Гетероструктуры Ge/Si с квантовыми точками для
advertisement
Гетероструктуры Ge/Si с квантовыми точками для нанотранзисторов, фототранзисторов и фотодиодов. А.В.Двуреченский, А.И.Якимов 1. Введение Прогресс в физике гетероструктур и их прикладных применениях привлек многих исследователей к изучению низкоразмерных систем. При образовании гетеросистемы относительное расположение энергетических зон по обе стороны от гетерограницы определяется полупроводниковых материалов [1]. структурой и составом входящих Если зонная диаграмма обеспечивает низшее состояние по энергии, как для электронов, так и для дырок в одном из двух входящих в систему полупроводниковых материалов, то гетероструктура относится к 1 типу. Если низшее энергетическое состояние для электронов находится в одном материале, а для дырок – в другом, то такая система относится ко 2 типу. Следовательно, в гетероструктурах 2 типа с двумя гетеропереходами образование потенциальной ямы возможно лишь для одного типа носителей – электронов или дырок. Для другого типа носителей будет существовать барьер. Зонную диаграмму таких гетероструктур в литературе часто называют ступенчатой, подразумевая одинаковый тип ступеней при разрыве зоны проводимости и валентной зоны: восходящие или нисходящие по энергии ступени на гетерогранице для каждой зоны. В кластерах одного материала в объеме другого вещества ограничение движения носителей заряда осуществляется во всех трех направлениях. Если размер кластера сопоставим с дебройлевской длиной волны электрона и дырки или с боровским радиусом экситона, то такие включения называют квантовыми точками (КТ) [2], а полупроводниковые структуры с такими кластерами – гетероструктуры с квантовыми точками [1Error! Bookmark not defined.]. Локализация заряда в КТ приводит к изменению хода потенциала в окружающей среде. Следствием такого изменение является возможность образования потенциальной ямы вокруг КТ для носителей противоположного знака, и формирование связанных состояний в такой яме. В гетероструктурах 2 типа локализованные состояния для электронов и дырок формируются по разные стороны от гетерограницы в самосогласованных потенциальных ямах. Находящиеся в этих состояниях электроны и дырки пространственно разделены и переход между этими состояниями является непрямым в пространстве. В настоящее время наиболее перспективный метод формирования массива квантовых точек основан на эффектах самоорганизации полупроводниковых наноструктур в гетероэпитаксиальных системах. Упругие деформации в эпитаксиальной пленке и островках на ее поверхности являются ключевым фактором как в морфологическом переходе от плоской пленки к островковой (механизм Странского-Крастанова), так и в последующих изменениях размеров, формы и пространственного распределения островков. В последовательности происходящих кинетических переходов важной является стадия формирования однородных по размеру, когерентных (не содержащих дефектов) трехмерных островков. При этом удается получить островки нанометровых размеров, в которых энергия размерного квантования составляет около 100 мэВ. Эта величина заметно превышает тепловую энергию частиц при комнатной температуре (26 мэВ), поэтому тепловым перераспределением носителей заряда по локализованным состояниям в энергетическом окне порядка k T (k – постоянная Больцмана, T – температура) можно пренебречь. Такие системы обеспечивают возможность функционирования приборов на структурах с квантовыми точками при комнатной температуре, а также реализации приборных характеристик, нечувствительных к изменению температуры в достаточно широкой области. Изменение размеров нанокластеров обеспечивает возможность управления энергетическим спектром в системе с квантовыми точками и, следовательно, возможность регулирования области поглощения или излучения электромагнитных волн. Элементарные полупроводники Ge и Si характеризуются непрямыми оптическими переходами вблизи края фундаментального поглощения излучения. Следствием непрямых переходов является меньшая величина коэффициента поглощения, по сравнению с прямозонными полупроводниками, и связанные с этим ограничения в характеристиках фотоприемников и излучателей. При переходе от объемного материала к нанокластерам существующие ограничения по правилам отбора при оптических переходах в значительной мере ослабляются. Исследования квантовыми точками оптических свойств гетероструктур Ge/Si с показали, что величина сечения оптического поглощения оказывается сравнимой (или даже превышает) соответствующие значения для полупроводниковых соединений А3В5, А2В6, которые традиционно используются при создании фотоприемников ИК излучения. Это обстоятельство свидетельствует о перспективности гетероструктур Ge/Si с квантовыми точками на пути создания фотодетекторов, обеспечивающих поглощение излучения при нормальном падении света на структуру. В работе приведены результаты по разработке физико-химических основ технологии и исследования некоторых характеристик нанотранзисторов и фотоприемников на основе гетероструктур с квантовыми точками. 2. Полевой нанотранзистор на основе гетероструктур Ge/Si с квантовыми точками на подложках КНИ При решении направлены на проблемы создания нанотранзисторов основные усилия формирование в канале транзистора квантовых точек. Это обстоятельство позволяет в полной мере реализовать преимущества квантовых и одноэлектронных эффектов, таких как туннелирование, размерное квантование энергетического спектра носителей заряда и кулоновская блокада, присущих для электронных элементов нанометрового масштаба. Основные усилия здесь сосредоточены на кремниевых полевых транзисторах с КТ, которые изготавливаются с помощью электронной литографией в комбинации с анизотропным травлением [3], селективным окислением [4], либо с помощью эффекта поля [5]. Для того, чтобы обеспечить работу квантового транзистора при комнатной температуре, необходимо, чтобы размеры КТ не превышали 10 нм. Это обстоятельство в значительной мере ограничивает возможность применения традиционных литографических технологий для создания КТ столь