WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 6 |
Нижегородский государственный университет им.Н.И.Лобачевского Национальный исследовательский университет Учебно-научный и инновационный комплекс "Новые многофункциональные материалы и нанотехнологии" Д.О. Филатов Комплекс лабораторных работ ФИЗИКА ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ НАНОСТРУКТУР Мероприятие 2.2. Развитие сетевой интеграции с ведущими университетами страны, научно-исследовательскими институтами Российской академии наук, предприятиями-партнерами, создание новых форм взаимодействия Учебные дисциплины: «Физика низкоразмерных систем», «Нанофотоника» Специальности, направления: «Нанотехнология в электронике», «Микроэлектроника и полупроводниковые приборы», «Электроника и наноэлектроника» ННГУ, 2010 УДК 538.911 Комплекс лабораторных работ «Физика твердотельных наноструктур» / Сост. Д.О. Филатов. – Н.Новгород: ННГУ, 2010. – 63 с.

В комплекс лабораторных работ вошли лабораторные работы повышенного уровня по физике полупроводниковых квантоворазмерных гетероструктур и полупроводниковых инжекционных лазеров на их основе. Целью этих работ является изучение отдельных вопросов физики твердотельных наноструктур и методик исследования электрофизических, оптических и фотоэлектрических свойств квантоворазмерных полупроводниковых гетероструктур, а также определения параметров полупроводниковых лазеров с квантоворазмерной активной областью.

Данный комплекс лабораторных работ предназначен для студентов магистратуры специальностей 202100 – «Нанотехнология в электронике» и 200.200 – «Микроэлектроника и полупроводниковые приборы».

Рецензент: к.ф.-м.н., доцент Горшков О.Н.

Настоящий комплекс лабораторных работ подготовлен в рамках работ по программе «Национальные исследовательские университеты».

На обложке: схематическое изображение структуры микрополоскового полупроводникового лазера на основе двойной гетероструктуры (адаптировано из [4.4]).

2 СОДЕРЖАНИЕ 1. Исследование гетероструктур с квантовыми ямами InGaAs/GaAs C—V методом. 2. Исследование гетероструктур с квантовыми ямами InGaAs/GaAs методом спектроскопии фотолюминесценции 3. Поляризационная зависимость фоточувствительности барьеров Шоттки к гетероструктур с квантовыми ямами 4. Изучение характеристик полупроводниковых лазеров на основе гетероструктур с квантовыми ямами 1. Исследование гетероструктур с квантовыми ямами InGaAs/ GaAs C—V методом.

Цель работы: освоение методики определения параметров гетероструктур с квантовой ямой (КЯ): расстояние от КЯ до поверхности покровного слоя, поверхностной концентрации основных носителей в КЯ, высоты потенциального барьера при КЯ, положения уровней размерного квантования в КЯ и др. из её вольт-фарадных (С—V) характеристик.

Т е о р и я Рассмотрим однородно легированный полупроводник, на расстоянии zW от поверхности которого расположена середина КЯ [1.1]. Предположим, что размеры волновой функции электронов в КЯ много меньше характерных длин областей пространственного заряда (ОПЗ) в структуре, и что частота, на которой измеряется ёмкость, много меньше обратных времен установления равновесия в системе. Возможны два случая. В первом атомы легирующей примеси ионизованы при всех температурах, что характерно для n-GaAs, во втором носители вымораживаются, если температура Т 0, например в p-GaAs.

Рассмотрим первый случай. Проникновение электрического поля в полупроводник с концентрацией доноров ND описывается уравнением Пуассона:

d 1 EF e z zW, (1.1) eN NcF1/ dz2 0 D kT где и 0 — диэлектрические проницаемости полупроводника и вакуума, соответственно, Nc — эффективная плотность состояний в зоне проводимости, е — заряд электрона, — поверхностная плотность заряда КЯ, F1/—- функция Ферми индекса. За начало отсчета энергии и электрического потенциала выберем дно зоны проводимости в глубине полупроводника, где электрическое поле отсутствует. Тогда можно записать в виде:

gEdE eNDW, (1.2) E EF exp kBT где NDW и g(E) — поверхностная концентрация доноров и плотность состояний электронов в КЯ.

