（凝聚态物理专业论文）掺杂锗硅量子阱的电学性质研究.pdf

v 7 7 0 7 7 5 论文题目：堡盔笪壁量至陛煎垫生! 睦匮巫窥 系别：堑堡茔歪专业：壁苤查堑墨 作者：蓥堑挝导师：夔量熊教授 摘要 1 利用导纳谱研究了锗硅量子阱的掺杂效应。导纳谱测出的不同掺杂浓度锗硅 量子阱重空穴基态能级的激活能的结果表明，对于相同组份的锗硅量子阱，阱深 随着掺杂浓度的增加而变大，阱内重空穴基态能级的激活能也随之增加。 2 在所加直流偏压小于0 5 伏时，所测得的重掺杂量子阱内某激发态能级的激 活能随着偏压的增加而变小。到直流偏压增加到0 5 伏以后，激活能共没有随之 继续变小，而是基本保持不变。 3 利用导纳谱研究了锗硅量子阱的热稳定性。测量结果表明，退火后的重掺杂 量子阱基态能级的激活能变大，而未掺杂的量子阱基态能级的激活能大小基本保 持不变。通过对比掺杂和未掺杂量子阱内基态能级的激活能的变化情况，我们认 为阱内部分掺杂的硼原子可能处于间隙位置而没有激活，经过退火以后进入替代 位置被激活，这样阱的深度也就会随着变大，从而使得阱内子能级的激活能变大。 对未退火和退火样品进行了c v 测量，其结果也进一步表明经过高温退火以后 阱内的部分载流子被激活。 关键词：分子柬外延，重掺杂，锗硅，量子阱，导纳谱，激活能，电容一 电压曲线。 a b s t r a c t i t h ea c t i v a t i o ne n e r g i e so f t h eh e a v i l yh o l e si ng r o u n ds t a t e so fs i g eq u a n t u mw e l l s ( q w s ) w i t hd i f f e r e n tb o r o n ( b ) d o p i n gc o n c e n t r a t i o n sa r em e a s u r e db ya d m i t t a n c e s p e c t r o s c o p y i ti s f o u n dt h a tt h ed e p t ho ft h eq ww i t has i m i l a rg ec o m p o s i t i o n i n c r e a s e sw i t hd o p i n gc o n c e n t r a t i o na n dt h u sc a u s e st h ea c t i v a t i o ne n e r g yt oi n c r e a s e 2 t h ea c t i v a t i o ne n e r g yo f h o l e si na l le x c i t e ds t a t eo f ah e a v i l yd o p e dq w b e c o m e s s m a l l e ru n d e rs m a l lb i a sv o l t a g ea n dn ol o n g e rc h a n g e sa n ym o r ew h e nt h eb i a s v o l t a g ei sl a r g et h a n0 5v 3 t h et h e r m a ls t a b i l i t yo fah e a v i l yd o p e ds i g eq wi ss t u d i e db ya d r a i t t a n c e s p e c t r o s c o p y a n n e a l i n ga t ah i 出t e m p e r a t u r em a k e st h ea c t i v a t i o ne n e r g yi na h e a v i l yd o p e dq w i n c r e a s ea n dn oc h a n g e sh a p p e nf o ra nu n d o p e dq w t h ei n c r e a s e o f t h ea c t i v a t i o ne n e r g yf o rd o p e dq wc a u s e db ya n n e a l i n gi sa t t r i b u t e dt ot h em o r eb a t o m sa c t i v a t i o ni nt h eq wb ya n n e a l i n g t h i sa t t r i b u t i o ni sc o n f i r m e db yc v m e a s u r e m e n tr e s u l t s ， k e y w o r d s ：m o l e c u l a rb e a me p i t a x y , h e a v yd o p i n g ，s i g e ，q u a n t u mw e l l ，a d m i t t a n c e s p e c t r o s c o p y , a c t i v a t i o ne n e r g y ，c vc u r v e ， h 焦兰圭墨堡主望查麴塑 第章引言 1 1 锗硅材料的发展历史 i v 族元素硅是应用最广泛、工艺最成熟的半导体材料。