毕业设计（论文）-超宽带InAsInP量子点、量子线激光器的研究.doc

邯郸学院本科毕业论文邯郸学院本科毕业论文 题题 目目 超宽带 InAs/InP 量子点、量子线激光器的研 究 学学 生生 指导教师指导教师 讲师讲师 年年 级级 2007 级级 专专 业业 物理学 二级学院二级学院 物理与电气工程系 （ 系、系、 部）部） 邯郸学院物理与电气工程系 2011 年 5 月 郑重声明郑重声明 本人的毕业论文是在指导教师杨新荣老师的指导下独立撰写完成的。 如有剽窃、抄袭、造假等违反学术道德、学术规范和侵权的行为，本人愿 意承担由此产生的各种后果，直至法律责任，并愿意通过网络接受公众的 监督。特此郑重声明。 毕业论文作者（签名）： 年 月 日 I 摘摘 要要 利用固源 MBE 设备生长出光谱较宽的 InAs/InP 量子点或量子线材料， 对 InAs/InAlGaAs/InP(001)体系利用 PL（光致发光）谱对其光学特性进行了测试和研 究，并对有失配间隔层的样品中所出现的多峰结构进行了表征，对其在 15K-50K 范围 内 PL 强度随温度增加的奇异现象进行了初步的分析探讨。 关键词关键词 InAs/InP 量子点 量子线 激光器 超宽带 II Study of InAs/InP quantum dash laster with ultrawide-gain bandwidth Wang Wei Dericted by Lecturer Yang Xinrong Abstract Self-assembled InAs quantum wires (dots) have been grown on a InP substrate by solid-source molecular beam epitaxy (SSMBE). Photoluminescence spectra were investigated in these nanostructures . The multi-peak structure of the sample with the lattice- mismatch matrix layer was characterized. An anomalous enhancement of PL intensity was observed from InAs nanostructures grown on InP substrate using InAlGaAs as the matrix layer and the origimn of this phenomenon is discussed. Key words InAs/InPquantum dots (wires) laser Ultra-wide band 目 录 摘摘 要要 .I ABSTRACT.II 1 引言引言.1 2 背景介绍背景介绍.1 2.1 理论原理.1 2.2 研究现状及学术价值.1 2.3 应用前景.2 3 实验实验.2 3.1 样品结构及生长制备.2 3.2 PL（光致发光）谱实验结果及分析 .4 4 结论结论.8 参考文献：参考文献：.8 致致 谢谢.10 1 1 超宽带 InAs/InP 基量子点量子线激光器的研究 1 1 引言引言 低维半导体材料是目前最活跃的研究领域之一，半导体材料的低维结构包括二维的量子阱(QW) 和超晶格(SL)、一维的量子线(QWR)以及零维的量子点(QD)。若是低维半导体材料在一个或多个方 向上的尺度与电子的德布罗意波长相当或更小，材料中载流子的运动在这些方向上受到限制，则产 生量子尺寸效应。 80 年代人们就从理论上探讨了低维材料的特性，发现低维材料具有一些优异特性1-5，之后的 量子阱结构器件的开发与应用有力证实了当初的理论预计的。而量子线、量子点结构，由于其制作 工艺比较困难，在结构、性能及器件应用方面仍处于研究阶段。尽管如此，从理论上讲一维材料及 零维材料的性能比量子阱材料更具有优越性。