Электронные состояния и процессы переноса в гетероструктурных квантовых ямах на основе InyGa1-yAs с пространственно-неоднородными функциональными нанослоями Васильевский Иван Сергеевич

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Гетероструктуры на основе арсенидов А3В5 19

1.1. Зонная структура квантовых ям 19

1.2. Проблема легирования 21

1.3. Основные механизмы рассеяния носителей тока в полупроводниковых структурах с квантовыми ямами 27

1.3.1. Рассеяние на ионизированной примеси 27

1.3.2. Рассеяние электронов на фононах 27

1.3.3. Рассеяние электронов на флуктуациях состава сплава 29

1.3.4. Рассеяние электронов на шероховатостях гетерограниц 29

1.4. Феноменология НЕМТ структур с квантовыми ямами на основе InyGa1-yAs с различным содержанием индия 31

1.4.1. НЕМТ гетероструктура AlGaAs/GaAs/(Al)GaAs 31

1.4.2. Псевдоморфные РНЕМТ AlGaAs/InyGa1-yAs/(Al)GaAs квантовые ямы 34

1.4.3. Изоморфные и псевдоморфные гетероструктуры на подложках InP 39

1.4.4. Метаморфные гетероструктуры 43

1.5. Квантовые аспекты дизайна гетероструктур с наноразмерным каналом 46

1.5.1. Концентрационная зависимость подвижности электронов. Увеличение проводимости 48

1.5.2. Многоподзонная и параллельная проводимость, переходы горячих электронов в реальном пространстве 51

1.5.3. Донорно-акцепторные структуры DA-PHEMT 55

1.6. Обзор использования квантовых ям с пространственно-неоднородными слоями 56

1.6.1. Нанослои AlAs и GaAs 56

1.6.2. Составные КЯ на основе InyGa1-yAs, содержащие InAs нановставку 58

1.6.3. Использование составных КЯ с каналом InGaAs/InAs/InGaAs в транзисторах 62

Выводы по главе 1 65

Глава 2. Экспериментальные и теоретические методы работы 66

2.1. Модели и численные методы 66

2.1.1. Самосогласованный расчет энергетического спектра и волновых функций электронов в квазидвумерных системах 66

2.1.2. Расчет рассеяния электронов на ионизированных примесях в многоподзонном приближении. Холловское усреднение 73

2.1.3. Рассеяние горячих электронов на оптических фононах. Фононный конфайнмент 76

2.2. Экспериментальные методики создания образцов и исследования их параметров 78

2.3. Метрологическое обеспечение технологии МЛЭ. Методы структурного анализа 82

2.4. Исследование квантовых магнетотранспортных эффектов 96

2.5. Транспорт электронов в сильном электрическом поле 100

2.6. Исследования спектроскопии фотолюминесценции 102

Выводы по главе 2 104

Глава 3. Управление электронными состояниями и туннельными эффектами при многоподзонной проводимости в PНЕМТ структурах, содержащих нановставки AlAs 105

3.1. РНЕМТ приповерхностные квантовые ямы AlGaAs/InyGa1-yAs/(Al)GaAs: влияние встроенного электрического поля 105

3.2. Квантовое описание явления параллельной проводимости. Управление пространственной структурой электронных состояний при помощи функциональных нанобарьеров AlAs 119

3.2.1. Влияние толщины спейсера 120

3.2.2. Структура с составным спейсером, содержащим один или два нанобарьера AlAs 123

3.2.3. Расчет и анализ подвижности электронов в подзонах и проводимости системы 126

3.3. Экспериментальное исследование электронных свойств РНЕМТ КЯ с функциональными нанобарьерами AlAs в спейсерном и донорном слоях 131

3.3.1. Электронные транспортные свойства - температурные зависимости 131

3.3.2. Анализ низкотемпературного магнетотранспорта в структурах с составным спейсером, содержащим нанобарьеры AlAs 137

3.3.3. Оптические свойства КЯ с нанобарьерами AlAs в донорных/спейсерных слоях 142

3.3.4. Эффективная ширина КЯ 144

3.4. Проблема предельного легирования 1-РНЕМТ структур 146

3.4.1. Концентрационная зависимость подвижности в 1-РНЕМТ с сильным легированием 146

3.4.2. Эксперимент. Предельное легирование 1-РНЕМТ квантовых ям 150

3.4.3 Исследование низкотемпературного магнетотранспорта 157

Выводы по главе 3 160

Глава 4. Физика и технология РНЕМТ варизонных квантовых ям с односторонним и двусторонним легированием 162

4.1. Особенности электронных состояний и транспортных свойств 2-РНЕМТ однородных квантовых ям с двусторонним дельта-легированием 162

4.2. Физика и технология РНЕМТ варизонных квантовых ям с односторонним и двусторонним дельта-легированием через спейсер 176

4.2.1. Состояние проблемы варизонных слоев в квантоворазмерных структурах 176

4.2.2. Моделирование зонной структуры РНЕМТ квантовых ям с однородным и варизонным InyGai.yAs каналом 180

4.2.3. Технология роста варизонных слоев с большим композиционным градиентом 183

4.2.4. Структурная характеризация образцов 186

4.2.5. Электронные транспортные свойства варизонных РНЕМТ КЯ с односторонним и двусторонним 8-легированием 189

4.3. Фотолюминесценция РНЕМТ гетероструктур с варизонной КЯ 192

Глава 5. Электронные состояния и транспорт в комбинированно-легированных HFET структурах с каналом InyGai.yAs и дельта-легированием в переходных барьерах GaAs 196

5.1. Проблема увеличения проводимости в квантовых HFET структурах с легированным 196

5.2. Увеличение пробивного напряжения в HFET транзисторах 198

5.3. Физическая модель концентрационной зависимости подвижности электронов в комбинированно-легированных КЯ в случае многоподзонной проводимости 200

5.4. Экспериментальные образцы 209

5.5. Электронные транспортные свойства 210

5.6. Спектроскопия фотолюминесценции структур с HFET составными квантовыми ямами 215

5.7. Использование варизонного барьера AlGaAs в транзисторных гетероструктурах 216

Глава 6. Электронные состояния и транспорт в составных КЯ InAlAs/InGaAs/InAlAs на подложках InP, содержащих комбинации нановставок InAs и GaAs 219

6.1. Электронные свойства однородных изоморфных и псевдоморфных КЯ InyGai-yAs 219

6.2. Влияние встроенного электрического поля на электронные состояния и процессы рассеяния элетронов в изоморфных КЯ с инвертированным легированием 228

6.3. Эпитаксия и электронные свойства квантовых ям с композитным каналом, содержащим бинарные функциональные нановставки InAs и GaAs 236

6.3.1. Моделирование электронных свойств составных КЯ, содержащих бинарные нановставки InAs и GaAs 237

6.3.2. Разработка и экспериментальное исследование СКЯ с одиночными нановставками InAs 246

6.3.3. Разработка и экспериментальное исследование СКЯ с двойными нановставками InAs и переходными нанослоями GaAs 251

6.4. Управление эффективной массой электронов в СКЯ с нановставками InAs и GaAs 255

6.5. Влияние функциональных нановставок InAs и GaAs на электронный транспорт в сильном электрическом поле 258

6.6. Оптические свойства составных КЯ, содержащих нановставки InAs и GaAs 267

Выводы по главе 6 272

Заключение 273

Основные результаты и выводы 274

Список цитированных источников 279

• Проблема легирования
• РНЕМТ приповерхностные квантовые ямы AlGaAs/InyGa1-yAs/(Al)GaAs: влияние встроенного электрического поля
• Физическая модель концентрационной зависимости подвижности электронов в комбинированно-легированных КЯ в случае многоподзонной проводимости
• Оптические свойства составных КЯ, содержащих нановставки InAs и GaAs

