（凝聚态物理专业论文）斜切衬底上gesi量子点的固相外延生长及量子点的发光特性.pdf

y 4 6 7 e 0 0 论文题目：斜切衬底上g e s i 量子点的固相外延生长及量子点的蕉堂世 物理系凝集态物理专业 学位申请人：胡冬枝 指导教师：蒋最敏职称i 教授 摘要 本文的研究内容分为以下两方面： 1 研究了s i ( 0 0 1 ) 面偏 1 1 0 方向6 。斜切衬底上g e 量子点的固相外延生长。 实验结果表明，在s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底上固相外延生长g e 量子点的最佳退火温度 为6 4 0 c ，在斜切衬底上成岛生长的临界厚度低于在s i ( 0 0 1 ) 衬底成岛生长的临界厚 度，6 。斜切衬底上淀积0 7 n mg e 即可成岛，少于s i ( 0 ( 3 1 ) 衬底上g e 成岛所需的淀 积量。从g e 量子点的密度随固相外延温度的变化曲线，得到g e 量子点的激活能为 2 o e v ，远高于s i ( 1 1 1 ) 面上固相外延g e 量子点的激活能0 3 e v 。实验亦发现，在 s j ( 0 0 1 ) 斜切衬底上固相外延生长的g e 量子点较s i ( 0 0 1 ) 衬底上形成的量子点的热 稳定性要好。 2 p l 谱测量得到了外延生长g e 量子点的发光峰。利用分子束外延，在 s i ( 0 0 1 ) 衬底上淀积了三层l o n m 厚的g e 层，每层g e 中问由s i 间隔层隔开。由a f m 和x t e m 观察到，埋在s i 中的g e 层和表面的g e 层均已成岛。7 0 06 c 退火后，在低温 下观察到了位于9 0 0 m e v 附近的发光峰。作为对比，同样条件生长了7 n m 厚的三层 g e 。相同条件下没有观察到此发光峰。利用喇曼解释了此峰并非由g e s i 互扩散引 起。分析了此峰的其他发光机制。 关键词：g 。量点固相荞盘p l 瘸r 锄。、宪语 分类号：；壁鲳 a b s t r a c t i nt h i sp a p e r ，w es t u d i e dt h ef o l l o w i n gt w ot o p i c s ： g eq u a n t u md o t sg r o w t ho nv i c i n a ls i ( 0 0 1 ) s u b s t r a t eb ys o l i dp h a s e e p it a x y w e r es t u d i e di nt h i sp a p e r t h eo p t i m u mt e m p e r a t u r e f o rs o l i d p h a s ee p it a x yw a s f o u n dt ob e6 4 0 i ta l s of o u n dt h a tt h e c r it i c a l t h i c k n e s sf o r g ei s l a n d i n gg r o w t hw a ss m a l l e r o nv i e i n a ls i ( 0 0 1 ) s u b s t r a t et h a no ns i ( 0 0 1 ) s u b s t r a t e t h ea c t i v a t i o ne n e r g yo fg eq u a n t u m d o tsg r o w t ho nv i c i n a ls i ( 0 0 1 ) s u b s t r a t ei se s t i m a t e dt ob e2 0e v ，w h i c h i sm u c hl a r g e rt h a n0 3 e vo ns i ( 1 1 i ) s u b s t r a t e t h eq u a n t u md o t sg r o w no n v i c i n a ls i ( 0 0 1 ) s u b s t r a t eb ys o l i dp h a s ee p i t a x ys h o wah i g ht h e r m a l s t a b i l i t y g e q u a n t u m d o t sw e r e g r o w nb ys e l f - o r g a n i z i n gg r o w hm e t h o d o n s i ( 0 0 1 )s u b s t r a t ea tt h et e m p e r a t u r eo f5 0 0 ，i t s 曲o t 0 1 u m i n e s c e n c e s p e c t r u mw a so b s e r v e da f t e ra n n e a li n ga t7 0 0 f o r2 0m i n a t o m i cf o r c e m i c r o s c o p ya n dc r o s s s e c t i o n a lt r a n s m i s s i o ne l e c t r o nm i c r o s c o p yw e r eu s e d t oo b s e r v et h es i z ea n dd e