Квантоворазмерные гетероструктуры в системе GaAs/AlGaAs тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им.А.Ф.ИОФФЕ

На правах рукописи

КОПЬЕВ Пбтр Сергеевич

УДК 621.315.592

Квантоворазмерные гетероструктури в системе СаАз/АЮаАз (Основы технологии получения методом молекулярно-пучковой эпитаксии и исследование свойств) ,

специальность 01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

ДИССЕРТАЦИЯ на соискание учбной. степени доктора физико-математических наук в форме научного доклада

Санкт-Петербург 1992 ^

Работа выполнена в,Физико-техническом институте им.А.Ф.Иоффе РАН.

Официальные оппоненты?

член-корреспондент РАН

доктор физико-математических наук,

профессор Мокеров В.Г.

доктор физико-математических наук,

профессор Мильвидский М.Г

доктор физико-математических-наук,

профессор Шмарцев Ю.В.

Ведущая организация - Научно-исследовательский технологически институт, г.Рязань.

Защита состоится " " Ы^НуЛ 1992г. в час е

заседании специализированного совета Д 003.23.02 при Физике техническом институте им.А.Ф.Иоффе РАН (194021, Санкт-Петербург Политехническая ул., 26).

Отзывы о диссертации в двух экземплярах, заверенные печаты просим направлять по вышеуказанному адресу учЗному секрета] специализированного совета.

Диссертация разослана

* хг.. \AACi-Jt \ 992г.

Учйний секретарь специализированного совета

доктор физико-математических наук Сорокин Л.М

± УМ..-П: ]

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ : /.АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ. С середины 60-х годов активное развитие получает новое направление в физике и технике полупроводников -полупроводниковые гетероструктуры. Важнейшие физические эффекты в полупроводниковых гетероструктурах, обусловившие их широкое использование в микро- и оптоэлектронике, были предсказаны и реализованы в системе СаАз/АХСаАз коллективом авторов под руководством Я.И.Алферова [1*]. '

В 1970 году Л.Эсаки и Р.Тсу выдвинули идею создания полупроводниковых ко:-лгазиционных сверхрешйток и сверхрешбток. легирования 12*], электронный спектр которых определяется эффектами размерного квантования. Ж.И.Алфбровым и др. была синтезирована композиционная сверхрешбтка на основе системы йаАзР методом хлоридной газофазной эпитаксии [3*], при исследовании . которой, наблюдались эффекты, связанные с изменением спектра плотности состояний. Ухе на этом этапе развития технологии и исследований квантоворазмерных (КР) гетероструктур стало ясно, что эта идея окажет революционизирующее воздействие на всю физику твердого тока, позволяя создавать искусственные материалы с заранее заданными оптическими и транспортными свойствами и открывая принципиально новые возможности как в фундаментальных исследованиях, так и. в создании приборов. Но стало также ясно, что создание Еысокосовершенных КР гетероструктур и, соответственно, реализация всех их возможностей невозможны с помощью традиционных технологий жидкофазной и хлоридной газофазной эпитаксии.

Принципиальные возможности КР гетероструктур были реализованы лишь с развитием новых технологий: газовой эпитаксии из металлоор-ганических соединений и, в особенности, молекулярно-пучковой эпитаксии '(МПЭ) [4*].

Уке в 70-е годы были широко развёрнуты исследования фундаментальных сеойств КР гетероструктур, предложена и реализована концепция структур с модулированным легированием, созданы гетеролазе-ры с КР областью рекомбинации.

К 1980 году успехи в области синтеза КР гетероструктур и исследования их фундаментальных свойств стали в существенной степени определять прогресс в области физики и техники полупроводников и отставание нашей страны в этом направлении становилось Есе более болезненным.

Широкое использование КР гетероструктур обусловлено решением трех взаимосвязанных проблем: во-первых, достижение высокого уровня понимания физико-химических процессов при синтезе таких структур, во-вторых, достижение высокого уровня понимания физических процессов в синтезированных структурах и, в-третьих, создание и освоение методик, связывающих фундаментальные свойства структур с параметрами самих структур и с параметрами технологического процесса и позволяющих вырабатывать конкретные рекомендации по опти7 мизации технологических режимов получения и конструкций структур с заданными свойствами для научных целей и приборных применений.

К началу выполнения диссертационной работы (1980 г.), несмотря на бурное развитие данной области, существовало множество "белых пятен" в решении этого комплекса проблем: отсутствовали понимание механизмов роста'и легирования и модели роста при МПЭ, позволяющие связать свойства слоев и структур с параметрами технологического режима и осознанно вырабатывать технологические рекомендации, недостаточно был изучен спектр собственных и примесных состояний и его взаимосвязь с параметрами структуры и технологического процесса, эффективность люминесценции материалов и структур была низка, а пороговые плотности тока гетеролазеров, полученных МПЭ, велики и т.д.

Таким образом, данная диссертационная работа, впервые в нашей стране.посвящбнная решению всего комплекса перечисленных проблем, является актуальной как с научной, так и с практической точки зрения.■

ЦЕЛИ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ. Цель работы состояла в создании научных основ и 'разработке воспроизводимой технологии получения методом МПЭ в системе- СаАз/АЮаАэ квантоворазмерных гетероструктур с задан ными свойствами для научных' исследований и приборных применений.

Для достижения поставленной цели решался следующий комплекс задач.

- Разработка термодинамической модели, адекватно описывающей процессы роста, легирования и дефектообразования при МПЭ эпитаксиаль-ных слоев и структур в системе (А1,Са)Аз.

- Исследование спектра собственных и примесных состояний, механизмов транспорта и рассеяния в КР структурах.

- Разработка методик определения таких характеристик структур," как профиль состава и легирования, планарность гетерограниц на основе

исследования их люминесцентных, оптических свойств.

- Исследование взаимосвязи свойств и характеристик выращиваемых материалов и структур с параметрами технологического процесса.-

- Разработка технологических рекомендаций по расширению области • управления свойствами слоев и структур, в частности:

= по понижению уровня фонового легирования, = по повышению максимального уровня легирвания, = по улучшению планарности гетерограниц и морфологии поверхности, = по повышению эффективности люминесценции.

- Решение технических проблем, связанных с расширением возмокнос-тей контроля и управления технологическим процессом и повышения его воспроизводимости, в частности:

= создание воспроизводимой методики получения атомарно-чистой поверхности подложек, = создание системы автоматизации технологического процесса, = создание методик контроля пучков и анализа спектров остаточной атмосферы.

- Разработка конструкции и реализация новых типов КР гетерострук-тур для приборов микро- и оптоэлектроники.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА И ТЕХНИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ. Впервые показано, что МПЭ соединений А3В5 'может рассматриваться как квазиравновесный процесс в широком диапазоне режимов роста и легирования. Создано термодинамическое описание процессов роста, легирования, дефекто-образования при МПЭ, причем впервые показано, что основным параметром, определяющим состав, легирование, стехиометрию слоев, являются потоки атомов и молекул основных компонентов и' легирующих примесей от поверхности роста.

При исследовании свойств КР гетероструктур впервые обнаружены и интерпретированы новые физические эффекты, обусловленные особенностями релаксации, локализации, рекомбинации и транспорта носителей заряда в таких структурах.

Разработана воспрозводимая технология получения методом МПЭ КР гетероструктур в системе ОаАз-ЛЮаАБ. с пленарными на монослойном уровне гетерограницами, близким к 100% внутренним квантовым выходом излучательной рекомбинации, уровнем фонового легирования ип+ГГ < 1x1015см~3.

Б А

Разработаны новые конструкции гетероструктур для транзисторов с высокой подвижностью электронов и инфекционных лазеров.

Созданы инжекционные лазеры с рекордно низкой пороговой плотностью тока.

НА ЗАЩИТУ- ВЫНОСЯТСЯ.

1. Результаты экспериментальных и теоретических исследований процессов роста, легирования, дефектообразования при МПЭ соединений А3В5 и гетероструктур на их основе, позволившие решить проблему воспроизводимого получения КР гетероструктур, обладающих высокой степенью чистоты и структурного совершенства. •

2. Результаты экспериментальных исследований (А1,Са)Аз КР гетероструктур, позволившие получить новые данные о структуре гетерогра-ницы, локализации носителей заряда и экситонов на еб неоднородно-стях, природе и характере распределения примесей, механизмах рас-.сеяния и транспорта носителей заряда.

3. Конструкция и технология (А1,Са)Аз КР гетероструктур для прибо-. ров микро- и оптоэлектроники.

ДОКЛАДЫ И ПУБЛИКАЦИИ.

Материалы диссертационной работы докладывались и обсуждались на следующих Всесоюзных и Мевдународных конференциях и совещаниях: X, XI Всесоюзных конференциях по физике полупроводников (Минск, . 1985 г., Кишинёв,1988 г.) IV, V Всесоюзных конференциях по физическим процессам в полупроводниковых гетеростурктурах (Минск, 1986 г., Калуга, 1990'г.) 18 и 19 Международных конференциях по физике полупроводников (Стокгольм,1986 г., Варшава,1988 г.)

II, III Международных симпозиумах . од МПЭ (Франкфурт-на-Одере, 1987 г., Велико Тырново, 1989 г.)

Международной конференции по люминесценции (Пекин,1987 г.) III Советско-американском симпозиуме "Лазерная оптика конденсированных сред" (Ленинград,1987 г.)

7-ой Всесоюзной конференции по росту кристаллов.(Москва,1988 г.)

3-ей Международной конференции по мелким примесям в полупроводниках (Линкбпинг, 1988 г.)

8-ой Международной конференции по электронным свойствам двумерных систем (Гренобль, 1939 г.)

4-ой Международной конференции по модулированным полупроводниковым структурам (Энн-АрОор, 1939 г.)

I Всесоюзной конференции по физическим основам твердотельной элек-тро22'ЛС! (.Ленинград. 1939 г.)

- 7 - .

6-ой Международной конференции по МПЭ (Сан-Диего, 1990 г.)

6-ой Европейской конференции по МПЭ и родственным методам роста

(Хельсинки,1991 г.).

Результаты исследований опубликованы в 54 статьях.

ОСНОВНОЕ'СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

. 1.МОЛЕКУЛЯРНО-ПУЧКОВАЯ ЭПИТАКСИЯ (МПЭ) ваАз, ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ АЮаАз И КВАНТОВОРАЗМЕРНЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ ЭТИХ СОЕДИНЕНИЙ

МПЭ называют метод эпитаксиального выращивания материалов в условиях сверхвысокого вакуума при взаимодействии одного или не -!к6лькйх молекулярных или атомных пучков различной интенсивности и состава на поверхности нагретой монокристаллической подложки [4*].

Внутренне присущая методу МПЭ возможность контроля профиля состава и легирования выращиваемых структур на монослойном и даже ¡зубмонослойном уровне делают этот метод наиболее предпочтительным ¡уш выращивания КР гетероструктур. т.е. структур с толщинами злоев, сравнимыми с эффективной длиной волны Де-Бройля элементарных возбуждений, характеристики которых, в частности, электронный спектр, зависят от толщин слоев.. Для проявления эффектов размерного квантования необходимо, чтобы энергия, определяемая размерным квантованием, превышала неопределенность в энергии, связанную с процессами рассеяния, т.е. для наблюдения и исследова-шя квантоворазмерных эффектов (КРЭ), а тем более, для приборных трименений необходимы структуры на основе материалов с высоким сристаллографическим совершенством и гетерограницами, обладающими зысокой планарностыо и низкой концентрацией центров ■ рассеяния и Зезызлучательной рекомбинации.