90 年代，人们开发了一种直接生长无损伤的低维半 导体材料和器件的制备方法，人们发现可以利用不同材料的晶格不匹配而产生的应力，通过 SK 生 长模式（Stranski-Krastanow 生长模式）来获得无缺陷，无位错，尺寸均匀的量子点（线） ，即所 谓自组装生长量子点（线）的方法。 一维材料及零维材料系统的研究成为目前国际上材料研究领域的一大热点。因为在量子点结构 中，产生了许多独特的光电性质，如：光吸收、光增益、光反射谱变得更尖锐，激子和杂质的束缚 能增大，电子-声子耦合的改进，库仑阻塞效应等等。这些特性使得量子点结构在光电子、微电子 领域具有极大的应用潜力3.6.7，如更低阈值电流、更高效率及良好的热稳定性的量子点激光器； 更高速度的微电子器件（HEMT， FET） ；单电子存储器等。特别是，自组织量子线及量子点技术的 发展和应用为广泛开发一维和零维的光电器件提供了诱人的前景8-10。 早在上世纪八十年代 Arakawa 等1人就预言量子点（线）激光器比传统的量子阱激光器具有更 低的阈值电流密度，更高的特征温度 T，更高的微分增益，更窄的光谱带宽和超快的高频响应等诸 多特性1,2。这些特性已在 GaAs 基量子点器件中得到很好的体现。然而，GaAs 基上 InAs 结构材料 一般发光波长在 1m 左右，很难超过 1.3m，这使其在长波长应用方面受到限制。InP 基材料作 为半导体领域另一重要体系，以其为衬底的 InAs 量子线（点）结构可拓宽波长到 1.55m 以上 ，长波长器件可用于光纤通讯、分子光谱学及大气遥感等领域。因此，InP 基材料及器件研究成为 近年研究的一大热点。 目前，对与超宽带激光器的研究仍处于初步阶段，对于新的更为有效的超宽带 InP 基 LnAs 基 量子点量子线激光器的研究技术的探索和创新仍在继续.本文主要通过设计合理的生长条件和材料 结构，通过固源 MBE 设备生长出光谱较宽的 InAs/InP 量子点或量子线材料， 对 InAs/InAlGaAs/InP(001)体系作一些初步的研究，为后续进一步制作设计和生长激光器结构打下基 础。 2 2 背景介绍背景介绍 2.1 理论原理理论原理 半导体光电器件的工作波长是和制作器件所用的半导体材料的种类相关的。半导体材料中存在 着导带和价带，导带上面可以让电子自由运动，而价带下面可以让空穴自由运动，导带和价带之间 隔着一条禁带，当电子吸收了光的能量从价带跳跃到导带中去时，就把光的能量变成了电，而带有 电能的电子从导带跳回价带，又可以把电的能量变成光，这时材料禁带的宽度就决定了光电器件的 工作波长。材料科学的发展使我们能采用能带工程对半导体材料的能带进行各种精巧的裁剪，使之 能满足我们的各种需要并为我们做更多的事情，也能使半导体光电器件的工作波长突破材料禁带宽 度的限制扩展到更宽的范围。 2.2 研究现状及学术价值研究现状及学术价值 新型固态电子、光电子器件的发展依赖于半导体低维量子结构材料的发展。我们在追求更新、 更小、性能更优越的量子器件的研究中发现，为了更好的按照我们的需求对材料及相应的器件进行 合理的人工裁剪，如果仅仅在一个维度上对载流子实现限制往往是不够的。如在侧向共振隧穿器件、 单电子输运以及量子干涉器件等，都要求对载流子在侧向实现限制。要求在二个或三个维度上对载 流子实现量子限制，从而构成一维量子线或量子点。 迄今已有美国得克萨斯大学、日本 NEC 实验室以及俄罗斯约飞研究所等几个小组成功地制备 了室温激射波长在 1.3m 的自组织量子点激光器3-7。R. Schwertberger 等人8-10，在 InP(100) 2 2 衬底上，以 InAlGaAs 作为波导层，InAlAs 作为缓冲层，InAs Qdashs 作为有源区，实现了室温激 射，波长范围为 1.54-1.78m。Jin Soo Kim 等11，在 InP(100)面, 以 InAlGaAs 作波导层， InAlAs 作缓冲层，InAs 量子点激光器室温激射波长为 1.562m。 