n s i t yo ft h eq u a n t u md o t s r a m a ns p e c t r aw e r e m e a s u r e df o r t h es a m p l e sa n n e a l e da td i f f r e n tt e m p e r a t u r e si no r d e rt o o b s e r v et h ei n t e r d i f f u s i o nb e t w e e ns ia n dg ea t o m s k e y w o r d s ：g eq u a n t u md o t s ，s o li dp h a s ee p it a x y ，p ls p e c t r u m ，r a m a n s p e c t r u m 2 第一章引言 近年来，由于半导体纳米结构的新的光学和电学性质，以及它们在微电子和光 电子器件应用方面的潜力，对半导体纳米结构的研究引起了人们很大的兴趣。在 这些纳米结构中，自由载流子被约束在很小的空间，如果这个空间的范围小于电子 的波长，电子的能带结构将分裂为分立的能级。量子点就象人造原子一样，其中的 电子受到各个方向的约束，呈现出较强的，类似原子发光一样的光学性质睁“。 对半导体纳米结构的研究与开发，早期主要集中于g a a s 等i i i v 族直接带隙 的半导体材料“。由于6 e s i 材料是间接带隙结构，被认为不能用来研制发光器 件。但纳米结构所体现的新的特性以及可以与目前成熟的g e s i 材料工艺相兼容，近 年来g e s i 发光材料的研究引起的了人们的兴趣。 硅基量子点的制备方法有许多种，其中自组织生长量子点是获得高质量量子点 的有效途径。所谓自组织生长量子点，是利用外延材料与衬底材料的晶格失配在外 延层中引入的应力随外延层厚度的增加而增加，积累到一定程度外延材料通过成岛 释放应力，从而得到量子点。在量子点材料研究领域中，一个关键问题是如何得到 尺寸小，密度高，均匀性好且排列有序的量子点，以提高其发光效率。目前实现此 一目标的一种新方法就是采用斜切的s i 衬底片。z h u 等已开展了这方面的工作 7 ， 得到一些结果。本工作对斜切衬底上固相外延g e 量子点的最佳生长条件进行了探 索，得到了均匀性较好，尺寸较小的量子点。同时观察到一些有趣的现象。 对g e 量子点的光学特性以及电学特性的研究也引起了人们的关注。有关g e 量 子点的光致发光的研究还处于探索阶段，其发光机制也并不清晰。p a l a n g e 等“。在 s i ( 0 0 1 ) 面上外延生长g e 量子点结构，并观察到来自于g e 量子点的光致发光。 a b s t r e i t e r 等 9 1 研究了较高温度下在s i ( 0 0 1 ) 衬底上外延g e 岛或富g e 岛的生长 条件和成岛密度，并观察到相应的光致发光。本文采用分子束外延技术中的自组织 生长方法，较低温度5 0 0 下在s i ( 0 0 1 ) 衬底上生长g e 量子点。经过7 0 0 退火 2 0 分钟，观察到量子点的光致发光。 展。 本文由以下章节组成： 第一章引言部分简要介绍了6 e s i 低维量子材料特别是o e s i 量子点的研究进 第二章介绍了本实验室的硅分子束外延系统及相关的测试表征技术。 第三章主要讨论了s i ( 0 0 1 ) 斜切衬底上g e 量子点的固相外延生长。 第四章主要讨论了s i 中g e 量子点的光致发光。 参考文献 1 a p a 1 i v i s a t o s ，s c i e n c e2 7 1 ( 1 9 9 6 ) 9 3 3 2 k b r u n n e r ，g a b s t r e i t e r ，g b o h m ，g t r a n k l e ，g w e i m a n n ，p h y s r e v l e t t 7 3 ( 1 9 9 4 ) l1 3 8 3 a z r e n n e r ，l v b u t o v ，m h a g n ，g a b s t r e i t e r ，g b o h m ，g w e i m a n n ， p h y s 。r e v l e t t 7 2 ( 1 9 9 4 ) 3 3 8 2 4 r l e o n ，p m p e t r o f f ，d l e o n a r d ，s f a f a r d ，s c i e n c e ，2 6 7 ( 1 9 9 5 ) 1 9 6 6 5 s j x u ，x c w a n g ，s j c h u a ，a p p l p h y s l e t t 7 2 ( 1 9 9 8 ) 3 3 3 5 6j t m i y a m o t o ，k t a k e u c h i ，t ，k a g e y a m a ，f k o y a m a ，j c r y s t a lg r o w t h 1 9 7 ( 1 9 9 9 ) 6 7 71 j i a n h o n gz h u ，p a p e rf o rd o c t o rd e g r e e 8 e p a l a n g e ，g c a p e l l i n i ，l 1 ) ig a s p a r ea n df e v a n g e l i s t i a p p l p h y s 1 e t t ，1 9 9 6 ，6 8 ，2 9 8 2 2 9 8 4 9 g a r s t r e i t e ，p s c h i t t e n h e l m ，c e n g e l ，e s i l v e i r a ，a z r e n n e r ， d m e e r t e n sa n dw j a g e r ，s e m i c o n d 。