Рассмотрим случай, когда в отсутствие внешнего электрического поля КЯ заряжена отрицательно, то есть её окрестности обеднены электронами (рис. 1-1). Пусть gE g2DE NDW E E1 eV1 ED kT ln g, (1.3) где m g2DE E E1 eV1, (1.4) — "идеальная" плотность состояний двумерного электронного газа, тета-функция Хэфисайда, 0 — падение напряжения за КЯ m — эффективная масса электронов в зоне проводимости, g — фактор спинового вырождения, ED — энергия ионизации донора в КЯ, E0 — глубина залегания квантового уровня в ней.

Пока ОПЗ барьера Шоттки не смыкается с ОПЗ КЯ, приложенное напряжение падает на барьере (рис. 1-2 а). Поэтому зависимость ёмкости от напряжения здесь та же, что и в однородно легированном проводнике:

2e0ND CV S, (1.5) V Vгде S — площадь контакта Шоттки, V0 — потенциал плоских зон (высота барьера Шоттки). В этой области 1/C2 ~ V (рис. 1-3).

СС’ С VС VEW W EzW Рис. 1-1. Зонная диаграмма барьера Шоттки к гетероструктуре с КЯ, встроенной в квазинейтральную область полупроводника n-типа. На вставке:

эквивалентная схема ёмкости гетероструктуры с КЯ [1.1].

Е1 = EF ЕЕWzW в б a Рис. 1-2. Зонные диаграммы барьера Шоттки к гетероструктуре с КЯ при различных характерных напряжениях на барьере: в равновесии V = V(а); момент смыкания ОПЗ барьера Шоттки и КЯ V = V1 (б); момент полного обеднения КЯ V = V2 (в).

При смыкании ОПЗ барьера Шоттки и КЯ (V = V1) толщина ОПЗ скачком увеличивается до zw (рис. 1-2 б), а ёмкость соответственно скачком уменьшается (рис. 1-3). Дальнейшему проникновению внешнего поля в полупроводник препятствует экранирование его электронами в КЯ. Поэтому до напряжения V2, при котором все электроны уходят из КЯ, имеется плато ёмкости для V1 < V < V2 (рис. 1-3). При V = V2 глубина проникновения опять увеличивается скачком от zw до границы ОПЗ за КЯ (рис. 1-в), и на зависимости C(V) появляется еще один скачок (рис. 1-3). При V > V2 ёмкость изменяется по закону (1.4), но уже с другим значением V0.

Для простоты все нижеследующие формулы приводятся в расчёте на единичную площадь. Величина, обратная емкости, равна 1/CV1/CVV –V0 VVV Рис. 1-3. Модельная C—V характеристика 1 1 dV F0 0,V 0, (1.6) C dFгде F0 — напряжённость электрического поля на внутренней поверхности полупроводника (z = 0). При V > V1 падение напряжения внутри полупроводника V + V0 состоит из ND zw V V0 F0z1, (1.7) Полную ёмкость можно представить как две последовательно соединенные емкости:

dF C dV, (1.8) Czw Последняя представляет собой ёмкость полностью обедненного слоя полупроводника толщиной zw. Величину F0 можно выразить через сумму зарядов в полупроводнике:

eND zw q E0, (1.9) где q - заряд ОПЗ за КЯ, Таким образом, С’ можно представить в виде суммы двух емкостей:

d dq C' C2 C3.

(1.10) dV dV Второе слагаемое в (1.9) — ёмкость ОПЗ за КЯ, которая может быть найдена из (1.6), а первое — ёмкость КЯ, которая при Т = 0 равна плотности состояний электронов в ней на уровне Ферми: С2 = е2g(EF). Таким образом, при V > V1 ёмкость всей структуры можно представить в виде эквивалентной схемы, изображенной на вставке на рис. 1-1.

Обычно С2 >> C1, C3. Поэтому при V1 < V < V2 C C1 и не зависит от V. Из величины ёмкости на этом плато можно найти zw по (1.7).

При V = V2 C2 обращается в нуль и С’ скачком уменьшается на e2m/(2). Используя (1.5), можно получить следующее выражение для E0:

3 e20 ND2 E0 EF 1 1, (1.11) 5 8 me где 2 = 1/C2(V = V2 + 0) – 1/C2(V = V2 – 0). При T = 0 величина EF определяется ND. Таким образом, из измеренной 2 с помощью (1.10) можно найти глубина залегания двумерной подзоны в КЯ Е0.