然而，这些量子点、量子线激光器通常为窄带设备，只能以特有波长发出单色光。相比之下， 超宽带激光器具有显著的优势，可以同时在更宽的光谱范围内选取波长。一方面，InAs/InP 系统 的失配度较低、InAs 各向异性的应力弛豫12、InAs 与缓冲层之间的可能的合金化13及外延过程中 缓冲层强烈的相分离14等原因，使得 InP 衬底上纳米结构的形成机制非常复杂。另一方面，量子 点尺寸和分布的非均匀性导致的增益谱展宽一直是 InAs/InP 单色激光器一个很大的问题。而这种 尺寸非均匀性导致的增益谱展宽以及基态易饱和、激发态易反转等特点正是实现宽带激射所必须的。 因此，以量子点材料作为增益介质的激光器可显示出带宽大、工作电流低等优异的特性。 2.3 应用前景应用前景 量子点结构作为一个涉及物理、化学和材料等多学科交叉的研究领域，一方面量子点结构对其 中的载流子（如电子、空穴、激子）有强三维量子限制作用能够表现出明显的量子尺寸（约束） 、 量子隧穿、库仑阻塞、量子干涉、多体关联和非线性光学效应，另一方面它在微电子、光电子器件、 超大规模集成电路和超高密度存储以及量子计算等方面的具有潜在优势，特别是以量子点材料作为 增益介质的激光器得到各界的广泛关注。 有关超宽带激光器性质的论文刊登 2002 年 2 月 21 日出版的自然杂志上。文章主要作者、 贝尔实验室物理学家 Claire Gmachl 断言：“超宽带半导体激光器可用来制造高度敏感的万用探测 器，以探测大气中的细微污染痕迹，还可用于制造诸如呼吸分析仪等新的医疗诊断工具。 ”超宽带 激光器可在 68 微米红外波长范围产生 1.3 瓦的峰值能量。Gmachl 指出：“从理论上讲，波长范 围可以更宽或更窄。选择 68 微米范围波长发射激光，目的是更令人信服地演示我们的想法。未 来，我们可以根据诸如光纤应用等具体应用的特定需求量身定制激光器。 3 3 实验实验 我们将对 InAs/InAlGaAs/InP(001)体系作一些初步的研究，采用与 InP 衬底晶格匹配的 InAlGaAs 作为缓冲层，间隔层分为失配和匹配两种情况，对其上生长的多层 InAs 纳光学特性进行 研究，并探讨 InAs 生长时生长停顿的影响。 3.1 样品结构及生长制备样品结构及生长制备 我们所研究的三个样品（G201，G202，G204）的生长均在固源分子束外延（MBE）系统中进行。 衬底全部采用 N+-InP 衬底，生长过程中钼托高速旋转以增加样品生长的均匀性。三样品的生长结 构如图 3-1、3-2 及 3-3 所示。具体生长过程如下：首先脱去衬底氧化层，对于样品 G201：先生长 173nm 的晶格匹配的 InAlGaAs 缓冲层，然后是 5 周期 InAs（4ML） /In0.52Al0.177Ga0.304As（20nm）超晶格，最后是 173nm 的 InAlGaAs 盖帽层及其上的 4ML 的 InAs 层。样品 G202 ：先生长 173nm 的晶格匹配的 In0.52Al0.177Ga0.301As 缓冲层，然后是 5 个周期 In0.498Al0.192Ga0.301As（负失配 18.8nm）超晶格，最后是 173nm 的晶格匹配的 InAlGaAs 盖帽层及 其上的 InAs （5ML）/InAlGaAs（负失配 18.8nm）/InAs（5ML）系统，这层的目的是为了表面点生 长条件尽量与体内的相同。G204 中 InAlGaAs 缓冲层的厚度为 104nm；5 个周期的 InAs/InGaAlAs 超晶格中，InAs 和 InAlGaAs 的厚度分别为 4.5ML 和 20nm；InAlGaAs 盖层的厚度 139nm，最后是 4.5ML 的 InAs 层为了 AFM 测试. 样品 G204 与其它 2 个样品最大的区别是 InAs 生长时引入生长停 顿，即生长一秒的 InAs 停一秒。所有样品生长过程中，衬底温度对于 InAlGaAs 为 500，对于 InAs 为 510。