s c i t e c h n 0 1 ，1 9 9 6 ，11 ，1 5 2 1 1 5 2 8 6 第二章硅分子束外延系统及表征技术 2 1 硅分子束外延系统介绍 g e s i 量子点的生长是在一台型号为r i b e re v a 一3 2 的超高真空s i 分子束外延 系统中进行的，其结构如图2 1 所示。s i 分子束外延系统是由进样室( 预室) 和 生长室( 主室) 组成的。二室之间通过超高真空插板阀隔开。 样品进入预室后由涡轮分子泵及离子泵将室内气压由大气压抽至1 0 。6p a 。进样 室是用于保证生长室的超高真空不被破坏的条件下快速进样以及对样品进行预处 理。室内主要有双头样品架，抽气系统( 离子泵和钛升华泵) 和磁力传样杆。 预处理后的样品由磁力传样杆送入生长室。 分子柬外延是在生长室内完成的。除了抽气系统外，还配有一个五维样品架， 电子束蒸发器，掺杂束源炉，石英晶振测厚仪，s e n t i n e l 真空淀积控制器，及 反射式高能电子衍射仪( r h e e d ) 等。 ( 1 ) s i 源和g e 源电子束蒸发系统 该系统有s i 源和g e 源，均采用电子束来蒸发。对应两个源配有两把电子枪， 电子枪发射的电子束经】ok v 的高压加速，再通过永久磁铁产生的偏转磁场后轰 击到源材料上，使其熔融蒸发。在永久磁铁上又通过一个磁场线圈叠加了小幅度 的交变磁场，配合横向设置的电极使电子束在源材料上作周期扫描，使源中心区 均匀受热。 ( 2 ) 分子束外延系统中的掺杂 我们所使用的仪器有两类掺杂源：n 型( s b ) 和p 型( 8 ：0 3 和单质b ) 。b 2 0 3 的 熔点比较低，只要较低的加热温度就可以达到较高的蒸气压，因此，可以实现很 高浓度的掺杂。但由于在掺杂过程中混有较多的氧，导致晶体的质量变差。而使 用单质硼就可以避免这个问题，然而单质b 的熔点较高，要实现一定量的硼原子 掺杂浓度，必须将硼源加热至1 8 0 0o c - 2 0 0 0 。c 。硼原子的掺杂浓度主要由外延层 的生长速率和硼源温度来决定。 n 型掺杂源是单质锑( s b ) ，它的熔点很低，只要较低的温度就可以实现较高的 掺杂浓度，用传统的电阻加热就可以实现。 2 2s i 衬底清洁表面的获得 要获得优质的外延膜，必须要有一个清洁，有序，平整的s i 表面。我们用 s h i r a k i 的清洁方法来处理s i 衬底。利用化学方法对s i 衬底进行多次腐蚀，清除 在s i 衬底表面的各种轻重杂质离子，同时对s i 表面进行化学抛光，最后在s i 表面 形成一层极薄的可挥发的氧化层，利用该氧化层保护衬底不受c 的沾污。 处理过程为： l 在h = s o 。：h ：0 2 = 2 ：l 的溶液中煮沸3 分钟 h f ( 1 0 ) 漂洗1 0 秒 2 在n h , o h ：h 2 0 2 ：h 2 0 = l ：2 ：5 溶液中煮沸3 5 分钟 h f ( 10 9 6 ) 漂洗1 0 秒 3 在纯 n 0 3 中煮沸3 - 5 分钟 h f ( 1 0 ) 漂洗1 0 秒 此步骤反复2 次。 4 在h c l ：h 2 0 2 ：h 2 0 = 3 ：l ：1 的溶液中煮沸5 分钟 这样经化学清洗的样品甩干后送入进样室。将样品加热至3 0 0 。c 并保持3 分钟 ( 挥发掉表面吸附的各种杂质气体) ，然后由磁力传样杆送入生长室。 在生长室中，将样品温度升到1 0 0 00 c ，并保持l o 分钟，通过这样的处理可以 除去衬底表面的薄氧化层s i o , ，获得清洁有序的s i 表面。对s i ( i 0 0 ) 面而言， r h e e d 图样可显示出对比度较好的线状( 2 1 ) 再构。 2 3 实验技术 这一节将介绍一下m b e 系统中配有的原位反射式高能电子衍射仪( r h e e d ) 及其 它的一些测试表征手段。如拉曼散射( r a m a ns c a t t e r i n g ) ，原子力显微镜 ( a f m ) ，横截面透射电镜( x t e m ) 和光致发光谱( p l ) 。 ( 1 ) 反射式高能电子衍射仪( r h e e d ) 反射式高能电子衍射是观察单晶表面原子结构的一种有效的实验手段。当一 束能量为1 0k e y 的电子束掠入射到样品表面上时，会受到固体表面原子的散射。由 于晶体表面的原子是有序的，对于入射的电子起到了衍射光栅的作用，被散射的电 二j 二在某些出射方向如果满足l a u e 方程的条件就可以出现衍射强度的极大。因此， 利用r h e e d 图样可以大致了解样品表面的一些情况【3 】。对于理想的s i ( 0 0 1 ) 面而 言，r h e e d 图样通常为线状( 2 1 ) 再构。根据衍射条纹的亮度，明锐度和衍射斑 的形状，可以推测s i 衬底表面是否有序与乎整。