малых размеров. Наилучшие результаты получены в настоящее время в Японии на структурах кремний-на-изоляторе (КНИ), в которых канал полевого транзистора с верхним затвором из поликремния был сформирован в виде точечного контакта [6]. Авторам этих работ удалось получить одноэлектронный кремниевый транзистор, в котором модуляция тока, ограниченного кулоновской блокадой, при варьировании напряжения на затворе достигала 100% уже при T 77 К. Из периода осцилляций тока был оценен размер квантовой точки, образующейся в точечном контакте, равный 4.4 нм. К сожалению, механизм формирования в достаточно широком (25 нм) канале такой маленькой точки неизвестен, более того, оказывается, что этот процесс носит случайный характер и плохо воспроизводится на разных образцах. Эти обстоятельства стимулируют поиск новых подходов к созданию нанотранзисторов, работающих при комнатной температуре. Самоорганизующиеся наноструктуры Ge/Si с размерами нанокластеров Ge 10 нм и менее [7], спонтанно формирующиеся в результате снятия напряжений в растущей напряженной гетеросистеме без каких-либо литографических процессов, позволяют направленно формировать канал транзистора с заранее заданным и контролируемым размером и числом квантовых точек. Ранее нами сообщалось о создании на подложках КНИ кремниевого полевого транзистора с полосковым затвором, в котором канал состоял из массива самоорганизующихся нанокластеров Ge [8]. Размеры канала и затвора транзистора составляли величину порядка 1 мкм. Были обнаружены осцилляции тока канала транзистора в зависимости от потенциала затвора в области температур 200 К. Здесь мы приведем данные по разработке технологии и исследовании характеристик кремниевого полевого транзистора с квантовыми точками Ge, в котором длина затвора уменьшена до субмикронных размеров ( ~ 0.3 мкм). 2.1. Технологический процесс изготовления Ge/Si нанотранзисторов 2.1.1. Формирование гетероструктур Ge/Si с квантовыми точками. Исходным материалом в нашей работе служили пластины КНИ, приготовленные по технологии SIMOX (фирма IBIS) и SMART CUT (фирма Wafer World, Inc). Ориентация поверхности пластин в обоих случаях – (100). Для пластин SIMOX толщина отсеченного кремниевого слоя составляла 150 нм, толщина захороненного окисла – 400 нм, для структур SMART CUT – 280 нм и 380 нм, соответственно. Дифракционная картина, полученная от поверхности кремниевого слоя, свидетельствовала о высоком кристаллографическом совершенстве рабочего слоя пластин КНИ и его пригодности для проведения процесса молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). Согласно принципам масштабирования, при уменьшении горизонтальных размеров транзистора (длины и ширины канала), необходимо уменьшать вертикальные размеры прибора. Поэтому перед проведением процесса МЛЭ отсеченный кремниевый слой обеих пластин КНИ утонялся до толщины 20 нм. Утонение проводилось при помощи окисления в сухом кислороде при температуре Т=1075оС и последующего удаления окисла в растворе плавиковой кислоты. Толщина окисла контролировалась по кремниевой пластине-спутнику. Процесс проводился поэтапно. На каждом этапе толщина кремниевого слоя уменьшалась на 45 нм. Для контроля толщины пленки кремния использовался автоматический спектральный эллипсометр. Окончательная толщина пленки кремния составила 40 нм для пластин КНИ, приготовленных по технологии SIMOX, и 205 нм для пластин, приготовленных по технологии SMАRT CUT. Было замечено, что во втором случае спектр оптических констант и для утоненного слоя кремния изменился по сравнению со спектром от исходной пластины, который, в свою очередь соответствовал известным данным для монокристаллического кремния. Различие может быть обусловлено дефектностью кремниевого слоя вблизи границы Si/SiO2, либо наличием рельефа (шероховатости поверхности) тонкой пленки кремния. На КНИ пластинах, полученных по технологии SIMOX, изменения оптических констант в процессе уменьшения толщины отсеченного кремния не наблюдалось. На следующем этапе с помощью МЛЭ на пластинах КНИ осаждались эпитаксиальные слои кремния с квантовыми точками германия. Вначале, при температуре подложки 800оС выращивался буферный слой Si толщиной 15 нм, после чего температура понижалась до 300о С и осаждался Ge в количестве 8 монослоев. Скорость осаждения составляла 0.3 нм/с для Si и 0.03 нм/c для Ge. Сформированные таким образом нанокластеры Ge имели форму пирамид со средними размерами основания 10 нм и высотой 1 нм. Далее Ge заращивался слоем кремния при температуре 500оС. Обеспечение квантовых точек Ge носителями заряда (дырками) осуществлялось либо путем введения в структуру -легированного бором слоя Si на расстоянии 20 нм над слоем германия, либо осаждением сильно легированного бором слоя Si толщиной 30 нм. Слоевая концентрация бора в различных образцах варьировалась в интервале 0.6 2.4 1013 см-2. Энергия ионизации примесных атомов В в Si составляет 45 мэВ, а энергии дырочных состояний, отсчитанные от края валентной зоны Si, в Ge нанокластерах с указанными выше размерами находятся в диапазоне 400-200 мэВ. [9] После перехода дырок с мелких уровней бора в кремнии на глубокие состояния в нанокластерах Ge происходит заполнение дырками не только локализованных состояний в нанокластерах Ge, но и двумерных дырочных состояний в сплошном подстилающем слое Ge. Слабая (неактивационная) температурная зависимость слоевой проводимости такой структуры в интервале температур от 4 до 300 К подтверждает наличие канала, содержащего вырожденный газ носителей заряда. Морфология растущей пленки контролировалась in situ с помощью дифракции быстрых электронов (ДБЭ). По данным ДБЭ эпитаксиальные слои на пластине КНИ полученной по технологии SMART CUT характеризовались повышенной шероховатостью поверхности на всех этапах роста от предэпитаксиальной очистки до конечной структуры. Визуально пленка выглядела матовой. Слои Si, выращенные на КНИ пластинах, изготовленных по технологии SIMOX, имели зеркальную поверхность. Анализ рельефа поверхности после эпитаксиального роста с помощью атомного силового микроскопа дал среднюю величину шероховатости 2.7 нм для пластин SIMOX и 7.3 нм для пластин SMART CUT. 2.1.2. Изготовление МДП транзисторов Полученные описанным выше образом гетероструктуры служили основой для изготовления МДП транзисторов. Окончательная толщина кремниевого слоя над захороненным окислом составила 147 нм для КНИ пластин SIMOX и 120 нм для пластин SMART CUT. При формировании МДП транзисторов в разных вариантах использовалась электронной фотолитография, литографией. либо фотолитография Изготовление затворов в комбинации субмикронной с длины осуществлялось либо путем жидкостного дотравливания затворов размерами 1 мкм, либо непосредственно с помощью электронной литографии. Типичный технологический маршрут включал следующие операции. 