Введение к работе

Актуальность направления исследования

Эволюция современной электроники является одним из ключевых факторов, определяющих облик цивилизации. Развитие электроники в значительной степени сопровождается поиском новых материалов и совершенствованием технологий создания приборов. В сверхвысокочастотной (СВЧ) твердотельной электронике для наиболее важного полупроводникового элемента монолитных интегральных схем (МИС) - полевого транзистора с барьером Шоттки, основными тенденциями являются повышение частоты, снижение шумов, увеличение мощности и коэффициента полезного действия (КПД). Помимо продуманного топологического дизайна, предельные параметры обусловлены фундаментальными свойствами электронного транспорта в многослойной полупроводниковой гетероструктуре - базовом материале СВЧ МИС. Развитие метода молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) открыло широчайшие возможности для инженерии материалов электроники с заданными свойствами. Применение принципов модулированного и дельта (-) легирования широкозонных слоев привело к созданию нового класса наногетероструктур - НЕМТ (гетероструктуры с высокой подвижностью электронов). Несмотря на то, что физика и технология A3B5 НЕМТ развивается уже более 30 лет, существуют ощутимые пробелы в фундаментальных исследованиях и теоретических моделях для электронного транспорта в НЕМТ с высокой плотностью (n_s>110¹² см^-2) и подвижностью носителей тока, как то: обоснование механизмов предельного легирования, трактовка явлений параллельной проводимости, феноменология электронного транспорта в сильном электрическом поле. Ввиду значительной сложности физической модели структуры, ее многофакторности, во многих зарубежных работах, нацеленных на исследования InGaAs НЕМТ квантовых ям (КЯ) с высокой электронной плотностью, применялись эмпирические подходы и достаточно стандартные слоевые схемы базовых НЕМТ структур [1]. Наиболее глубокие теоретические модели были созданы только для однопереходных AlGaAs/GaAs НЕМТ с заметно более низкой плотностью носителей тока и квазитреугольной формой потенциала КЯ. Отметим, что до 2005 г. также практически отсутствовали отечественные исследования в области физики и технологии двумерных систем на основе InGaAs PHEMT КЯ (псевдоморфных НЕМТ КЯ на подложках GaAs) и InP HEMT (на подложках InP) с различным содержанием InAs. Возникала потребность глубокого физического исследования на основе полного квантового описания электронных состояний и процессов рассеяния носителей тока в сложных двумерных системах с высокой электронной плотностью в условиях нескольких заполненных подзон размерного квантования, возникающих в многослойных InGaAs НЕМТ гетероструктурах. С другой стороны, важно было также учесть влияние на электронные свойства структурных факторов, ограничивающих широту

применения полупроводниковых твердых растворов с учетом механических деформаций в многослойной структуре. В последние 10 лет интерес к InGaAs НЕМТ гетероструктурам заметно возрос [2–4]. Несмотря на развитие технологий новых материалов, например, нитридных AlGaInN структур, поиск путей повышения проводимости, управления эффективной массой и процессами рассеяния носителей тока является актуальным как с фундаментальной точки зрения исследования свойств низкоразмерных систем с высокой электронной плотностью, так и для развития СВЧ гетероструктурной электроники.

Цель работы: решение научной проблемы управления пространственной структурой электронных состояний, эффективной массой и процессами рассеяния электронов в слабом и сильном электрическом поле в гетероструктурных квантовых ямах на основе In_yGa_1-yAs с высокой электронной плотностью (10¹² 10¹³ см^-2) за счет введения в структуру пространственно-неоднородных функциональных нанослоев различного состава.

Задачи работы

Для достижения поставленной цели решался комплекс задач:

1. Исследование физических механизмов, ограничивающих достижение
одновременно высоких значений концентрации и подвижности/дрейфовой скорости
электронов в базовых гетероструктурах с квантовыми ямами на основе In_yGa_1-yAs с
однородными слоями.

1. Развитие новых физических подходов по созданию арсенидных структур с квантовыми ямами на основе In_yGa_1-yAs с введенными в структуру пространственно-неоднородными функциональными нанослоями для управления пространственной структурой электронных состояний, увеличения электронной плотности и проводимости.

2. Исследование особенностей эпитаксиального роста и условий формирования кристаллически совершенных НЕМТ гетероструктур с квантовыми ямами на основе In_yGa_1-yAs, содержащих пространственно-неоднородные слои, включающие нановставки AlAs, InAs, GaAs и варизонный слой In_yGa_1-yAs.

3. Развитие подходов по управлению эффективной массой и рассеянием горячих электронов в составных КЯ на основе In_yGa_1-yAs HEMT/InP с высоким содержанием InAs за счет за счет внедрения в КЯ одиночных и двойных нановставок InAs и GaAs.

Объекты исследования

В работе исследованы образцы с гетероструктурными квантовыми ямами с высокой подвижностью и концентрацией электронов, с односторонним и двусторонним -легированием кремнием, на основе двух типов гетеросистем. Первый базовый тип - это псевдоморфные (РНЕМТ) КЯ Al_xGa_1-xAs/In_yGa_1-yAs/Al_zGa_1-zAs на подложках GaAs с составом слоев из диапазона x ~ 0,150,28, y ~ 0,150,22, z = 0, либо z ~ 0,150,28. Второй базовый тип - изоморфные и псевдоморфные HEMT структуры In_xAl_1-xAs/In_yGa_1-yAs / In_xAl_1-xAs на подложках InP с составом слоев x ~ 0,52, y ~ 0,530,65. В сериях образцов

исследовалось влияние на электронные свойства КЯ при следующих изменениях в функциональных слоях:

в базовой структуре 1-го типа:

при последовательном уменьшении толщины широкозонного барьера Al0,23Ga0,77As между поверхностью и -слоем доноров Lb вплоть до толщины 5,5 нм;

при изменении концентрации донорного -легирования кремнием в односторонне- и двусторонне легированных КЯ с различным содержанием х(AlAs), (x=0,23 и х=0,27);

при использовании вместо однородного канала In0,2Ga0,8As варизонного слоя In_yGa1-_yAs с переменным профилем состава вдоль его толщины y(InAs) с градиентом состава dy/dz до 1,22 %/нм;

при введении в спейсерный/донорный слой Al_xGa1-_xAs одного или двух наноcлоев AlAs толщиной 12 нм, в однородный слой Al_xGa1-_xAs;

при введении легированного донорного слоя AlAs(-Si) толщиной 8 нм в составе барьера Al_xGa1-_xAs;

- при введении на гетерограницах легированной КЯ -
легированных переходных барьеров GaAs, для частичного или полного устранения
легирования слоя ;

в базовых структурах П-го типа InAlAs/InGaAs HEMT на InP:

при последовательном увеличении содержания InAs в однородной псевдоморфной КЯ InyGa1-yAs (y=0,530,65);

при переходе к двустороннему -легированию кремнием от одностороннего;

при введении одиночных и двойных нановставок InAs толщиной 14 нм в КЯ вместо однородного слоя InyGa1-yAs;

при введении двойных переходных нанобарьеров GaAs и нановставок InAs в КЯ.

Методология исследований

Развитая в работе методология состоит в следующем. Во-первых, в нескольких базовых типах гетероструктур с однородной КЯ InGaAs и различным содержанием InAs на основании как аналитического обзора, так и оригинальных исследований установлены факторы, ограничивающие достижение предельных значений параметров электронного транспорта. Во-вторых, для каждого рассматриваемого типа выбран способ направленного изменения конструкции активных слоев структуры, обеспечивающий управление параметрами электронного транспорта. Важным ограничивающим условием в данной работе являлось сохранение набора используемых арсенидных полупроводниковых соединений (InAlGa)As и типа легирующей примеси (Si). В этом случае расширение дизайна КЯ может базироваться только на переходе от однородных по составу основных активных слоев гетероструктур (квантовой ямы, спейсерных/донорных слоев, барьерных слоев) к пространственно-неоднородным слоям. Неоднородность слоев в предложенных в работе

подходах реализуется за счет либо непрерывного изменения состава InAs в In_yGa_1-yAs, либо за счет введения нанослоев бинарных полупроводников AlAs, InAs, GaAs толщиной порядка 110 нм.