如果样品表面不完全乎整，如存在 小丘或平台等，高能电子束也可以透射而产生三维衍射效应，故r h e e d 线条断裂为分 立的点。而当样品表面严重成岛时，在衍射图样中的衍射斑点会在岛的小面的法线 方向略有伸长，使衍射图样呈箭头状。因此在实验中可以通过r b e e d 图样来判断样 品表面的平整度。 ( 2 ) 喇曼散射( r a m a ns c a t t e r i n g ) 光照到物体上会发生散射，散射光中除了与激发光波长相同的成分以外，还有 比激发光波长长和短的成分，这是由非弹性散射引起的，称之为喇曼效应。由分子 振动，固体中的光学声子等元激发与激发光相互作用产生的非弹性散射称为喇曼散 射。通过分析样品的喇曼散射光谱可以获得样品结构方面的许多重要信剧“。例如 测量光学声子可以获得g e s i 合金的的组成成份及应变等情况。在g e s i 合金中通常 可以测得3 个较强的光学声子峰，分别为g e - g e 峰，g e s i 峰，s i s i 峰。样品的测 试是在型号为j o b i ny v o nu 1 0 0 0 的拉曼谱仪上完成的。激发光为a r + 激光器的 5 1 4 on m 线。反射光经光栅单色仪单色后，由光电倍增管探测。 ( 3 ) 原子力显微镜( a f m ) 原子力显微镜常用来作样品表面形貌的分析。它利用针尖与样品表面的相互作 用来获得表面形貌。针尖大多由s i 或s i n 制作。针尖位于悬臂的一端。通过压电陶 瓷，驱动针尖与样品表面接近。针尖尖端原子与样品表面原子存在相互吸引的v a n d e rw a a l s 力和由于p a u l i 不相容原理引起的排斥力。当a f m 在斥力下扫描，则为 接触模式，在引力范围扫描，则为非接触模式。在扫描过程中保持这种力的恒定或 保持针尖与样品距离的恒定，利用光学检测法可以测得针尖对应于扫描个点的位置 变化，从而可以获得表面形貌的信息。我们在实验中所采用的原子力显微镜的型号 为p 4 7 一s p m m d t 。 ( 4 ) 横截面透射电镜( x t e m ) 利用透射电镜可以观察外延层的成岛情况以及位错和缺陷的分布情况，因此 这一表征技术得到广泛重视及应用。当样品成分均匀时，其t e m 像是无衬度的。如 果样品的组分不均匀，存在晶格弯曲或晶格常数不同的两种或几种组分，都会引起 晶体局部衍射条件的改变，从而造成衬度的变化。在我们的实验中，用以测量埋在 s i 中以及表面外延g e 层的成岛情况。 t e m 观察分为平面和截面成像两种。本工作主要采用截面成像。首先将样品 切成约l m m 宽的片子，用环氧树脂把两个片子粘在一起并用抛光剂抛光至5 0bm 的 厚度，再用离子柬减薄到5 0 r i m 厚。利用物镜后焦面上的光阑，仅让透射束或一衍射 束通过样品截面而成像，截面t e m 样品成像能显示s i 中g e 外延层的成岛情况。 ( 5 ) 光致发光谱( p l ) p l 利用激光激发半导体材料中的电子空穴对。电子空穴对很快达到准热平衡 态。最终它们通过发光来复合。在对薄的外延层的发光的测量，p l 是一非常有利的 工具。对g e s i 量子阱结构，p l 测量所得到的能量主要由g e 组分，应力和外延层厚 度决定。 参考文献 1 a i s h i z a k a ，a n dy s h i r a k i ，l o wt e m p e r a t u r es u r f a c ec l e a n i n g o f s i l i c o na n di t sa p p l i c a t i o nt os i l i c o nm b e ，e l e c t r o c h e m s o c ， 1 9 8 6 ，1 3 3 ：p p 6 6 6 6 7 1 2 b a j o y c e ，j h n e a v e ，p j d o b s o n ，a n dp k l a r s e n ，a n a l y s i s o fr e f l e c t i o n h i g h e n e r g y e l e c t r o n d i f f r a c t i o nd a t af r o m r e c o n s t r u c t e ds e m i c o n d u c t o rs u r f a c e s p h y s r e g 且1 9 8 4 ， 2 9 ：p p 8 1 4 8 1 9 3 i f c e r d e i r a ，a p i n c z u k ，j c 3 e a n ，1 3 3 a t l o g g ，a n db a w i l s o n ， r a m a ns c a t t e r i n gf r o m g e l s i s is t r a i n e d l a y e rs u p e r l a t t i c e s a p p l p h y s l e t t ，1 9 8 4 ，4 5 ：p p 11 3 8 11 4 0 4 王华馥，吴白勤，固体物理实验方法，高等教学出版社，北京( 1 9 9 7 ) ，p p 1 2 i 一1 2 9 图2 1s i 分子束外延系统 2 一n c - u zm-l卜x卜一弘 矗(1瑟一 z 山 j3u叫10至 第三章s i ( 0 0 1 ) 斜切衬底上g e 量子点的固相外延生长 3 1 引言 硅衬底上外延生长g e 量子点，在s i 基光电予，微电子或单电子器件的研制与 集成中有很好的应用前景。