1. Полная химическая обработка пластин. 2. Нанесение фоторезиста и экспонирование через маску 1. 3. Плазмо-химическое травление слоев Si до захороненного окисла – формирование канала транзистора и площадок под контакты сток - исток. Ширина канала транзистора составляла 1 – 2 мкм, длина варьировалась в диапазоне 4 – 10 мкм. 4. Осаждение подзатворного SiO2 из газовой фазы. Окисел моносилановый, температура осаждения 450оС, толщина от 60 до 100 нм. 5. Нанесение фоторезиста и экспонирование через маску 2. 6. Жидкостное травление SiO2 через окна в фоторезисте. Формирование окон в диэлектрике под контакты сток-исток. 7. Напыление металла Ti/Au, толщина 20/50 нм. 8. Обратная (“взрывная”) литография. Формирование контактов сток – исток и знаков совмещения для электронной литографии. 9. Оптический и электрофизический контроль качества контактов. 10. Нанесение и экспонирование электронного резиста для формирования затворов субмикронных размеров. 11. Вскрытие окон в электронном резисте. 12. Напыление металла Ti/Au, толщина 20/70 нм. 13. Обратная (“взрывная”) литография. Формирование затвора транзистора длиной 300 нм. 14. Отжиг в водороде. Температура отжига 430оС, время отжига 20 минут. Технологический маршрут предполагал изготовление затворов транзисторов двух видов. В первом случае затвор представлял собой полоску металла шириной 0.3 – 1.0 мкм (сплошной затвор). Во втором варианте полоска имела зазор величиной 0.3 мкм, расположенный по середине канала транзистора (расщепленный затвор). Каждая половинка затвора имела свою контактную площадку, что давало возможность более гибко менять размеры области обеднения в канале транзистора. Изображения транзисторов со сплошным и расщепленным затворами в атомно-силовом микроскопе и схематичное изображение поперечного сечения канала транзистора представлены на рис. 1. Рис.1 2.2. Электрофизические характеристики Ge/Si транзисторов При данной конструкции нанотранзистора роль полоскового затвора заключается в обеднении дырками щелевой области канала под затвором при подачи на затвор положительного потенциала относительно потенциала канала. В резонансных условиях, когда соответствующий энергетический уровень дырки в нанокластерах Ge совпадет с уровнем Ферми истока, возникнет туннельный ток через канал транзистора, и на затворной характеристике должен появиться максимум. На рис. 2 представлена типичная экспериментальная зависимость тока канала транзистора от потенциала полевого электрода V g при температуре T 7.4 К. Напряжение сток-исток было равным 10 мВ. В данном случае затвор был сплошной и его длина составляла 0.3 мкм. Наблюдается серия осцилляций тока, связанных с туннельным прохождением дырок через дискретные энергетические уровни в КТ Ge. При Vg 14 В канал полностью обеднен носителями и транзистор закрыт. Рис. 2. На рис. 3 приведены стоковые вольт-амперные характеристики (ВАХ) при той же температуре. Кривая 1 снята при затворном напряжении Vg 13.4 В, при котором на затворной характеристике наблюдается последний максимум проводимости канала (см. рис. 2). ВАХ 2 измерена при Vg 15 В, когда все дырки удалены из подзатворной области, и приложение тянущего смещения приводит к инжекции дырок в КТ. Последняя кривая имеет вид типичной ВАХ с линейными туннельными переходами в режиме кулоновской блокады, когда в окрестности нулевого смещения есть “кулоновская щель” (область подавления тока), а затем асимптотический выход на омический режим (штриховые линии на рис. 2). В резонансных условиях (кривая 1) кулоновская блокада уже снята соответствующим потенциалом полевого электрода, и участка малого тока не наблюдается. Рис. 3. Возникает вопрос, связаны ли пики тока с дискретными уровнями дырок в одной и той же квантовой точке, либо они являются результатом туннелирования через серию параллельно включенных КТ с различным набором энергетических уровней. На рис. 4 представлено семейство затворных характеристик при различных температурах. На основе анализа всего семейства кривых осцилляции тока можно условно разбить на две группы. Первая группа, состоящая из трех максимумов, наблюдается в области Vg 3 8 В, вторая (два максимума) расположена при Vg 10 14 В. Пики тока из этих групп имеют большую ширину ( ~ 1 В) и сохраняются при повышении температуры транзистора до ~ 70 К, все остальные максимумы, более узкие, довольно быстро исчезают с ростом температуры. Мы полагаем, что узкие пики связаны с туннелированием дырок через отдельные КТ с размерами, сильно отличающимися от среднего, в то время как широкие пики есть следствие суперпозиции максимумов от группы квантовых точек с близкими размерами. Поскольку дублет, расположенный при Vg 10 14 В, является последним на шкале напряжения, то его естественно связать с заполнением основного состояния дырок в КТ. Тогда три пика в области Vg 3 8 В должны отвечать возбужденным дырочным состояниям. Рис. 4. Численное моделирование электронной структуры пирамидальных нанокластеров [10] Ge в Si(001) проводилось в рамках модели сильной связи с базисом sp 3 . Учитывалось взаимодействие между соседними атомами в рамках двухцентрового приближения [11] и спин-орбитальное взаимодействие [12]. Для учета деформационных эффектов [13] была введена зависимость межатомных матричных элементов гамильтониана от ориентации соответствующих связей и от их длин [14]. Волновые функции (в.