1.1.Термодинамический анализ процессов роста и легирования при МПЭ соединений А3В5. .

' Для реализации уникальных возможностей МПЭ и выбора оптимальных южимов роста необходимо прежде всего глубокое понимание физико-жмических. закономерностей процессов роста.

На первом этапе исследований господствовало мнение, что МПЭ шляется сугубо неравновесным процессом и информацию о процессах

роста можно получить только путем исследования конкретных реакций на поверхности, .а термодинамические представления в этом случае полностью неприменимы. На основе экспериментов с- модулированными _ пучками 'были развиты модели [5*.3-, согласно которым основную роль при МПЭ соединений А3В5 играют элементарные процессы адсорбции, диссоциации, ассоциации, миграции и десорбции атомов и молекул. Такой подход возобладал по двум причинам: первоначально температура роста была значительно ниже (~500°С СаАз), чем'при традиционных методах (~800°С) и, во-вторых, при МПЭ штоки атомов отдельных элементов (Са при росте СаАз), на поверхность могут на несколько порядков превышать соответствующие потоки от нее. Детальное знание конкретных кинетических реакций на поверхности действительно позволило бы адекватно описать процессы роста. Однако, даже в случае бинарных соединений картина оказалась весьма сложной и, несмотря на очевидную ' значимость кинетических моделей, для повышения уровня понимания процессов роста.при МПЭ на микроуровне, они до сих пор терпят неудачу при попытках получения количественных зависимостей.

С. развитием .технологии удалось, получить, причем в достаточно широком диапазоне технологических условий, слои и структуры, обладающие высоким кристаллографическим совершенством, не содержащие заметных концентраций неравновесных дефектов. Данное обстоятельство, а также стремление использовать большое количество данных, накопленных в газофазной и жидкофазной эпитаксиях, стимулировало попытки связать наблюдаемые при росте закономерности с термодинамическим характеристиками материалов, которые описывают свойстве -системы, пришедшей в полное равновесие [6*3. Именно этот подхо; для описания и анализа процессов при МПЭ был использован в данноЕ работе.

1.1.1.Термодинамическая модель.

Возможность применения термодинамических представлений связанг не столько с наличием неравновесия в системе (потоки частиц на поверхность превышают потоки частиц от нее), т.е. с наличием сверхпотенциала в сторону роста, сколько- с тем, за какое время системг успевает релаксировать в равновесное состояние после получени* порции "избыточных" атомов. В работах С1-3] было предположено, чтс за. время выращивания одного монослоя в типичных для МПЭ йаАБ условиях равновесие "газовая фаза - объ5м" устанавливается и стехиометрия растущего слоя не зависит от скорости роста и определяете;

равновесными параметрами. Режим, когда времена выращивания одного монослоя й установления равновесия сопоставимы и концентрация собственных дефектов в слоях начинает зависеть от скорости роста, реализуется при низких температурах подложки и (или) больших скоростях роста и, как правило, непригоден для выращивания высокосовершенных гетероструктур.'

Таким образом, рост при МПЭ рассматривается как квазиравновесный -процеос, где равновесие между газовой и твёрдой фазой (или между газовой, жидкой и твбрдой фазами в случае появления сегрегационного слоя, см. 1.1.4 и 1.1.5) устанавливается на поверхности растущего слоя. За равновесные параметры системы принимается температура подложки и, как впервые было предложено в [1], эффективное давление, соответствующее потоку молекул мышьяка от поверхности, роста. ■ Последнее определяется величиной избыточного потока' атомов мышьяка по сравнению с потоком атомов галлия, обуславливающим рост материала.. .

При температуре подложки Тп > 450*С во всбм диапазоне используемых в МПЭ внешних потоков мышьяка основной компонентой потока мышьяка от поверхности СаАэ, находящ ося с ней в равновесии,являются димерные молекулы Аз2 [7*]. В большинстве случаев, в том числе и в ходе данной работы, в качестве источника использовался металлический мышьяк, в результате испарения которого получается поток четырбхатомных молекул мышьяка Азд. Однако ранее было показано что, во-первых, парциальный состав потока мышьяка от поверхности определяется лишь температурой подложки и величиной-избыточ-« ного потока мышьяка и не зависит от того, в- составе каких молекул Аз2 или Абд атомы поступают на поверхность [5*] и, во-вторых, было показано экспериментально, что эффективность молекул Аб2 и Аэ4 при МПЭ 1пАз, СаАэ, ГпСаАМэ одинакова [8*], хотя в кинетических моделях исходили из предположения, что эффективное!л молекул Абд ниже и в любом случае не превышает 0,5 [5*].

Развитая в настоящей работе модель исходит из предположения, что кинетические ограничения для разложения тетрамерных молекул мышьяка несущественны, по крайней мере в рабочей области температур, и внешние потоки молекул Аэ2 или Азд эквивалентны, если равны полные потоки атомов мышьяка.

Минимально возможное эффективное давление паров элемента V группы, обеспечивающее' рост однофазного нелегированного бинарного

соединения определяется давлением паров вдоль границы ликвидуса со Стороны обогащения элементом III группы (Ga - GaAs ликвидуса е случае GaAs). Как следует из рассмотрения равновесия "газовая фаза - вдцкая фаза. - твёрдая фаза" для многокомпонентных систем [4], е случае твёрдого раствора и (или) легированного материала величина этого давления зависит от состава (уровня легирования) соединения и может быть как существенно ниже (например, в случае.МПЭ твёрдого раствора AlGaAs [4,93), так и выше (например, для GaAs легированного оловом [4,8,9]) соответствующей величины для нелегированног-с бинарного соединения.

1.1.2.Скорость роста и состав твёрдых растворов.

Любая модель должна объяснить твёрдо установленный экспериментальный факт, что скорость роста при МПЭ соединений А3В5 в основ ■ном определяется потоками элементов III группы. В рамках термодинамической модели из рассмотрения фазовой диаграммы естественны?,' образом следует, что скорость роста определяетря разностью между внешним и переиспаряющимся потоками элемента III группы, т.е. е реальных условиях скоростью поступления атомов III группы на поверхность роста, а избыточный по сравнению с необходимым для связывания атомов III группы поток элемента V группы переиспаряется и лишь определяет точку на фазовой диаграмме внутри области гомогенности, .т.е. тип и концентрацию точечных дефектов, а также, в соответствии с уравнением действующих масс, величину переиспаряющегося потока элемента III группы, оказывая таким образом некоторое влияние (при высоких температурах подложки весьма существен-.ное) на скорость роста..

Для получения количественных зависимостей [3] .необходимо рассмотреть:

1) реакции взаимодействия молекул V группы с атомами III группы с образованием молекул А3В5 в твёрдой фазе;

2) реакции взаимодействия димерных и тетрамерных молекул элемента V группы и составить уравнения действующих масс в соответствии с этими реакциями, причём в случае твёрдых растворов необходимо учитывать концентрации (путём учёта активностей) компонентов в твёрдой фазе, а при гетероэпитаксии напряжённых слоёв необходимо учитывать изменение константы равновесия для реакции (1) за счё! вклада упругой.энергии [5].

Скорость роста и состав слоёв определяются при решении системы,

- 11 - -

оставленной из этих уравнений и уравнения, выражающего закон охранения массы взаимодействующих веществ: поток атомов кавдог»' лемента, поступающий на поверхность, равен сумме потока атомов от эвврхности (определяющегося равновесным давлением) и потока ато-эв, идущих на встраивание в решбтку; потоки атомов III и V груп-з, идущие на рост, равны.

Результаты расчета с использованием полученных выражений [3] эрошо согласуются с экспериментальными данными для йаАэ , АЮаАз 5*,10*], Ш - содержащих твёрдых растворов 1пСаАз, 1пА1Аз, гСаА1Аз (11*1, твбрдых растворов с двумя летучими, компонентами зАэР £12*]. •

1.1.3.Легирование.

Определение уровня легирования при МПЭ на основе термодинамиче-сого анализа возможно лишь для примесей, обладающих значительным тлением паров дад поверхностью легированного материала при тем-»ратуре роста,- так..чтобы потоки примеси на поверхность и от по-фхности были сопоставимы. В этом случае концентрация примеси в гаях не зависит от скорости роста, а определяется температурой |Дложки, эффективным избыточным давлением летучего компонента и вдентрацией носителей в слое [3,6,71. При типичной для ваАг мпературе роста к этому типу примесей относятся Б, Бе, Те, Мб,-I, 1п, Сй. Для количественного анализа необходимо решить систему, стоящую из уравнений действующих масс, соответствующих основным акциям'образования точечных дефектов, реакции встраивания приме-й и уравнения электронейтральности. В ходе данной работы подоб-1 й анализ был проведен для фоновой примеси -Мп в ваАз [6,7]. Он зволил количественно объяснить все наблюдавшиеся зависимости нцентрации марганца от температуры роста, давления летучего мпонента, типа и уровня легирования материала и сделать заклю-иие, подкрэплЗнное экспериментальными данными, что для уменьие-' я уровня легирования фоновой примесью Мп необходимо повышать' мпературу подложки и понижать эффективное избыточное давление льяка.

Наиболее употребимыми в МПЭ являются примеси с низким давлением зов над поверхностью легированного ими материала (Бп, Ве, ), концентрация которых вплоть до высоких температур роста опре-пяется отношением потоков примеси и компонентов, определяющих зрость роста. В этом случае термодинамический анализ позволяет

описать распределение амфотерных примесей по подрешёткам £13*]. В ходе данной работы были проанализирваны сегрегационные явления для Sn и Ве 14,8,9] (см. ниже).

1.1.4'.Сегрегация более летучего металлического компонента при росте методом МПЭ тройных соединений .с двумя металлическими компонентами.

Серьёзной проблемой в МПЭ А3В5, препятствующей при неоптимальном выборе режимов роста получению планарных резких гетерограниц у. резких профилей легирования, является сегрегация на поверхности более летучего компонента III группы при росте твёрдого раствора с двумя металлическими компонентами (Ca в AlGaAs [14*], In в InGaAi [15*] и примесей (например, Sn [16*] и Ве [17*3 в GaAs.). Как впервые было предположено в [14*3 и подтверждено там же прямыми измерениями с помощью оже-спектроскопии, именно это явление ответственно за резкое ухудшение морфологии поверхности твёрдых растворо! AlGaAs при выращивании в. так называемом "запрещенном диапазон! температур" (630* С 700* С при наиболее'неоптимальном выборе скорости, роста и потока As). Однако при описании этого явления автор1 [14*] использовали качественную кинетическую модель, не позволяющую непосредственно соотнести её с параметрами процесса роста и .выработать конкретные технологические рекомендации.