作为大规模集成电路 的基础材料，它的重要性是不言而喻的。它在微电子器件的市场占有率商达9 5 以上。但是，从半导体的固有特性来看，硅并不是种优秀的材料。首先， 硅的室温电子迁移率也比g a a s 约低5 倍，因此在制备高速器件方面并不占有优 势。另外，由于体材料硅为间接能隙半导体材料，其在发光方面先天不足，只有 在声子相助下，才能发射很微弱的近红外光。它的光学效率很低，仅为1 0 “左 右很难满足实际光电器件的需求。到目前为止，绝大部分的半导体发光器件都 基于i i i v 族等化合物半导体，如g a a s 等。但是i i i v 族等化合物半导体材料同 业已成熟的硅基大规模集成电路技术不相匹配，无法将此类器件与传统的硅基电 路相集成。在这点上，锗( g o 、硅( s i ) 无疑有其天然的优势。因而，对锗硅 材料的深入研究与再加工，使其能满足实际需求变的尤为迫切。 人们将希望藉助于能带工程，对硅基低维量子体系的电学和光学特性进行 “裁剪”，发掘出崭新的物理现象，给予硅基材料以新的活力，孕育出新的生长 点。1 9 6 9 年，江崎和朱兆祥【1 】在研究通过双重或多重势垒可能发生共振隧道效 应时想到了超晶格的概念。他们提出由两种不同的超薄层来构成一维周期性结 构。初步研究结果表明，这种完全由人工合成的新材料具有天然晶体材料中所没 有的许多性质，由此引发了人们对人造半导体锗硅超晶格的研究。b e a n 。w a n g 等先后在s i 衬底上外延生长出了结晶完美、电学性质、光学性质良好的锗硅异 质结、量子阱及超晶格材料1 2 3 。因为这种s t , g e ，s i 异质结构能与标准的硅工 艺相兼容，加上合金除具有等离子体色散效应的特点外，还因其晶格常数、禁带 宽度、折射率等随g e 组份x 变化而变化，更加促进了人们对于锗硅材料及锗硅 器件的研究。随着各种外延沉积生长技术的趋向成熟，利用这种异质结构制作了 许多新型的高性能器件，诸如调制掺杂晶体管 3 ，异质结双极晶体管 4 ，共 振隧道二极管 5 ，及负阻场效应晶体管 6 等。 1 2s i s i 。g e ，s i 量子阱在红外探测方面的应用 人们发现生长在s i ( 0 0 1 ) 衬底上的s h g e 。s i 量子阱可以产生较强的无声子 参与的、不需要满足准动量守恒的光发射峰 7 。这种发光的产生来源于锗硅合 金中的无序涨落。w e b e r 和a l o n s o 在锗硅体合金中也观察到了这种由于合金的 无序涨落而产生的无需声子参与的发光 8 。由于锗硅合金的能隙对应的波段正 处于通常硅光纤通讯的最低损耗的波长区i 3 - 1 5 1 u m ，因此常被用来制作与硅 光纤配套使用光检测器 9 。 同时，利用锗硅量子阱中子能级间的光跃迁，也被用来制作成长波长的红外 复豆炙擘应用表面舳理田家重点实冀室 棋置上擎硕士论文蔡新树 摄像器件 1 0 ，1 1 。p 型锗硅多量子阱的红外特性已有许多研究，由于改变锗硅 量子阱中锗的组份及量子阱的宽度，可方便地调节其中的子能级位置，从而实现 硅基材料在大气窗口( ( 8 1 2 岬) 的红外探测。由于应变层p 型锗硅量子阱中应力 导致的轻、重空穴带的简并解除及重空穴( h h ) 带、轻空穴( l h ) 带和自旋分裂( s o ) 带间的相互耦合，使子带间的跃迁情况变得复杂，也使正入射的予带间光跃迁成 为可能，因此可用于实现正入射型的红外探测器，避免采用复杂的波导或光栅结 构。另外量子阱超晶格红外探测器还具有响应快、量子效率高，材料热稳定性和 均匀性好，材料生长工艺与器件制备工艺成熟、抗辐照、成本低等优点，对于大 规模焦平面列阵探测器而言，这些优点表现得更为明显。目前，量子阱红外探测 器已引起了许多商业工业和军事等方面的关注，它可在室温工作并能实现大面积 集成和制作大面积面阵，将成为新一代的红外探测器。 为了提供足够的载流予跃迁以提高探测器的效率，量子阱层一般为重掺杂( r l 型或p 型) ，然而重掺杂往往会对量子阱内的子能级的位置有很大的影响，由于 子能级的位置决定了探测器其它设计参数，如量子阱宽度、势垒高度、探测峰值 波长等。因此需要考虑重掺杂对阱中子能级位置的影响。 i 3 本论文主要内容 本文将介绍采用导纳谱来研究不同掺杂浓度锗硅单量子阱中子能级的位置及 其热稳定性。导纳谱是采用电学测试手段来研究阱中予能级上载流子向阱外的跃 迁，它避免了在光致发光研究中遇到的两大障碍即间接带隙造成发光效率低和禁 带中存在非辐射复合缺陷造成发光湮灭。因此，在许多作p l 研究时候看不到激 子发光峰的样品中，用导纳谱却能很容易的观察到阱中载流子发射所对应的导纳 峰，从而得到子能级相关的信息。我们通过在量子阱中不同掺杂浓度条件下对 s h g e 。s i 量子阱层导纳谱的测量，得出量子阱中重空穴基态能级的位置。测量 结果表明，对于相同锗组份的锗硅单量子阱，重掺杂量子阱中的重空穴基态能级 的激活能远大于末掺杂的量子阱中的重空穴基态激活能，并且随着掺杂浓度的增 加而增加。