ф.) дырок в основном и в первых возбужденных состояниях приведены на рис. 5. Волновая функция дырки в основном состоянии характеризуется полным отсутствием узловых поверхностей (т.е. тех поверхностей, на которых в.ф. обращается в ноль). Это обстоятельство по аналогии с движением в центральносимметричном поле позволяет классифицировать его как s-состояние. В.ф., представленные на рис. 5б и 5в, напоминают ориентированные вдоль диагоналей основания пирамиды гантелеобразные р-состояния, известные в атомной физике. Разность энергий дырок в этих двух р-состояниях невелика и составляет всего 7 мэВ, что обусловлено спин-орбитальным взаимодействием и неэквивалентностью кристаллографических направлений 110 и 110 . Расчетный энергетический зазор между s- и р-состояниями для пирамиды Ge с размерами основания 10 10 нм2 равен Eqsp 50 мэВ. Рис. 5. Каждое из состояний двукратно вырождено по направлению спина. Однако в экспериментах, основанных на эффекте поля, такое вырождение снимается вследствие кулоновского взаимодействия носителей заряда. Поэтому на затворной характеристике нанотранзистора каждый пик проводимости отвечает прохождению через квантовую точку одной дырки (полуцелому заряду КТ), а расстояние между пиками кроме энергии размерного квантования должно включать в себя еще и энергию взаимодействия дырки, добавляемую в КТ, с дырками, уже находящимися в КТ. Так, например, в диапазоне Vg 8 10 В каждая Vg 12 В по одной, а КТ содержит в среднем по две дырки в s-состоянии, при при Vg 14 В уже ни одной. Энергетические зазоры E между соответствующими уровнями дырок в КТ Ge можно найти из соотношения E eVg , где e - заряд электрона, безразмерный коэффициент масштабного преобразования шкалы напряжения в энергетическую шкалу, Vg – расстояние между пиками тока транзистора на шкале напряжения на затворе. В свою очередь, величина может быть определена из температурной зависимости ширины пиков тока на полувысоте, которая в режиме кулоновской блокады должна изменяться с температурой как 3.5kT e , где k - постоянная Больцмана [15]. На рис. 6 представлена зависимость ширины максимумов тока на полувысоте, усредненная по трем пикам для возбужденных состояний (для р-образных состояний) и по двум пикам для sсостояния, от температуры. Рис. 6 Из тангенса угла 1.7 0.3 102 состояний. С для учетом наклона аппроксимирующих основного этих и значений прямых 2.0 0.2 102 взаимодействия двух дырок в s-состоянии получаем было для энергию найдено возбужденных кулоновского ECss 42 мэВ, среднюю энергию взаимодействия дырок в p-состояниях ECpp 24 мэВ и энергетический зазор между основным и возбужденным состояниями, включающий в себя энергию размерного квантования ( Eqsp ) и энергию взаимодействия s и p дырок ( ECsp ), E sp 77 мэВ. Считая, что Eqsp 50 мэВ, находим ECsp 27 мэВ. Отметим, что, по крайней мере, две из этих величин ( ECss и E sp ) существенно превышают тепловую энергию при комнатной температуре (26 мэВ), что может явиться в дальнейшем ключевым обстоятельством для реализации Ge/Si нанотранзисторов с квантовыми точками, успешно работающих в области температур вблизи комнатной. 3. Фотоприемник на основе p-i-p-структур со встроенным массивом квантовых точек. Работы по созданию приемников излучения с квантовыми точками (КТ) начались лишь в самом конце 90-х годов в основном на базе гетероструктур InAs/GaAs и Ge/Si, и в настоящее время пока все усилия сосредоточены на получении эффективных одиночных элементов. Фотоприемники (ФП) с КТ в состоянии покрывать существенную часть ИК диапазона, актуального для военного и гражданского применения, – начиная от телекоммуникационных длин волн в ближней ИК области (1.3-1.5 мкм) и заканчивая дальним ИК диапазоном спектра (20 мкм). Дополнительное ограничение движения носителей заряда в плоскости структур, а также дискретный энергетический спектр носителей заряда приводит к ряду существенных преимуществ ФП с КТ по сравнению со структурами с квантовыми ямами, а также с объемными слоями. Такими преимуществами являются [17]: (1) снятие запрета на оптические переходы, поляризованные в плоскости ФП, что предоставляет возможность работы прибора при нормальном падении света без применения дополнительных решеток и отражателей; (2) большая величина силы осциллятора (а следовательно и коэффициента поглощения света) для внутризонных и экситонных переходов из-за локализации волновой функции носителей заряда во всех трех измерениях пространства; (3) большое время жизни фотовозбужденных носителей заряда (а значит и большая величина коэффициента захвата фотоэлектрического носителей разрешенных в КТ, усиления) причиной энергетических вследствие последнего состояний между служит уровнем низкой либо в КТ скорости отсутствие и зоной распространенных состояний, либо подавление рассеяния на оптических фотонах в условиях, когда энергетический зазор между уровнями размерного квантования больше энергии оптического фонона; (4) и, наконец, малые темновые токи (а значит и высокая рабочая температура фотодетектора), последнее обстоятельство является следствием равенства энергии фотоионизации КТ и энергии активации проводимости из-за дискретного энергетического спектра носителей в КТ. Наиболее существенными недостатками ФП со слоями КТ являются: (1) неизбежная дисперсия размеров КТ в массиве, приводящая к неоднородному уширению спектра поглощения и к уменьшению абсолютной интенсивности фотоотклика; (2) низкая слоевая плотность КТ (10 9-1010 см-2), которая, как правило, на 2-3 порядка меньше типичных концентраций электронов в двумерных подзонах ФП с квантовыми ямами (1011-1012 см-2). 