Функциональные нанослои в HEMT - это тонкие активные слои гетероструктуры, которые при введении в базовую структуру обеспечивают изменение в электронных свойствах, значительно превышающее эффект, связанный со вкладом этих слоев в изменение средней толщины и/или среднего состава базовой гетероструктуры. Вводимые в базовую НЕМТ структуру нановставки или варизонные слои локально влияют на пространственный профиль потенциала, эффекты поперечного туннелирования двумерных электронов, область локализации и профили волновых функций носителей тока, вероятности межподзонных переходов, изменяют энергию уровней размерно-квантованных подзон и скорость электрон-фононного рассеяния. В результате направленно изменяются заполнение электронных подзон, условия рассеяния носителей тока в слабом и сильном электрическом поле, оптические свойства гетероструктур с КЯ на основе InGaAs.

Переход к составным НЕМТ КЯ, содержащим бинарные нановставки или варизонный слой In_y(h)Ga_1-y(h)As потребовал адаптации режимов эпитаксиальной технологии для обеспечения требуемой точности и высокого кристаллического совершенства таких структур и малого размытия гетерограниц, ввиду крайне малой толщины вводимых слоев, наличия вносимых механических напряжений, больших градиентов состава.

Для каждого типа структур проводилось расчетное моделирование и анализ для выбора наиболее удачной конструкции НЕМТ КЯ, содержащей пространственно-неоднородные слои. При экспериментальных исследованиях выявлялось влияние либо отдельных факторов, либо ограниченной группы взаимосвязанных факторов при прочих равных условиях. Для этого серии гетероструктур содержали опорный образец базовой НЕМТ структуры для сравнительного анализа. Выращенные образцы подвергались структурному анализу толщин и состава и кристаллического совершенства слоев. Для анализа электронных свойств гетероструктур использовались несколько взаимодополняющих методов исследования, позволяющих надежно установить и разделить факторы, обуславливающие изменения зонной структуры, механизмы рассеяния носителей заряда и т.п.

Преимущества предлагаемых подходов:

малая толщина дополнительно вводимых функциональных нанослоев позволяет нивелировать проблемы механической совместимости и позволяет использовать соединения с большим рассогласованием параметров решетки;

дополнительные функциональные слои позволяют усилить квантовомеханический подход к разработке конструкций КЯ, что предоставляет дополнительную степень свободы

не только для зонного дизайна, но и контроля процессов рассеяния носителей тока, расширяя инженерию гетероструктурных материалов с заданными свойствами.

- для реализации подходов не требуется добавление новых источников элементов в процессе МЛЭ по сравнению с классической А3-As компоновкой.

Использованные аппаратурные методы. Выращивание образцов: метод молекулярно-лучевой эпитаксии - установка Riber Compact 21T (НИЯУ МИФИ) и ЦНА-24 (ИСВЧПЭ РАН). Изготовление меза-структур с омическими контактами - линии комплексной технологии ИФЯЭ НИЯУ МИФИ и ИСВЧПЭ РАН. Измерение электронных транспортных свойств: исследование температурных зависимостей сопротивления, подвижности и концентрации электронов – Ecopia HMS 5000 (НИЯУ МИФИ), исследование квантовых осцилляций магнетосопротивления при низких температурах – криомагнитные установки Cryotel 8T (НИЯУ МИФИ) и в МГУ им. М.В. Ломоносова (лаборатория Кульбачинского В.А.), исследования электронного транспорта в сильном электрическом поле (Semiconductor Physics Institute, Литва). Структурные исследования - рентгеновская дифрактометрия (НИЯУ МИФИ, ИК РАН), просвечивающая электронная микроскопия (ПЭМ) (НИЦ КИ), профилирование состава с помощью вторичной ионной масс-спектрометрии (ВИМС) (ИСВЧПЭ РАН, ФГУП НИИФП им. Лукина). Оптические измерения - спектроскопия фотолюминесценции (ИСВЧПЭ РАН), фотоотражение (МГУ).

Положения, выносимые на защиту

1) Показано, что добавление компенсирующего поверхностный потенциал донорного
одностороннего легирования в 1-PHEMT AlGaAs/InGaAs/GaAs гетероструктурах позволяет
при сокращении глубины залегания квантовой ямы до ~ 3 раз (с 28 нм до 10 нм) сохранить
высокие значения концентрации и подвижности электронов.

2) Обоснован физический механизм немонотонной зависимости подвижности от
толщины барьерного слоя Шоттки AlGaAs при уменьшении глубины залегания КЯ
AlGaAs/InGaAs/GaAs, за счет особенностей температурно-независимого вклада рассеяния на
удаленных ионизированных донорах.

3. Установлено, что увеличение концентрации донорного легирования в двусторонне-легированных кремнием РНЕМТ AlGaAs/InGaAs/AlGaAs квантовых ямах в диапазоне концентраций электронов (2,0 4,0)10¹² см^-2 приводит к насыщению концентрации электронов в нижней электронной подзоне и снижению подвижности электронов при рассеянии на ионизированных примесях вследствие заполнения второй электронной подзоны и сокращения эффективной глубины КЯ.

4. Разработан подход и реализована эпитаксиальная технология создания варизонных PHEMT КЯ с неоднородным распределением InAs в канале In_yGa_1-yAs, позволяющие уменьшить негативный эффект снижения подвижности при увеличении легирования в двусторонне-легированных РНЕМТ гетероструктурах. При перераспределении InAs в КЯ для

обеспечения близкого к прямоугольному профиля КЯ достигается совместное увеличение концентрации и подвижности электронов (до ~10% и ~25% при низких температурах, соответственно) за счет увеличения эффективной глубины КЯ.

5. В РНЕМТ гетероструктурах с односторонним -легированием кремнием при увеличении концентрации электронов в диапазоне (0,52,5)10¹² см^-2 наблюдается немонотонная зависимость подвижности электронов от концентрации, причем максимум подвижности электронов определяется составом и толщиной спейсерного слоя AlGaAs. Возрастание подвижности связано с ростом импульса Ферми при рассеянии электронов на удаленных ионизированных донорах, снижение подвижности обусловлено увеличением рассеяния электронов на большие углы при туннельной деградации спейсерного слоя под действием встроенного поля в спейсере.

6. Обнаружено, что негативный эффект снижения подвижности электронов в КЯ, возникающий в сильнолегированных НЕМТ гетероструктурах при промежуточной толщине спейсера (d_s~ 620 нм), обусловлен пространственной гибридизацией состояний в канале и в широкозонном барьере и может быть значительно ослаблен путем добавления в спейсер широкозонного нанобарьера AlAs.

7. Составная КЯ с комбинированным легированием канала InGaAs и -легированием переходных нанобарьеров GaAs в HFET структурах позволяет увеличить одновременно концентрацию до n_s~(1,01,4)10¹³ см^-2 и подвижность электронов по сравнению с однородно-легированными HFET КЯ за счет оптимизации области локализации доноров с учетом пространственной структуры электронных состояний. Увеличение проводимости в таких структурах составляет до ~ 50% при комнатной температуре.

8. Введение двойных узкозонных нановставок InAs в канал InGaAs обеспечивает снижение эффективной массы электронов в КЯ InGaAs, при этом удается избежать резкого уменьшения эффективной ширины составной квантовой ямы.

