменьшения рассогласования параметров решетки [45].
В работах [46,47,48] трансформация поверхности исследовалась при сверхмалых (меньше 0.1 МС) изменениях толщины слоя InAs в области перехода к образованию островков. Структура поверхности контролировалась по результатам микрофотографий АСМ [46], сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) [47], а также оптическими методами [48]. Было отмечено, что параметры массива КТ могут резко меняться при незначительных (порядка 0.1 МС) изменениях средней толщины осажденного материала. Так, в диапазоне d = 1.6 — 1.8 МС средний диаметр точек меняется от 14 до 20 нм и обратно, при этом дисперсия также сильно изменяется. Авторы предположили, что такие изменения вызваны тем, что на начальной стадии образования островки «развиваются» независимо (их плотность мала), вследствие чего растет как средний размер КТ, так и величина дисперсии. При достижении определенной- плотности островков начинает играть роль взаимодействие полей напряжений, которое влечет перераспределение как дополнительного материала InAs, так и массоперенос в пределах уже образовавшегося массива КТ. Полученные результаты свидетельствуют о возможности управления параметрами массива КТ, однако отметим чрезвычайную сложность контроля таких процессов.
Отметим, что значения критических параметров, равно как и параметры массива островков, сильно зависят от условий осаждения, таких, как температура роста, давление As, наличие/отсутствие разориентации подложки, В ряде работ [49,50] было показано, что при увеличении температуры роста в диапазоне 470-5 50С наблюдается уменьшение плотности массива КТ и увеличение их латерального размера. Такие закономерности могут быть объяснены изменением поверхностной диффузии атомов к островкам, а также изменением равновесного размера точки в зависимости от температуры. Уменьшение температур роста до 450 С и менее может приводить к увеличению разброса островков по размерам и увеличению вероятности коалесценции (срастание отдельных островков в конгломераты) [51]. Для температуры роста 420С сообщалось о переходе к трехмерному росту для сверхмалых толщин осаждения InAs [51].
Параметры сформировавшихся островков зависят от общего количества осажденного материала. Moison с соавторами [52] исследовали зависимости размеров точек от количества напыленного InAs. Количество InAs, после которого начинался переход к трехмерному росту, было определено авторами как 1.75 МС. Зависимости для среднего расстояния между точками, высоты Н, а также полуширины на половине высоты, от количества InAs, показаны на Рис. 3.
Из графика видно, что при примерно 3 МС материала начинается коалесценция. Она сопровождается резким ростом средних размеров островков. Очевидно, что вероятность появления дислокаций в конгломератах точек заметно выше, чем в изолированных точках, т.к. вследствие их большого размера в них накапливаются напряжения. Таким образом, интерес для создания приборов представляют структуры, в которых количество напьшенного Материала ЛеЖИТ В Интервале ОТ d2D_3D Д d (коалесценции) В работах [53,54] было также показано, что плотность массива точек существенно падает, а размер островка возрастает, при уменьшении скорости осаждения InAs, что также объясняется увеличением вероятности диффузии атомов In к сформировавшимся островкам при малых скоростях осаждения.