3.1. Структура фотоприемника Схематичное изображение предлагаемого фотодетектора, содержащего в активной области восемь слоев квантовых точек Ge, представлено на рис. 7. Структуры выращивались сильнолегированной методом подложке p+-Si молекулярно-лучевой (КДБ-0.005), эпитаксии служащей на нижним электрическим контактом. Верхний электрод формировался путем осаждения 50 нм p+-Si с концентрацией бора 1019 см-3. Толщина областей Si между соседними слоями Ge составляла 110 нм. Нанокластеры Ge (квантовые точки) имели средние размеры в плоскости роста 15 нм, высоту 1.5 нм, их слоевая плотность составляла 3 1011 см-2. На расстоянии 10 нм от каждого слоя Ge проводилось дельта-легирование Si бором со слоевой концентрацией бора 6 1011 см-2. При таком расстоянии практически все дырки переходили из дельта-легированных слоев в слои Ge, что обеспечивало практически полное заселение основного состояния КТ дырками. Рис.7 Активная область прибора площадью 1.51.5 мм2 формировалась с помощью жидкостного травления в растворе на основе HF:HNO3 на глубину 5 мкм. Для создания контактов к слоям p+-Si напылялись золотые площадки диаметром 0.5 мм. Измерения фотоотклика проводились между верхним и нижним слоями p+-Si. 3.2. Фототранзисторный механизм фотопроводимости. Фотодетектор, изображенный на рис. 41, представляет собой фототранзистор с плавающей базой [18]. Роль базы в таком фототранзисторе выполняет массив нанокластеров Ge, заключенный внутри слоя i-Si между p+-Si эмиттером и p+-Si коллектором. В отсутствии освещения квантовые точки обладают положительным зарядом дырок, находящихся в основном состоянии. Электростатический потенциал заряженных КТ создает потенциальный барьер для дырок величиной 2 LK 0 , где L - период повторения слоев Ge, K - число слоев КТ, - плотность заряда в каждом из слоев КТ, - относительная диэлектрическая проницаемость кремния, 0 - электрическая постоянная. Механизм появления фотопроводимости иллюстрирует рисунок 8. При освещении дырки в КТ переходят из основного состояния в возбужденное, в котором вследствие подбарьерного проникновения волновая функция дырки имеет больший радиус локализации. Это означает, что при освещении уменьшается эффективная плотность положительного заряда, сосредоточенного в слое квантовых точек , а значит уменьшается потенциальный барьер между эмиттером и коллектором и возрастает термоэмиссионый ток дырок через структуру[19]. Рис. 8. 3.3. Фотоэлектрические характеристики фототранзистора. Температурная зависимость темновой проводимости в таких структурах на омическом участке вольт-амперной характеристики следует активационному закону с энергией активации, близкой к глубине залегания энергетического уровня дырки в основном состоянии (400 мэВ). При увеличении напряжения свыше 0.1 В наблюдалась квадратичная зависимость тока от напряжения, связанная, по-видимому, с инжекцией дырок в КТ и их накоплением в возбужденном состоянии. В этом режиме энергия активации проводимости (энергия, требуемая для удалении дырки в делокализованные состояния валентной зоны) уменьшается до величины 300 мэВ, что действительно близко к энергии залегания уровня дырки в первом возбужденном состоянии в КТ Ge [20]. На рис. 9 показаны спектры ампер-ваттной чувствительности фототранзистора при различных напряжениях. Наблюдаются два пика фотопроводимости. Низкоэнергетичный пик в районе длины волны фотонов 20 мкм связан с переходом дырки из основного в первое возбужденное состояние (переход E01 ), максимум на длине волны 10 мкм обусловлен переходом на третий уровень в КТ (переход E02 ). Положения соответствующих максимумов согласуются с разницой в энергиях между первым и вторым, первым и третьим уровнями в Ge КТ, определенными с помощью резонансной туннельной спектроскопии [21]. Рис. 9. Амплитуда пиков фотопроводимости как функция напряжения приведена на рис.10. В области напряжений >0.4 В с ростом напряжения интенсивность линий начинает уменьшаться, поскольку дырки накапливаются в возбужденных состояниях, и оптические переходы блокируются согласно принципа Паули. Рис. 10 На рис. 11 приведены результаты измерения токового шума in . Коэффициент внутреннего усиления g находится из соотношения in 4eI d gf , где e - заряд электрона, I d - темновой ток, f - полоса пропускания фильтра. Результат представлен на рис. 11. Обычно величина g растет линейно с напряжением и насыщается в сильных полях вследствие насыщения дрейфовой скорости носителей заряда. В нашем случае ситуация другая: при напряжениях больше 0.1 В коэффициент усиления начинает падать, стремясь к единице при больших напряжениях. Такое поведение является следствием интенсивной инжекции дырок в КТ. Как только носитель, возбужденный в валентную зону, покидает образец, происходит немедленная инжекция другого такого в КТ. Из соотношения L2 g V (L- расстояние между - электродами, подвижность фотовозбужденных носителей, V -приложенное напряжение) можно определить время захвата дырок в основное состояние КТ. Зависимость от напряжения приведена на рис. 11(б). Рис. 11. Комбинируя данные по токовой чувствительности шума, мы получили фототранзистора максимальную D* 1.7 10 8 смГц1/2/Вт R с измерениями токового обнаружительную на длине волны способность 20 мкм и D* 0.7 10 8 смГц1/2/Вт на 10 мкм при комнатной температуре. Квантовая эффективность фототранзистора 0.1% была определена из соотношения R e hg , где R - максимальная токовая чувствительность, частота фотона Рис. 12). Следует отметить, что даже в отсутствие оптимизации параметров структуры полученные значения сравнимы и даже выше достигнутых в настоящее время в квантовых точках на основе систем InAs/GaAs [22]. Рис. 12. Важным результатом является обнаруженное смещение пиков межуровневой фотопроводимости в длинноволновую область спектра при увеличении напряжения, причем это явление не зависит от полярности напряжения. "Красный" сдвиг межуровневого резонанса при оптической инжекции дырок в возбужденное состояние наблюдался в спектрах фотоиндуцированного поглощения в многослойных Ge/Si гетероструктурах с квантовыми точками [23] и является следствием подавления эффекта деполяризации [24]. Подобное явление должно наблюдаться и в фотоприемниках со встроенными массивами КТ. При низких напряжениях (в отсутствии инжекции) межуровневый резонанс смещен в сторону больших энергий от энергии размерного квантования вследствие эффекта деполяризации. Принцип Паули приводит к тому, что при заполнении возбужденного уровня вероятность межуровневых переходов коллективное возвратиться уменьшается и возбуждение распадается. В результате, резонанс вынужден в исходное, невозмущенное коллективным взаимодействием положение. 