在不同直流偏压下所测得的重掺杂量子阱中某一激发态能级位霭并没 有发生明显较大的变化。我们同时对量子阱的热稳定性迸行评估，结果表明在氨 气气氛下在6 8 5 和7 8 5 。c 退火2 0 分钟以后，利用导纳谱测出退火后的重掺杂量 子阱的激活能会变大，并且随着退火温度的升高而变大，而对于末掺杂的量子阱 退火后激活能未发现有明显的变化。通过对退火前后重掺杂量子阱的电容电压特 性测量的对比分析，我们认为是因为退火以后更多的掺杂原子被激活，从而导致 阱深变大，进而导致激活能变大。 复旦大学应用表面抽理田术重点实验室2 援旦上晕 硕士论文蒜新树 本论文主要分为以下几个部分： 1 引言 2 锗硅分子束外延系统及电学测试系统原理简介 3 锗硅量子阱的掺杂效应 4 锗硅量子阱的退火效应 复豆欠擘应用表面袖理田莩重点实赣室 棋里史葶硕士论文臻新树 第二章锗硅分子束外延系统及电学测试系统原理简介 2 1 锗硅分子柬外延系统原理简介 本论文中所有量子阱样品的外延生长均是在一台型号为p j b e re v a 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。 系统由进样室( 预室) 和生长室( 主室) 组成。二室之间通过超高真空插板 阀隔开。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。 进样室和生长室平时由离子泵分别维持在1 0 0 托和1 0 0 0 托的真空度，此外这 两室还分别配备了两台钛升华泵用来迅速提高真空室的真空度。进样室内样品架 上有两个样品座，每次可以进两块样品，其中个样品座上装有加热装置，可在 不破坏生长室真空度的情况下进样以及对样品进行加热预处理。预处理完毕的样 品通过在进样室和生长室之间的磁力传样杆送入生长室。 分子束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 h i 真空淀积控制器，及 反射式高能电子衍射仪( r h e e d ) 等。样品架可沿x ，y ，z 方向平移，也可沿装 样品架端口做1 8 0 。旋转和自转，从而实现五维运动。 ( 1 ) s i 源和g e 源电子柬蒸发系统 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1 0k 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。在源与样品架之间有高纯钼制的挡板，挡板由电磁气动阀门控制，该 阀门受s e n t i m a l i l l 自动控制，能迅速开启和关闭，可以满足生长界面陡峭外延 层的要求。 ( 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 ，p ) 和p 型( b ：0 。和单质b ) 。b 。0 。 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，因 此生长温度不能太低。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，另外如果要进行掺杂的样品是锗硅合金，合金的组份对掺杂浓度也有影响。 本系统中所用b 。0 3 掺杂源对不同组份的合金均已进行了定标。 复旦太擘应用表面物理因家重点实验室 4 塑兰墨茎塑主堕圭茎堑燮 m o l e c u l eb e a me p m a x yg r o w t hs y s t e m ( r i b e re v a - 3 2 ) 图2 1 分子束外延系统原理图 2 2s i 衬底表面清洁 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 1 2 的清洗方法来处理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 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经高温加热后可挥发的氧化层，利用该氧化层保护衬底不受 c 的沾污。 1 在h 。s o “：h z 0 ：= 2 ：l 的溶液中煮沸3 - 5 分钟 去离子水冲洗3 5 分钟 h f ( 1 0 ) 漂洗1 0 秒 去离子水冲洗3 - 5 分钟 2 在纯h n o 。中煮沸3 - 5 分钟 去离子水冲洗3 - 5 分钟 h f ( 1 0 ) 漂洗l o 秒 去离子水冲洗3 5 分钟 此步骤反复2 次。 3 在n h o h ：h 2 0 2 ：h 。0 = 1 ：1 5 ：4 溶液中煮沸3 分钟 去离子水冲洗3 - 5 分钟 h f ( 1 0 ) 漂洗1 0 秒 去离子水冲洗3 - 5 分钟 4 在h c l ：h 2 0 = 3 ：1 的溶液中煮沸，加入h 。0 ：直到溶液由黄色变到无色透明 芰旦大擘应用表面物理因零重点实验室5 攒里土攀硕士论文蔡新树 去离子水冲洗3 - 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 0 。