Лучинин В.В. Физика и технология микро

Подождите немного. Документ загружается.

110

Как видно из рисунка, оба подхода практически совпадают вплоть

до N = 3. При N = 8 происходит перестройка энергетического спектра

(антипересечение уровней). Это наглядно демонстрируется перестрой-

кой волновых функций (рис. 5).

AlAs

GaAs

AlAs

GaAs

AlAs

GaAs

AlAs

Рис. 5. Перестройка волновых функций электронов и дырок

при изменении числа монослоев

Основное состояние

Первое возбужденное

состояние

Рис. 6. Распределение электронной плотности в кубической квантовой точке

для основного и первого возбужденного состояний электрона

При N ≤ 7 оптические переходы запрещены (пространственно не-

прямые переходы), а при N ≥ 9 оптические переходы становятся раз-

решенными (пространственно прямые переходы).

111

Основное состояние

Первое

возбужденное

состояние

Рис. 7. Распределение электронной плотности в пирамидальной квантовой точке

для основного и первого возбужденного состояний электрона

В рамках развитой теории были рассчитаны энергетический спектр и

волновые функции электронов в квантовых точках произвольной формы.

В качестве примера на рис. 6 и 7 представлены распределения электронной

плотности в кубической и пирамидальной квантовых точках.

Направление «Микро- и нанофотоника»

Основные достижения кафедры в этом направлении связаны с

разработкой пакета программ для численного расчета зонной структу-

ры 1D-, 2D- и 3D-фотонных кристаллов и кристаллов с дефектами.

В качестве примера на рис. 8 показаны закон дисперсии TE- и TM-

оптических мод и распределение поля в 2D-фотонном кристалле на ос-

нове макропористого кремния с гексагональной решеткой.

Было показано, что только TM-мода имеет полную запрещенную

зону во всех направлениях зоны Бриллюэна. Это позволяет использо-

вать данный фотонный кристалл в качестве фильтра, осуществляюще-

го селекцию оптических мод.

Особый интерес в области микрофотоники представляют прибо-

ры на основе фотонных кристаллов с дефектом. Наличие дефекта при-

водит к появлению локализованных состояний в запрещенной зоне фо-

тонного кристалла. В 1D- и 2D-фотонных кристаллах локальные опти-

ческие моды могут распространяться практически без потерь, поэтому

такие кристаллы можно использовать в качестве волноведущих структур.

112

(

)

E xy

(

)

E xy

(

)

E xy

(

)

E xy

M Г X M

ТМ

M Г X M

ТМ

Рис. 8. Зонная структура и распределение поля в 2D-фотонном кристалле

на основе макропористого кремния с гексагональной решеткой

0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.00.10.20.30.40.50.6

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

Λ/2π

ωΛ

2πc

ωΛ

2πc

-polarization

0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.00.10.20.30.40.50.6

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

0.00.10.20.30.40.50.6

0.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5

0.6

Λ/2π

ωΛ

2πc

ωΛ

2πc

-polarization

{

Рис. 9. Закон дисперсии и распределение поля в локализованных модах

1D-фотонного кристалла на основе щелевого кремния с полосковым дефектом

113

На рис. 9 представлены данные по расчету 1D-фотонного кристалла на ос-

нове щелевого кремния с полосковым протяженным дефектом, заполнен-

ным воздухом. В нижней части рисунка показаны зонная структура объем-

ного фотонного кристалла и закон дисперсии локализованных на дефекте

фотонных мод TM

и TE

, частота которых попадает в запрещенную зону.

На вставках к рисунку показано распределение поля в этих модах.

Как видно, наибольшую локализацию на дефекте имеет TE

-мода,

которая может быть использована для передачи информации с помо-

щью данного волновода.

Направление «Наномеханика»

Это направление связано с разработкой основ наномеханики.

В результате анализа микроскопической теории колебания идеальной

кристаллической решетки в длинноволновом акустическом пределе

было показано, что в разложение динамической матрицы кристалла по

степеням малого параметра – волнового вектора k – входят упругие

постоянные кристалла, характеризующие его макроскопические свой-

ства как свойства сплошной среды. В этом приближении уравнение

колебания идеальной решетки может быть приближенно сведено к

системе алгебраических уравнений, содержащей в качестве параметров

тензор упругих постоянных и описывающей колебания отдельных уз-

лов. Такое представление в теории колебания решетки следует рас-

сматривать как узельное. Было показано, что в гетеросистеме, содер-

жащей кристаллические нанообъекты, динамическая матрица будет

включать дополнительные члены, нарушающие трансляционную сим-

метрию и смешивающие различные типы колебаний. Для их определе-

ния был использован метод инвариантов.