InAs 层的生长速率分别为 0.18 ML/s,生长过程中正常 As 压保持在 1.6410- 6torr。 在样品 202 中我们使用了应变补偿技术。在传统的 InAs/InAl(Ga)As/InP 多层结构中，生长与 InP 衬底晶格匹配的间隔层无法完全补偿淀积 InAs 产生的压应变，而这会影响下一层中 InAs 纳米 结构的生长质量，导致多层结构中上层纳米结构的尺寸增大。因此，可以通过引入晶格常数比 InP 略小的 InAlGaAs 间隔层，使其产生的张应变补偿残余的拉应变。通过调整间隔层的组分，就可以 获得高质量的量子点、量子线结构。同时，这种应变补偿技术在增加淀积周期的数目时不仅可提高 多层量子点结构的尺寸均匀性，还可有效的避免位错的产生，因此也可以进一步增加淀积层数以提 高量子点、量子线体密度。 3 3 InAs QWs (4ML) Cap layer InGaAlAs (173nm) Spacer layer InGaAlAs(20nm) /InAs(4ML) QWs 5 Buffer layer InAlGaAs(173nm) N+- InP substrate 图 3-1 样品 G201 结构示意 InAs QWs (5ML) Spacer layer InGaAlAs(负失配 18.8nm) InAs QWs (5ML) Cap layer InGaAlAs (173nm) Spacer layer InGaAlAs(负失配 18.8nm) /InAs(4.43ML) QWs 5 Buffer layer InAlGaAs(173nm) N+- InP substrate 图 3-2 样品 G202 结构示意 InAs QWs (0.18ML25) Cap layer InGaAlAs (139nm) Spacer layer InGaAlAs(20nm) /InAs(0.18ML25) QWs 5 Buffer layer InAlGaAs(104nm) N+- InP substrate 图 3-3 样品 G204 结构示意 4 4 3.2 PL（光致发光）谱实验结果及分析（光致发光）谱实验结果及分析 样品的光学性质采用光致发光（PL）谱（15K 和室温）进行表征，激发光源为 Ar+离子激光器 的 514.5nm 线，分光板为 CaF2分光板，探测器根据样品的发光峰能量大小分别采用了 InGaAs（发 光峰位高于 8000 cm-1）和液氮冷却的 InSb（发光峰位低于 8000 cm-1）探测器。 图 3-4 及图 3-5 为三个样品室温 PL 及 15KPL 谱,其激发功率为 100mW。三样品室温发光峰主峰 对应于波长分别为 1.655m、1.671m 和 1.667m，其半高宽为 72meV、97meV 和 55meV 分别对 应于样品 201、202 和 204。204 中窄的半高宽及室温高的 PL 强度表明其纳米结构均匀性较好，有 望作为单色激光器有源区。201 和 202 样品的半高宽较大，且在其室温和 15K 发光谱中均有多峰出 现，样品的光谱范围较宽，表明这两个样品中纳米结构的尺寸分散较大，不同尺寸的量子点发光峰 位不同。进一步调整生长条件，有望继续增加光谱分布范围，有力于作为超宽带激光器的有源区。 从 15KPL 谱图中（图 3-5）我们还可以发现样品 201 和 202 的 PL 谱中含有多峰结构，为了确定各 峰的来源，我们对 201 样品做了 100mW 变温 PL 试验，如图 3-6 所示；对 202 样品作了 15K 变功率 和 200mW 激发功率时变温 PL 谱测试，如图 3-7 及图 3-8 所示。 1.01.21.41.61.82.0 201 202 204 PL谱 强度（ 任意单位 ） PL室温发 光波 长 （ m ) 图 3-4 202 201 204 室温发光 PL 谱 1.21.41.61.8 PL intensity (a. u) 波波波m波 201 202 204 PL15K 发光波长（m） 图 3-5 201、202 及 204 15K PL 谱 5 5 对于 201 样品，变温范围为 15K-260K；202 样品变功率实验中，激发功率范围为 6.25mW- 200mW；变温范围为 15K-230K。