Электронно-микроскопические исследования влияния температурных режимов роста на микроструктуру и морфологию квантовых точек в системе InAs-(Al)GaAs

• Автор: Черкашин, Николай Анатольевич
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 128 с. : ил

Оглавление
Введение

Глава! Полупроводниковые структуры с In(Ga)As КТ в

матрице Ga(Al)As

Глава II. Метод исследования. Просвечивающая электронная

микроскопия

II. 1. Формирование изображения в просвечивающем

электронном микроскопе

11.2. Дифракционный контраст

II.3 Фазовый контраст

II.4. Методика приготовления образцов для ПЭМ 50 исследований

Глава III. Влияние промежуточного отжига на микроструктуру,
морфологию и размеры InGaAs КТ в матрице GaAs или (Al, Ga)As при выращивании ГФЭ МОС
III. 1. Удаление протяженных дефектов в массиве InGaAs 53 КТ в матрице GaAs
II. 1.1. Последовательность роста структур с одним и 53 с тремя слоями массивов КТ
III. 1.2. Экспериментальные результаты влияния 56 процедуры промежуточного отжига
III. 1.3. Заключение
111.2. In situ формирование нанодоменов InGaAs на 69 поверхности (Al,Ga)As
III. 2.1. Мотивация
111.2.2. Режимы роста структур с InGaAs КЯ
111.2.3. Результаты влияния высокотемпературного 70 отжига InGaAs КЯ, покрытой слоем AlAs

III.2.4. Выводы
Глава IV. Определение влияния температурных режимов роста
на морфологию InAs/GaAs КТ
IV. 1. Мотивация
IV.2. Температурные режимы роста КТ
IV.3. Экспериментальные данные влияния температурных режимов роста на размерные и оптические характеристики КТ
IV.4. Выводы
Глава V. Снижение плотности дефектов в структурах с
InAs/GaAs КТ, выращенными методом МПЭ при низкой температуре
V.l. Мотивация
V.2. Режимы роста структур с низкотемпературными КТ V.3. Экспериментальные результаты влияния процедуры промежуточного отжига и процедуры высокотемпературного отжига на оптические и структурные характеристики массива низкотемпературных КТ V.4. Обсуждение и выводы
Заключение
Список
литературы
Введение
Актуальность темы
На протяжении последних лет полупроводниковые гетероструктуры с самоорганизующимися квантовыми точками (КТ), получаемые при эпитаксии в режиме Странского-Крастанова, вызывают повышенный интерес как уникальный физический объект, обладающий специфическими свойствами в силу размерного квантования носителей заряда. Структуры с КТ рассматриваются как основа для создания новых электронных и оптоэлектронных приборов. Прогнозируется, что использование КТ в качестве активной области полупроводниковых лазеров позволит значительно снизить пороговые плотности тока и достигнуть чрезвычайно высокой температурной стабильности частоты генерации. В этой области достигнуты первые обнадеживающие результаты, однако, реализации в полной мере преимуществ систем с КТ препятствует то обстоятельство, что в процессе самоорганизации формируется ансамбль КТ с параметрами, значения которых лежат в узком диапазоне и далеко не всегда отвечают требованиям приборных применений. Так, поверхностная плотность КТ достигает лишь 10й см'2, формирование ансамбля КТ с более высокой плотностью сопровождается их коалесценцией и образованием дефектных островков. Следствием существующего узкого интервала температурных режимов роста КТ является узкий диапазон значений таких параметров КТ как форма и объем, которые играют существенную роль в оптических свойствах КТ. Также необходимо понимание общих для различных методов роста принципов самоорганизованного роста КТ и нахождение экспериментального их подтверждения.
Для исследования микроструктуры, морфологии, размеров КТ требуются методы с пространственным разрешением нанометрового диапазона (вплоть до атомного). На настоящий момент существуют такие методы наблюдения микроструктуры материалов как сканирующая туннельная микроскопия (СТМ), микроскопия атомных сил (МАС), просвечивающая электронная микроскопия

А* = Е ІГ»ехр( “2ягг>» • «)• ^-8)
где Бп- фактор рассеяния на элементарной ячейке п, и
гп = и,а + п2Ь + пъс, (1.9)
здесь а, Ь, с- единичные веторы трансляции в кристалле, а іц; п2і пз - целые числа. Вектор g удобно выразить как вектор в обратном пространстве. Опишем свойства обратной решетки.
Обратная решетка определяется векторами а*, Ь*, и с*, величина которых задается выражениями |а*| = 1/а, Ь* = 1/Ь, |с*| = 1/с и соотношениями а а = Ь Ь = сс = 1 и аЪ = Ь а =0. Из определения вектора обратной решетки:
gш = ка +кЬ' +1с , (1-Ю)
следует, что он перпендикулярен плоскостям решетки кристалла с миллеровскими индексами М/ и
|^ш| » ’

где с1ш~ расстояние между этими плоскостями в кристалле. Вектор К’=к ’-к (Рис.П.2), где |/Г|=2зтО/Л, можно разложить по координатам обратной решетки и , подставив его в формулу (1.8) вместо получить условия сильной дифракции:
К • а = к, К *Ь = к, К »с = 1, (1.11)
Эти три условия известны как условия Лауэ, что соответствует брэгговскому отражению от плоскостей ккі Таким образом сильное отражение наступает при К’=о и выполняется закон Брэгга:
2ёш^тО = Л, (1-12)
Построение сферы Эвальда: предположим, что мы построили обратную решетку (Рис.П.З). Из центра О проведем вектор -к и из его конца С- сферу радиусом ИХ, т.е. сферу отражения. Каждая точка на этой сфере является концом