При задании соответствующих граничных условий данный подход

позволяет решать как статические, так и динамические задачи, связанные

со смещением отдельных атомов в механических кристаллических систе-

мах низкой размерности, содержащих произвольное число атомов (нано-

мембраны, атомные цепочки, изолированные кластеры).

В качестве примера на рис. 10 и 11 представлены результаты рас-

чета двух собственных колебательных мод одномерной цепочки, со-

стоящей из 21 атома, и мембраны в виде моноатомного слоя, содержа-

щего 256 атомов.

114

–10 –5

–0,2

0,2

0,4

–10 –5

–0,5

0,5

n = 1

n = 2

Рис. 10. Первая и вторая собственные колебательные моды

одномерной цепочки атомов

я мода

Рис. 11. Первая и вторая собственные колебательные моды моноатомной мембраны

Результаты, полученные по всем трем направлениям, используются

для разработки новых методов диагностики полупроводниковых кванто-

во-размерных структур, а также в учебном процессе при подготовке но-

вых дисциплин и лабораторных работ по направлениям «Электроника и

наноэлектроника», «Нанотехнологии и микросистемная техника».

По результатам данных исследований защищены 8 выпускных

бакалаврских работ, 11 магистерских и 2 кандидатских диссертации.

Список литературы

1. Глинский Г. Ф. Полупроводники и полупроводниковые нано-

структуры: симметрия и электронные состояния. СПб: Изд-во «Техно-

лит», 2008.

2. Wang L., Zunger A. Phys. Rev. 1999. B 59. 16806.

115

О. С. Комков, А. Н. Пихтин, С. А. Тарасов

ОПТИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ СТРУКТУР

НА ОСНОВЕ АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ

Определение основных параметров объемных полупроводников и

энергетического спектра наноструктур на их основе является фундамен-

тальной задачей опто- и наноэлектроники. В связи с тем, что арсенид гал-

лия хорошо изучен, его можно рассматривать в качестве модельного мате-

риала для разработки новых методов исследования соединений типа A

В то же время твердые растворы на основе арсенида галлия отличаются

невысокой стоимостью при высоком качестве эпитаксиальных слоев, что

позволяет использовать их при создании фотодетекторов для видимого и

ближнего ИК-диапазонов. В настоящей работе представлены результаты

исследования структур на основе арсенида галлия методом модуляцион-

ной оптической спектроскопии, а также рассмотрено их использование

для создания фотоприемников с различной селективностью.

Модуляционная спектроскопия наноструктур In

1–x

As/GaAs

В настоящее время самые популярные оптические методы изучения

полупроводников основаны на фото- и электролюминесценции. Однако

эти методы дают информацию лишь о самых низкоэнергетичных оптиче-

ских переходах. Вместе с тем, знание энергий других критических точек

также бывает очень важным. Метод возбуждения фотолюминесценции

может дать информацию о более высоких энергетических уровнях, но для

его реализации необходимы дорогостоящие перестраиваемые лазеры.

Они сложны в эксплуатации и имеют ограниченный рабочий диапазон

энергий. Кроме того, для получения точной информации об энергетиче-

ской структуре или качестве кристалла указанными методами необходи-

мо охлаждение исследуемого образца до температуры жидкого гелия.

Разновидности метода модуляционной оптической спектроско-

пии, к которым относятся рассматриваемые в данной статье методы

фото- и электроотражения, являются одними из лучших неразрушаю-

щих методов оптических исследований зонной структуры полупровод-

ников. Большая часть того, что известно об энергиях критических то-

116

чек различных материалов, получена именно этими методами [1].

В модуляционной спектроскопии исследуется пропускание или отра-

жение образца на различных длинах волн при одновременном внешнем

изменении (модуляции) его диэлектрической функции. В случае отра-

жения, переменная компонента сигнала (ΔR) обычно детектируется

при помощи фазочувствительного усилителя (lock-in-усилителя), что

позволяет записывать дифференциальный спектр. В методе электроот-

ражения (ЭО) модуляция осуществляется внешним переменным элек-

трическим полем, что требует изготовления электрических контактов к

образцу. В связи с этим, большее распространение получила бескон-

тактная разновидность метода модуляционной оптической спектроско-

пии – метод фотоотражения (ФО).