201 样品的变温 PL 谱显示，在 50K 以上随温度增加，高能边 PL 谱 强度下降速率明显高于低能边 PL 谱强度的下降速率，因此可归结这种多峰结构为不同尺寸量子线 的发光。在低温下我们发现样品 202PL 谱中存在三个主峰，对应峰位分别为 1.365m、1.434m 及 1.671m。随激发功率的增加三个峰的得强度呈线性增加且峰位无蓝移，没有发现带填充效应， 因此我们认为本文中三个峰来自不同尺寸 InAs 纳米结构的发光。这一点在变温 PL 谱测试中也得到 了证明，随温度增加，在 55K 以上，1.365m 和 1.434m 这两个高能峰的光谱强度相对于低能峰 的强度迅速下降,如图 3-8 所示，这是纳米结构尺寸不均匀分布的特征。 1.01.21.41.61.82.0 光谱 强度（ 任意单位） 波 长 （ m） 6.25mW 12.5mW 25mW 50mW 100mW 200mW 15K 图 3-7 样品 202 15K 变功率 PL 谱 图 3-6 201 样品变温 PL 1.01.21.41.61.82.0 Y Axis Title X Axis Title 15K 35K 55K 75K 95K 120K 150K 180K 210K 240K 260 波长（m） 普强度光（任意单位） 6 6 对于 201 和 202 样品的变温 PL 谱中，由于其纳米结构尺寸分布不均匀所导致各峰强度随温度 不同的变化，可解释为不同尺寸纳米结构间载流子再分布效应。由于纳米结构尺寸的不均匀分布， 随温度升高，高能量的峰比低能量的峰强度衰减得更快。这个现象可以用热激发的电子从小量子点 （线）到大量子点（线）的转移来解释。随着温度的增加，小量子点（线）中的激子首先被热激发 到浸润层或者势垒层，然后转移到大量子点（线）中去，小量子点（线）中的载流子与浸润层和势 垒中的载流子达成了准热平衡，所以小量子点（线）的发光表现出了典型的 SK 量子点（线）发光 的反常温度行为。但是，对于大量子点来说，由于热激活能较大，载流子不容易在大量子点之间转 移，不容易实现与浸润层和势垒中的载流子的准热平衡。特别是大量子点可以接纳小量子点转移过 来的载流子，所以其发光强度随温度升高而衰减的速度就更慢一些。 1.21.41.61.8 PL谱 强度（ 任意单位） 波 长 （ m ） 15K 30K 50k 65K 80K 95K 110K 125K 140K 图 3-8 样品 202 200mW 变温 PL 谱 图 3-9 201 PL 谱中各峰强度随温度的变化 20406080100120 PL强度（ a.u） 温度（ K） 高能峰 低能峰 7 7 图 3-9 和图 3-10 分别为 201 和 202 样品各峰 PL 强度随温度变化曲线。从图中，我们可以发现， 两样品的 PL 谱强度都在某一温度范围内发生了反常地增强。对于 201，PL 谱强度反常增加的温度 范围为 35K 到 55K，到 55K 时达到最大，对应 PL 谱中的高能峰和低能峰，强度分别增加了 1.94 倍 和 1.49 倍。样品 202PL 谱强度反常增加的温度范围为 40-65K，到 50K 时达到最大，此时对应高能 到低能三个峰强度分别增加了 2.22 倍、2.57 倍和 1.74 倍。 。 Kwack 等人15在无定形 Si 中也发现 了 PL 随温度增加奇异增强现象，他们解释为随温度增加声子援助辐射复合增加引起了 PL 谱反常增 加。姜维红等16,17在 In（Ga）As/GaAs 中也发现了类似的 PL 谱强度随温度增加而增强的反常现象， 他们认为这是由存在于 InGaAs 势垒层中的轻空穴陷阱有关。