В работе [55] было показано, что рост когерентных КТ происходит в узком диапазоне давлений As (для данной работы - 2x10 Торр). Увеличение давления As приводило к уменьшению концентрации КТ и появлению дислоцированных мезоскопических кластеров. При существенном снижении давления As образования КТ не происходило, и рост шел квазидвумерно с образованием плоских мезоскопических утолщений. Полученные закономерности были объяснены изменением поверхностной энергии при изменении давления As. Существенное влияние на параметры массива островков оказывает разориентация подложки GaAs и связанное с ней образование террас на поверхности роста. В работе [56] было показано, что разориентация приводит к выстраиванию КТ вдоль террас, а также к изменению плотности массива островков и их размера, при этом массив КТ становится более однородным, а вероятность коалесценции снижается [57]. Наряду с трехмерными островками, на поверхности GaAs остается существовать тонкий двумерный слой (Jn,Ga)As (смачивающий слой) - обусловлен меньшей поверхностной энергией открытой поверхности (Jn,Gd)As по сравнению с GaAs [58]. Причиной формирования трехмерных островков (In,Ga)As является снижение полной энергии напряженной системы вследствие частичной релаксации напряжения на вершинах пирамид. Проведенные исследования с помощью просвечивающей электронной микроскопии высокого разрешения показывают, что форма островков близка к пирамидальной с квадратным основанием. Грани основания направлены вдоль осей 001 . Типичные размеры островков составляют - 80 А в основании при эффективной толщине осажденного InAs 2 МС, и увеличиваются до 150 А с увеличением толщины осажденного слоя до 4 МС. Сходные результаты были получены и различными авторами, используя ПЭМ, атомно-силовой микроскоп, просвечивающую электронную микроскопию и туннельный микроскоп высокого разрешения [59,60,61,62].
Наблюдаемые размеры и форма островков, с гранями ограниченными плоскостями типа {011} или {023}, являются следствием баланса, достигаемого между увеличением энергии системы вследствие увеличения полной площади поверхности при формировании пирамид, и выигрышем в энергии вследствие частичной релаксации напряжения. Следует учитывать также вклад релаксации напряжения на границах ребер и энергию взаимодействия между островками через упруго-напряженную подложку. Это было показано теоретически [63] и наиболее ярко наблюдалось экспериментально в работе [64], где было продемонстрировано формирование плотных (-10 см" ) массивов КТ.
Движущей силой для процесса самоорганизации, как и для возникновения дислокаций несоответствия, в случае осаждения эпитаксиальных слоев с различающимися постоянными решетки является накопление механического напряжения в растущем слое. В зависимости от величины рассогласования постоянных решеток, которая в случае InAs на GaAs достигает 7%, механическое напряжение снимается за счет образования дислокации несоответствия, либо перераспределения напряженного слоя в массив трехмерных островков. На Рис. 46 показана экспериментальная зависимость критической толщины слоя, отвечающей переходу к трехмерному росту, от содержания индия в эпитаксиальном слое. Для сравнения также приведена критическая толщина формирования дислокаций, вычисленная согласно теории механического равновесия Matthews и Blakeslee [65]. Как видно, в случае слабо напряженных слоев InGaAs (х 0.2) рассогласование решеток преимущественно аккомодируется за счет дислокаций, тогда как сильно напряженные слои InGaAs (х 0.5) проявляют тенденцию к переходу к трехмерному режиму роста.
Влияние температуры роста на параметры массивов квантовых точек
В работе [102] было показано, что применение низких скоростей роста МПЭ (менее 0.01 МС/с) для осаждения 2 МС InAs приводит к существенному увеличению размеров островков и соответствующему смещению линии ФЛ до 1.29 мкм. Отметим, что показанный подход привел к получению 1.3 мкм ФЛ для крайне малого количества InAs. Тем не менее, авторы отметили закономерное падение плотности массива островков. Попытки складировать слои КТ привели к обратному смещению линии ФЛ. Причиной этого могло стать накопление напряжений и образование дислокаций. В более поздней работе группы компании Fujitsu [103] авторы более подробно исследовали рост КТ при различных скоростях осаждения. Было показано, что при неизменном количестве материала InAs длина волны излучения сильно зависит от скорости осаждения КТ и достигает 1.3 мкм при наименьшей использованной скорости осаждения 0.002 МС/с. Однако, при снижений скорости роста плотность островков сильно падала вплоть до 5 х 10"9 см 2, что является следствием постоянства количества материала при существенном увеличении размера островка, которое и приводит к длинноволновому смещению линии. Увеличение количества материала InAs не привело к повышению плотности островков, что объясняется авторами эффективной диффузией материала к уже сформированным островкам при низких скоростях роста. Однако, при таком увеличении количества материала не наблюдалось дополнительного смещения длины волны ФЛ, возможно, за счет образования больших дислоцированных кластеров.