Научная новизна

1. Развито квантовое описание явления "параллельной проводимости" с учетом влияния пространственной структуры электронных состояний на электронные транспортные свойства НЕМТ структур с сильным легированием через спейсерный слой в пределе высокой концентрации электронов для механизма рассеяния на ионизированных донорных примесях.

2. Систематически исследован процесс масштабирования РНЕМТ гетероструктуры при приближении квантовой ямы к поверхности, обнаружена немонотонная зависимость подвижности и концентрации электронов от глубины залегания КЯ при увеличении донорного легирования кремнием.

3. Развит подход по использованию тонких нанобарьеров AlAs для значительного увеличения подвижности электронов путем подавления туннельной связи пространственно-гибридизированных состояний без существенного изменения распределения суммарной

электронной плотности (в случае одного барьера в спейсере) или с вытеснением электронных состояний из окрестности -легированного слоя (в случае двух нанобарьеров, окружающих -Si слой).

4. Развит новый подход в конструировании HFET гетероструктур с легированным каналом для получения высокой проводимости, состоящий в добавлении в структуру составной КЯ -легированных донорами кремния переходных нанобарьеров GaAs, и снижении легирования узкозонного канала In_yGa_1-yAs.

5. Получен ряд новых результатов, демонстрирующих преимущества использования составных КЯ, содержащих двойные узкозонные нановставки InAs вместо одиночной вставки, впервые в структуре составных КЯ InAlAs/InGaAs/InAlAs применены напряженные нанослои GaAs в качестве фононных барьеров (получен патент РФ).

6. Развит новый подход по созданию варизонного слоя квантовой ямы In_yGa_1-yAs и создана методика эпитаксиального роста, позволяющая изготавливать кристаллически совершенные варизонные слои InGaAs с большим градиентом состава InAs – до 2%/нм.

7. Разработана технология эпитаксиального роста составных КЯ на основе канала In_yGa_1-yAs (y~0,53) с напряженными нановставками InAs и GaAs, обеспечивающая малое размытие гетерограниц и высокое структурное качество составных квантовых ям при высоком содержании InAs в составной КЯ.

8. Впервые экспериментально установлено влияние двойных нановставок InAs и переходных барьеров GaAs в составных КЯ на подложках InP на рассеяние горячих электронов. Показано, что такие функциональные нанослои за счет подавления электрон-фононной связи с модами поверхностных и захваченных оптических фононов, выступают как "фононные барьеры", что обеспечивает управление дрейфовой скоростью насыщения электронов и изменяет электрическое поле насыщения.

Практическая значимость

Развито 5 новых подходов, расширяющих возможности дизайна НЕМТ гетероструктур с высокой электронной плотностью по сравнению с уже известными конструкциями/приемами. Среди них первая группа связана с модификацией канального слоя: 1) варизонные КЯ с использованием переменного профиля состава InAs в РНЕМТ гетероструктурах AlGaAs/In_yGa_1-yAs/AlGaAs ( ~ 0,2); 2) использование составных КЯ с узкозонными нановставками InAs и переходными барьерами GaAs в HEMT гетероструктурах InAlAs/In_yGa_1-yAs/InAlAs (y~0,53) на подложках InP. Вторая группа связана с модификацией спейсера/барьера/донорного слоя в PHEMT гетероструктурах с КЯ AlGaAs/In_yGa_1-yAs/AlGaAs (y~0,2): 3) введение нанобарьеров AlAs в спейсерный слой; 4) переход от объемного легирования к комбинированному легированию с -слоями кремния в переходных нанобарьерах GaAs; и 5) уменьшение толщины барьерного слоя Al_xGa_1-xAs для приближения

КЯ к поверхности с одновременным увеличением концентрации доноров для компенсации поверхностного потенциала.

Разработанные подходы обеспечивают улучшение параметров электронного транспорта в транзисторных НЕМТ гетероструктурах с КЯ In_yGa_1-yAs при высокой электронной плотности: увеличение дрейфовой скорости электронов (1, 2, 3), увеличение концентрации электронов в канале (1, 4). Ряд подходов применим для улучшения транзисторных характеристик в сравнении с традиционно используемыми для них конструкциями гетероструктур: для увеличения крутизны (1, 2, 5), увеличения граничных частот усиления (1, 2, 5), увеличения мощности транзистора (3, 4). Результаты работы позволяют, не выходя за пределы традиционно используемых полупроводниковых гетеросистем AlGaAs/InGaAs на подложках GaAs и InAlAs/InGaAs на подложках InP, модифицировать конструкцию гетероструктур при помощи функциональных вставок -барьерных или узкозонных нанослоев, для управления рассеянием электронов и увеличения параметров электронного транспорта - подвижности и концентрации электронов, их дрейфовой скорости.

Представляемый цикл работ выполнен в течение 12 лет в рамках решения задач разработки отечественных гетероструктурных СВЧ транзисторов и монолитных интегральных схем сначала в Институте СВЧ полупроводниковой электроники РАН, а затем в ИФЯЭ НИЯУ МИФИ. С использованием результатов настоящей работы были созданы отечественные технологии РНЕМТ КЯ с односторонним и двусторонним -легированием (2006 г., 2009 г.), InP НЕМТ с изоморфным и псевдоморфно напряженным каналом (2007 г.), МНЕМТ метаморфных гетероструктур на подложках GaAs (2012 г.), не уступающих, а по ряду параметров - превосходящих мировой уровень. Результаты работы востребованы научными группами, ведущими разработки в области СВЧ гетероструктурной электроники в ИСВЧПЭ РАН им. В.Г. Мокерова, НИЯУ МИФИ, АО "НПП "Пульсар", АО НПП Исток, ФГУП "РНИИРС", ОАО "ЦКБА" , ОАО "ОКБ–Планета", ФГУП "ФНПЦ НИИС им. Ю.Е. Седакова", АО НПФ Микран, ООО "Коннектор-оптикс", ЗАО "Светлана-рост". Результаты использованы при выполнении НИР и НИОКР в НИЯУ МИФИ (НИР «Разработка технологии и конструкции радиационно стойких функциональных материалов на основе полупроводниковых наногетероструктур соединений А3B5»; ФЦП «Кадры», 2009-2011 гг.; НИОКР «Разработка технологии молекулярно-лучевой эпитаксии Р-НЕМТ гетероструктур для радиационно-стойкой СВЧ электроники», 2010 г.; НИР «Разработка технологии создания радиационно-стойких транзисторов мм-диапазона частот на основе наногетероструктур InAlAs/InGaAs»; 2012-2014 гг.), были использованы в НИЯУ МИФИ при создании учебных дисциплин кафедры 67 "Физика конденсированных сред". Четыре новых типа гетероструктур с каналом InGaAs защищены патентами РФ.

Достоверность результатов работы обусловлена применением современных и общепризнанных экспериментальных методов создания образцов и их исследования. Точность создания гетероструктур и качество изготовления исследуемых образцов были установлены несколькими взаимодополняющими методами структурной характеризации (рентгеновская дифрактометрия, ПЭМ микроскопия, вторично-ионная масс-спектрометрия при ионном травлении, микроскопия поверхности). Латеральная неоднородность состава и толщины слоев на диаметре пластин 50 мм не превышала 3%. Использовались надежные методики исследования, реализованные на современном серийно выпускаемом и аттестованном оборудовании и в нескольких независимых организациях. Меза-структуры для измерения электронных транспортных свойств изготовлены методами литографии и металлизации, обеспечивающими высокую точность и воспроизводимость измерений.