В ходе данной работы мы использовали для описания явлений се грегации термодинамический подход.

В случае тройного соединения равновесное давление мышьяка вдол AI - Ga - AIxGa1-xAs ликвидуса Рд^ зависит от состава твёрдо фазы X и, соответственно, состава жидкой фазы, находящейся с ней равновесии. Между Рд32 и равновесным давлением мышьяка вдол

Ga-GaAs ликвидуса Рд^1, существует следующая взаимосвязь [4] PAs2= Б П0Казан0' что если по какой-либо причин

(повышение температуры, увеличение суммарной скорости роста) э® • фективное избыточное давление мышьяка в данном ростовом процесс Р"®®' станет меньше, чем Рд^1 ПРИ Данной температуре при любо Рд^®* < Р^1 термодинамически выгодно образование квази-жидкс фазц.(КЖФ) на основе сегрегированных атомов Ga. Термодинамическ равновесная КЖФ тонка (до нескольких монослоёв) и стабильна. Е объём и состав_ определяются Рд^®' и температурой и автоматичесв подстраиваются при флуктуациях этих параметров. Следует подчери ?уть, что KS5 не макет появиться мгновенно. Области поверхности

покрытые слоем КЖФ на основе сегрегированных атомов Ga увеличивают свою площадь постепенно со временем роста и обуславливают неоднородность толщины и состава твёрдого раствора по поверхности подложки вследствие! различия величины GaAs компоненты скорости роста между областями поверхности покрытыми и непокрытыми КЖФ. Эти представления позволили объяснить как наши экспериментальные данные [4,91, так и имеющиеся в литературе [18*] по зависимости степени шероховатости поверхности слоя твёрдого раствора от состава твёрдого раствора, скорости роста, толщины слоя, температуры роста, отношения интенсивностей пучков элементов V и III группы и выработать конкретные технологические рекомендации, как избежать это явление [4].

Чтобы предотвратить формирование слоя сегрегированных атомов Ga необходимо или обеспечить при данной температуре роста p°g2l или сделать Р°а - эквивалентное давление падающего пучка Ga ниже, чем {эавноЕесное парциальное давление Ga над Ga-GaAs ликвидусом (P°^~L), но выше, чем равновесное парциальное давление Ga над твёрдой фазой при данной температуре, составе и эффективном избыточном давлении мышьяка, т.е.' Р_ < Р° < P°a_L. Это условие

vjq ua ua

определяет верхнюю границу . "запрещённого диапазона" и может бить выполнено двумя способами: увеличением температуры роста (переходом "границы") или уменьшением GaAs компоненты скорости роста (понижением "границы"). Таким образом, надлежащим выбором скорости роста и отношения интенсивностей пучков V и III группы можно добиться смыкания верхней и нижней границ "запрещённого диапазона'' температур, т.е. его исчезновения.

Существует также принципиально иной способ решить проблему деградации морфологии поверхности при росте твёрдых растворов А^А^В5, в частности, AlGaAs [9]. Непосредственно перед росто!-' AlxGa1_xAs на поверхность было нанесено несколько монослоёв Ga л рост твёрдого раствора вёлся при промежуточной температуре подложки (650°С) через жидкий, термодинамически стабильный однородный слой Ga с последующим его испарением.(эпитаксия через "плавающий" слой). Таким образом были получены высокосовершенные с хорошей морфологией слои AlQ_35Ga0_65As (м300К = 1140 см2'В.с, м77К = 1600

см2/В-с при п - 101° см"3, полуширины линий люминесценции соответствовали таковым для GaAs) даже в сравнительно плохих Еакуумных условиях.

1.1.5.Сегрегация Sn и Be.

Ga-Sn-As тройная система очень похожа на систему Al-Ga-As, если принять во внимание, что Ga и Sn играют роль А1 и Ga, соответственно. Единственное существенно^ отличие заключается в том, чтс легирующая примесь имеет предел растворимости. В [4,9] показано, что равновесное давление мышьяка вдоль Ga - Sn - GaAs:Sn ликвидусе имеет вид: р|°|""3п>_1,= P®®gL/(1-tSnIi])2, т.е. существенно выше давления мышьяка вдоль Ga - GaAs ликвидуса; т.к. концентра-

ция олова в жидкой фазе tSr^l, находящейся в равновесии с легированным материалом,достаточно велика (например, при NSn= 1018см~3 и Тподл = 700°С' CSnL]=0.8). Максимально возможным равновесным давлением мышьяка в этой тройной системе является Р^""1, - давление над насыщенным раствором GaAs в олове. Температура, при которой ptAs2Sn)= pAs2L' является критической,и при Тподл>< Т при данном уровне легирования начинается сегрегация олова независимо. от величины давления мышьяка. Если Тподл > Ткр , по еналогии со случаем сегрегации галлия можно показать, что эффективное избыточное давление мышьяка должно превышать Р^""1, ДРИ Данной температуре, чтобы предотвратить сегрегацию олова на поверхности. Естественно; что если концентрация примеси ниже, чем предел растворимости, то, даже если это термодинамически выгодно, сегрегация может наблюдаться только»в том случае, если коэффициент диффузии достаточно велик, чтобы равновесие объЭм-поверхность могло установиться за время'роста одного монослоя (D > 10~15см2/с/ при скорости роста 1 мкм/час) и испарением примеси с поверхности мокно пренебречь. •Для GaAs:Sn оба эти условия выполняются. При термодинамическом описании эффектов сегрегации олова на поверхности Al^a^^s [4] следует учесть, что меняются пределы растворимости, а выражение для равновесного давления мышьяка над Al-Ga-Sn-As жидкой фазой имеют вид: рui-Ga-sn)-ь= (1_x)2p^-L/(1-[SnL])2. При легировании AlGaAs оловом в условиях, приводящих к сегрегации галлия (см. 1.1.4.), состав поверхностного "плавающего" слоя меняется от почти чистого галлия к обогащённому Sn расплаву Ga-Sn. Это приводит к уменьшению разницы в скорости роста и составе между областями поверхности,покрытыми и не покрытыми жидкой фазой и, соответственно, улучшению морфологии поверхности. Этот вывод подтверждается экспериментальными результатами С18*].

Ее - наиболее часто используемая в ШЭ акцепторная примесь при

росте СаАэ и АКаАз. Термодинамический анализ сегрегации Ве на поверхности растущего слоя [8,9] проводился аналогично случаю Бп, но с учётом двух обстоятельств: во-первых, предел растворимости Ве в СаАз гораздо вше ( (1-5)хЮгосм-3 даже при 500*0 [19*]) и, как показано в [8], не слишком 'сильно зависит от температуры роста. Во-вторых, в отличие от Бп, коэффициенты диффузии Ве 'не слишком велики и необходимо в каждом конкретном случае рассматривать соотношение между скоростью движения фронта диффузии (Ь) при данном уровне легирования и температуре и скоростью роста V . Термодинамически равновесная, обогащенная бериллием квази-жидкая фаза (Ве сегрегационный слой) возникает на поверхности роста СаАз:Ве, если одновременно выполняются два условия: РА=2 изй < Р®^1 и Ь-Эта квазижидкая фаза находится в равновесии с приповерхностным слоем твёрдой фазы, сильно обогащённым Ве по сравнению с объёмом. В этом случае поверхность роста служит в качестве_области генерации межузельных атомов Ве,стимулируя резкое (на два - три порядка) увеличение скорости диффузии Ве в объём. Очевидно, что такие режимы совершенно непригодны для получения резких профилей легирования (например, тонкой сильнолегированно, базы для п-р-п-транзистора). Это явление ведёт и к резкому ослаблению интенсивности люминесценции и, так как температура роста существенно ниже точки плавления Ве (1223°С), к образованию преципитатов'твёрдой фазы на поверхности роста и деградации морфологии поверхности.

Чтобы. предотвратить образование сегрегационного слоя Ве в случае,' когда V < Ь, необходимо или достичь положения, когда РАзг.изб. РА^Ь'8т-е- или уличить РАз2-иаб. (что' не всегда возможно) или уменьшить температуру роста, чтобы снизить Р®®". с другой стороны, уменьшением температуры роста или увеличением скорости роста можно добиться выполнения условия V > Ь, что такд.-предотвратит образование сегрегационного слоя, даже если РАзгЬ < РАзг изб. < Сл0ДУя эткм рекомендациям, нам удалось

получить слои СаАэ:Ве с р=6.4хЮ19см_3, обладающие хорошей морфологией и люминесцентными свойствами. ■ .

. 1.1.6,Овальные дефекты.

Овальные, дефекты являются специфическим для МПЭ типом макроскопических поверхностных дефектов с поверхностной плотностью 102-И0б см"2 и характерными размерами &ИОО мкм2. Их наличие приводит к деградации электрических и люминесцентных свойств на

площади гораздо большей, чем площадь самого дефекта.

В ходе наших исследований [10, 111 было показано, что если исключить влияние предростовой подготовки подложки, то основной причиной возникновения овальных'дефектов непосредственно в процессе' роста является образование на поверхности нелетучего оксида галлия Ga203, который может служить эффективным центром аккумуляции адсорбированных атомов Ga и, соответственно, центрами областей с повышенной скоростью роста и нарушенной кристаллической структурой [20*].

В работах [10, 11] рассмотрены и проанализированы возможные реакции образования Ga203 на поверхности GaAs при наличии избыточного давления As2 а также идентифицированы и классифицированы 3 типа овальных дефектов. Обнаружено, что форма дефекта зависит от того, какой окисел в газовой фазе является источником образования Ga203 на поверхности роста. Плотность дефектов типа В1 сравнительно слабо зависит от температуры и резко уменьшается при увеличении РА=2 из0 и уменьшении отношения парциальных давлений в камере P(H2Ö)/P(H2) в полком соответствии с результатами анализа реакции образования Ga203 с участием паров воды. Плотность дефектов типа В£ и А имеет обратную зависимость от величины избыточного давления As2, т. е. увеличивается с ростом этого параметра и резко уменьшается с увеличением температуры роста. Такие зависимости характерны для реакции образования Ga203 с участием летучего окисла Ga, источникам которого является галлиевая ячейка. На основе этих данных был сделан вывод, что основной причиной генерации в процессе роста овальных дефектов является образование нелетучего окисла галлия при реакции поверхности в присутствии паров мышьяка или с парами воды, или с летучим окислом галлия Ga£0. Показано, что искусственное увеличение парциального давления водорода позволяет полностью исключить образование дефектов типа В . Оптимизируя параметры процесса роста с учётом парциального состава остаточной атмосферы и состояния Ga ячейки и тщательно контролируя подготовку подлокки, нам удалось вырастить слои GaAs с полной концентрацией овальных дефектов ~200 см-2.

ТАКИМ ОБРАЗОМ, исходя из первых принципов, ab initio, с привлечением термодинамических данных удаётся описать наиболее важные закономерности, наблюдаемые при росте и легировании слоёв методом

НТО. Использование термодинамического анализа позволяет вырабатывать конкретные технологические рекомендации и, целенаправленно изменяя параметры роста и вводя в технологический цикл дополнительные операции-(например, остановки роста, сложный температурный цикл, изменение парциального состава остаточной атмосферы в камере и т. д.), добиваться оптимизации свойств материалов и гетероструктур на основе соединений А3В5, оптимальные условия роста для которых,- вообще говоря, не совпадают.