c ，并保持1 0 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 ( 1 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 导纳谱测试原理简介 导纳谱最早是用于测量体材料中的深能级缺陷。其原理是，在交变小信号电 压的作用下，样品的耗尽区的能带弯曲随之变化，引起耗尽区边缘深能级上载流 子的发射与俘获，即深能级缺陷与价带或导带之间发生载流子的交换【1 3 1 。图2 2 是一个p 型半导体与金属所形成的肖特基接触后在反向偏压下的能带图，图中 e f 为f e r m i 能级，x o 为肖特基的耗尽深度，x 为费米能级和深能级e t 的相交点， e 。和e ，分别为导带和价带，q 为电子的电量，v o 为自建势。偏压从v r 变为v r + s v 时，x 变为x + 6 x ，费米能级以下的深能级会向价带发射窆穴。 e c e f e v 图2 2 深能级上载流子随交变电压的变化 根据这一模型，v i n c e n t 等人曾对材料深能级缺陷的导纳谱作过详细的理论 分析，并导出了样品电容和电导公式1 1 4 】。八十年代后期，l a n g 等人将导纳谱 应用于半导体异质结能带结构的能带偏移的测量，并用等效电路模型对测试结果 进行了分析和计算 1 5 】。本文用载流子热发射的模型来分析单量子阱的导纳谱， 导纳谱测试中采用的单量子阱样品结构如图2 3 所示，样品的背面和a l 形成欧 姆接触，正面和a l 形成肖特基接触。外加交变电压使量子阱的能带随之变化， 量子阱能带的变化引起阱中载流子的发射和俘获。因此量子阱内载流子的浓度随 测试电压的变化，与体材料中深能级缺陷上载流子浓度随测试电压的变化类似。 美要天擘应用表面抽理田零重氪实验宝6 焦兰墨茎塑主垒圭壁堑燮 a is i g e ，s i l - x s ia i 图2 3 单量子阱样品结构 当测试频率为0 ) 的交变小信号电压= 彤e x p ( ，“) 加于样品的两端时，阱中总 的要发射的电荷量艘o ) 可近似表示为 6 q ( f ) = p 6 v ，( 1 1 ) 式中卢与阱中子能级上空穴浓度有关的参数。量子阱在交变小电压的作用下对 电流的贡献为 f(f)=一掣=epq(f)(12)at 其中e ，为阱中的空穴向阱外发射的速率，q ( r ) 则为将要从阱中发射的电荷量， 它可表示为 q ( f ) = 勉( f ) 一j i d t ， ( 1 3 ) 即为总的要发射的电荷量阳( f ) 减去已发射的电荷量f i d t ，由上述公式可以得 到 f i t ) = e ，( f l s v oe x p ( j 0 2 t ) 一f 础) ，( 1 4 ) 此方程的解为 f i t ) = e 。p c o s ( y ) o v oe x p ( j 0 2 f + y ) ，( 1 5 ) 其中t 由t 觚( 缈) = 口。0 2 的实部得量子阱的电导g ，由虚部得量子阱的电容c 为， g 。：芝， ( 1 6 ) e d + c o 。2 q 2 南ec o 几 ( 1 - 7 ) + 。 复旦走学应用表面物理罔察重点实玲宝 梗算七荸硕士论文蔡新树 交变电压一方面使电荷变化形成量子阱电容，另一方面也使肖特基势垒发生变 化，产生肖特基势垒电容。由交变电压测试引起样品中电荷总的变化量为肖特基 势垒中电荷变化量和阱中电荷变化量之和q ，因此整块样品电容c 为 “劳= g + c o ，( 1 8 ) 同样整块样品的电导以及肖特基势垒漏电流及样品中缺陷能级上载流子发射所 造成的影响。当样品中漏电流小及缺陷浓度低的时候，可以忽略对总电导的影响， 此时 g ；g 。 ( 1 9 ) d e b b e r 等人从阱中载流子发射和产生问的平衡关系推导出量子阱中空穴的热发 射率为 !f e p2 e x p ( - 嵩) ，( 1 1 0 ) 弱电场时候 e o = z k e 。一e l ，( 1 1 1 ) 其中丝，为价带偏移量，e 。为激活能，毛对应于基态子能级至势阱底的能量差， o r 为与温度无关的常数，k 为玻尔兹曼常数。在低温端8 。甘0 ，电导g ，叶0 ， 电容q 斗c o ；在高温端p ， ，电导g 寸0 ，电容c h _ c o + 卢。如果把电 容和电导视为温度的函数，c t 曲线上会出现平台，g t 曲线上会出现峰值，如 图2 4 所示。由电导的微分g 1 0 可得，当e 。= 吐) 时，电导出现峰值， 譬：曼：盟i：竺，(112)2 2 2 曲 、 在峰值温度处乙， 国= e p ( 乙) = 口乙尼e x p ( 一i ) t ( 1 1 3 ) a ” ，l 从一组不同频率g t 的曲线上得到组l n ( ，2 ) 一烁，作图可以得到阱中空 穴的激活能e 。鸯予阱内各个能级上载流子向阱外发射率是跃迁能量大小和温 度的函数。在温度变化过程中，当某一能级上载流子的发射率等于测试频率时候， 才能出现导纳峰，但是这只是必要条件。出现导纳峰的另一个条件是该能级上必 须有一定数量的载流子随交流电场的变化而变化。