3.4. Сравнение параметров фоточувствительных структур с квантовыми точками Представляет интерес провести сопоставление существующих в настоящее время немногочисленных данных по сечению фотонного поглощения и обнаружительной способности для структур с КТ. Эти данные приведены в Таблице 1. Для системы Ge/Si область длин 6 – 20 мкм соответствует межуровневым переходам [25], а область 1.7-3 мкм – межзонным непрямым переходам (в реальном и k – пространстве). Видно, что большее сечение соответствует переходам между состояниями, связанными с ограничением движения частиц в вертикальном направлении (в направлении z). Исключение составляют системы InAs/InAlAs и Ge/Si, в которых большие сечения поглощения фотонов наблюдались и при латерально поляризованных переходах (поляризация света в плоскости слоев КТ xy). Это обстоятельство позволяет рассматривать эти системы как перспективные на пути создания фотодетекторов, обеспечивающих поглощение излучения при нормальном падении света на структуру [26]. Аналогичный вывод для гетероструктур Ge/Si следует из сравнительного анализа обнаружительной способности D * фотоприемников с различными КТ. Оказалось, что параметр D * при комнатной температуре для системы Ge/Si более чем в два раза превосходит величину D * , измеренную в структурах InAs/GaAs с КТ. Таблица 1. Сопоставление обнаружительной способности фотодетекторов на основе структур с двумерным электронным газом и структур с КТ (см. таблицу) показывает, что D * в двумерных системах примерно на порядок больше, чем достигнутые в настоящее время значения обнаружительной способности в структурах с КТ. Это, по-видимому, связано с большей концентрацией носителей в двумерных сверхрешетках ( 1012 см-2). Исследованные в настоящее время фоточувствительные структуры содержат не более 10 слоев КТ. Простые оценки показывают, что увеличение числа слоев с КТ Ge должно обеспечить преодоление такого разрыва. 4. Ge/Si p-i-n фотодиод со встроенными слоями квантовых точек Ge для ближней ИК области (1.3-1.5 мкм) 4.1. Постановка проблемы Одним из важнейших направлений развития перспективных способов передачи информации является разработка волоконно-оптических линий связи (ВОЛС) и связанных с ними фотонных приборов, работающих в ближнем окне пропускания атмосферы (1.3-1.5 мкм). Представляется необходимым создания на одном и том же чипе всего набора компонентов ВОЛС: модуляторов, демодуляторов, мультиплексоров, светоизлучающих устройств и, естественно, фотоприемников. Для уменьшения стоимости таких систем нужно, чтобы все компоненты могли быть интегрированы в современную кремниевую технологию СБИС и сформированы на кремниевых подложках. Однако сам кремний прозрачен для фотонов с длиной волны больше 1.1 мкм. Хорошей чувствительностью в области 1.5 мкм обладают германиевые ФП. В связи с этим возникает проблема создания гетероструктур Ge/Si, фоточувствительных при комнатной температуре в диапазоне телекоммуникационных длин волн 1.3-1.5 мкм. На начальном этапе решение этой проблемы осуществлялось либо путем осаждения объемных слоев Ge на Si [27], либо путем выращивания многослойных напряженных сверхрешеток GexSi1-x/Si [28], [29], [30]. Традиционно критериями оценки качества таких ФП служат величины квантовой эффективности, темнового тока при напряжении 1 В или тока насыщения в диодных структурах. Было продемонстрировано, что при длине волны фотонов =1.3 мкм квантовая эффективность таких ФП составляет величину =1-4.2% в условиях нормального падения света на приемник и может достигать =11% при засветке торца планарных волноводов, сформированных на той же кремниевой подложке. В последнем случае прохождение света вдоль слоев GeSi и многократное отражение от стенок волновода и позволяло достичь больших значений . Несмотря на относительно высокое значение квантовой эффективности, темновые токи в объемных и многослойных GexSi1-x/Si гетероструктурах оказались слишком велики. Так, типичные величины плотности темнового тока при смещении 1 В и комнатной температуре составляли 10-4-10-3 А/см2, а плотность тока насыщения 10-2 А/см2, что существенно превышало токи как в кремниевых, так и в германиевых p-n диодах. Следующим шагом в решении проблемы разработки эффективных Ge/Si ФП стала замена сплошных слоев GeSi слоями германиевых квантовых точек. В работах [31] сообщалось о создании волноводных структур на основе кремнивых p-i-n диодов с введенными в базу диода слоев островков Ge. Была получена квантовая эффективность =2.3% при =1.3 мкм и плотность темнового тока J 4.2 10 4 А/см2 при обратном смещении 1 В. Авторы работы [32] сообщили о создании Si p-i-n диодов c нанокластерами Ge, в которых на длине волны =1.46 мкм максимальная квантовая эффективность достигала 8%, а темновой ток рекордно низкого значения I 3 10 5 А/см2. Следует отметить, что в цитированных выше работах плотность островков Ge составляла величину ~ 109 см-2, островки имели латеральный размеры около 100 нм и высоту 10 нм. При таких больших размерах расщепление энергетических уровней вследствие квантово-размерного эффекта в плоскости роста ( ~ 1 мэВ) тепловой энергии при комнатной температуре (26 мэВ), много меньше поэтому все преимущества ФП с квантовыми точками над системами большей размерности (например, малые темновые токи) не были реализованы в полной мере. Стало ясно, что для дальнейшего улучшения параметров ФП необходимо уменьшать размеры КТ до величин менее 10 нм и одновременно увеличивать слоевую плотность КТ с тем, чтобы добиться минимальных значений темнового тока без потери квантовой эффективности фотопреобразования. Целью данной работы являлась создание Ge/Si фотодетектора, содержащего массивы квантовых точек Ge со слоевой плотностью КТ на уровне 1012 см-2 и размерами точек менее 10 нм, обладающего малыми темновыми токами и высокой чувствительностью к излучению с длиной волны фотонов 1.3-1.5 мкм. 4.2. Технологический процесс изготовления ФП Фотодетекторы представляли собой кремниевые p-i-n диоды со встроенными в базовую