1.2.Технические аспекты реализации технологического процесса получения слоёв GaAs и AlGaAs и структур на их основе методом МПЭ.

1.2.1 .Технологическая установка.

Все исследованные эпитаксиальные слои GaAs и AlGaAs и структуры на их основе были выращены на трёхкамерной установке МПЭ с квази-горизонталвным расположением источников (МВЕ-1000, RIber). Она оборудована безмасляной системой откачки с максимальной скоростью до 104 л/с (предельный вакуум 10~1ОТор ). Испарительные ячейки и непосредственно зона роста окружены ;риопанелями с жидким азотом. Конструкция и расположение манипулятора с пятью степенями свободы обеспечивают максимальный диаметр используемых подложек 25 мм, однородность -10%, нагрев до 800°С, возможность транспортировки держателя с образцом в ростовую камеру. Шлюзовая камера, тлеющая независимые средства откачки и отсекаемая от камеры роста высоковакуумным шиберным затвором, позволяет осуществлять перезарядку образцов без нарушения вакуумных условий в камере роста.

1.2.2.Контроль состава остаточной атмосферы и интенсивности молекулярных пучков.

Камера роста оборудована квадрупольным масс-спектрометром, ионизационная камера которого расположена в 1.5 см над подложкой; что позволяет как контролировать состав остаточной атмосферы в непосредственной близости от поверхности подложки, так и регистрировать интенсивности молекулярных потоков базовых элементов (AI, Ga, As). Разработана программа количественного анализа масс-спектра остаточной атмосферы, учитывающая тепловые скорости и сечения ионизации молекул, наложение в спектре линий, соответствующих молекулярным ионам различных соединений [11], позволяющая выполнять обработку и. дешифровку спектров масс-спектрометра и

. - 18 -

проводить абсолютную калибровку.' по независимому ионизационному манометру. Камера роста снабжена также системой дифракции электронов средней энергии (10 кэВ), служащей для контроля кристаллического совершенства и планарности подложки и растущего слоя, а также стехиометрических условий на поверхности роста. Последняя функция позволяет зафиксировать . режим Р®^ = Рд^1 и осуществить таким образом калибровку интенсивностей молекулярных потоков, -регистрируемых масс-спектрометром, и связать их с Р^ И1'].

1.2.3.Система автоматизации технологического процесса.

Необходимость автоматизации технологического процесса обусловлена потребностью одновременного контроля и управления с высокой точностью и воспроизводимостью большим количеством технологических параметров при создании многослойных структур со сложным профилем состава и легирования.

В ходе- -данной работы создана система автоматизации [12], аппаратные средства которой,, реализованные на базе магистрально-модульной системы КАМАК, включают в себя средства управления температурами подложки и источников молекулярных пучков и положением индивидуальных заслонок. Система обеспечивает точность поддержания температура (~0.2°С) и-чрезвычайно простой переход с ручного режима управления на автоматический и обратно, что гарантирует высокую надежность эксплуатации технологической установки. Программное обеспечение дает возможность вести диалог и описывать структуру в физических терминах: толщины и'состав слоев, тип и уровень легирования и т.д. Разработан также вариант функционирования системы в упрощенном режиме, обеспечивающий управление положением заслонок в любом сочетании и последовательности при неизменных температурах источников, поддерживаемых в ручном режиме.

1.2.4.Методика получения 'атомарно-чистой поверхности подложки.

В ходе данной работы был впервые предложен способ очистки поверхности СаАБ подложек в потоке низкоэнергетических ионов мышьяка {13]. В этом методе на1выходе эффузионной ячейки мышьяка монтировался ионизатор (типа манометра Байярда-Альперта), - а на подложку подавался, отрицательный потенциал (150-200 В). Ионизировалась малая часть потока мышьяка {~2%). Подложка нагревалась до температуры ~600*С. Поток нейтральных молекул мышьяка компенсировал эффекты, связанные с возможным селективным травлением или преимущественным испарением Аз при высоких температурах. Радиационного

^упорядочивания поверхности при таком травлении не наблюдалось. ■ 1.2.5.Используемые материалы и процедура их перезарядки.

В качестве источников молекулярных потоков нами использовались !а(6Н) и А1(6Ы),• полученные методом бестигельной вакуумной плавки га взвешенном состоянии.. Для создания потока Аэ^ использовался »лементарный мышьяк Аз (6Ю, прошедший несколько стадий финишной »чистки. Мы исключили высокотемпературный прогрев установки после Еавдой перезарядки исходных материалов. Используемая процедура герезарядки источников при напуске в камеру роста сухого газообразного азота под избыточным давлением позволяет существенно ограни-шть проникновение в камеру шли и паров Н2<3 и С02-из воздуха. !ерез 12 часов после начала откачки вакуум в камере достигает 0"в+5х10~9 Тор. Затем все источники отжигаются при Т ~ 250*С в 'ечение 1+2 часов. Еще через 12 часов вакуум улучшается до 0"9+7хЮ"10 Тор. После этого криоп'анели заполняются жидким азотом [ все источники (кроме Аэ) отжигаются при повышенных (на 5СЬ-70*С) га сравнению с рабочими температурах. Затем начинаются'. ростовые 1ксперименты. В течение первых 24 часов роста наблюдается умэньше-ше парциальных давлений паров 1^0 и „02. Однако выбор оптимальных юкимов роста позволяет и в этом случае выращивать слои СаАз с !злой концентрацией овальных дефектов и хорошими люминесцентными ¡войствами (см. 111] и разд.1.1.6). После'48 часов условия остаточ-:ой атмосферы и используемые материалы при условии оптимизации остовых режимов позволяют получать эпитаксиальные слои СаАз с онцентрацией фоновых примесей Ис + < 1015см"3 и подвижностью 00 см2/Вс (300К) и АЮаАэ с + ЛА ~ 1016см~3 [14-17], а также одулированно легированные структуры с - 400 ООО см2/Вс (1.2К) 18] и инжекционные лазеры с пороговой плотностью тока до 43 А/см2 300К) [19].

2.СВОЙСТВА КВАНТОВОРАЗМЕРНЬХ ГЕТЕРОСТРУКТУР СаАБ/АЮаАз

Исследования фундаментальных свойств квантоворазмерных гетеро-труктур, имея самостоятельное научное' значение, помогли оптимизи-овать технологию их создания, повысить их качество и, соотвот-твенно, получить новые возможности исследования свойств тгакораз-ерных объектов. С другой стороны, результаты этих исследований-вились основой для создашя новых конструкций приборов.

- 20 -

2.1.Оптические и люминесцентные свойства (Al.Ga)As квантоворазмерных гетероструктур.

В ходе данной работы продемонстрирован ступенчатый характер спектра возбуждения, отражающий зависимость от энергии плотности 'состояний,и исследован спектр собственных и примесных состояний в структурах с квантовыми ямами (СКЯ) и короткопериодными сверхрешётками (КПСР) [16, 20-31].

2.1.1-Свободный экситон в структурах с квантовыми ямами.

В спектрах ФЛ нелегированных GaAs-AlGaAs-структур с квантовыми ямами (СКЯ) при умеренных и высоких плотностях возбуждения во всем исследованном температурном диапазоне (1.6 + 300К) доминирует узкая полоса, сдвинутая в коротковолновую сторону относительно ькситонного излучения в GaAs. Совпадение её энергии максимума с энергией максимума соответствующей полосы в спектрах возбуждения и поглощения» характерная зависимость от ширины квантовой ямы позволили интерпретировать её как обусловленную рекомбинацией свободных экситонов с участием электрона и тяжёлой дырки [20,31].. При повышении температуры от 1.6К до 77К с коротковолновой стороны появляется полоса, обусловленная рекомбинацией экситона с участием лёгкой дырки,-а при температуре >200К становится заметным вклад излучения при рекомбинации свободных двумерных носителей и при рекомбинации через «вторую подзону размерного квантования [20]. Спектр возбуждения экситонной люминесценции при низком уровне фонового легирования [31] или примесной люминесценции С21, 23] имеет характерный ступенчатый с экситонными пиками на краях ступеней, отражающий зависимоть плотности состояний от.энергии. При низких температурах полуширина линш свободного экситона может служить мерой мелкомасштабной (с характерными размерами меньше диаметра экситона) шероховатости стенок квантовых ям [25]. При оптимизации условий выращивания полуширина экситонной линии составляла О.ЭмэВ [31], что соответствует средней характерной шероховатости стенок ~0.2 монослоя. - •

2.1.2.Локализация экситонов на островковых флуктуациях ширины квантовой ямы.

При низких плотностях возбуждения и температурах наблюдения в спектре ФЛ наряду с полосой свободных квазидвумерных экситонов наблюдается более широкая полоса, сдвинутая в сторону меньших энергий на несколько мэВ [31]. В отдельных случаях эта полоса

может полностью маскировать полосу свободных экситонов вплоть до умеренных плотностей возбуждения и температур наблюдения [22, 23, 25]. На основе анализа зависимости величины стоксова сдвига этой полосы относительно полосы свободного экситона в спектрах люминесценции и возбуждения люминесценции от ширины квантовой ямы, температуры, и уровня возбуждения сделан вывод, что за излучение в этой полосе ответственна рекомбинация экситонов, локализованных на островковых'флуктуациях ширины квантовой ямы. Для детального исследования механизма локализации с псмощью магнитного поля, приложенного перпендикулярно плоскости образца, контролируемо изменялись условия локализации [22, 25, 30]. Обнаружено явление уменьшения стоксова сдвига в магнитном поле, что объясняется более эффективной локализацией экситонов на островки меньшего размера при уменьшении диаметра экситона в магнитном поле и, соответственно, увели-чешем их кинетической энергии. Это явление позволяет изучать характерные размеры локализующих островков и их дисперсию для конкретной структуры.

Зависимость условий локализации экситона от его пространственного размера, проявившаяся экспериментально, доказывает, что локализация на островковых флуктуациях штейны квантовой ямы является основным механизмом локализации экситонов в совершенных структурах с квантовыми ямами.

На основе этих исследований-разработан метод спектроскопического определения планарности гетерограниц [25].

Введение короткопериодной сверхрешЗтки и оптимизация условий выращивания, связанная с точным поддержанием отношения интенсивности пучков Ав/ва вблизи перехода от Аз-стабилизированного к ва-стабилизированному режиму роста, резко уменьшили мелкомасштабную шероховатость гетерогрвницы, увеличили размер островков и уменьшили их дисперсию по размерам, что проявилось в уменьшении полуширин линий свободного и локализованного экситона и их разрешению в спектре и в наличии только диамагнитного сдвига для полосы локализованного экситона в магнитном пол<ч [31].

2.1.3.Мелкие примеси в квантовых ямах.

Особенности примесной фотолюминесценции в квантовой яме (К-.; связаны с наличием широкого спектра примэсччх состояний вследствие зависимости энергии связи на прлиеси от положения примесного центра относительно гетерограниц: энергия связи ни примеси максим&лиш

для примеси в центре ямы, примесь на краю КЯ имеет меньшую энергия связи, которая падает до нуля по мере удаления кулоновского центра в барьер.