利用晶格失配体系在外延生长过程中，外延层通过应力 释放而形成岛状结构的自组织生长方法引起人们的关注。目前在s i 衬底上自组织生 长g e 量子点大多采用分子束外延( 船e ) n 。4 1 技术。最近a b s t r e i t e r 等研究了斜切 s i ( o o d 衬底上的g e 量子点删，他们的目的是为了得到有序排列的量子点。在i i i w 族纳米材料研究中，叶念慈等发现在偏离g a a s ( 1 0 0 ) 面4 。的衬底上生长的i n g a a s 量子点具有最好的热稳定性，且量子点的光致发光呈现较强的三维量子局限效应 【9 | 。 最近，i s u z u m u r a 等利用固相外延研究了s i ( 1 1 1 ) 面上g e 量子点的形成，并 与m b e 方法生长的量子点进行了比较。在温度较高时，固相外延可以得到密度更高 的g e 量子点” 。 本文研究了在偏离s i ( 0 0 1 ) 6 。的斜切衬底上的g e 量子点的固相外延生长，得 到了热稳定性和尺寸均匀性较好的g e 量子点。并且观察到在相同的生长条件下，与 s i ( 0 0 1 ) 衬底相比，外延生长的g e 在s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底上更容易成岛。 3 2 样品制备及实验 g e 量子点的生长是在型号为r i b e re v a 一3 2 的超高真空s i 分子束外延系统中进 行的。衬底为s i ( 0 0 1 ) 向 1 1 0 方向偏6 。的n 型衬底( 以下简称s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬 底) ，电阻率为卜5q c m 。样品生长前，衬底采用标准的s h i r a k i 方法清洗，并 在超高真空中加热到1 0 0 0 c ，用以去掉衬底表面的氧化层，r h e e d 出现清晰的2 1 再构图样。g e ，s i 分子束通过高能电子束轰击加热产生。首先生长5 0 h m 的s i 缓冲 层，然后在室温下淀积0 9 r i m 厚的g e 层，淀积速率为0 0 3 n m s 。在不同温度下原 位退火进行固相外延生长一系列样品，用以研究不同退火温度对固相外延方法生长 g e 量子点的影响。样品退火时间均为3 分钟，退火温度分别为6 3 0 。c ，6 4 0 。c ，6 6 0 和6 8 0 c ，并对s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上固相外延g e 量子点的稳定性进行了研究。 作s h y l y ，同样的实验条件下，在s i ( 0 0 1 ) 衬底上6 4 0 。c i l 狄3 分钟制备了比较样 品，以期研究斜切衬底对量子点生长的影响。 样品的表面形貌是用原子力显微镜( a f m ) 在接触模式下测量的，原子力显微镜 的型号为p 4 7 一s p m m d t 。样品拉曼谱的测量是在一台型号为r e n i s h a mr a m a s c o p e 拉 曼谱仪上完成的，激发光是a r + 激光器的5 1 4 5 n m 线，激光功率为2 0 0 k w c m e ，光斑 直径为1um 。 & 3 实验结果和讨论 如图1 所示，a f m 图像表明，6 3 0 。c 退火3 分钟，固相外延的g e 层没有成岛， 表面依然平整。6 4 0 。c 退火3 分钟，g e 层成岛。岛的直径约为9 0 h m ，高度约为 1 4 r i m 。且岛的均匀性较好，尺寸偏差为6 ，岛的密度为4 7 xi 0 8 c m 。提高退火温 度，在6 6 0 c 退火3 分钟，量子点的尺寸均匀性变差，大的尺寸约为3 6 0 n t o ，小的约 为9 0 n t o ，同时密度减小，为1 o x1 0 m - 2 。继续提高退火温度，在6 8 0 1 7 退火3 分 钟，岛的尺寸进一步增加，密度也更小，为3 7 x1 0 7 c m - 2 。可以看出随着退火温度的 升高，量子点间进一步集聚而形成较大的岛，小的量子点则消失，使得量子点的密 度减小。由v e n a b l e s i “】a n dm a r k o v l l ”的理论，s i 衬底上g e 量子点的密度 r d d 为 口d = c 。e x p ( 气笋) ， ( 1 ) e 口是g e 原子的激活能，e d 是使岛中的g e 原子成为自由g e 原子所需的能量，了1 是 退火温度，k 是b o l t z m m a 常数，c d 为常数。根据量子点的密度 ，d d 随退火温度的变 化，由1 n l i t 关系得e a + e d 2 9e v 。s h k l y a e ve ta 1 1 3 1 估计s i ( 111 ) 衬底上外 延g e 量子点的e d 0 9e v 。因为s i ( 11 1 ) 衬底上外延g e 量子点的尺寸和s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上g e 量子点的尺寸相似，作为一级近似，取s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上g e 量子 点的e d 为o 9 e v 。