如果在平衡状态下，该能级上 面载流予占有率很低，那么在交变电场作用下也不会有导纳峰出现。根据能量最 低原理，基态载流子发射所对应的导纳峰最容易被观察到。因此，用导纳谱研究 复旦欠学应用表面物理国家重点实验室 8 塑墨圭整堡笙查整堑垫 量子阱中子能级上载流子的跃迂随温度的变化关系，可以得到能级位覆的有关信 息，特别是量子阱中基态的能级位置。 u g e 毒 t ( k ) 图2 4 单量子阱的导纳谱 图2 5 导纳谱测试系统原理 导纳谱测试采用温度扫描，在不同频率下，实时记录不同温度点的电容和电 导，即可得到所有频率下的c t 和g t 曲线。试验装置见图2 5 所示，样品 的两端接入h p4 2 7 5l r c 电容和电导测试仪的输入端，热电偶的两端接入 复旦大学应用表面物理国家重点实验室9 棋墨史擎 硕士论文蔡新树 艮i 也l e y2 0 0 0 多用数字电压表。测试过程中，k e i t h l e y2 0 0 0 反映当前样品温度 的热电偶电压，计算机控制h p4 2 7 5l r c 不断改变测试频率，得到不同频率下 的样品的电容和电导值。为得到较慢的升温速率，先将密封的样品架浸入液氮中 冷却到7 7k ，然后取出样品架让其缓慢的升到室温。 导纳谱可在零偏压( 即交变电压直接加载于样品两端) 的情况下进行测试， 也可将交变电压叠加于某一直流偏压下进行测试。对于偏压下的导纳谱测试，所 需直流偏压由脉冲函数发生器t q p8 1 1 6 a 产生。 2 4 电容。电压测试法原理简介 电容电压( c 法最初是用来测量金属一半导体肖特基势垒二极管中半导 体体材料一侧中载流子浓度纵向分布的方法。在样品上加上直流反向偏置电压， 样品势垒宽度矿会随着反向直流偏压增大而向半导体内部扩展。如果在直流偏 压上叠加一个小的高频交流电压，势垒宽度就会发生微小的变化d w ，d w 中的 载流子在高频电压的交变过程中会流进流出，这一过程与平行板电容冲放电相类 似其电容特性可表示为c = a g e 。w ，其中a 是结面积，e 是材料的介电常数。由 于势垒宽度会随着偏压变化，电容也就随之变化。而根据微分电容c 定义为： c = d q d g ，在电压变化d y 时，对于p 型半导体，势垒区电荷变化为q a p ( w ) d w ， 所以电容可以表示为：c = q a p ( 聊d w d 喙，根据以上公式可以得到杂质载流子浓 度分布： 邶卜毒q a “o 【一j 在半导体低维量子系统中，量子区域内限制了大量的载流子，当外加电压使肖特 基势垒扩展至量子区域附近时，交变电压d v 引起的电荷变化d q 主要来自于量 子阱中的载流子浓度变化，势垒宽度w 在阱内载流子耗尽时宽度不会发生变化， 所以在一定的电压变化范围内电容值变化很小，c - v 曲线中会出现一个比较明显 的电容平台。经过计算可以得到载流子浓度空间分布的曲线，进而可以获得量子 区域的空间位置。随着载流子浓度的增加，需要更高的外加电压彳能耗尽阱中的 载流子，因而平台电压的范围随着阱内载流子的浓度增加而变大。所以c v 法 能够直观的表征量子系统的限制效应，能够定性的验证半导体的结构。在本文中 主要用c v 法来确认样品的生长结构，表征量子阱的量子限制效应，并为退火 后样品的导纳谱测试结果对比提供验证。 我们的测试系统中，将h p8 1 1 6 脉冲电压发生器的输出端连接到h p4 2 7 5 筻旦太学应用表面物理囤察重点实验宣 棋霉上攀硕士论文蔡新树 l r c 仪器外接偏压的输入端及k e i t h l e y2 0 0 0 数字多用表的输入端，将样品两端接 入h p4 2 7 5 的输入端，如图2 6 所示，即可进行c v 测试。丌始测试时首先将测 试电压范围及电压间隔等参数输入至计算机，然后计算机通过i e e e 一4 8 8 接口，控 制h p8 1 1 6 不断改变输出电压，并从h p 4 2 7 5 读入相应电容及电导数值。由于h p 8 1 1 6 a 输出电压会随外接负载变化略有变化，因此计算机从k e i t h l e y2 0 0 0 中读入 加在样品上的实际电压。整个测试系统在计算机控制下自动完成，直至测试完毕， 在测试过程中实时显示有关测试结果，测试结束后可进入数据处理及计算程序。 复旦大学应用表面物理田謇重点实验室 图2 6c - v 测试系统 握蓦，t 摹项士论文蔡新树 第三章锗硅量子阱的掺杂效应 3 1 样品的生长 本试验中所用样品均为用分子束外延方法在电阻率为0 0 0 5 0 0 1 q c r n 的p 型低阻s i ( 1 0 0 ) 衬底片上生长的单量子阱，样品的结构如图3 1 所示。先在硅 衬底片上6 5 0 的温度下生长2 0 0n m 的s i 缓冲层，然后在5 5 0 生长1 0n m 的s i g e 量子阱层，最后生长3 5 0n m 的s i 覆盖层。b 掺杂是通过柬源炉蒸发b 国。 源实现的，因为源中含有大量的氧，所以生长温度不能低于5 0 0 1 6 。1 7 。由 于最初生长的两个重掺杂样品的s i 覆盖层厚度只有8 0n m 和2 0 0i q m ，并且s i 覆盖层的生长温度一直处于5 5 06 c ，测量导纳谱时候的漏电流很大，没有能测出 相应的导纳峰，我们推断这是由于生长时候b 扩散到硅覆盖层中所导致的结果。 