область 30-ю слоями КТ Ge, разделенными промежутками Si толщиной 20 нм (рис. 13). Для уменьшения размеров и увеличения их плотности островки германия были сформированы на предварительно окисленной поверхности кремния. [33] Образцы выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках n+-Si с ориентацией (001) и удельным сопротивлением 0.01 Омсм, легированных мышьяком. Температура роста слоев как Si, так и Ge составляла 500С. Скорость роста поддерживалась на уровне 0.3 нм/с для Si и 0.03 нм/с для Ge. Вначале после стандартной процедуры очистки поверхности кремния выращивался буферный слой Si толщиной 250 нм. Затем в камеру роста подавался кислород и при давлении кислорода 10-4 Па проводилась процедура окисления поверхности Si в течение 10 минут при температуре подложки 500С. При этом формировался слой SiOx толщиной несколько ангстрем (не показан на рис. 13). Затем проводилась откачка кислорода до давления в камере 10 -7 Па, осаждение Ge толщиной покрытия 0.5 нм и заращивание германия слоем кремния толщиной 20 нм. Последние три процедуры (окисление, осаждение 0.5 нм Ge, нанесение 20 нм Si) повторялись последовательно 30 раз. Многослойная структура Ge/Si закрывалась Si толщиной 220 нм. Формирование p-i-n диода завершалось ростом 200 нм p+-Si (концентрация бора в слое 2 1018 см-3) и 10 нм p++-Si (концентрация бора 1019 см-3, не показан на рис. 13). Рис.13 Для создания омических контактов к сильнолегированным использовались пленки Al, нанесенные в слоям кремния высоковакуумной установке. Формирование столбчатых диодов осуществлялось с помощью стандартной фотолитографии и плазмахимического травления структур на глубину 1.7 мкм. Площадь поперечного сечения мезаструктуры варьировалась от 150 150 мкм2 до 700 700 мкм2. Размеры алюминиевых площадок к верхнему слою p+-Si составляли 80 80 мкм2. Поверхность диодов пассивировалась нанесением пленки SiO2 толщиной 0.5 мкм из смеси моносилана и кислорода в специальном реакторе. Процесс образования островков Ge и качество слоев Si контролировались in situ с помощью дифракции быстрых электронов (ДБЭ) [см. рис. 14]. После выращивания буферного слоя Si на дифракционной картине наблюдаются рефлексы от сверхструктуры 2 1 , характерной для атомарно чистой поверхности Si(001). Окисление приводит к существенному изменению характера дифракции. Все сверхструктурные рефлексы исчезают, объемные рефлексы становятся менее выражены, а диффузный фон более интенсивен. Это указывает на формирование сплошной пленки SiOx на поверхности Si. После осаждения Ge на окисленную поверхность наблюдается дифракционная картина, характерная для трехмерных островков, кристаллографическую свидетельствует об причем ориентацию, эпитаксиальном островки что и характере имеют кремниевая роста. ту же самую подложка, Кроме того, что было обнаружено, что в данном случае островки Ge формируются после подачи на подложку одного монослоя Ge без образования подстилающего слоя, характерного для режима роста по механизму Странского-Крастанова. Таким образом нанокластеры Ge в такой системе полностью изолированы друг от друга. Это обстоятельство представляется нам важным, поскольку наличие двумерных состояний в подстилающем слое может заметно ускорять процессы захвата носителей в КТ. [34], [35]. Рис. 14. Механизм формирования островков Ge в системе Ge/SiOx/Si пока до конца не исследован. Наиболее вероятная гипотеза состоит в образовании на начальной стадии роста в результате реакции адатомов Ge и пленки SiO2 молекул GeO и SiO, которые улетая с поверхности, обнажают участки Si, на которых затем и происходит нуклеация германиевых нанокластеров [36]. На рис. 15,а показано изображение поверхности Ge/Si(001), сформированной после осаждения одного слоя Ge с толщиной покрытия 0.5 нм, полученное с помощью сканирующей туннельной микроскопии. Как видно из рисунка, поверхность состоит из массива островков, профиль которых в направлении, указанном линией, приведен на рис. 15,б. Статистическая обработка профилей поверхности дала среднее значение размеров островков Ge в плоскости роста 8 нм, плотность островков составляет 1.2 1012 см-2. ( а ) Рис.15 4.3. Темновые вольт-амперные характеристики Зависимости плотности темнового тока от напряжения при комнатной температуре для диодов различной площади представлены на рис. 16. Величина темнового тока практически не зависит от площади диода, что свидетельствует о малости поверхностных токов утечек и доминировании объемных процессов. Из вольт-амперных характеристик были определены фактор неидеальности n 1.02 и плотность тока насыщения J s 6 10 6 А/см2. Близость фактора неидеальности к единице свидетельствует об отсутствии существенного вклада генерационно- рекомбинационных токов, обусловленных глубокими центрами в базе диода. Величина тока насыщения на 1-2 порядка меньше таковой в Ge p-n и p-i-n диодах (10-4-10-3 А/см2) [37], что указывает на то, что ширина запрещенной зоны в гетероструктуре Ge/Si с квантовыми точками больше, чем в объемном Ge. Плотность темнового тока при обратном смещении, равном 1 В, составила 2 10 5 А/см2. Насколько нам известно, эта величина является наименьшей из достигнутых в настоящее время для Ge/Si ФП. Рис. 16. 