由此得到s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上固相外延g e 量子点的激活能为 2 o e v ，远高于s i ( 1 1 1 ) 面上固相外延g e 量子点的激活能0 3 e v “】。但是s i ( 1 1 1 ) 面 上固相外延的g e 量子点的均匀性始终不好“，而在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上，通过适 当温度的固相外延，可以得到均匀性好的量子点。我们认为这可能是s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切 衬底特殊的表面构形对量子点生长有一定的调制影响。衬底表面结构如图2 所示， 和s i ( 0 0 1 ) 及s i ( 1 1 1 ) 衬底表面不同，s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底有特殊的长周期台阶结 构。这种特殊的表面结构，会在一定程度上影响g e 量子点的生长有影响。 同时我们对s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上固相外延g e 量子点的稳定性进行了研究。作 为比较，在相同的实验条件下，延长退火时间，在6 4 0 。c i l 火3 0 分钟制备了比较样 品。比较退火3 分钟和退火3 0 分钟样品的a f m 图像( 如图3 所示) ，退火3 0 分钟 g e 量子点的密度增加而尺寸没有明显变化。这与退火时间对s j ( “1 ) 衬底上固相外 延的g e 量子点以及对s i ( 0 0 1 ) 衬底上化学气相淀积的g e 量子点的尺寸和密度的影 响不同。在s i ( 0 0 1 ) 和s i ( 1 1 1 ) 衬底上的g e 量子点的尺寸和密度，退火3 0 秒就可以 观察到明显的变化【“i s 。这一现象可以由台阶引入的势垒来解释。现在已经知道， 对于斜切角度大于4 0 的s i ( 0 0 1 ) 衬底，其台阶结构为双原子台阶( 1 。由于台阶的存 在，原子的迁移受到阻碍。s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底表面上淀积吸附的g e 原子的扩散长 度受到限制。尽管在此一个量子点占据了约7 0 个台阶结构，但是量子点之间的间隔 最小也有5 0 h m ，这就意味着原子迁移需要跨越约4 0 个台阶结构，无疑这就增加了 原子迁移的难度。退火2 7 分钟所提供的能量不足以提供g e 原予克服这些势垒，反 而用来形成新的g e 量子点。所以在s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底上形成的量子点的密度要高 而尺寸几乎没有改变。此外，由于激活能与原子的迁移率密切相关，在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜 切衬底上固相外延得到的g e 量子点的高的激活能也反映了的g e 原子迁移需要克服 更高的势垒，从而使量子点表现出较好的热稳定性。 为考察斜切衬底对量子点生长的影响，相同的实验条件下，室温淀积0 9 r i m 厚 的g e 层，比较在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底和s i ( 0 0 1 ) 衬底上同样6 4 0 。c 退火3 分钟制备的 样品。由图4 的a f m 图可以观察到，两种衬底上都有g e 量子点生成。可是尽管生长 条件完全相同，在s i ( 0 0 1 ) 衬底上生长的样品，其量子点的密度和平均尺寸都小 于在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上生长的样品。而r a m a n 光谱( 如图5 ) 显示，s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底样品中位于4 0 0c m 。的g e s i 峰低于s i ( 0 0 1 ) 衬底样品的g e s i 峰。意及 s i ( 0 0 1 ) 衬底样品的g e s i 互扩散较s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底样品的g e s i 互扩散严重。 为此，减少g e 的淀积量至0 7 r i m ，在s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底和s i ( 0 0 1 ) 衬底上同样6 4 0 生长了样品。生长条件完全相同，只是衬底分别为s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底和s i ( 0 0 1 ) 衬底。由a f m 图( 图6 ) 可以看到，0 7 r i m 淀积量的g e 在s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底上已成 岛，而在s i ( 0 0 1 ) 衬底上没有成岛。