Нерезкость скачка ёмкости при V = V2 может быть вызвана двумя причинами:

1) тепловым размытием распределения электронов по энергии;

2) нерезкостью изменения g(E) Первая причина связана с тем, что при Т 0 вклад в С2 вносит плотность состояний не только на уровнях Ферми, но и в области шириной kBT около него. Тепловое размытие по порядку величины составляет kBT C VT ~.

(1.12) e C При низких температурах ширина скачка ёмкости при V = V2 характеризует отклонение плотности состояний от идеальной, то есть является характеристикой качества КЯ. В верхней половине скачка ёмкости основной вклад в С’ вносит C2. Eсли плотность состояний на хвосте имеет вид g(E) ~ exp(–E/), то C1eV C2 B, (1.13) где eC1 eN eNDW 2CB V, 2D zw C1 V0 C1 1 (1.14) можно считать постоянной. Таким образом, из наклона зависимости С’(V) можно описать величину.

Следует отметить, что если в КЯ на плотности состояний имеется хорошо отделенный от зоны проводимости пик плотности состояний, связанный с примесью, то на С — V кривой после скачка ёмкости V = Vвозможен всплеск ёмкости, по положению которого можно определить энергию ионизации примеси.

Для того чтобы определить скачок ёмкости при V = V1, можно воспользоваться следующим выражением для половины толщины слоя ОПЗ около КЯ при V = V1:

W1.

(1.15) 2eND Тогда:

1 W1 zw,V V1, C (1.16) 1 e2m 2e0 ND zw,V V1 0.

C Из скачка ёмкости при V = V1 можно определить 0:

1 2 2 0 2e0ND, (1.17) 2 me2 4 m2e где 1 = 1/C(V = V1 + 0) – 1/C(V = V1 – 0).

Заряд КЯ определяется разностью числа электронов Ns и доноров в КЯ: 0 = e(NDW – Ns). Значение NDW можно определить из асимптотик 1/Cпри V > V2 и V < V1:

0V NDW NDLz, (1.18) ezw где V — расстояние между точками пересечения с осью V двух асимптотик 1/C2, Lz — ширина КЯ.

Поверхностную плотность электронов в КЯ можно оценить из величины плато ёмкости по напряжению V2 – V1:

Ns V2 V.

(1.19) ezw Выше, при рассмотрении емкости в окрестности V V1, не принималась в расчёт длина экранирования:

0kBT EF LD NcF1/ 2, (1.20) e2 kBT а именно она определяет ширину скачка ёмкости при V = V1, V2. Отклонение С(V) от (1.4) происходит при 1/C (zw – W1 – LD)/(0), то есть когда расстояние между краями двух ОПЗ ~ LD. Полное смыкание ОПЗ, то есть переход к ёмкости на плато, происходит при 1/C (zw – W1)/(0). Из этих соображений и (1.4), можно оценить ширину по напряжению первого скачка ёмкости:

eND eNDLD V1 2LDzw W1 L2 zw W1.

D (1.21) 20 Выше предполагалось, что толщина КЯ Lz пренебрежимо мала по сравнению с W0, W1. Учет конечности Lz вносит две поправки. Во-первых, это штарковский сдвиг уровней в КЯ, во-вторых — дополнительный вклад в ёмкость, связанный с изменением средней координаты электронов в КЯ при изменении приложенного напряжения.

Можно показать, что последняя поправка сводится просто к включению в эквивалентную схему ёмкости, последовательно включенной с Си С’ :

2 2 2 Cp ~, (1.22) me2NsLz где — отношение матричного элемента координаты между первыми двумя состояниями к ширине ямы ( 0,18 для бесконечно глубокой потенциальной ямы). Для n-GaAs с Lz ~ 10 нм, Ns ~ 1012 см–2 длина, соответствующая этой ёмкости, менее 5 нм, так что с очень хорошей точностью ей можно пренебречь.

Штарковский сдвиг приводит к добавке в левую часть (1.8) величины ~ (E0 + EF)Lz/(2W1).

Рассмотрим теперь случай, когда при T 0 носители вымораживаются. Если примесный уровень слабо размыт, то LD 0, и все предыдущие рассуждения остаются в силе с учётом этого обстоятельства. Так, например, в (1.2) следует положить NDW = 0, а в (1.9) заменить 3/5 в первом слагаемом на 1. Следует отметить, что условием существования ОПЗ около КЯ при T 0 в данном случае является требование E0 > Ei.