4.4. Фотоэлектрические характеристики Типичные спектральные зависимости ампер-ваттной чувствительности при различном обратном смещении в условиях падения света по нормали к поверхности ФП показаны на рис. 17. Температура детектора комнатная. Фототок в режиме короткого замыкания (смещение U 0 ) измерялся непосредственно с помощью электрометра фирмы Keithley. Измерения фотоотклика обратно смещенных фотодиодов осуществлялось с помощью фазочувствительного нановольметра на частоте модуляции излучения 560 Гц. Спектральные характеристики освещенности были получены с помощью охлаждаемого CdHgTe фоторезистора. Видно, что фоточувствительность Ge/Si p-i-n диода с квантовыми точками в ближней ИК области спектра фотонов простирается вплоть до длин волн 1.6-1.7 мкм. Рис.17. На рис. 18 приведена зависимость квантовой эффективности на длине волны 1.3 мкм от обратного смещения . Величина рассчитывалась, исходя из известного соотношения между чувствительностью R , энергией фотона h и зарядом электрона e: R e h . При увеличении смещения квантовая эффективность растет и насыщается при U 2 В. Объяснить рост квантовой эффективности в электрическом поле можно на основе следующих соображений. Известно, что гетеропереход Ge/Si принадлежит ко 2-му типу, поскольку низшее энергетическое состояние для электронов находится в зоне проводимости Si, а низшее состояние для дырок – в Ge [38]. Поглощение фотонов с энергией меньше ширины запрещенной зоны Si приводит к переходу электронов из валентной зоны Ge в зону проводимости Si. При этом в зоне проводимости Si появляются свободные электроны, а в островках Ge дырки. Поскольку дырки локализованы в КТ Ge, то в слабых электрических полях основной вклад в фототок вносят только электроны. При больших напряжениях дырки могут эффективно туннелировать из локализованных в КТ состояний в валентную зону Si, увеличивая тем самым фототок. Ясно, что в достаточно сильных полях, когда все фотодырки имеют возможность оторваться от КТ, произойдет насыщение величины фотоотклика. Рис. 18. Максимальная квантовая эффективность детектора составила 3%, что близко к величинам, полученным для фотоприемникам на основе напряженных многослойных сверхрешеток Gex/Si1-x. Дальнейшее увеличение квантовой эффективности может быть достигнуто за счет реализации волноводной структуры фотодетектора, использующей эффект многократного внутреннего отражения, например, на подложке кремний-на-изоляторе. Фоточувствительные слои были сформированы методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках кремния-на-изоляторе и выполнены в виде латеральных волноводов с засветкой торца волноводов в плоскости чипа, что позволило использовать эффект многократного внутреннего отражения для значительного увеличения квантовой эффективности по сравнению с обычной геометрией изготовленных нами ранее приборов, в которых освещалась плоскость p-n перехода. Активным элементом фотодетекторов является база p-i-n диода, в нанокластеров (квантовых Ge точек). которую встроены 36 слоев Слоевая плотность нанокластеров составляет 1.2×1012 см-2, размеры в плоскости роста порядка 10 нм. Рис.19. Показано, что максимальная квантовая эффективность реализуется в структурах с длиной волновода L>3 мм, величине обратного смещения U>3 В (Рис. 19), и достигает значения 21% и 16% на длинах волн 1.3 и 1.55 мкм соответственно. 5. Заключение Основные результаты работы по разработке и исследованию нанотранзисторов состоят в следующем. 1) На базе структур кремний-на-изоляторе и гетероструктур Ge/Si с самоорганизующимися квантовыми точками Ge созданы нанотранзисторы, в которых канал формируется слоем квантовых точек с размерами точек в плоскости канала 10 нм и высотой точек 1 нм. Длина затвора варьировалась от 1 мкм до 0.3 мкм. 2) В области температур от гелиевой до температуры жидкого азота обнаружены осцилляции изменении проводимости потенциала канала полевого изготовленных электрода, нанотранзисторов обусловленные при квантованием энергетического спектра дырок в квантовых точках Ge и одноэлектронными эффектами электростатической зарядки квантовых точек дырками. 3) Рассчитана электронная структура дырочных состояний в нанокластерах Ge, образующих канал транзисторов, и экспериментально определены энергии размерного квантования и кулоновского взаимодействия дырок. Показано, что энергетический зазор между основным и возбужденным состоянием, а также энергия взаимодействия дырок в основном состоянии превышают тепловую энергию при комнатной температуре. Полученные данные свидетельствуют о перспективности использованного подхода для создания кремниевых нанотранзисторов, работающих в области температур вблизи комнатной. Возможное развитие этой работы должно одновременно осуществляться по крайней мере по трем направлениям. 1) Уменьшение размеров квантовых точек Ge за счет перехода к другим методам самоформирования нанокластеров Ge на Si(001), например, путем осаждения Ge на предварительно окисленную поверхность кремния.[16] Выполнение этого требования необходимо для дальнейшего увеличения энергии размерного квантования и энергии зарядки квантовых точек, что должно привести к росту рабочей температуры прибора. 2) Уменьшение ширины канала и длины затвора для реализации предельной ситуации, когда протекание тока через канал транзистора ограничивается всего одной квантовой точкой. Это обстоятельство является важным для достижения большого быстродействия нанотранзистора и малого энергопотребления. 3) Уменьшение толщины подзатворного диэлектрика с целью снижения порогового напряжения транзистора. В части разработки и исследования фотодетекторов основные результаты работы состоят в следующем: 1) Предложена конструкция кремниевого фотоприемника в виде фототранзистора с плавающей базой, состоящей из массива квантовых точек Ge в Si. Установлено, что обнаружительная способность такого фотодетектора при комнатной температуре достигает величины 0.7 1.7 108 смГц1/2/Вт в диапазоне длин волн фотонов 10-20 мкм. Показано, что полученные параметры фотодетекторов на основе квантовых точек Ge/Si выше достигнутых в настоящее время для квантовых точек на основе соединений А3В5. 2) Разработана технология создания кремниевых p-i-n фотодиодов со встроенными слоями квантовых точек Ge для ближней ИК области (1.3-1.5 мкм), в которых слоевая плотность квантовых точек более 1012 см-2, размеры точек менее 10 нм. 3) В таких детекторах достигнута наименьшая из известных в литературе величина темнового тока ( 2 10 5 А/см2 при обратном смещении 1 В). 4) Квантовая эффективность в условиях нормального падения света на фотодиод достигает значения 3%, что близко к значениям, полученным для фотоприемникам на основе напряженных многослойных сверхрешеток Gex/Si1-x. Квантовая эффективность возрастает до значений значения 21% и 16% на длинах волн 1.3 и 1.55 мкм, соответственно, в волноводных структурах фотодетектора, использующей эффект многократного внутреннего отражения на подложке кремний-на-изоляторе.