也就是说，同样条件下，在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底 上固相外延生长g e 量子点较s i ( 0 0 1 ) 衬底上生长容易成岛，下面我们仅从应变能的 角度说明这一点。 为简单起见，我们首先考虑在s i ( 0 0 1 ) 面与s i ( 1 1 1 ) 面淀积同样厚度的g e 层引 入的应变能来说明此问题。众所周知，由于g e 与s i 存在4 2 9 6 的晶格失配，g e 在 s i 表面上的外延生长模式为s - k 生长模式，即层加岛生长“7 。1 。g e 在s i 表面外延 生长的应力随g e 层厚度的增加而增加。当外延g e 层达到其临界厚度时，应力释 放生长由层状变为岛状生长。g e 在s i ( 0 0 1 ) 衬底与s i ( 1 1 1 ) 衬底外延生长的晶格 失配度是一样的，并且g e 在s i 衬底的晶化生长是与衬底晶向相一致的。晶格失配 体系中外延层的弹性应变能为 u = 牟es 2 h( 2 ) 其中e 为杨氏模量，8 是外延层的应变，h 是外延层的厚度。则对淀积相同厚度的g e 外延层，由于对s i ( 0 0 1 ) 面和s i ( 1 1 1 ) 面，h 是相同的。根据l d l a n d a u 和e m l i f s h i t z 的弹性理论，如取坐标轴沿立方晶系的三个互相垂直的边，则立方晶系 的弹性模量为 去= 雨+ i 1 一去砌。2 ”2 ”2 ：2 坞2 2 ( 3 ) e ( + 2 九) ( 一五) 、屯 一九7 。7 。 其中九，九：，九，为立方晶系的三个独立的弹性模量张量元。玎，”：为沿坐标轴的 相对应变。因此在沿立方晶胞边与沿立方晶胞的对角线方向分别取最小值与最大 值。外延g e 层在s i ( 0 0 1 ) 方向引入的应变能小于在s i ( 11 1 ) 方向引入的应变能，也 就是说淀积同样厚的g e 层在s i ( 1 1 1 ) 面易于成岛。对于此处所用的s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切 衬底相应于s i ( 1l1 3 ) 面，介于s i ( 0 0 1 ) 面与s i ( 1 1 1 ) 面之间。它的弹性模量也介 于s i ( 0 0 1 ) 方向与s i ( 1 1 1 ) 方向之间弹性模量值。因此，对于外延同样厚的g e 膜， 在此衬底上引入的弹性应变能高于在s i ( 0 0 1 ) 衬底上引入的弹性应变能，也就是说 6 在此衬底上外延g e 层成岛生长的临界厚度低于在s i ( 0 0 1 ) 衬底上成岛生长的临界厚 度。 3 4 有待进一步研究的实验现象 在样品生长过程中，利用r h e e d 观察到一有趣的现象。经化学方法清洗好的衬 底在生长室中加热到1 0 0 0 * c 并保持】o 分钟后，在某一入射角，其r h e e d 图样如图7 所示。由于斜切引入台阶结构的影响，使得原来的2 1 再构图样的每条线都分裂， 但还可以观察到明显的2 1 再构。在淀积g e 层并退火后，同一入射角的r h e e d 图 样如图8 所示。2 l 再构图样由衬底分裂的2 1 再构成为2 1 套构。为验证 r h e e d2 l 再构图样的变化是由于g e 的存在引起的，又用m b e 方法生长了样品。 在淀积一定量的g e 层后，同样观察到如图8 的2 1 套构图样。目前对这一现象还 没能解释。 同时，在斜切s i ( 0 0 1 ) 衬底上，用m b e 方法生长了部分样品。样品的生长温度为 6 4 0 。c ，g e 的淀积量为1 1 n m 。图9 的a f m 结果显示，量子点的密度增加，约为4 1 0 ”c m - 2 。可以相信，在合适的条件下，在斜切衬底上用m b e 方法可以得到高密度且 均匀性好的量子点。这方面的工作有待继续。 3 5 本章小结 在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上利用固相外延生长方法，6 4 0 。c 退火得到均匀性和热稳 定性好的g e 量子点。量子点的激活能为2 o e v 。由于s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上台阶结 构的影响，s i 衬底表面上淀积吸附的g e 原子的扩散长度受到限制，使量子点表现 出较好的热稳定性。实验上观察到在s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底上固相外延生长g e 量子 点成岛生长的临界厚度低于在s i ( 0 0 1 ) 衬底成岛生长的临界厚度。 在实验过程中观察到一些有趣的实验现象。解释这些现象的工作有待继续。同 时，在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上，利用m b e 方法可以得到高密度且均匀性好的量子点。 这方面的工作有待深入。 图3 1 在s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底上室温下淀积0 9 n m g e 层，经不同温度退火3 分钟后的a f m 形貌图。( a ) 6 3 0 “c ( b ) 6 4 0 。c 。( c ) 6 6 0 。c 。