Личный вклад

Определяющий вклад в работу внесен автором. Автором лично поставлены и сформулированы большинство задач исследований и реализованы физические подходы к решению этих задач. Выполнена основная часть экспериментальных исследований, включая рост и измерения образцов, проведены теоретические расчеты. В рамках отдельных направлений работы под руководством/консультированием автора защищены 4 диссертации на соискание уч. степени к.ф.-м.н.: Хабибуллиным Р.А., Пономаревым Д.С., Климовым Е.А. и Виниченко А.Н., которые участвовали в измерениях образцов и проведении расчетов. Часть работ по технологии выращивания РНЕМТ гетероструктур была проведена автором в ИСВЧПЭ РАН совместно с коллегами из лаборатории №101 МЛЭ Галиевым Г.Б. и Климовым Е.А. Часть криомагнитных измерений выполнена в лаборатории Кульбачинского В.А. в МГУ им. М.В. Ломоносова. Измерения электронных транспортных свойств в сильном электрическом поле проведены группой ИФП Литвы под руководством акад. РАН Ю.К. Пожела на разработанных и изготовленных автором образцах.

Апробация результатов работы

Результаты работы многократно докладывались на профильных всероссийских и международных научных конференциях, научных семинарах в ведущих организациях по данной предметной области, опубликованы в реферируемых научных журналах. Основные результаты представлялись на: Всероссийских совещаниях по физике низких температур, НТ-33 и НТ-34; Российских конференциях по физике полупроводников (2003, 2005, 2007, 2013, 2015 и 2017 гг.); International Workshop on Modulation Spectroscopy of Semiconductor Structures, 2004 (Wroclaw); 25^th International Conference on Low Temperature Physics, Amsterdam, August 2008; International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology (2003, 2007, 2011, 2012, 2014 гг.); International Conference on Micro- and Nanoelectronics, ICMNE- 2005, 2009, 2012; 5-й Национальной Конференции по применению рентгеновского, синхротронного излучений, нейтронов и электронов для исследований наноматериалов и

наносистем, РСНЭ-НАНО 2005, (Москва); XIV Национальной конференции по росту кристаллов, НКРК-2010; Втором международном форуме по нанотехнологиями РОСНАНО -2009; международном симпозиуме «Нанофизика и наноэлектроника» - 2011, 2-й международной конференции «Технологии микро- и наноэлектроники в микро- и наносистемной технике»; Научных сессиях МИФИ - 2007, 2008, 2009, 2010, 2011, 2012, 2013,

2014, 2015 гг.; профильной научно-практической конференции по физике и технологии
наногетероструктурной СВЧ-электроники "Мокеровские чтения" - 2011, 2012, 2013, 2014,

2015, 2016 и 2017 гг, International Scientific School “Epitaxial technology of novel materials and
nanostructures” (2017) - приглашенный доклад; на cпециализированных предметных
семинарах: совещании по проблемам разработки СВЧ ЭКБ, АУ РАН (Ж.И. Алферов) (2011);
семинаре основателя метода МЛЭ, проф. Артура Госсарда, UCSB, Santa Barbara, USA (2012);
совещании по проблемам создания сверхширокополосных систем связи ЦКБА Омск (2018).

Публикации. Содержание работы отражено в 57 публикациях, в том числе 48 публикациях в журналах, входящих в перечень ВАК, 2-х монографиях и 4-х патентах РФ. Список основных работ по теме диссертации приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения и списка цитированной литературы из 479 наименований. Диссертация содержит 308 страниц, включает 162 рисунка и 19 таблиц.

Проблема легирования

Создание высокой равновесной электронной концентрации в полупроводниках решается за счет легирования. Донорная примесь имеет несколько ключевых параметров. С точки зрения зонной структуры - это энергия ионизации, структура донорного состояния, с точки зрения технологии - активация примеси, коэффициент диффузии и сегрегации. Для управляемого легирования гетероструктур примесь должна иметь практически единичный коэффициент прилипания и низкие коэффициенты диффузии и сегрегации [27, 28]. Активация примеси зависит от того, на место какого элемента решетки встраивается атом примеси, сниженная активация может быть связана с встраиванием в междоузлия. Для А3В5 арсенидных материалов наиболее распространенным донором является кремний. Однако при достаточно высоких концентрациях кремний может замещать узлы мышьяка, в таких сайтах кремний играет роль акцептора, проявляя амфотерность. Расположение доноров в дельта-слое, при остановке роста слоев полупроводника позволяет создать предельно неоднородное распределение примеси с полушириной в 23 нм. Размытие связано с диффузией и сегрегацией примеси, неровностью поверхности слоя [29] и зависит от температуры, при которой формируется -слой и последующие слои [30, 31]. Например, в AlxGa1-xAs размытие увеличивается с ростом содержания х(AlAs) [22].

Свободная концентрация электронов сильно зависит от состава AlAs в тройном соединении AlхGa1-хAs [32]. Насыщение ns происходит из-за захвата электронов DX-центрами и поверхностными ловушками. Порог насыщения зависит от материала. При увеличении содержания AlAs в тройном соединении AlхGa1-хAs энергия ионизации доноров Si увеличивается от 10 мэВ при х 0,2 до 150 мэВ при х 0,5, и эффективность легирования падает [33]. Например, в однопереходных гетероструктурах AlхGa1-хAs/GaAs пороговое значение концентрации 2D-газа n 2,01012 см-2, в GaAs n достигает 8,01012 см-2.

Для создания высоких значений концентраций электронов необходимо увеличивать концентрацию донорного легирования. В качестве донорной примеси в А3As гетероструктурах на подложке GaAs обычно используют кремний, хотя известны и другие донорные примеси, например, олово [34]. Использование кремния является предпочтительным из-за низкого коэффициента сегрегации. Однако кремний как донор имеет несколько недостатков при высокой концентрации легирования. Во-первых, при сильном легировании часть кремния перестает быть электрически активной в объемно-легированном GaAs. Наблюдается смена растущей зависимости концентрации электронов от концентрации введенных доноров на убывающую [30, 35–38]. Эффект зависит от ряда особенностей, в том числе, от температуры подложки [39–40] и ориентации поверхности [41, 42]. В работе [43] предложена обобщенная микроскопическая теория предельного легирования в А3В5 объемных полупроводниках, основной идеей которой является наличие предельной энергии пиннинга уровня Ферми из-за формирования катионных вакансий и DX-центров.

Во-вторых, значительную проблему составляет легирование тройных соединений AlxGa1-xAs при увеличении мольной доли алюминия x, рассмотренное в двух фундаментальных работах [33, 44], связанное с формированием глубоких донорных состояний и неполной их ионизацией. Из известных на сегодняшний момент механизмов насыщения приняты два основных -самокомпенсация и захват на глубокие центры.

В полупроводнике с высокой концентрацией доноров формируется набор различных дефектов и комплексов, не приводящих к электрической активации примеси или приводящих к самокомпенсации. Рамановская спектроскопия локальных колебательных фононных мод [45] и инфракрасное поглощение [46] показывают, что кроме основного, требуемого для донорного легирования, замещения SiGa образуются еще несколько вариантов дефектов: 1) акцепторы SiAs - атомы кремния в сайтах мышьяка; 2) нейтральные пары SiGa-SiAs - два атома Si в соседних узлах Ga и As, электрически скомпенсированные; 3) комплексы SiGa-VGa - атом Si в подрешетке Ga, привязанный к вакансии Ga, способной захватывать электроны; 4) глубокая ловушка Si-X (комплекс VGa-SiAs-AsGa). При сильном легировании концентрация дефектов Si-X и SiGa-VGa возрастает, приводя к тому, что объемная концентрация ионизированных доноров насыщается.

Вторым вариантом является захват носителей на глубокие донорные уровни и снижение их ионизации, в качестве которых известны так называемые DX-центры в AlxGa1-xAs. При фиксированной концентрации доноров концентрация свободных электронов в легированном кремнием AlxGa1-xAs зависит от мольной доли AlAs и от температуры [44, 33]. При увеличении мольной доли AlAs происходит уменьшение числа ионизированных доноров на несколько порядков (для комнатной температуры) до минимального значения при x = 0,5, возрастает температурная зависимость и концентрации и эффекты фотопроводимости. Данная зависимость концентрации электронов от мольной доли AlAs связана с изменением энергии связи DX-центров при изменении состава AlxGa1-xAs. При x 0,22 уровень DX-центров оказывается ниже дна зоны проводимости, а при x 0,24 - ниже водородоподобного мелкого донорного уровня Si. При x = 0,5 энергия связи DX-центра имеет максимально значение. При увеличении энергии связи число ионизованных DX-уровней резко сокращается, что приводит к уменьшению концентрации электронов.