Для увеличения плотности островков был применен комбинированный метод сверхнизких скоростей роста и заращивания КТ слоем Ino,i7Gao,g3As[104] . Он привел к сдвигу линии ФЛ в область 1,3 мкм для более высоких скоростей роста (0.007 МС/с). Используя такой комбинированный метод, авторы получили лазер с длиной волны генерации 1.31 мкм и пороговой плотностью тока 200 А/см2 для структуры с 3 слоями КТ.
Получение InGaAs КТ в режиме попеременного субмонослойного осаждения атомов III и V группы (в случае МОГФЭ иначе называемое атомно-слоевой эпитаксией) также может привести к длинноволновому смещению линии ФЛ. В 1994 г. Mukai впервые сообщил о росте структур в матрице GaAs методом металл-органической эпитаксии, в которых квантовые точки имели максимум люминесценции основного состояния на длине волны 1.32 мкм [105]. Использованный ими режим атомно-слоевой эпитаксии (АСЭ), т.е. поочередного субмонослойного осаждения элементов, позволяет продлить бездислокационный характер роста и сформировать большие островки (20 нм в основании, 10 нм в высоту) при осаждении 24 МС Ino.5Gao.5As. Сходный режим АСЭ был вскоре реализован методом МПЭ [106]. Исследования, выполненные с помощью атомно-силового микроскопа показали [107], что эти КТ, сформированные методом АСЭ и излучающие вблизи 1.3 мкм, характеризуются низкой поверхностной плотностью, 1-1.5x10 см , что в 3-5 раз ниже типичных значений для самоорганизующихся КТ на GaAs, выращенных в стандартном режиме эпитаксиального роста.
На сегодняшний день наименьшие пороговые плотности тока, опубликованные для длинноволновых лазеров, использующих КТ, сформированные методом АСЭ, лежат в диапазоне 19-25 А/см [95] при внешней дифференциальной эффективности около 2-2.5%.
Но несмотря на чрезвычайно низкие достигнутые значения пороговой плотности тока, подобные лазерные структуры потенциально имеют весьма ограниченный круг возможных применений, в которых требуются выходные мощности порядка 10 мВт, что является рекордными значениями для АСЭ-лазеров [108]. Низкое насыщенное усиление, связанное с низкой поверхностной плотностью АСЭ квантовых точек, весьма ограничивает возможности оптимизации дизайна лазера с целью достижения одновременно как низкой плотности тока, так и высокой дифференциальной эффективности.
В 1995 году Mirin с соавторами [107] продемонстрировали сходный режим роста методом субмонослойного осаждения (CMC) на установке МПЭ Ino.3Gao.7As КТ, излучающих в области 1.3 мкм с относительно высокой плотностью массива до 3 х 10 см" . Было показано, что такая технология позволяет осаждать большое количество материала и при этом избежать коалесценции островков с образованием дислоцированных кластеров. В более поздней работе того же автора [109] подробные исследования роста показали, что предельная длина волны, достижимая таким методом, составляет около 1.35 мкм при комнатной температуре, дальнейшее увеличение количества осажденного материала выше 15 МС Ino.45Gao.55As приводит к незначительному сдвигу линии ФЛ, при этом интенсивность резко падает. Авторы также показали, что изначально двумодовое распределения КТ по размерам может смениться на одномодовое при незначительном увеличении количества материала в КТ.