结合我们的样品结构，我们认为造成 本文中 PL 强度随温度增加而增强的这种反常现象可能的原因有以下几个方面：其一，在我们的样 品中有可能存在一种陷阱，低温时这种陷阱可捕获电子或空穴，随着样品温度的升高再逐渐把它们 释放出来，这些被释放的电子或空穴被量子点俘获，参与辐射复合，于是导致发光强度的增加。这 种陷阱有可能是缺陷、非本征能级或者一种本征能级。然而这种陷阱到底是什么还需要更多的实验 去证实。其二，载流子通过浸润层在不同耦合态之间的隧穿，如不同尺寸量子点之间载流子的隧穿。 其三，考虑势垒层中激子的分裂，然后隧穿到量子线中复合发光。 图 3-9 以及图 3-10 给出了 201 和 202 两样品各个峰的发光峰位随温度变化关系。对于 InAs 体 材料的带隙有 Varshini 公式18： T T ETE gg 2 )0()( 其中 ， 为经验参数， 为材料在 T=0K 时的带隙。对于 InAs 在 谷的参数，取，)0( g E ， 的值分别为 0.42，2.510-4，75，得到 InAs 体材料的带隙随温度的变化关系，如图 2.9 实 线所示。从图中可以看出 201 样品中量子线的带隙随温度的变化存在几个不同的区域。在 15K-35K 时峰位红移且红移速度和体材料带隙随温度变化的速率基本相同；在 35K-55K 温度范围内峰位发生 了蓝移；随后随温度进一步增加，峰位发生了快速的红移，红移速度明显大于体材料随温度红移速 率，即通常所说的 S 型分布。对照图 3-9 我们还能发现，PL 谱峰位和强度随温度变化的范围相同。 即在 15K-35K 时，峰位红移同时强度降低；35K-55K 时，峰位蓝移强度增加，55K 以上，峰位再次 50100150200 PL强度（ a.u） 温度 (K) 高能1 高能2 低能 图 3-10 202 PL 谱中各峰强度随温度的变化 8 8 红移强度减小。一般来说，随温度升高，可观察到量子线（点）峰位的红移，红移速率大于 InAs 体材料带隙随温度的变化速率。量子线（点）中峰位随温度快速红移的现象可归因于以下原因：随 温度升高，占据高能态的载流子热激发后将转移到相邻的低能态，导致载流子在量子线(点) 中重 新分布，造成量子线（点）的峰位红移。红移速率还与量子线（点）尺寸分布有关，对于尺寸涨落 较大的量子点，其峰位红移的速率要大于尺寸分布较小的量子点。而在本文 201 样品中，随温度增 加 PL 峰位发生了不同寻常的 S-型变化，分析认为这种 S-型峰位的变化可能是由于不同温度下载流 子的不同复合机制所引起的。在 15K-35K，峰位变化和体材料能带随温度的变化基本相同，因此峰 位变化遵循 Varshini 规则。随温度增加，在 35K-55K 温度范围，非辐射复合过程开始出现，载流 子寿命减小，使得载流子没有足够的时间弛豫到低能边复合，从而导致峰位蓝移。温度进一步增加 到 55K 以上，非辐射复合过程占主导地位，载流子寿命进一步减小，但比 35K-55K 温度范围内载流 子寿命的减小量小，因此峰位蓝移量也较小。小的蓝移无法补偿因温度升高导致的能带收缩及量子 线尺寸不均匀分布导致的快速红移，因此 PL 峰位再次出现了红移。这种解释还需要其它实验去验 证，比如通过时间分辨的 PL 谱测量不同温度区载流子寿命。由于时间和实验条件的限制本论文对 此不作太多的论述。 4 4 结论结论 本章使用 MBE（分子束外延）系统，采用与 InP 衬底晶格匹配的 InAlGaAs 作为缓冲层，间隔 层分为失配和匹配两种情况，在半绝缘 InP（001）衬底上自组织生长了多层 InAs 纳米结构，利用 PL（光致发光）谱对其光学特性进行了测试和研究，并对有失配间隔层的样品中所出现的多峰结构 进行了表征，对其在 15K-50K 范围内 PL 强度随温度增加的奇异现象及波长对温度不敏感的现象进 行了初步的分析探讨。 参考文献参考文献： 1 Arakawa Y, Sakaki H, Multidimensional quantum well 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