DX-центр – это глубокое состояние электрона на примеси, которое, согласно исследованиям, связано с минимумом L долины зоны проводимости и следует за ее краем при различных воздействиях [47]. В приведенной модели ограничения по импульсу накладывают правила отбора на ионизацию центра и обратный захват только из минимума L-долины. Ключевую роль при этом играет большая энергия связи, которая увеличивается с ростом х и достигает 140 мэВ при х 0,4 [48], а далее снижается при переходе к глобальному минимуму в L-долинном AlxGa1-xAs. Ионизация и захват определяются величиной энергетического барьера ионизации, поэтому при низких температурах снижаются вероятности ионизации и захвата. Ионизация DX-центров с формированием дополнительных квазиравновесных электронов приводит к явлениям долговременной (задержанной) фотопроводимости, которая достаточно хорошо изучена в НЕМТ структурах [49]. Микроскопическая природа DX-центра связана, как предполагается, с изменением электронной структуры примесного состояния при небольшом смещении донорной примеси из сайта элементов III группы. В соединениях AlxGa1-xAs у DX-центра Si возникает несколько возможные конфигурации ближайших соседних атомов III группы: атомы Al, атомы Ga, и комбинация двух атомов Al и Ga. Такой кластер стабилизируется в низшее состояние при захвате двух электронов. В статье [50, 51] предложена модель, по которой DX-центр образуется при смещении атома Si из узла решетки в междоузельное положение в направлении 111 . Релаксация решетки в DX-состояние вызывается разрывом связи между атомом Si и ближайшим атомом As [52]. Электрон, требующийся для разрыва связи, захватывается от другого донора, таким образом, DX-является отрицательно заряженным локализованным состоянием, захватившим два свободных электрона [53].

В работе [54] показано, что кремний в AlGaAs как донор имеет более глубокий уровень DX-центра в сравнении с Sn и Te. Попутно заметим, что для InP НЕМТ структур проблема DX-центров не возникает, так как L-зона расположена на 0,35 мэВ выше Г-зоны и даже в случае большой энергии уровня DX-центра относительно L-зоны, он будет лежать выше дна Г-зоны, тем самым не захватывая электронов, ионизованных с мелких донорных уровней в In0,52Al0,48As.

Размещение доноров в дельта-слое, при остановке роста слоев полупроводника, позволяет создать предельно неоднородное распределение примеси с полушириной в 23 нм [55]. Исследования -легированного GaAs показывает, что увеличение плотности Si в слое приводит к увеличению плотности электронов ns в самосогласованном V-образном потенциале, в котором формируется двумерный электронный газ.

Применение множественного -легирования в НЕМТ вместо объемного привело к увеличению, как подвижности, так и концентрации электронов при выборе не слишком низкой температуры роста слоев [56].

РНЕМТ приповерхностные квантовые ямы AlGaAs/InyGa1-yAs/(Al)GaAs: влияние встроенного электрического поля

В А3В5 полупроводниках уровень Ферми пиннингуется вблизи поверхности в зоне поверхностных уровней с большой плотностью состояний вблизи середины запрещенной зоны, что создает достаточно сильное встроенное электрическое поле в обедненной приповерхностной области. В частности, в НЕМТ структурах при сокращении толщины AlхGa1-хAs барьерного слоя Шоттки, отделяющего КЯ от поверхности, напряженность встроенного электрического поля в гетероструктуре возрастает, что может влиять на электрофизические и оптические свойства таких структур. Поэтому учет этих факторов является крайне важным при проектировании современных транзисторных гетероструктур [14]. Встроенное электрическое поле также изменяет условия для оптических переходов в КЯ [295] и локализации фотовозбужденных дырок [296].

Простое аналитическое приближение, позволяющее определить зависимость напряженности электрического поля в барьере от его толщины и концентрации электронов в КЯ, можно вывести следующим образом. На поверхности потенциал зоны проводимости определяется пиннингом уровня Ферми, а в области КЯ положение уровня Ферми задается концентрацией двумерного электронного газа. Если при изменении толщины барьера Шоттки инвариантной должна быть концентрация электронов в КЯ, то электрическое поле в свободной от зарядов области барьера Шоттки в приближении полностью обедненного слоя в барьере (линейный профиль зоны) выражается как [297]: (3.1) где АEc - разрыв зоны проводимости на гетеропереходе AlGaAs/GaAs, С-потенциал в КЯ InGaAs на гетерогранице, фs- поверхностный потенциал, Lb и Lcap - толщины покровного и барьерного слоя, соответственно.

Концентрация электронов в КЯ неявно входит в виде потенциальной энергии дельта-слоя (C). В целом, электрическое поле должно возрастать приблизительно как 1/(Lcap+Lb) при приближении КЯ к поверхности. Более строгое рассмотрение отличается от простой модели следующими аспектами: учет изменений положения уровня размерного квантования относительно дна КЯ (фактически, соответствующее изменению эффективной глубины КЯ), снижение энергии зоны проводимости в области V-ямы дельта-слоя доноров, и наконец, самосогласованный характер перехода электронов в КЯ из области доноров. Таким образом, задача определения концентрации доноров для достижения определенной концентрации электронов в КЯ аналогична нахождению изолиний функции ns(Nd, Lb).

Основным неизвестным в задаче является потенциал дна зоны проводимости в области дельта-слоя доноров (С). Для его уточнения удобно использовать самосогласованный расчет.

Таким образом, полученная линейная по ns и гиперболическая относительно Lb форма определяет необходимую концентрацию легирования для любого значения ширины барьера Шоттки. Важно отметить, что вследствие гиперболической формы зависимости Nd,(Lb, ns) увеличение концентрации доноров при приближении КЯ к поверхности оказывается весьма существенным, например, при изменении Lb от 30 нм до 10 нм необходимое увеличение легирования составляет 2,08 раз. В пределе Lb0 такая модель, очевидно, не работает. Физическое обоснование этому может быть таким - при очень малой толщине барьера Шоттки концентрация доноров должна быть столь высокой, что начнется сдвиг уровня Ферми из области поверхностных состояний, и встроенное поле будет уменьшаться за счет снижения потенциала поверхности.

На Рисунке 3.2 представлены зонные диаграммы РНЕМТ КЯ при последовательном приближении к поверхности, полученные при условии инвариантной суммарной концентрации электронов в КЯ. Видно, что минимальная точка в области ПЯ дельта-слоя при этом изменяется незначительно, однако, ширина области сниженного потенциала увеличивается по мере увеличения Lb за счет снижения напряженности встроенного в барьер электрического поля.

Из рис. 3.4 видно, что концентрация электронов практически близка к заданной в широком интервале 11 нм Lb 23 нм, однако, при Lb 10 нм наблюдается монотонное убывание ns при уменьшении Lb вплоть до 5 нм. Важно, что без учета зависимости (3.2) при постоянной концентрации доноров Nd КЯ была бы полностью обедненной электронами при Lb=11 нм.

Причиной такого последовательного снижения могут быть несколько факторов - во-первых, снижение эффективности активации доноров вследствие проявления амфотерности, во-вторых, изменение пиннинга уровня Ферми в сильном электрическом поле, в-третьих, перераспределение примеси при большой концентрации кремния в дельта-слое. Амфотерное поведение может проявляться при концентрациях порядка 1019 см-3, таким образом, при эффективной полуширине дельта-слоя порядка 23 нм в центральной его части такие значения вполне достижимы. Что касается второго фактора, сильное электрическое поле вследствие Штарк-эффекта может влиять на энергию поверхностных состояний.