В 1998 году группой университета Техас [110] была подробно исследована ЭЛ от InGaAs КТ, полученных при переменном осаждении In, Ga и As, в зависимости от параметров осаждения, и впервые продемонстрирована высокая эффективность ЭЛ через основное состояние на длине волны 1.3 мкм. Авторы показали, что эффективность ЭЛ высока при небольших плотностях тока и падает при увеличении плотности тока вследствие насыщения излучения через основное состояние, связанного с малой плотностью КТ (1.3 х 10 см"), и заполнения возбужденных состояний, что связано с увеличением вероятности выброса носителей и безызлучательной рекомбинацией вне КТ. Тем не менее, оптимизация параметров осаждения позволила авторам впервые в мире получить впоследствии лазерную генерацию в таких структурах [111]. Лазер показал длину волны генерации 1.31 мкм в импульсном режиме при пороговой плотности тока 400А/СМ2.
Как упоминалось выше, в методе АСЭ увеличение длины волны излучения КТ происходит вследствие повышения размера островков, сопровождающегося снижением плотности массива и их квантовой эффективности. В 1998 - 1999 году сразу несколько групп [112,113], в том числе в ФТИ им. Иоффе [114,115,116], предложили альтернативный метод реализации длинноволнового излучения при осаждении InAs КТ внутри InGaAs квантовой ямы (см. Рис. 7а). Суть метода сводится к следующему: кроме геометрических размеров, на уровень размерного квантования в островке влияет также высота потенциальных барьеров, т.е. ширина запрещенной зоны окружающего материала (см. Рис. 7а). В частности, как было показано вами выше, замена матрицы GaAs, непосредственно окружающей массив КТ, на более широкозонный AlGaAs приводит к заметному коротковолновому сдвигу излучения. (Сходным образом, в случае использования более узкозонного по сравнению с GaAs материала матрицы, длина волны излучения квантовых точек может быть увеличена. В качестве такой узкозонной матрицы можно использовать квантовую яму InGaAs (Рис. 7а).
На Рис. 76 показана эволюция спектра фотолюминесценции массива КТ InAs, помещенного в квантовую яму InGaAs, при изменении в ней содержания In. Как видно, уменьшение ширины запрещенной зоны матрицы сильно сдвигает линию ФЛ квантовых точек в длинноволновую сторону, вплоть до 1.3 мкм при комнатной температуре.
Процедура дефектоубирания и влияние на оптические свойства структур с КТ
К настоящему времени отсутствуют окончательные аргументы, которые позволили бы установить, какое из явлений, т.е. уменьшение ширины запрещенной зоны матрицы, уменьшение упругого напряжения или стимулированный распад, играют наиболее существенную роль в наблюдаемом сдвиге длины волны. В частности, уменьшение напряжения и стимулированный распад позволяют объяснить, почему длинноволновый сдвиг линии излучения наблюдается и в том случае, когда массив КТ прикрывается слоем InGaAlAs вместо InGaAs, как это показано на Рис. 8. Однако, большая ширина запрещенной зоны А1-содержащего твердого раствора приводит к тому, что сдвиг длины волны не столь значителен как в случае использования более узкозонного InGaAs.
Вскоре как в наших работах [120], так и в работах других групп [121] было показано, что внедрение атомов А1 в слой над КТ существенно модифицирует механизмы заращивания. Так, Arzberger с соавторами [121] исследовали процессы заращивания InAs КТ тонким (2-5 МС) слоем AlAs и показали, что внедрение барьеров AlAs может приводить к длинноволновому смещению линии ФЛ при температурах роста более 500С. Авторы объясняют наблюдаемые закономерности тем, что при высоких температурах большое влияние на оптические свойства КТ играют процессы сегрегации/интердиффузии при заращивании. Слой AlAs вследствие меньшего коэффициента диффузии атомов А1 препятствует диффузии In из островка, что увеличивает эффективный размер КТ.