( d ) 6 8 0 。c 。 s l r 6 一o n ) 、 ，、一讥 ，、r - ，v 、 - ，v s i n o o ) 图3 2s i ( 0 0 1 ) 。s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切和s i ( 1 1 1 ) 衬底表面的原子结构模型 8 图3 4 在不同衬底上，室温下淀积0 9 n m g e 层，经6 4 0 。c 退火3 分钟的a f m 形貌图。 ( a ) s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底。( b ) s i ( 0 0 1 ) 衬底。 9 岔 = c 3 暑 一 蚤 晶 矗 若 w a v e n u m b e r ( c m l ) 图3 5 在不同村底上室温下淀积0 9 n m g e 层，经6 4 0 。c 退火3 分钟后的r a m a n 光谱。 ( a ) s i ( 0 0 1 ) 6 0 斜切衬底。( b ) s i ( 0 0 1 ) 衬底。 ( a )( b ) 图3 6 在不同村底上6 4 0 淀积0 7 n m g e 层的a f m 形貌图。( a ) s i ( 0 0 1 ) 6 。斜切衬底。 ( b ) s i ( 0 0 1 ) 衬底。 2 0 图3 9 在s i ( 0 0 1 ) 6 a 斜切村底上室温下淀积0 9 n m g e 层，经6 4 0 。c 退 火3 分钟后的r h e e d 图样。 2 参考文献 1 y s t a n g ，s c a i ，g j i n ，j d u a n ，a n dk l w a n g ，a p p l p h y s l e t t 7 1 ( 1 9 9 7 ) 2 4 4 8 2 g j i n ，j l il i u ，s g t h o m a s ，y t t l u o ，a n dk l w a n g ，a p p l p h y s l e t t 7 5 ( 1 9 9 9 ) 2 7 5 2 3 g j i n ，j l l i u ，a n dk l w a n g ，a p p l p h y s l e t t 7 6 ( 2 0 0 0 ) 3 5 9 1 4 x w a n g 。z m j i a n g ，h j z h u ，f l u ，d m h u a n g ，x h l i u ，c w h u ，y f c h e n ，z q z h u ，a n dt y a o ，a p p l p h y s l e t t 7 1 ( 1 9 9 7 ) 3 5 4 3 5 6 7 8 k b r u n n e r 。a n da b s t r e i t e rg ，j p n j a p p l p h y s 4 0 ( 2 0 0 1 ) 1 8 6 0 k b r u n n e r 。j h z h u ，g a b s t r e it e r ，0 k ie n z l e ，a n df e r n s t ，p h y s s t a t u ss o l i d i b2 2 4 ( 2 0 0 1 ) 5 3 1 k b r u n n e r 。j h z h u ，g a b s t r e i t e r ，t h i ns o l i df i l m s3 6 9 ( 2 0 0 0 ) 3 9 j h z h u ，k b r u n n e r ，a n dga b s t r e i t e r ，a p p l p h y s l e t t 7 3 ( 1 9 9 8 ) 6 2 0 9 砷化铟( 镓) 量子点异质结构与量子点雷射 叶念慈，刘维升，纂振瀛， 光讯，第8 8 期，2 0 0 1 年 10 m o k a d a ，a m u t o ，i s u z u m u r a ，h i k e d a ，s z a i m a ，y a p p l p h y s 3 7 ( 1 9 9 8 ) 6 9 7 0 11 j a v e n a b l e s ，s u r f s c i 2 9 9 3 0 0 ( 1 9 9 4 ) 7 9 8 1 2 i m a r k o v 。p h y s r e v b5 6 ( 1 9 9 7 ) 1 2 5 4 4 1 3 h a s h k l y a e v ，m s h i b a t a ，a n dm i c h i k a w a ，s u r f s c i 1 9 2 y a s u d a ，j p n j 4 1 6 ( 1 9 9 8 ) 1 4 i s u z u m u r a ，m o k a d a ，a m u t o ，y t o r i g e ，h i k e d a ，a s a k a i ，s z a i m a ，a n dy y a s u d a ，t h i ns o l i df i l m s3 6 9 ( 2 0 0 0 ) 1 1 6 1 5 t i k a m i n s ，g m e d e i r o s r i b e i r o ，d a a o h l b e r g ，a n dr s t a n l e y w i l l i a