因此为了舫止b 扩散到s i 覆盏层里面而使导纳谱测量时候漏电流的增加，一方 面增加s i 覆盖层的厚度为3 5 0 n m ，另一方面在生长完量子阱层以后，衬底温度 降到3 0 0 ( 2 以降低b 的扩散。然而为了保证晶体的生长质量，生长完3 0n m 的s i 覆盖层以后，将衬底温度慢慢升到5 5 0 c 。等全部生长结束后，原位6 0 06 c 退火 5 分钟。样品取出后，通过真空镀膜，分别在样品的正面和背面蒸铝形成肖特基 接触和欧姆接触。 3 5 0n m s ic a p l a y e r 2 0 0n ms ib u f f e rl a y e r p 十一s i oo o ) s u b s t r a t e 圈3 1 单麓子阱样品结构 3 2 导纳谱测量结果： 图3 2 3 7 是零偏压时具有不同掺杂浓度的量予阱样品在不同测试频率下的 c - t 谱和导纳谱。在低温端和高温端，电容曲线出现平台。随着测试频率的提高， 导纳谱的峰位向高温端移动，但是导纳谱的峰高0 。，0 ) 在不同测试频率下基本相 等且近似等于高温端电容与低温端电容差的一半。 从一组不同频率下g - t 曲线可以得到一组0 ) 一t 。关系，然后拟合出 复旦大擘应用表面糟理罔察重点实验宝 。堡兰圭璺堡主堕查鳌堑垫 l n l 必) 一l o o o l 直线，由斜率得到量子阱中重空穴基态的激活能，不同掺杂 浓度下的激活能见表一所示。 图3 2 未掺杂样品s j ，s i o6 7 g e o3 3 s i 在( a ) 3 0k h z ，( b ) 5 0k h z ，( c ) 1 0 0k h z ，( d ) 3 0 0k h z ， ( e ) 5 0 0k h z ( f ) 1 0 0 0k h z 测得的c t 盐线 山 e 逞 。 图3 3 未掺杂样品s “s i o 6 7 g e o3 3 s i 在不同频率下的导纳谱：( a ) 3 0k h z ，( b ) 5 0k h z ， ( c ) 1 0 0k h z ，( d ) 3 0 0k h z ，( e ) 5 0 0k h z ( f ) 1 0 0 0k h z 复旦大学应用表面物理国家重点实验室 【3 援里大肇硕士论文察新树 【工一 、9 u 图3 4 掺杂样品s i s i 0 6 5 g e o3 5 ：bi s i 在( a ) 5 0k h z ，( b ) 1 0 0 k h z ，( c ) 3 0 0i h z ，( d ) 5 0 0k h z ，( e ) 1 0 0 0k h z 测得的c t 曲线 1 0 0 冬5 0 昌 o 图3 5 掺杂样品s i s i o6 5 g e o3 5 ：b s i 在不同频率r 的导纳谱：( a ) 5 0k h z ，( b ) 1 0 0k h z ，( c ) 3 0 0 k h z ，( d ) 5 0 0k h z ，( e ) 1 0 0 0k h z 阱中的b 掺杂浓度为6 1 0 1 9c m 3 复旦大学应用表面物理圈零重点实玲室 4 梗旦，匕肇 硕士论文蔡新树 t ( 1 ( ) 图3 6 掺杂样品s i s i o6 7 g e o3 3 ：b s i 在( a ) 10k h z , ( b ) 3 0k h z ，( c ) 5 0k h z ，( d ) 1 0 0 k h z ，( e ) 3 0 0 k h z ( f ) 5 0 0k h z 测得的c t 曲线 图3 7 掺杂样品s i s i o 7 g e 0 3 a ：b s i 在不同频率下的导纳谱：( a ) 1 0k h z ，( b ) 3 0k h z ，( c ) 5 0k h z ， ( d ) 1 0 0k h z ，( e ) 3 0 0 k h z ( f ) 5 0 0k h z 阱中的b 掺杂浓度为2 1 0 2 0c m - 3 复旦大学应用表面物理国挛重点实验室5 扳旦大晕硕士论文蔡新树 表格一： x 为量子阱中的锗组分，n 为阱内的b 掺杂浓度，e a 为激活能。 3 3 实验结果的分析讨论 从表一中所示的量子阱中的激活能可以看出，未掺杂量子阱s i s i o6 7 g e o3 3 s i 的激活能为0 1 8 7e v , 丽重掺杂量子阱s i s i o6 5 g e o3 s ：b s i ，s i s i o6 7 g e o3 3 ：b s i 的 激活能为o 2 8 8e v 和0 3 1 5e v 。可以得出：对比相同g e 组分的而不同掺杂浓 度的量子阱，重掺杂爨子阱的激活能远大于未掺杂量子阱中重空穴基态的的激活 能，对于g e 组分为0 3 5 和0 3 3 的重掺杂样品，虽然前者锗组分稍大，但是由 于掺杂浓度小于后者，其激活能仍小于后者。由上述结果可以得出如下结论，对 于相同锗组分的量子阱来说，掺杂量子阱的激活能要大于未掺杂量子阱的激活 能，并且随着阱内的掺杂浓度的增加而增加。 g a m a n ik a r u n a s i r i 等人【1 8 】也观察到重掺杂锗硅量子阱中子能级的下降。