В спектрах <М нелегированных КЯ при низких температурах наблюдаются полосы, связанные с переходами на акцепторную примесь углерода в подрешетке мышьяка, расположенную в центре и на краю Kí [16, 20]. 'С повышением температуры первой исчезает полоса, обуслог ленная переходами на акцепторы, расположенные на краю КЯ, а с ростом уровня возбуждения сначала насыщается интенсивность люминесценции в полосе, обусловленной переходами на примесь в центре Kí [16, 261.

Наиболее ярко различие в положении акцепторных центров в квантовой яме проявляется при исследовании поляризационных зависимостей [26, 28, 29]. Анализ спектральной зависимости степени циркулярной поляризации в магнитном поле позволяет определить относительную силу осциллятора переходов на акцептор' как функцию егс энергетического положения и, соответственно, местоположения в квантовой .яме. Исследование спектральной зависимости круговой поляри зации примесного излучения при возбуждении циркулярно поляризованным светом' даёт возможность определить отношение времени' жизш размерно квантованного электрона относительно рекомбинации ш акцепторе в цёнтре квантовой ямы и на гетерогранице. Комбинируг эти зависимости с зависимостью энергии ионизации акцептора оч местоположения в квантовой яме [21*], мы получаем профиль распределения примеси в квантовой яме.

2.1.4.Люминесценция одиночных гетеропереходов GaAs/AlGaAs.

Наблюдаемая в структурах с квантовыми ямами нижняя границе "примесной зоны", определяемая энергией связи акцептора, расположенного на гетерогранице, уменьшается на одиночной гетерогранице за счет переходов на акцепторы, расположенные в барьере и связывающие дырки из узкозонного материала [32-35].

В [32] в спектре ФЛ '(1.6К) нелегированной структуры с одиночны! гетеропереходом GaAs/AlGaAs была обнаружена полоса люминесценции, характерная только для структур с гетеропереходом. При повышенш интенсивности возбуждения наблюдался коротковолновый сдвиг (~14мэВ) новой полосы ФЛ в спектральном диапазоне между линияш излучения донорно-акцепторных пар е объёме и линиями излученш связанных экситонов в GaAs. В работе [22*], в которой незадолго дс

нас была обнаружена аналогичная полоса, этот сдвиг приписывался изменению положения квазиуровня Ферми свободных носителей, собирающихся в потенциальной яме вблизи гетероперехода. Проведенные нами_ эксперименты убедительно свидетельствуют о примесном характере связанной с гетерограницей люминесценции в нелегированных структурах. Кинетика спада люминесценции с микросекундным временем, резкое увеличение этого времени и, сответственно, сдвиг полосы в коротковолновую сторону для сохранения темпа рекомбинации при постоянном уровне возбувдения в магнитном поле, перпендикулярном плоскости гетерограницы, слабое влияние магнитного поля при совпадении его направления с плоскостью гетерограницы позволили нам идентифицировать эту линию с 'рекомбинацией электронов на донорах в СаАэ и дырок в СаАз, связанных на акцепторных состояниях, расположенных на гетерогранице и в непосредственной близости от неЭ в широкозонном материале и образующих "примесную зону" с верхним пределом, соответствующим энергии связи на гетерогранице [33-35]. Таким образом, обнаружен новый механизм излучательной рекомбинации на гетерогранице и продемонстрирован способ контроля спектра примесных состояний в этой области.

Похожая движущаяся полоса обнаружена в спектре ФЛ модулирйван-но-легированного бериллием гетероперехода СаАз/р-АЮаАэ с концентрацией двумерных дарок ~8хШ10см~2. Однако температурные и магнитооптические исследования показали, что за излучение в этой полосе,. имеющей дублетный характер, ответственны рекомбинации свободных электронов и электронов, связанных на донорах в СаАз с двумерными дырками [35].

В спектрах ФЛ одиночных переходов с двумерным электронным газом соответствующая полоса не обнаружена, что связано, видимо, с наличием тянущегося поля между двумерным электронным каналом и р-буфером.

2.1.5.Глубокие примеси в структурах с квантовыми ямами.

Помимо мелких водородоподобных примесей, в СКЯ всегда имеются глубокие цетры (в основном кислород и его комплексы). Так как фоновая концентрация кислорода при прочих равных условиях Есегда выше в АЮаАэ, большой интерес представляют исследования влияния глубоких центров в барьерах на свойства СКЯ.

При исследовании спектров низкотемпературной ФЛ было обнаружено, что эффективность экситонной люминесценции при внутрикмном

возбуждении (энергия кванта возбуждающего излучения меньше ширины запрещенной зоны материала барьера) резко возрастает' при слабой надбарьерной цодсветке (с энергией кванта, превосходящей ширину запрещенной зоны материала барьера) [21, 23]. Пороговая характеристика, длинные (1-ИОмкс в зависимости от температуры) времена спада и наличие насыщения эффекта подсветки позволили сделать заключение, что в основе эффекта лежит захват свободных носителей глубокими примесными центрами в материале барьера .с изменением их зарядового состояния [24, 28]. В работе [36] впервые была обнаружена ,в спектрах ФЛ СКЯ и полоса люминесценции, обусловленная рекомбинацией электронов, связанных на.глубоких центрах в барьерах с дыркаш в квантовых ямах, и обладающая большим временем затухания.-При, надбарьерной подсветке носители захватываются на заряженные примеси материала барьера, нейтрализуют их, что приводит к сглаживанию потенциального рельефа, создаваемого примесями в квантовых ямах. Как следствие, исчезает пространственное разделение электронов и дырок, обусловленное флуктуациями электрических полей, и возрастает эффективность экситонного канала рекомбинации.

2.1.6.Люминесценция структур с двумерным электронным■газом высокой плотности.

Для исследования люминесценции, обусловлезшой рекомбинацией пространственно не разделенных электронного газа высокой плотности и неравновесных дырок, нами было создано два типа структур: модули-ровашо-легированные двойные гетероструктуры N-AlGaAs/GaAs/ /N-AlGaAs с GaAs квантовой ямой шириной -100А и концентрацией в канале ~1хЮ12см_г [37] и двойная' гетероструктура AlGaAs/GaAs/ /AlGaAs с ¿-плоскостью атомов кремния, помещенной в середине ело} GaAg толщиной 400А [38].

Модулированно-легировашше структуры обладали близкой к 100% эффективностью излучательной рекомбинации в диапазоне -температур 1.6+300К. В спектре ФЯ при.низких температурах наблюдались линии, обусловленные переходами' с 1-го и 2-го уровней размерного квантования электронов на 1-ый .уровень- размерного квантования дырок (1-1, 2-1)-, 'а'также, в отличие от опубликовашшх в литературе данных, линия, обусловленная переходами со 2-го уровня размерного квантования электронов на 2-ой уровень тяжёлых дырок (2-2), причем отношение интеь двности линий практически не зависит от уровня возбуждения. Исследование структуры отличались более высокой плот-

ностью двумерного.электронного газа и наличие в спектре даже при низких уровнях возбуждения линии (2-2) позволяет сделать заключение, что в случае электронног газа высокой плотности время излу-чательной рекомбинации неосновных носителей сравнимо-с временем их межподзонной релаксации.

Проявление в спектре ФЛ переходов (1-1), (1-2), (2-2) позволяет независимо оценить величину разрыва зоны проводимости и массу тяжёлой дырки. Полученные значения составляют дЕо = 0.57AEg и п^ = 0.3шо.

На основе магнитооптических измерений произведена оценка эффективной массы электрона на уровне. Ферми [38]. Для исследованной^ структуры её величина т* ~1.'5т*о = (1.5х0.067)то, что подтверждает необходимость учета непараболичности зоны проводимости при положении уровня Ферми в её глубине.

2.1.7.Эффективность люмине сценции.

Нелегированные структуры с квантовыми ямами и сЕзрхрешетками выращенные г_и температуре ~630°С, которая является оптимальной цля роста GaAs и при которой не возникает проблем с сегрегацией Ga три росте AlGaAs, показывали высокую эффективность люминесценции 1ри низких температурах (1.6+77К). Однако при комнатной температуре интегральная интенсивность люминесценции уменьшалась примерно в 30 раз (уровень возбуждения ~1Вт/см2) 116, 191:. В двойных гетеро-зтруктурах AlGaAs/GaAs/AlGaAs с толщиной слоя GaAs 5 о.бмкм, выра-ценных в том же режиме, внутренняя квантовая эффективность люмине-:ценцш была близкой к 100% во всем температурном диапазоне I.6+300К. Эти результаты позволяют сделать два естественных еыво-ia: (1) при одной и той- же скорости безызлучательной рекомбинации ш гетерогранице её влияние на эффективность люминесценции сущест-зенно выше в случае KP гетероструктур и (2) температура 630'С при шбранной скорости роста (0.&-0.8мкм/час) не обеспечивает достаточно низкой концентрации дефектов и глубоких примесей в AlGaAs, ¡оединешга более активном и температурно стабильном, чем GaAs. 1овшгение температуры роста до 700° С с учётом при выборе режима гаста как требования исключить сегрегацию Ga (см.1.1.4.). так и 'меныне.ние скорости роста GaAs при высокой температуре (см. 1.1.2), 'Овспечило получение структур с квантовыми ямами и сверхрешетками, моющих планэрше гетерограницы и близкую к 100% эффективность злучательной рекомбинации во всем диапазоне температур 1.G^300K.*

- 26 -

2.2.Вертикальный транспорт носителей в структурах с короткопериодными сверхрешетками.

Развитая в [39,41] методика определения параметров экситонов в СКЯ и короткопериодаых сверхрешетках (КПСР) по спектрам отражения поляризованного света при углах падения, близких к углу Брюстера, дала возможность исследовать зависимость силы осциллятора экситонов в периодических КР структурах от их периода [40-43]. Сила осциллятора экситона, образованного электроном и тяжелой.дыркой, и, соответственно, его локализация возрастают при уменьшении периода дб 100-120А (ширина ямы Ъ% равна толщине барьера 1^). При дальнейшем уменьшении периода начинает формироваться минизона для электронов, экситон приобретает более трехмерный характер и сила-осциллятора экситона' уменьшается до величины, соответствующей объемному СаАз, при периоде КПСР меньшем 401 (т.е.. при

= £ 20А).