Положение EF на поверхности GaAs определяется комплексом особенностей -димеризованными связями на поверхности [299], и оборванными связями мышьяка [300]. Поверхностная энергия FS (расстояние от дна зоны проводимости Ec до EF) равна примерно 0,7 эВ [301, 302]. Однако, емкость полосы примесных состояний в GaAs составляет не менее 2,5-31013 см-2 [303], что выше, чем рассматриваемые плотности доноров, поэтому можно считать, что уровень Ферми не испытывает заметного смещения. В пользу такого довода говорит и то, что в противном случае наблюдалось бы снижение поверхностного потенциала, ослабление встроенного электрического поля, и как следствие, рост концентрации относительно теоретической оценки. Что касается третьего фактора, расчет зонной структуры, проведенные с учетом асимметричного уширения дельта-слоя кремния с учетом электростатически-усиленной сегрегации показывают небольшое влияние такого уширения на концентрацию электронов в КЯ, поскольку потенциал зоны проводимости в области доноров в случае тонкого барьера оказывается выше уровня Ферми. Таким образом, в качестве наиболее вероятной причины отклонения от рассчитанной инварианты ns следует считать амфотерность примеси.

H от Lb, Перейдем к анализу холловской подвижности электронов. Зависимость приведенная на рисунке 3.5, имеет немонотонный характер [298, 304]. В области малых Lb, H(Lb) сначала возрастает, затем убывает при увеличении Lb. максимальное значение H, наблюдается в образце 724 с промежуточной толщиной барьерного слоя Lb = 11 нм.

Физическая модель концентрационной зависимости подвижности электронов в комбинированно-легированных КЯ в случае многоподзонной проводимости

При создании структур нового типа мы руководствовались следующими подходами, вытекающими из критического анализа существующих базовых конструкций HFET:

- в качестве основы используется слоевая структура с нелегированным барьером AlGaAs с высоким содержанием Al, что позволяет избежать проблемы с DX-AlGaAs(Si) центрами и обеспечить большую высоту барьера;

- необходимо увеличить проводимость канала, для этого при увеличении легирования снизить прямое рассеяние электронов на донорах за счет перехода к неоднородному распределению доноров в канале;

- необходимо устранить негативные эффекты сегрегации доноров кремния в барьер AlGaAs для увеличения его чистоты;

- необходимо использовать квантовые эффекты, учитывающие реальное распределение электронной плотности за счет пространственной структуры волновых функций электронов в нескольких заполненных подзонах размерного квантования.

В связи с этим была продумана и предложена для моделирования и экспериментального исследования следующая серия структур нового типа, содержащая функциональную вставку переходного слоя (ПС) GaAs на границах AlGaAs/InGaAs базовой HFET структуры [384, 385]. Модель рассматривала структуру с однородно легированной КЯ и различным уровнем легирования, структуру с комбинированным легированием - однородно легированной n+-InGaAs КЯ и двумя -слоями Si, а также структуру только с двумя -слоями Si. Однако, -слои размещались не в InGаAs, а в переходных барьерах GaAs (рисунок 5.1). Это позволило, с одной стороны, несколько увеличить потенциальную энергию дна зоны проводимости за счет разрыва зоны на гетеропереходе GaAs/ InGaAs (на 100 мэВ), с другой стороны, эти слои размещены вблизи широкозонного барьера КЯ, вследствие этого, амплитуда электронных волновых функций рядом с гетерограницей AlGaAs/GaAs должна быть снижена, что можно использовать для подавления прямого рассеяния электронов на донорах в -слоях Si. Кроме того, известно, что в GaAs коэффициент диффузии и сегрегации Si ниже, чем в AlGaAs [22]. Поэтому переходный слой GaAs служит спейсером для снижения прямой сегрегации кремния и индия в барьерный слой AlGaAs, увеличивая его химическую чистоту, а значит, способствуя увеличению напряжения пробоя.

С помощью самосогласованного решения системы уравнений Шредингера и Пуассона были рассчитаны, а затем проанализированы пространственный профиль дна зоны проводимости и распределение электронной плотности для серии гетероструктур с различным способом легирования. Схема слоев гетероструктур представлена на рисунке 5.2.

В расчетах использовались следующие значения эффективных масс:

- в GaAs m = 0,0667m0, в In0,15Ga0,85As: m = 0,060m0, в Al0,38Ga0,62As m = 0,1m0.

Разрывы дна зоны проводимости относительно GaAs принимались равными:

- EC = -0,1 эВ для In0,15Ga0,85As/GaAs, EC = + 0,34 эВ для Al0,38Ga0,62As/GaAs.

Ширина слоя In0,15Ga0,85As составляла 15 нм. Значение потенциала на поверхности принималось s = 0,7 эВ в покровном слое GaAs. Нуль энергии соответствует уровню Ферми. Основные расчеты были проведены для температуры 300 К, а для сравнения с данными электронного магнетотранспорта - при 4,2 К.

i-GaAs

Барьерный слой AlxGa1-xAs

Переходный слой (ПС 2) GaAs

Канал InyGa1-yAs Переходный слой (ПС 1) GaAs Барьер AlxGa1-xAs СР 2 - AlxGa1-xAs/GaAs Буфер 2 – GaAs

СР 1 - AlxGa1-xAs/GaAs Буфер 1 – GaAs Подложка GaAs (100)

Электронные состояния в комбинированно-легированных КЯ

Для сравнительного анализа была зафиксирована суммарная концентрация Si легирования ND = 91012 см-2. В комбинированно- и -легированных структурах для получения близкого к симметричному профиля зоны составной КЯ, как и в Главе IV, было выбрано соотношение концентраций доноров N2/N1 = 3. Как показано в работах [107, 386], в -легированных кремнием полупроводниках из-за процессов диффузии и сегрегации уширение распределения доноров превосходит монослойный масштаб и составляет обычно 35 нм, увеличиваясь при сильном легировании. В нашем случае, для того, чтобы легирующая примесь не распространялась в барьерный слой AlxGa1-xAs, -слои кремния были расположены в ПС GaAs, отступая от слоя AlxGa1-xAs (рисунок 5.2). Слои GaAs хорошо легируются и имеют большое пороговое значение концентрации электронов 81012 см-2 (см. раздел: «Проблема легирования» Главы 1). Кроме того, ПС GaAs образуют потенциальную ступеньку, которая должна приводить к более сильной локализации 2D электронов в КЯ. Таким образом, предложенное легирование в ПС GaAs ступенчатой КЯ выполняет несколько функций. Во-первых, оно предотвращает образование DX-центров из-за диффузии атомов примеси в широкозонный барьер AlxGa1-xAs. Во-вторых, ПС GaAs образуют промежуточный барьер в КЯ, повышая энергию электронов в области -слоя. К тому же, для ступенчатой КЯ эффективная ширина потенциала для нижней электронной подзоны ограничена слоем InyGa1-yAs, тогда как верхние подзоны имеют более широкую область локализации. Поэтому была выбрана компромиссная ширина ПС GaAs, по возможности малая, чтобы их добавление не приводило к значительному уширению составной квантовой системы, но различная для двух переходных барьеров. Ширина нижнего нанослоя GaAs - 5,9 нм, а верхнего - 8,5 нм. При этом верхний -слой кремния был размещен на расстоянии 5 нм от гетерограницы AlxGa1-xAs/GaAs, что достаточно для ослабления сегрегации и диффузии кремния в нелегированный барьер AlxGa1-xAs. Толщина барьера AlxGa1-xAs взята 26 нм.