他们 生长了不同掺杂浓度的具有十个周期的s i o6 g e 0 4 s i 层的锗硅量子阱，并且为了 增强吸收强度，做成了波导结构。经过测量，带间吸收峰的峰位随着掺杂浓度的 增加向高能级方向移动，并且对于掺杂浓度较大量子阱中子能级问的吸收峰的峰 形状和硅6 掺杂阱的相类似。他们认为重掺杂使得锗硅层中形成了一个5 阱，使得 原本处于量子阱中的予能级处于8 阱中，从而在阱中的位置更加下降。他们采用 自治的方法，考虑了平均场效应与多体效应，计算了不同掺杂浓度下阱中子能级 的位置，并与实验结果相符合。 重掺杂使得阱层和硅覆盖层及缓冲层载流子浓度相差较大，从而导致界面处 发生电荷转移，改变量子阱的势垒高度，进而影响阱中子能级的位置。通过计算 各个层中费米能级的位置，根据平衡状态下费米能级在各个层中得到统一从而得 到界面处的势垒分布情况，进而分析不同掺杂浓度下量子阱的能带分布示意图。 对于硅覆盖层及硅缓冲层，为了确定f e r m i 能级的位置，我们设定其背底掺杂浓 度为1 0 1 5c m 3 。 复旦太擘应用表面袖理圜家重点实j 室 1 6 i i 算上晕硕士论文蔡新树 根据半导体材料中载流子的玻耳兹曼分布有： 删，e x i 一警1 n - - - 学 o e ：n 。= 3 9 1 0 。8 c m 4s i ：n ，= 1 1 0 1 9 c 坍一3 s i e e ：p = 1 0 1 5c m 一3 j er e ，= 2 4 0 m e v s i g e 中：p5 6 x 1 0 ”c 川一3j e 一e 。= 一5 3 m e v s i g e 中：p = 2 x 1 0 2 0 c 珊一3j e ，- e 。= - 9 0 m e v 而对于s i l 。g e ，s i 异质结构其能带偏移主要发生在价带，对于本实验中所用 锗组分为0 3 3 的量子阱其价带偏移量为o 2 4 4e v 1 9 】。对于未掺杂量子阱，由于 阱中势垒的存在，硅覆盖层和缓冲层中的部分空穴会转移到阱中，界面处的势垒 保持为原来的不变，如图3 8 ( a ) 所示。对于重掺杂的量予阱，由于阱中的载流子 浓度远高于覆盖层和缓冲层中的载流子浓度，阱中的部分载流子会向两边的硅层 中转移，从而使界面处的势垒在原来的0 2 4 4e v 上增大，对于两个重掺杂的量 子阱，其势垒高度分别为o 2 9 3e v 和o 3 3 0e v ，其界面势垒分布如图3 8 ( b ) 和( c ) 所示。可以从图中看出，量子阱的阱深会随着阱内掺杂浓度的增加而变深，由于 阱深的增加也就导致了阱中基态能级的激活能随之变大。由于量子阱中基态能级 的束缚能很小，激活能的大小很接近阱的深度，而由于重掺杂而引起的多体效应 会使得束缚能变得更小。 a b 图3 8 三个量子阱样品的能带图：( a ) 朱掺杂样品s i s i o6 7 g e o3 3 1 s i ，( b ) 掺杂样品 s l s i o g e o ：b s i ，b 掺杂浓度为6 x 1 0 ”c m 3 ( c ) 掺杂样品s i s i o g e o ”：b s ib 掺杂浓度为 2 1 0 2 0c m - 3 置且大学应用表面物理田謇重点实验宝 证 g i 了 一母 一 ：毛 融 0斟) 踅里上拳 硕士论文蔡新树 j h z h u 等人曾经对硼6 掺杂s i 量子阱中的空穴的激活能进行了测量【2 0 】， 对于掺杂浓度为2 x 1 0 2 0 c m 3 的硼6 掺杂s i 量子阱，阱宽为5n m 时候阱中重空穴 基态的激活能为0 3 4e v ，因此实际的阱深要大于此激活能的数值。本实验中缓 冲层和覆盖层中的载流子浓度为估算值，因此费米能级的位置也为估算值，其实 际的浓度可能会比我们所设定的数值偏小，所以实际的阱深可能会稍大于计算所 得到的数值。 从图3 5 中可以看出，在低温端还有一组导纳峰出现，其激活能经计算为o 1 5 e v 。为了确定此峰对应的能级，我们用有限深势阱的模型来求解薛定额方程得 到以下两个等式： 一伐e t g ( c t l ，2 ) = p( 奇态) a t g ( ( x l w 2 ) = p( 偶态) 式中，口= ( 2 m ；e h2 ) “2 卢= 2 m ；( v e ) l h 2 r 其中l 。为量子阱的宽度，v 为量子阱的势垒高度( 即能带偏移) ，搠二，、m ：分别为 阱材料与垒材料中的载流子有效质量。要满足上述两式，则阱中的载流子的能量 状态e 只能取一系列的分立值日，岛，这些值的确定也就与阱宽三。，阱高矿 及阱与垒中的有效质量瑚、m ：密切相关。在g e s i 合金量子阱中的价带中存在 着重空穴与轻空穴这两种不同的有效质量的载流子，它们所占据的能量状态也将 不同，必须对它们分别计算。本实验中k 为1 0n l n ，其中硅和锗的重空穴有效 质量m s i ，m g c 分别为0 5 m o 和o 3 m o ；轻空穴有效质量分别为0 1 6n l o ，0 0 4 4m o 。 m 。为电子质量。锗硅合金中的载流子有效质量通过线性插值法得到， m ( x ) - - m s i ( 1 x ) + m g e ( x ) 。