Удобным- инструментом для исследования транспорта носителей и экситонов в КПСР оказалась структура на основе квантовой ямы шириной 100+1301, ограниченной КПСР с периодом 4080А. КПСР использовалась как область возбуждения и сбора носителей в центральную КЯ.. При исследовании температурной зависимости отношения интенсивно-стей люминесценции из КПСР и из КЯ (^кпср^кя) показано, что уже для КПСР с = 30А/30А эффекты локализации носителей в КПСР

проявляются только при очень низких температурах (Т<15К), и даже в этой области ■ температур эффективность сбора носителей высока: 1кпср/1кя ~ 0-1 [19>3'5• Исследования люминесценции описанных выше с.труктур в магнитном поле, параллельном плоскости слоев [44],показали, что при периоде КПСР меньшем 50А минизона образуется и для тяйелых дырок, т.е. в этом случае вертикальный транспорт имеет Елоховский характер и для обоих типов носителей,и для экситонов. Время жизни носителей в КПСР с периодом 401 до их захвата в квантовую яму составило 90 пс [45]. Проведенная в [45] оценка длины свободного пробега тяжелой дырки в КПСР с = 201/201 дала

значение 1=1ЗОА, существенно превышающее период КПСР, что также указывает на Ёлоховский характер транспорта свободных носителей заряда в такой сверхрешетке.•

2.3.Механизмы фотопроводимости и рассеяния в структурах с модулированным легированием.

В селективно легированных гетероструктурах (СЛГС)- СаАа/М АХбалс,

с двумерным электронным газом обнаружен механизм рассеяния электронов на остаточных ионизированных центрах в нелегированном твердом растворе [18]. Показано, что если в нелегированном слое АЮаАв ~ 101бсм~3, то его оптимальная толщина для получения максимальной подвижности двумерных носителей составляет 5070А. Существенно повысить подвижность путем увеличения толщины нелегированного слоя широкозонного материала можно только в том случае, если уровень его фонового легирований < 1015см~3. Выбор исходных

материалов, оптимизация процедуры их подготовки, отжига, технологических режимов выращивания позволили понизить уровень фонового легирования АЮаАз до этой величины и получить значение подвижно-: сти р~4Ч05см2/Вс (Т=4.2К) в структуре с толщиной нелегированной прослойки А1СаАз с!=200А. Этот результат согласуется с резким уменьшением влияния заряженных центров в барьере на экситонную люминесценцию в СКЯ (см.2.1.5) и "резким уменьшением интенсивности полос люминесценции, обусловленных рекомбинацией через акцепторные состояния на гетерогранице (см.2.1.3) в СКЯ, выращенных в аналогичных условиях.

. Электрофизические свойства СЛГС СаАз/Л-АЮаАз могут существенно меняться при освещении, что влияет на стабильность работы приборов на их основе,'-особенно, при низких температурах. При низких температурах в них, наблюдаются эффекты устойчивой фотопроводимости-(УФП) и нестационарной фотопроводимости (НФП). '

В ходе данной работы исследовались особенности эффекта УФП в двойной СЛГС СаАз/И-АЮаАз [46]. Обнаружено, что в таких структурах существуют два разных механизма, ответственных за наблюдаемый при низких температурах эффект УФП, а именно: наряду с хорошо известным фотовозбуждением БХ-центров в легированном слое И-АЮаАа происходит генерация электронно-дырочных пар в нелегированном АЮаАз с последующим их разделением полем гетероперехода. Эти механизмы имеют различную спектральную фоточувствителыюсть, причем освещение структуры светом с барьера приводит к резкому возрастанию подвижности вследствие нейтрализации ионизированных фоновых примесей в АЮаАз (ср. с эффектом в 2.1.5).

Исследование эффекта КФП в СЛГС СаАБ/Н-АЮаАэ [47] показало, что наличие двух механизмов релаксации, возникающих в результате подсветки при низких тегятературах нестационарных носителей в' двумерном канале: (1) тунельный переход электронов на глубокие центры

в AlGaAs, обусловленные легированием кремнием; (2) рекомбинация электронов на акцепторных центрах в GaAs. Эти механизмы могут существовать одновременно и имеют различные временные зависимости спада концентрации электронов в двумерном канале: (1). - более существен при больших временах, (2) .- при малых. Вклад каэдого из них в. эффект НФП зависит от состава X слоя AlxGa1 ^srSi и уровня фонового легирования GaAs.

3.ПРИБОРНЫЕ КВАНГ0В0РАЗМЕРНЫЕ СТРУКТУРЫ

- 3.1 ..Структуры для транзисторов с высокой подвижностью электронов

Транзисторы с высокой подвижностью электронов (ВПЭТ) на основе' СЛГС GaAs/N-AlGaAs являются одними из наиболее быстродействующих приборов современной микроэлектроники [23*]. Повышение быстродействия ВПЭТ требует увеличения проводимости двумерного канала, а для улучшения стабильности работы прибора, особенно при низких температурах, ' необходимо уменьшение концентрации глубоких уровней в широкозонном барьере. В структурах GaAs/N-AlGaAs эти задачи в значительной -мере могут быть решены при использовании ¿-легирования AlGaAs [24*].

В работе [48] наш было показано, что среди разных типов ¿-СЛГС на основе системы GaAs/AlGaAs наиболее перспективной для приборных применений является структура, в которой ¿-легирование S1 осуществляется в узкой (~10А) КЯ, а нелегированная прослойка толщиной 30+50А, отделяющая ионизированные примеси от носителей в двумерном канале,представляет собой AlAs, т.е. двумерный канал образуется на ге^ерогранице AlAs/GaAs. Увеличение концентрации атомов S1 в такой структуре'В плоскости легирования до вхЮ12см-2 позволило повысить концентрацию электронов, измеренную в двумерном канале по осцилляциям Шубникова -де-Гааза до 1.2хЮ12см~2, что близко к теоретическому пределу для системы AlGaAs/GaAs.

Концентрация и подвижность электронов в исследованной структуре при ЗООК, _77К. и 4.2К составляли, соответственно: 1.46хЮ1гсм~г и 5900 см2/Вс, 1.42х1012 см~2 и 33000 смг/Вс, 1.3-1012 см"2 и 38G0Q см2/Вс. Тот факт, что структура обладала слабой светочувствительностью, а также то, что концентрация электронов практически не зависела от температуры, говорит о низкой концентр-:;:;:::: глубоких центров.

Полевые транзисторы .с длиной затвора 0.6 мкм, созданные на основе подобных структур,показали значение крутизны характеристики 240 мСм/мм при комнатной температуре [49]. Это примерно на 25% превышает значения, получаемые на наших структурах с селективным легированием обычного типа, и находится на уровне лучших результатов, полученных в нашей стране.

Дальнейшее улучшение характеристик прибора мы связываем с оптимизацией технологии его изготовления и улучшением качества контактов к областям стока и истока.

3.2.Лазерные структуры.

Чтобы создать низкопороговые инжеквдонные лазеры, необходимо:. (1)обеспечить в лазерной структуре максимальное оптическое и достаточное (¿10кТ) электрическое ограничение, (2)получить волновод-ную структуру с хорошей морфологией ограничивающих эмиттерных слоев, с низкой концентрацией носителей в волноводной области и, следовательно, с минимальными оптическими потерями, (З)обеспечить эффективный сбор носителей в область рекомбинации и (4)реализовать в области рекомбинации близкий к 100% внутренний квантовый выход люминесценции при возможно меньших плотностях возбуждения.

Короткопериодные сверхрешётки (КПСР), предоставляя значительную свободу в конструировании гетероструктур с требуемыми физическими свойствами, позволяют решить целый ряд технологических проблем. Меняющиеся в процессе роста КПСР условия на пове'рхности предотвращают развитие сегрегационных явлений как для более летучих металлических компонент (см.1.1.4), так и для примесей (см.1.1.5), в "том числе фоновых (напр., углерода, кислорода), что позволяет получать более планарные гетерограницы с низкой концентрацией дефектов и глубоких и мелких примесных центров (см.2.1.5, 2.1.3)., Известно также, что введение КПСР в буферный слой понижает плотность'дислокаций в активном слое по сравнению с используемой подложкой. КПСР использовались в квантоЕорэзмерных лазерах, но встраивались или в буферный слой, или в область оптического ограничения на удалении 500 + 1000А от первой гетерограницы области рекомбинации [25*], что связано, видимо, с желанием избежать.возможного влияния большого количества гетерограниц вблизи области рекомбинации на кван-тоеый выход излучения. В ходе данной работы была выдвинута идея использования КПСР для ограничения области рекомбинации [50].

из гг^'Иве173ггчых е лит^ратут^е значение пороговой плотное—

ти тока - 80А/смг (Т = 300К) получено в работе [25*] в структуре с высоким (~65%) содержанием алюминия в эмиттерных слоях и переменным показателем преломления в области оптического ограничения. . Проблема неустойчивости режима (особенно при росте толстых эмиттерных слоев) при Т ~ 700"С, требующейся для высокой эффективности люминесценции, но близкой к запрещенному диапазону, была решена в [25*] использованием разориентированной подложки. В ходе данной работы была разработана конструкция лазера с высоким (~80%) содержанием AI в эмиттерах, областью оптического ограничения на основе KIICP.ii областью рекомбинации в виде GaAs квантовой ямы шириной 50 + 200 А. Период КПСР на основе исследований вертикального тран-■ спорта (см.2.2) был выбран равным 40А, а для получения уменьшающейся к области'рекомбинации эффективной ширины запрещенной области и, соответственно, переменного показателя преломления, изменялось отношение ширины ямы к ширине барьера. Использовались точно ориентированные подложки GaAs (100), а для решения проблемы неустойчивости высокотемпературного режима при росте толстых слоев применялся 2-х температурный режим роста: буферный, эмиттерные и контактный слои выращивались при 630'С, при которой получение идеальной морфологии слоев AlGaAs не представляет затруднений, и только тонкая (~0.4мкм) активная область для. получения высокой эффективности излучательной рекомбинации выращивалась при 700*С и тщательном контроле за необходимым отношением интенсйвностей пучков элементов V и III групп.

Наименьшие значения пороговой плотности тока при Т = 300К для таких структур составляли 175А/см2, 43А/см2, 50А/см2 при толщине области рекомбинации БОА, 100А и 200А, соответственно {.19, 51]. Два поЬледних значения, насколько. известно, являются рекордными для инжекционных лазеров и в настоящее время. Выращенные с использованием 2-х температурного режима структуры, аналогичные описанным в (25*], показали значения пороговой плотности тока 105И20А/см2. Таким образом,конструкция лазера с-областью оптического ограничения на основе КПСР и 2-х температурный режим роста позволили полу-' чить рекордные' значения пороговой плотности тока.

Выращивая и область рекомбинации на основе КПСР, можно изменить аффективную ширину запрещенной зоны и длину волны излучения.'Таким образом, были получены лазеры с х = 0.8мкм и Зпор = 250А/см'-(Т = 300К) и \ = 0.7мкм, 1 = 700А/СМ2 (Т = ЗООК) [19].

Исследования полосковых лазеров £52-54] показали, что в нелегированных структурах с временем жизни носителей, определяемым излу-чательной рекомбинацией, большую роль играют процессы- диффузионной утечки носителей из области полоска. Амбиполярный механизм диффузии в квантоворазмерной области рекомбинации со сравнительно малой диффузионной длиной разрушается вследствие шунтировки основными носителями из вблизи расположенного р-слоя, и диффузионные длины начинают определяться монополярной диффузией электронов, достигая гигантских величин [54] и влияя на пороговые токи'полосковых лазеров вплоть до ширин полоска ~10Смкм. Легирование активной области примесью п-типа резко уменьшает диффузионные длины и утечку, но увеличивает оптические потери. Однако если селективно легируется только область рекомбинации (квантовая.яма), сохранить относительно низкие значения пороговой плотности тока удается. В частности, в лазерах с легированными до уровня 5 х 1017см~3 областями рекомбинации ' удалось получить: при Ъ2 = 50А и х = 0.8мкм = 175А/см2 (ЗООК), при I = ЗОА и \ = 0.73мкм ,1 = 350А/см2

2 ПОР

(ЗООК) [53].