Модуляция в методе ФО производится при помощи механически

перекрываемого луча лазера с энергией фотонов, превышающей ши-

рину запрещенной зоны исследуемого полупроводника. Когда лазер

открыт, происходит фотогенерация носителей заряда и они захватыва-

ются ловушками на поверхности полупроводника (оборванными свя-

зями собственных атомов и др.) или на интерфейсах гетероструктуры.

Это ослабляет встроенное электрическое поле. Когда лазер закрыт, за-

селенность ловушек, а следовательно и поле, восстанавливаются [2].

В объемном полупроводнике модуляция электрического поля приво-

дит к наблюдению усиленных экситонными явлениями осцилляций

Франца–Келдыша [3]. В случае квантово-размерных структур, таких,

например, как квантовые ямы (КЯ), описанный механизм модуляции

приводит к штарковскому сдвигу энергетических уровней, что моду-

лирует диэлектрическую функцию и относительное отражение ΔR/R.

При этом удаляется вклад не интересующего нас широкого фонового

сигнала R и влияние измерительной установки. При комнатной темпера-

туре методом ФО можно измерять спектры с таким же энергетическим

разрешением, как при фотолюминесценции или при возбуждении фото-

люминесценции при температуре жидкого гелия. Кроме того, измерение

ФО может в одном спектре дать энергии критических точек в более ши-

роком диапазоне. Все это позволяет наблюдать в спектрах ФО и ЭО не

только самое низкоэнергетическое состояние, но и множество высоко-

117

энергетичных переходов. Например, как будет показано ниже, в КЯ от-

четливо наблюдаются межзонные переходы между возбужденными

уровнями квантовых ям для электронов и дырок. Это позволяет точно

определить энергии переходов и, соответственно, зонную структуру.

В отличие от более сложных оптических методов, спектр ФО

можно измерить, имея сравнительно недорогой набор оборудования:

источник белого света (например, вольфрамовую лампу), простой ре-

шеточный спектрометр и небольшой, механически прерываемый лазер

(например, He–Ne-лазер мощностью 3мВт). Это оборудование позво-

ляет проводить измерения в довольно широком спектральном диапазоне.

В качестве объекта исследования в данной работе были выбраны

одиночные квантовые ямы в структуре In

1–x

As/GaAs разной шири-

ны и состава. Такие структуры используются для создания активных

областей мощных ИК-лазеров. Излучение нескольких лазеров можно

ввести в оптическое волокно и тем самым значительно увеличить вы-

ходную мощность системы. В настоящее время подобные системы по-

лучили широкое распространение в различных областях науки и тех-

ники. Например, в машиностроении лазерный луч позволяет осущест-

влять резку или сварку металлов в труднодоступных местах.

Поскольку практически во всех полупроводниковых приборах с

квантовыми ямами они (ямы) находятся в электрическом поле, то на

первый план выходит исследование влияния внешнего и внутреннего

электрических полей на энергетический спектр КЯ. Исследовать это

влияние удалось путем измерения спектров ЭО указанных образцов.

Для этого на их поверхность был нанесен полупрозрачный слой се-

ребра, образовавший с поверхностным слоем полупроводника барьер

Шоттки. С обратной стороны образца изготавливался омический кон-

такт. В качестве модулирующего воздействия к контактам приклады-

валось слабое (около 100 мВ) переменное электрическое напряжение.

Кроме того, к этим же контактам прикладывалось постоянное напряже-

ние смещения (от +1 до –7 В), что позволяло изменять напряженность

встроенного электрического поля в пределах от 2 до 180 кВ/см.

118

На рис. 1 приведен типичный

спектр ЭО одиночной квантовой ямы

толщиной 11,5 нм при нулевом на-

пряжении смещения. Этот спектр

можно условно разделить на две об-

ласти. Область E > E

(GaAs) демон-

стрирует затухающие осцилляции

Франца–Келдыша (ОФК). По пе-

риоду этих осцилляций можно оп-

ределить величину встроенных элек-

трических полей [4], [5]. В области

E < E

(GaAs) наблюдаются межзон-

ные экситонные переходы в КЯ.