势垒高度取图中所示的0 2 9 3e v 。对于重空穴和轻空穴分 别计算，其求解国如3 9 3 1 2 所示，所得到的各个子能级的激活能如表二所示。 由表二可以看出轻空穴和重空穴基态能级差别很小，只有0 0 1e v 左右，而实验 中观察到的低温端所对应的能级比重空穴基态能级低o 1 3e v ，远大于计算所得 的结果，因此能级并非轻空穴的基态能级，而是来自于某一个激发态能级。对于 计算所得到的重空穴基态能级距离硅价带的能量比实验所测得的激活能大o 0 1 e v ，这可能是由于所采用的有限深势阱模型未考虑重掺杂引起的多体效应所致， 这也与g a m a n ik a r u n a s i r i 1 8 】等人所进行的计算结果相符合。 对于此低温端的导纳峰的出现，在重掺杂样品s i 0 郇g e o3 3 ：b s i 测量中由于降 到低温端的时候，电导值不稳定，没有被观察到所以对此低温端的能级的具体 机理还需进一步的研究来证实。 复旦太擘应用表面物理国家重点实验室 拶j 眵婴 图3 9 量子阱中重空穴奇宁称能级求解图 3 1 。量子阱中重空穴偶宁称能级求懈图 弛埘声甩皋面鞠理霭棼姑謇肇宝 焦兰查茎堡主垒查壁堑煎 ： 歹 3 1 1 量子阱中轻空穴奇宇称能级求解图 i 、 3 1 2 量子阱中轻空穴偶字称能级求解图 表二：阱内重空穴和轻空穴的能级所对应的激活能：( e v ) l 轻空穴 0 2 6 70 1 9 8 0 0 8 80 0 0 2 重空穴 0 2 7 50 2 4 6 o 2 l o0 1 6 4o1 0 70 0 4 7 置旦犬学应用表面物理田家重点实验宣 2 0 焦墨圭壁塑主垒圭壅堑塑 3 - 4 偏压下的导纳谱测量结果 由于直流偏压会使得测试时候的处于反偏压下的肖特基势垒漏电流增大， 尤其是样品处于高温时的漏电流增加更为迅速，常常会使本应在高温端的出现的 导纳峰被漏电流所覆盏，因而观察不到偏压下的导纳峰。如图3 1 3 所示，a 和b 分别为2 t 7k 和1 2 4k 在i m h z 下测得的电导随着偏压的变化关系，可以看出， 在较低的温度下电导数值较小，受漏电流影响小，并且随着偏压的变化较小。因 此我们选取样品s i s i 0 6 5 g e 们，：b s i 在较低温度处出现的导纳峰作为研究对象，因为 低温端的漏电流的影响会相对减小，导纳峰的峰位及其变化会更容易被观察到。 结果分析讨论：我们分别在0 ，0 , 3v ，0 5v ，1v ，1 5v 2 0v ，3 0v ，4 0 v5 , 0 v ，6 5v 下进行导纳谱测试。如图3 1 4 所示，叠加一个很小的赢流电压0 ，3v 时 候，仅能观察到低温端的导纳峰，而原来零偏压时候所观察到的处于高温端的导 纳峰被所加偏压所引起的漏电流所覆盖，因此我们仅研究处于低温端的导纳峰随 所加直流偏压的变化。零偏时候所铡得的低温端的导纳峰所对应的激活能经前面 计算为o 1 5e v 。在o 3 ，0 5 v 的偏压下所测得的导纳谱分别如图3 1 4 ，3 1 5 所示， 其激活能分别为0 1 4 4e v 和0 ，1 3 6e v ，都小于零偏下所测的的激活能。从图3 1 6 中可以更加清楚的观察到在lm h z 下所测得的峰位的随着偏压的增大向低温方 向移动。而从图3 1 7 中可以看出随着偏压的继续增大，导纳峰的峰位未发生明 显的变化。直到电压增至6 5v 时阱内载流予几乎全部耗尽，进而观察不到导纳 峰的存在。这与该样品的c v 测试结果相符合，如图3 ，1 8 所示，阱内我流子在 6 5v 左右的时候全部耗尽。这是因为量予阱内二维子能级的态密度很大，载流 子数量很多，所以测得的激活能是同一子能级在不同偏压下的距离量子阱顶部的 能级差。 对于加很小的偏压时候导纳峰向低温方向移动，而到0 5 v 以后导纳峰基本 不随着偏压的增加而变化，我们认为这是由于加偏压以后，硅覆盖层中的空穴被 耗尽，肖特基势垒延伸到量子阱内部，引起量子阱的势垒形状发生变化，从而引 起子能级距离势垒的距离减小，即激括能变小，而偏压继续增大对势垒的形状没 有大的改变，进而不会影响激活能的大小。从图3 1 8 的c v 曲线中也可看出， 在偏压为0 ，5 v 的时候硅覆盖层中的载流子基本上被耗尽了，肖特基势垒扩展到 量子阱内部，这和上面的推论相符合。量子阱能带图在加偏压前后的形状如图 3 1 9 所示。 图中为了便于观察，所对应的同- - n 量点上所加不同偏压所测得的导纳谱 在纵坐标方向做了移动，实际所测得的导纳峰的强度基本上没有随着所加偏压的 增加而有明显的变化，因此导纳峰的强度并不是正比于阱中的载流子浓度，而是 正比于在交变电压作用下的载流子的变化率。 蔓旦欠荦应用表面物理玛末重点实验室 2 、 叻 盘 、 o 图3 1 3 样品s i s i o6 5 g e o3 5 ：b s i 在( a ) 2 1 7k ( b ) 1 2 4 k 在1m h z 下测得的电导值随着 偏压的变化关系图 图3 1 4 样品s i s | o6 s g e o ：b s i 在0 3v 的直流偏压下分别在3 0 0k h z , 5 0