Из полученных результатов следует, что для сохранения низких значений пороговой плотности тока в узких полосковых лазерах на основе структур с нелегированной активной областью необходимо поперечное ограничение носителей' либо путем заращивания, либо путем формирования полоска способом диффузионного разупорядочива-ния сверхрешетки, либо путем создания области рекомбинации на основе квантовых проволок.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В ходе диссертационной работы получены следующие, основные результаты.

1.Созданы научные основы технологии получения методом МПЭ кванто-воразмерных гетероструктур в системе СаАэ/АЮаАз: -Впервые показано, что МПЭ соединений А3В5 может рассматриваться как квазиравновесный процесс в широком диапазоне режимов роста и легирования.

-Создано термодинамическое описание процессов роста, легирования, дефектообразования при МПЭ, причем впервые показано, что наряду с температурой основным параметром, определяющим состав, легирование, стехиометрию слоев являются потоки атомов и молоку.*.

основных компонентов и легирующих примесей от поверхности роста. -На основе теоретического и экспериментального исследования процессов роста при МПЭ разработаны конкретные технологические рекомендации:

= по управлению уровнем фонового легирования; = по предотвращению сегрегационных явлений для основных элементов и'примесей и,- соответственно, улучшению планарности гете-рограниц и морфологии поверхности, получению более резких .профилей легирования; ■= цб уменьшению концентрации овальных дефектов;

• = по повышению эффективности люминесценции.

¿.Разработана воспроизводимая технология получения методом МПЭ КР гетероструктур в системе СаАв/АЮаАз с пленарными на монослой-ном уровне гетерограницами,' уровнем фонового легирования НВ+НА < 1х1015см"3, близким к 100%. внутренним квантовым выходом

• излучательной рекомбинации.

3.При исследовании свойств КР гетероструктур впервые обнаружены и интерпретированы новые физические эффекты:"

- уменьшение в магнитном поле стоксова сдвига полосы люминесценции, обусловленной рекомбинацией локализованных на островковых уширениях квантовой ямы экситонов;

- новый механизм излучательной рекомбинации на гетерогранице;

- влияние потенциала глубоких примесных центров, расположенных в барьере, на экситонную люминесценцию в квантовой яме;

- разрушение минизоны в сверхрешетке в- магнитном поле, параллельном плоскости слоев;

- новый механизм рассеяния в структурах с модулированным легированием на потенциале остаточных примесных центров в нелегированной прослойке;

- новый механизм устойчивой фотопроводимости в модулированно

- легированной двойной гетероструктуре;

- механизм разрушения амбиполярной диффузии в квантоворазмерной р-п-гетероструктуре с нелегированной областью рекомбинации.

4.Разработаны методики определения профиля состава и легирования, планарности гетерограниц КР гетероструктур на основе исследования их оптических и люминесцентных свойств.

5.Разработаны конструкции приборных квантово-размерных структур и технологические режимы их создания:

- ЛЭ -

- для ВПЭТ-транзисторов с модулированным ¿-легированием с Si ■5-плоскостыо в узкой (10А) GaAs квантовой яме и нелегированной прослойкой на основе AlAs;

- для'низкопороговых лазеров с областью оптического ограничения на основе короткопериодной сверхрешбтки.

6.Созданы квантоворазмерные инжекционные лазеры с рекордно низкой пороговой плотностью тока 43А/'см2 (300К). Совокупность полученных в работе результатов может быть сформулирована как решение важной для нашей страны проблемы создания научных основ и разработки воспроизводимой технологии ■получения методом МПЭ в системе. GaAs/AlGaAs квантоворазмерных гетероструктур с заданными свойствами для научных исследований и приборных применений.

СПИСОК ВКЛЮЧЕННЫХ В ДИССЕРТАЦИЮ РАБОТ

1.П.С.Копьёв, Н.Н.Леденцов, "Молекулярно-пучковая эпитаксия соединений А3В5 и гетероструктур на их основе". • // "Материалы для элементной .базы вычислительной техники", изд. Московского дома научно-технической пропаганды, Москва, 1987, с.46-55.

2.P.S.Kop'ev, N.N.Ledentsov "The thermodynamics oi MBE growth and doping oi A3B5 binaries and solid solutions", Abstracts of Int. Simp, on MBE, Frankfurt/Oder, DDR, 1987, p.1;i.

3.П.С.Копьёв, Н.Н.Леденцов, "Молекулярно-пучковая эпитаксия гетероструктур на основе . соединений А3В5", ФТП, 1988, т.22, вып.10, с.1729-1742.

-4.S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev, N.N.Ledentsov- "Thermodynamic analysis of segregation effects in molecular beam epitaxy", J.Cryst.Growth, 1990, v.104, pp.345-354.

5.S.V.Ivanov, A.A.Budza, A.A.Dzamashvili, P.S.Kop'ev et.al'. "MBE growth and characterization of strained GaSb layers .on GaAs (100) for GaSb/InAs/GaSb QW structures", Proc. of VI European Conf. on MBE and Rel. Growth Methods, Helsinki, 1991, Ep 5.

6.П.С.Копьёв, В.Я.Бер, С.В.Иванов и др. "Влияние услоеий роста на внедрение фоновых примесей в нелегированные эпитаксиальные слои GaAs, выращенные методом МПЭ", ФТП, 1S84, т.18, вып.2, с.270-274.

7.Н.Н.Леденцов, Б.Я.Еер, П.С.Копьёв, С.В.Иванов и др. "Влияние условий роста на внедрение фоновых примесей в легированные слои

GaAs, выращенные методом МПЭ", ЖТФ. ,1985, т. 55, вып.1, 0.142-147.

8.S.V.Ivanov, .P.S.Kop'ev, N.N.Ledentsov "Interplay of berillium segregation and diffusion In heavily doped СаАз and AlGaAs grown by molecular beam epitaxy (thermodynamic analysis)", J. Cryst. Growth, 1991, v.108, pp.661-669.

9.S.V.Ivahov, P.S.Kop'ev, N.N.Ledentsov "Thermodynamic analysis of segregation effects in MBE of AII:EBV compounds"., Proc. of Sixth' Int. Conf.on MBE, San Diego, USA, .1990; J.Cryst. Growth, 1991, v.111, pp. 151-161.

10.О.В.Иванов, П.С.Копьбв,- Д.Ю.Углов, "Образование макроскопических дефектов в слоях GaAs в процессе -роста и легирования , методом МПЭ",' Тезисы докладов VII Всесоюзной конференции по росту кристаллов, Москва, 1988, т.4, с.47-49.

11.P.S.Kop'ev, S.V.Ivanov, A.Yu.Yegorov, D.Yu.Uglov "Influence of growth parameters and conditions on the oval defect density in GaAs layers grown by MBE", J.Cryst. Growth, 1989, v.96, pp.533540.

. 12.С.-В.Иванов, П.С.Копьбв, Б.Я.Мельцер и др. "Автоматизированная система управления технологическим процессом МПЭ", Автометрия, 1990, вып.2, с.53-60.

13.П.С.Копьёв, Г.М.Минчев, Б.Я.Бер, Б.Я.Мельцер, "Эффективный способ подготовки подложек для молекулярно-пучковой эпитаксии", Письма в ЖТФ, 1981, т.7, вып. 19, с.1209-1213.

14.Ж.И.Алфёров, Б.Я.Бер,. П.С.Копьёв, Б.Я.Мельцер, Г.М.Минчев,

.. "Получение методом молекулярно-пучковой эпитаксии слоёв GaAs и • Aljj.Ga^yis", Письма в ЖТФ, 1981, т.7, вып. 1, с.3-5.

15.к.И.Алфёров, -Б.Я.Бер, П.С.Копьбв, Б.Я.Мельцер, Г.М.Минчев, "Получение методом молекулярно-пучковой эпитаксии нелегированных и легированных Sn и Ве эпитаксиальных слоёв GaAs".

//"Полупроводниковые гетероструктуры и фотопреобразователи солнечной энергии", изд.АН Арм.ССР, Ереван, 1982, с.3-5.

16.Ж.И.Алфёров, П.С.Копьбв и др. "Собственная и примесная люминесценция в GaAs-AlGaAs-структурах с квантовыми ямами", ФТП, 1985, т.19, вып.4, с.715-721..

17.Р.О.Джапаридзе, С.В.Иванов, П.С.Копьёв, Н.Н.Леденцов, Б.Я.Мельцер, В.М.Устинов,"Электрофизические свойства слоёв AlGaAs, взращенных методом МПЭ", Abstracts II Int. Simp, on

1 - 35 -

МБЕ» Frankfurt/Oder,. DDR. 1987, p.23.

18.P.S.Kop'ev, S.V.Ivanov, N.N.Ledentsov, B.Y.Meltser, M.Yu.Nadtochy, V.M.Ustinov "The Influence of barrier unlnteritl onal Impurities on characteristics oi two dimensional electron

■ gas at GaAs/AlGaAs heteroJunction", Crystal Properties and Preparation, 1989, v.19-20, pp.63-66.

19.P.S.Kop'ev "SCH lasers using short period superlattic'es", Proc. ol IV Int.Conl.on Modulated Semiconductor Structures, Ann Arbor, USA, 1989, Surf. Scl., 1990, v.228, pp.514-519.

20.Б.Я.Бер, С.В.Иванов, П.С.Копьбв и др.."Фотолюминесценция квантовых ям GaAs-AlGaAs, выращенных методом молекулярно-пучковой эпитаксии", Изв. АН СССР, сер. физическая, 1985, т.49, No.10, С.1905-1908.

21.А.М.Васильев, Н.Н.Леденцов, П.С.Копьёв и др., "Квазидвумерные и делокализованные экситоны в структурах с квантовыми ямами", Письма в ЮТФ, 1985, т.41, вып.8, с.343-345.

22.П.С.Копьёв, Б.Я.Мельцер, И.Н.Уральцев и др., "Локализация экситонов в структурах с квантовыми ямами", Письма в. ЮТФ, 1985, т.42, вып.8, с.327-330.

23.P.S.Kop'ev, N.N.Ledentsov, B.Ya.Meltser et al "Exclton photolumlnescence probe of Interface quality In multiquantum well structures", Proc.18th Int.Conf.on ' Phys.of Semlcond., Stockholm, 1986, pp.219-222.

24.П.С.Копьёв, В.П.Кочерешко, И.Н.Уральцев, Д.Р.Яковлев "Влияние

' потенциала заряженных примесей на образование .экситонов в

квантовых ямах" Письма в ЖЭТФ, 1987, т.46, вып.2, стр.74-77

25.П.С.Копьёв, И.Н.Уральцев, Ал.Л.Эфрос и др."Локализация квазидвумерных экситонов на островковых увеличениях ширины квантовой ямы" ФТП, 1988, т.22, вып.З, стр.422-432.