Была проведена серия расчетов при вариации параметра NS/ND =(N51 + NS2)/(ND) в диапазоне от 0 до 1 (0 соответствует традиционной структуре с однородным легированием, 1 -структуре с легированием в ПС GaAs, а промежуточные значения - комбинированному легированию) [385,387].

На рисунке 5.3 представлены пространственные профили дна зоны проводимости для трех значений NS/ND = 0, 0,33 и 1. В случае, когда вся концентрация доноров кремния введена в -слои в ПС GaAs, формально размещение доноров ближе к границе КЯ должно приводить к увеличению пространственного разделения ДЭГ и ионизированных доноров.

Оптические свойства составных КЯ, содержащих нановставки InAs и GaAs

Для анализа спектров ФЛ был проведено расчетное моделирование зонной структуры дырочных подзон в валентной зоне, дополнительно к рассчитанной в п. 6.3.1 структуре зоны проводимости в СКЯ. Анализировалось, каким образом введение нанослоев InAs и переходных барьеров GaAs повлияет на энергию электронных и дырочных состояний и волновые функции.

Прежде всего, InAs и GaAs нанослои являются деформированными на гетеропереходе с In0,53Ga0,47As. Энергия запрещенной зоны при Т 0 К в InAs оценивалась в 0,451 эВ (0,407 эВ без упругих напряжений), а в GaAs принималось равной 0,941 эВ (1,508 эВ без упругих напряжений). Снижение величины Eg в GaAs возникает из-за растягивающих напряжений. В этом случае ширина запрещенной зоны уменьшается одновременно за счет гидростатической и сдвиговой деформаций. Однако для псевдоморфно сжатой InAs вставки гидростатическая и сдвиговая деформация на Eg действуют в противоположную сторону, поэтому эффект напряжений на Eg в InAs заметно слабее.

В структуре образцов сохранялась суммарная толщина слоев, расположенных между барьерами InAlAs. Переходные слои GaAs, вводимые на гетерогранице InAlAs/InGaAs и вставки InAs, вводимые в слое InGaAs, различным способом действуют на состояния электронов и дырок. Поскольку в зоне проводимости нанослои GaAs создают потенциальный барьер по отношению к InGaAs, сравнимый с высотой InAlAs барьера, то нанослои GaAs являются барьером, поэтому фактически эффективная ширина квантовой ямы для электронов уменьшается в образцах №804 и №805, что вызывает увеличение энергии размерного квантования электронов. Вставки InAs для электронов формируют более глубокие потенциальные ямы по сравнению с InGaAs.

В валентной зоне наблюдается различный потенциал профиля зон для легких и тяжелых дырок в области InAs и GaAs вставок (рисунок 6.36). В сжатом InAs верхней валентной зоной является зона тяжелых дырок, а в растяженном GaAs – зона легких дырок. Вставки InAs по отношению к InGaAs формируют дополнительные потенциальные ямы как для тяжелых, так и для легких дырок. Однако, эффективная масса легких дырок сравнима с электронной, поэтому их ВФ локализована в области всей составной КЯ, ограниченной барьерами InAlAs. Тяжелые дырки, как показывает расчет, наоборот, локализуются в области вставок InAs. При этом из-за большой эффективной массы туннельного взаимодействия тяжелых дырок в 2-х вставках InAs не происходит. Как видно из зонных диаграмм для образцов №803 и №805, основное и 1 возбужденное состояния тяжелых дырок полностью локализованы соответственно в нижней и верхней вставках и энергия этих состояний отличается примерно на 30 мэВ, задаваемой потенциалом равновесных зарядов в зоне проводимости. Локализация дырок внутри нижней вставки может существенно сказаться на форме спектров ФЛ обр. №803 и №805, поскольку основное состояние электронов локализовано вблизи верхней границы и перекрытие волновых функций 1e-1hh мало. Из-за того, что основная подзона тяжелых дырок в образцах со вставками сдвигается вверх по энергии, рассчитанная энергия ФЛ образцов №803 и №805 уменьшается на 100 мэВ по сравнению с образцами №802 и №804 соответственно.

Переходные барьеры немного изменяют пространственный профиль ВФ тяжелых дырок, который связан с перекрытием состояний дырок и электронов. В образцах без вставок InAs из-за отталкивания положительно заряженных доноров дырки прижимаются к верхней гетерогранице. Добавление барьерного GaAs приводит к смещению тяжелых дырок ближе к центру СКЯ.

Интересная картина наблюдается для легких дырок в образце №804, поскольку GaAs для них формирует потенциальную яму по отношению к InGaAs на границах КЯ. Если бы толщина GaAs была достаточно большой, чтобы этот слой мог локализовать легкие дырки, то в таком образце в ФЛ легкие дырки участвовали бы с большей вероятностью, чем тяжелые. Однако, при весьма тонкой толщине вставок 1 нм волновая функция легких дырок распределена по всей толщине СКЯ, а энергия состояний легких дырок все равно выше по энергии в валентной зоне, чем тяжелые дырки.

Спектры фотолюминесценции

Исследование спектров ФЛ в СКЯ с парными нановставками при температуре 80 К проведено в нашей работе [423]. Спектры фотолюминесценции образцов №№802-805 в области энергии, отвечающей переходам в составных КЯ, представлены на рисунке 6.37.

Рассмотрим природу спектров ФЛ в диапазоне энергий 0,91,3 эВ. Можно выделить несколько особенностей наблюдаемых спектров ФЛ. Во-первых, наблюдается тонкая структура полосы 0,91,3 эВ, причем форма спектров в исследуемых образцах существенно различается. Во-вторых, максимальная интенсивность сигнала ФЛ для некоторых образцов (№ 802, 804 и 805) превышает или сравнима с интенсивностью сигнала ФЛ от СКЯ. В третьих, наблюдается линейная зависимость интенсивности ФЛ от мощности накачки. Указанные особенности не характерны для переходов II рода и указывают на формирование дополнительной квантовой ямы между слоями InAlAs и InP с гетеропереходом I рода. Подобные спектры ФЛ возможны в случае наличия тонкого слоя InAs на границе раздела InAlAs/InP [Ошибка! Закладка не определена.]. В нашем случае тонкий слой InAs на интерфейсе InAlAs/InP мог сформироваться во время предростового отжига подложки в результате замещения атомов P атомами As и сегрегации атомов In, которая привела к обогащению индием приповерхностного слоя. При этом в результате случайных процессов образовалась нерезкая гетерограница, содержащая тонкий переходный слой InAsP между InAlAs и InP неопределённого состава [472]. Толщина и латеральная однородность этого субслоя зависят от таких параметров, как температура и время отжига, давление мышьяка при отжиге подложки. При этом, возможно, замещение атомов P атомами As на поверхности подложки было неполным и образовался твердый раствор InAsP со сложным пространственным профилем состава. Также возможна сегрегация In из субслоя InAs в InAlAs на начальном этапе роста буфера, приводящая к обогащению индием нижних слоев буферного слоя. Изменения энергии оптических переходов за счет эффектов размерного квантования при последовательном изменении толщины InAs на 1 монослой наблюдаются в виде отдельных пиков на спектрах ФЛ.

Использование тонких вставок GaAs и InAs позволяет эффективно управлять энергией и ВФ дырок в наногетероструктурах InGaAs/InAlAs на подложках InP и, следовательно, оптическими свойствами гетероструктур. Введение вставок InAs приводит к увеличению амплитуды ВФ электронов и локализации тяжелых дырок в области вставок. При этом энергия ФЛ снижается (в основном, за счет сдвига вверх энергии тяжелых дырок), а интенсивность ФЛ возрастает за счет усиления перекрытия электронной и дырочной ВФ. Парный характер уровней тяжелых дырок из-за раздельной локализации состояний в каждой из вставок при слабой туннельной связи приводит к уширению линии фотолюминесценции СКЯ.