В работе группы университета Нью-Мексико {122] исследовались InAs КТ в InGaAs КЯ и было показано, что существует возможность контролировать положение пика ФЛ путем осаждения КТ на различном расстоянии от нижнего интерфейса КЯ. Максимум длины волны был получен для КТ, выращенных на подслое InGaAs толщиной 2 нм. В качестве основной причины длинноволнового смещения линии авторы указывают подавление оттока In от КТ вследствие диффузии. Исследования температурных режимов осаждения показали узкий диапазон температур, внутри которого возможно получение длинноволнового излучения с высокой интенсивностью ФЛ. Авторы показали высокую плотность островков (при заращивания КТ слоем InGaAs плотность точек в слое до 7x10 см ). Оптимизация позволила авторам получить лазеры с низкой пороговой плотностью тока (24А/см для сверхдлинного 20 мм полоска) [123], низкими внутренними потерями (менее 1 см ), высокой дифференциальной эффективностью 55% для 3 мм резонатора, и излучением через основное состояние до температуры 100С. Характеристическая температура составила 47К И, наконец, отметим, что применение заращивания InAs КТ слоем InGaAs и проведенная в наших работах оптимизация параметров таких структур привели к созданию поверхностно-излучающего лазера с активной областью на основе InAs КТ, зарощенных слоем InGaAs, излучающий на длине волны 1.3 мкм при комнатной температуре [124]. Пороговый ток для образованной прокислением апертуры 8x8 мкм составил 1.8 мА в импульсном режиме, дифференциальная эффективность составила гы 45%.
Одним из главных преимуществ описываемого метода, который можно называть "квантовые точки в квантовой яме" (КТКЯ) по сравнению с использованием АСЭ, является сохранение высокой плотности массива КТ, которая, как и в случае массива КТ в матрице GaAs, составляет 5-7x10 см" . Другим достоинством длинноволновых КТ является возможность достижения более узких спектральных линий по сравнению с более коротковолновыми КТ в матрице GaAs. Хотя относительный разброс размеров КТКЯ достаточно велик и составляет примерно +/-15%, что согласуется с типичными значениями для самоорганизующихся КТ, ширина линии фотолюминесценции КТКЯ заметно меньше (см. Рис. 8). В частности, ширина линии ФЛ типично не превышает 40 мэВ, а в лучших случаях составляет 25-30 мэВ. Это обусловлено меньшим влиянием размера островка на положение линии ФЛ в случае увеличения среднего размера, что аналогично соответствующему эффекту, наблюдаемому в квантовых ямах. Однако, в отличие от метода АСЭ, увеличение размеров КТКЯ островков достигается не за счет материала, из которого формируются сами островки (что привело бы к снижению их плотности), а за счет перераспределения индия и слоя InGaAs, прикрывающего островки.
Важным достоинством описываемого подхода к формированию квантовых точек, излучающих на длине волны 1.3 мкм, является возможность многократно повторять (складировать) несколько рядов КТ в активной области лазера. К примечательным свойствам структур с КТ, излучающими на длине волны 1.3 мкм, можно отнести сверхбыстрый захват носителей в КТ менее 10 пс и малые излучательные времена жизни около 0.4 ис. [125], что делает такие структуры перспективными для работы на высоких частотах, в том числе в линиях оптоволоконной связи. Квантовые точки второго рода были впервые получены в работе [126] в системе GaSb-GaAs. Из сопоставления результатов оптических измерений с зонной диаграммой данной системы материалов было показано [127], что дырки локализуются в областях GaSb КЯ, в то время как для электронов область КЯ представляет собой потенциальный барьер и они локализуются вне КЯ, но в непосредственной близости от нее, притягиваясь Кулоновским потенциалом (рис 9). На рис 10 представлены спектры ФЛ для серии образцов в зависимости от толщины осаждения слоя GaSb в матрице GaAs. Видно, что увеличение толщины осаждения слоя GaSb в матрице GaAs приводит к более сильному сдвигу в сторону малых энергий, чем для случая InAs КЯ [127]. В отличии от случая InAs/GaAs КТ, в системе GaSb/GaAs только дырки локализуются в области GaSb, и наблюдаемый сдвиг отражает изменение энергии локализации дырки с толщиной.