Э к с п е р и м е н т а л ь н а я ч а с т ь Объектом исследования в данной работе является структура с барьером Шоттки к гетероструктуре с одиночной КЯ In0,2Ga0,8As толщиной Lz 4,1 нм в квазинейтральной области слоя n-GaAs, выращенной на подложке n+-GaAs(001) методом МОС-гидридной эпитаксии при атмосферном давлении. Схема структры приведена на рис. 1-4. Буферный и покровный слои структуры легированы Si. На поверхность покровного слоя нанесены Al контакты Шоттки круглой формы толщиной 0,2 м и диаметром 0,125 1 мм.

n–GaAs КЯ InxGa1–xAs 4,1 нм n–GaAs Подложка n+–GaAs (001) Рис. 1-4. Схема образца гетероструктуры с КЯ In0,2Ga0,8As/GaAs(001) для измерения С—V характеристик.

Чип с нанесенными контактами Шоттки смонтирован на металлические держатели из Cu, покрытой In методом химического осаждения из раствора. Электрический контакт к барьеру Шоттки обеспечивается при помощи прижимных бронзовых пружинных скобок.

Схема установки измерения C—V характеристик барьеров Шоттки показана на рис. 1-5. Исследуемые образцы подключаются к контактам присоединительного устройства E7-12. Для измерений С—V характеристик при 77К образцы помещаются в сосуд Дьюара с жидким азотом.

Измерение C—V характеристик осуществляется при помомщи цифрового измерителя L, C, R E7-12. Напряжение обратного смещения на барьере Шоттки задаётся при помощи выносного пульта. Контроль напряжения смещения производится при помощи цифрового вольтметра В3-26, присоединённого к соответствующим клеммам на задней панели измерителя L, C, R E7-12.

Цифровой вольтметр Измеритель L, C, R В3-26 E7-Сосуд Дьюара Присоединительное устройство Рис. 1-5. Блок-схема установки для измерения С—V характеристик диодов с барьером Шоттки.

З а д а н и е 1. Измерить C—V характеристики диода с барьером Шоттки на основе тетероструктуры с КЯ In0,2Ga0,8As/GaAs(001) при 300 и 77К.

2. Построить С—V характеристики в координатах C(V), 1/C2(V) и N(z).

3. Определить высоту барьера Шоттки V0, концентрацию доноров в GaAs ND, толщину покровного слоя GaAs zw, концентрацию электронов в КЯ Ns, глубину залегания основного состояния в КЯ E0, параметр размытия уровня основного состояния в КЯ.

4. Построить зонную диаграмму исследованной структуры.

М е т о д и ч е с к и е у к а з а н и я 1. Перед началом работы следует ознакомиться с инструкциями по эксплуатации L,C,R-метра Е7-12 и цифрового вольтметра В3-26.

К о н т р о л ь н ы е в о п р о с ы 1. Нарисуйте равновесную зонную диаграмму барьера Шоттки к гетероструктуре с КЯ в квазинейтральной области (качественно).

2. Опишите электронные процессы, происходящие при обеднении КЯ под действием электрического потенциала, приложенного к барьеру Шоттки.

3. Какие параметры гетерострутур с КЯ можно определить из их С—V характеристик 4. Чем обусловлено размытие скачков ёмкости на C—V характеристиках барьеров Шоттки к гетероструктурам с КЯ 5. В чём заключается различие между C—V характеристиками барьера Шоттки к гетероструктуре с КЯ, измеренными при комнатной и низких температурах 6. Поясните схему и последовательность выполнения эксперимента.

Л и т е р а т у р а 1.1. В. Я. Алёшкин, Е. В. Демидов, Б. Н. Звонков, А. В. Мурель, Ю. А. Романов. Исследование квантовых ям C—V методом. ФТП25, 1047 (1991).

2. Исследование гетероструктур с квантовыми ямами InGaAs/ GaAs методом спектроскопии фотолюминесценции.

Цель работы — ознакомление с физическими основами метода спектроскопии фотолюминесценции (ФЛ) в квантоворазмерных полупроводниковых гетероструктур, а также методиками измерения и анализа спектров ФЛ гетероструктур с квантовыми ямами и определения из них параметров структур.

Pages:     || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 6 |










© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.