В обозначении этих переходов пер-

вая цифра соответствует номеру энергетического уровня электрона, а

вторая – тяжелой (h) или легкой (l) дырке. Для уменьшения однородного

уширения спектральных линий и, следовательно, более точного опреде-

ления их энергий, измерения спектров ЭО проводились при низкой тем-

пературе (Т = 85 К). Заметим, что в спектре наблюдаются как разрешён-

ные по симметрии переходы, так и запрещенные. Это объясняется при-

сутствием внутреннего электрического поля в области квантовой ямы [5].

Прикладывая различные напряжения смещения, мы наблюдали

квантово-размерный эффект Штарка для всех рассматриваемых экси-

тонных переходов. Этот эффект в настоящее время широко использу-

ется в модуляторах волоконно-оптических линий связи.

Несмотря на то, что основной переход с участием легкой дырки

(11l) является разрешенным, в исследуемой структуре его интенсив-

ность чрезвычайно мала. Это связано с тем, что в результате механиче-

ских напряжений (из-за несоответствия периодов решетки GaAs и

твердого раствора In

1–x

As) гетеропереход, образованный подзоной

легких дырок относится ко второму типу [6]. Легкие дырки оказыва-

ются за пределами КЯ, и оптические переходы с их участием являются

непрямыми в координатном пространстве. Однако электроотражение

позволило не только наблюдать этот переход, но и проследить влияние

на него электрического поля (до 46 кВ/см).

1.25

1.30

1.35

1.40

1.45

1.50

1.55

R/R, о.е.

-6

-4

-2

ОФК

T=85K

12h

11h

11l

13h

21h

1,25

1,30

1,35

1,40

1,45

1,50

Е, эВ

Т = 85 K

–

∆

о. е.

ОФК

Рис. 1. Типичный спектр ЭО

0,225

0,775

As/GaAs одиночной

квантовой ямы шириной 11,5 нм

при нулевом напряжении смещения.

Показаны экситонные переходы

в КЯ и осцилляции Франца–Келдыша

119

Оптическая спектроскопия структур

«металл – твердый раствор» на основе арсенида галлия

Для структур на основе барьера Шоттки методы оптической

спектроскопии являются основными методами исследования, посколь-

ку позволяют быстро и точно получать данные о важнейших фунда-

ментальных параметрах контакта, в том числе о ширине запрещенной

зоны твердого раствора и его составе, а также о высоте потенциально-

го барьера «металл – полупроводник». Особенно важны спектральные

исследования таких структур при их использовании в качестве фото-

приемников. В этом случае (кроме значений токовой чувствительно-

сти, диапазона работы и других параметров фотодетектора) спектро-

скопия позволяет оценить качество структуры, наличие дефектов и по-

верхностных состояний на границе раздела «металл – полупроводник».

В работе исследовались структуры «металл – твердый раствор

арсенида-фосфида галлия». Доля арсенида галлия в составе твердого

раствора изменялась от 1 до 0. Использовались эпитаксиальные слои

полупроводника, полученные методами жидкофазной и газофазной

эпитаксии по общепринятым методикам [7]. Толщина пленки состав-

ляла 20–50 мкм. Слои n-типа получали в результате легирования серой,

а слои р-типа – цинком и магнием.

Как показали эксперименты, эпитаксиальные пленки, выращенные

методом жидкофазной эпитаксии, имеют неровности и избыточную кон-

центрацию свободных носителей заряда вблизи поверхности. Поэтому

перед изготовлением барьеров поверхность эпитаксиальной пленки под-

вергалась специальной обработке на глубину до 10 мкм, включая механи-

ческую полировку, химическую полировку и травление.

Контакты «металл – твердый раствор» создавались с помощью

вакуумного универсального поста ВУП-4, обеспечивающего вакуум не

хуже 10

–5

мм рт. ст. Распыление металла производилось с помощью

резистивного молибденового нагревателя. В качестве металла исполь-

зовались золото, серебро, алюминий, никель и др. Толщина слоя ме-

талла составляла 0,01–0,1 мкм, а площади контактов находились в пре-

делах от 0,01 до 0,1 см

. Для улучшения адгезии подложка нагревалась

до температуры 100–200 ºС.

Лучинин В.В. Физика и технология микро - и наносистем

Подождите немного. Документ загружается.