26.П.С.Копьёв, В.П.Кочерешко, И.Н.Уральцев, Д.Р.Яковлев "Определение профиля концентрации мелких .примесей методом поляризованной люминесценции в структурах с квантовыми ямами" ФТП, 1988, т.22, вып.4, стр.597-602. j

27.П.С.Копьёв, В.П.Кочерешко, Б.Я.Мельцер и др. "Люминесценция полупроводшковых структур с квантовыми 'ямами" Известия АН СССР, сер. физическая, 1988, т.52, вып.4, стр.753-757.

28.P.S.Kop'ev, V.P.Kochereshko, I.N.Uraltsev, . D.R.Yakovlgv "Recombination processes In. GaAs/AlGaAs multiquantum well

structures", In "Laser Optics oi Condenced Matter" el. by I.L.Birman, Plenum Press, New York, 1988, pp.87-93. •

29.P.S.Kop'ev'f . V.P.Kochereshto, I.N.Uraltsev, D.R.Yakovlev "Circular polarisation of Impurity luminescence In GaAs/AlGaAs quantum wells" Proc.III Int.Conf.on Shallow Impurities In Semiconductors, llnkoplng, Sweden, 1988, Inst.Phys.Conf.Series No.95, pp.39-44.

30.П.С.Копьбв, И.Н.Уральцев "Энергетический спектр кулоновских состояний в квантовой. яме" Материалы научной сессии ООФА АН •СССР, 1988, УФН, 1989, т.157, вып.З, стр.545-547.

31.S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev, N.N.Iedentsov et al "Ultrathin Layers and -Short Period Superlattlces In Semiconductor structures" phys.stat.sol.'(a), 1990, v.118, pp.169-176

32.А.М.Васильев, П.С.Копь8в, В.П.Кочерешко и др. "Собственная люминесценция резкого гетероперехода GaAs/AlGaAs" ФТП, 1986,

• т.20, вып.2, стр.353-356.

33.К.И.Алферов, А.М.Васильев, П.С.Копьев к др."Излучательная • рекомбинация на гетерогранице" Письма в ЖЭТФ, 1986, т.43,

ВЫП.9, стр.442-444.

34.P.S.Kop'ev, V.P.Kochereshko, I.N.Uraltsev et al "Donor-interface acceptor pair emission In' the abrupt heter.ointeriace", J.of Luminescence, 1988, v.40-41, pp.747-748.

35.P.S.Kop'ev, I.N.Uraltsev, V.M.Ustinov, A.M.Vasil'ev "Heterolnterface states of shallow impurities" Proc.III Int. Conf.on Shallow impurities .in Semiconductors, Llnkoping, Swe-

■ den, 1988, Inst.Phys.Conf.Series N6.95, pp.57-62.

36.П.С.Копьёв, В.Д.Кулаковский, Б.Я.Мельцер, Б.Н.Шепель лВиутрибарьерное рекомбинационное излучение структур GaAs/AlGaAs с квантовыми ямами" ФТП, 1986, т.20, вып.7, стр.1181-1186. ■

37.Р.О.Джапаридзе, С.В.Иванов, П.С.Копьёв и др., "Энергетические уровни в селективно-легированной двойной гетероструктуре GaAs-(Al,Ga)As// Тезисы докладов IV Всесоюз.конф.по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах Минск,- 1986, 4.1, стр:22-ЙЗ.

38.Л.М.Васильев, П.С.Копьёв.М.Ю.Надточий и др."Переходы с участием размерно-квантованных подзон в спектре фотолюминесценции ¿-легированного GaAs", ФТП, 1989, т.23, вып.12, стр.2133-2137,

39.Е.Л.Ивченко, П.С.Копьёв,В.П.Кочерешко и. др. "Отраж^ш-.о в

4 - 37 -

экситонной области .спектра структуры с одиночной квантовой ямой. "Наклонное и нормальное падение", ФТП, 1988, т.22, вып.5, стр.784-788

40.P.S.Kop'ev, I.N.Uraltsev, E.L.Ivchenko et.al. "EXcitori parameters' and electron miniband structure of GaAs/AlGaAs superlattices". Phys.Stat.Sol.(b), 1988, v.150, pp.673-678.

41.E.L.Ivchenko, P.S.Kop'ev, V.P.Kochereshko et.al."Exciton Interference reflectivity of superlattices and quantum wells: normal and oblique incidence", Proc. of the 19th Int'. Conf. on Phys. of Semicond.. Warsaw, 1988, v.f, pp.433-436.

42 .I.N.Uraltsev, P.S.Kop'ev. V.'P.Kochereshko et.al. "Optical Phenomena Elucidated Carrier Transport In Short Period Super-lattices", Workbook of 8th Int. Conf. on Electron Prop, of 2-D systems, Grenoble, 1989, pp.253-264.

43.E.L.Ivchenko, P.S.Kop'ev, VlP.Kochereshko et.al. "Exciton longitudinal-transverse splitting In GaAs/AlGaAs superlattices and multiple quantum wells", Sol.St.Commun., 1989, v.70, No. 5. pp.529-534. \

44.P.S.Kop'ev, R.A.Suris, I.N.Uraltsev, A.M.Vasiliev "Heavy-hole exciton transport in short period superlattices", Sol.St. Commun., 1989, v.72, No. 5, pp.401-404.

45.П.С.Копьёв, В.Ю.Некрасов, А.М.Пахомов и др'. "Нелинейное поглощение пикосекундных световых импульсов в кор'откопериодных полупроводниковых сверхрешётках" 7/Тезисы докладов I Всесоюзной конференции, по физическим ' основам твёрдотельной электроники. Ленинград, 1989, том А, стр. 208.

46.В.П.Евтихиев, П.С.Копьёв, М.Ю.Надточий,В.М.Устинов "Особенности эффекта устойчивой фотопроводимости в селективно-легированных гетероструктурах GaAs/n-(Al,Ga)As", ФТП, 1989, т.23, ' вып.5, с.845-848, .

47.П.С.Копьёв, М.Ю.Надточий, В.М.Устинов "Механизмы нестационарной фотопроводимости в селективно-легированных гетероструктурах GaAs/n-(А1,Ga)As", ФТП, 1989, т.23, вып.8, с.1382-1385 .

48.П.С.Копьёв, А.А.Будза, С.В.Иванов и др. "Увеличение подвижности двумерных электронов на гетерогранице AlAs/GaAs в гетероструктурах с селективным а-легированием", Письма в ЖГФ, 1989, т.15, '

вып.8, с.68-72.

49.П.С.Копьёв, В.В.Волцит, С.В.Иезнов и др. "Гетероструктурь* с

селективным ¿-легированием для транзисторов с высокой подвижностью электронов",• Тезисы докладов I Всесоюзной конференции по физическим основам твердотельной электроники,, Ленинград, 1989, т.А. с.83-84

50.Ж.И.Алфёров, Р.О.Джапаридзе, С.В.Иванов, П.С.Копьбв, и др. "Лазеры на основе гетероструктур с активной областью ограниченной монослойной сверхрешёткой", Письма в ЖГФ, 1986, т.12, вып.9, с.562-565'

51.Ж.И.Алфёров, А.М.Васильев, С.В.Иванов, П.С.Копьбв и др., "Снит жение пороговой плотности тока в GaAa-AlGaAs ДГС РО квантово-размерных лазерах (Jn=52 А/см2, Т=300 К) при ограничении кван-тов0й ямы короткопериодной сверхрешёткой с переменным шагом", Письма в ШТФ,'1988, т.14, вып.19, с.1803-1807.

52.Ж.И.Алфёров, С.В.Иванов, П.С.Копьёв, H.H.Леденцов и др. "Растекание и поверхностная рекомбинация неравновесных носителей в квантоворазмерных (Al.Ga)As ДГС РО лазерах с широким полоском", ФТП, 1990, т.24, вып.1, с.152-158

53.Ж.И.Алфёров, 'С.В.Иванов, П.С.Копьбв, H.H.Леденцов и др. "(Al,Ga)As ДГС РО лазеры на длины волн 0,8 мкм (175 А/см2) и 0,73 мкм (350 А/см2) с легированной квантовой ямой", ФГП, 1990, т.24, вып.1, с.201-203.

54.П.С.ропьёв, H.H.Леденцов, "Гигантские диффузионные длины неравновесных носителей в квантово-размерных гетероструктурах", ФТП, 1990, т.24, вып.9, с.1691-1693.

СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1*.Zh.I.Alferov "State of the art and prospects of A3B5 scince and technology" Czech.J.Phys.B, 1980, v.30, pp.245-261.

■ 2*.L.Esaki,. R.Tsu "Superlattice and negative differential conductivity" IBM J.Res.and Dev.,.1970, v.14, No.1, pp.61-65.

3*.Ж.И.Алфбрюв, Ю.В.Жиляев, Ю.В.Шмарцев "Расщепление .зоны проводимости в сверхрешетке на основе GaAsP" ФТП, 1971, т.5, вып.1, стр.196-198.

4*.A.Y.Cho,- J'.R.Arthur "Molecular Beam Epitaxy" Progr. in Sol.St.Chem., 1975, v.10, pp.157T190.

• 5*.С.T.Foxon ' "Molecular Beam Epitaxy" Acta Electrónica, 1978. v.21, No.г, pp.139-150.

6*.R.Heckingbottom, C.J.Todd, G.J.Davies "The interplay of

thermodynamic and kinetic aspects in molecular beam epitaxy of doped gallium arsenide" J.Electrochem.Soc., 1980, v.127, pp.444-450.

7*.M.Tmar, A.Gabriel, C.Chatillon, I.Ansara "Critical-analysis and optimization of the thermodynamic properties and phase diagrams of the III-V compounds; II. GaAs and InAs systems" J.Cryst.Growth, 1984, v.69, pp.421-441.

3*.C.Wood, C.Stanley, G.Wicks, M.Esi "Effect of arsenic dlmer/tetramer ratio on stability of III-V compound surfaces, grown by molecular beam epitaxy" J.Appl.Phys., 1983", v.53, No.4, pp.1868-1871.

3* .R.Hecklngbottom "Thermodynamic aspects of molecular beam epitaxy: High temperature growth in the GaAs/AlGaAs system" J.Vac.Scl.Technol.B, 1985, v.3, No.2, pp.572-575.

!0*.J.van Hove, P.Cohen "Mass-action control of AlGaAs and GaAs growth in molecular beam epitaxy", Appl.Phys.Lett., 1985, v.47, No. 7, pp.726-728

1*.E.Scott, D.Andrews, G.Davles "The influence of MBE growth conditions on the Ga-Al-In-As ternary and quaternary systems", J.Vac.Scl.Technol.B, 1986, v.4, Nq.2, pp.534-535.

2*.Y.Matsushima, S.Gonda "Molecular beam epitaxy of GaP and GaAsP", Jap.J.Appl.Phys., 1976, v.15, No. 11 ,'pp.2093-2101.

3*.R.Heckingbottom, G.J.Davies "Germanium doping of GaAs grown by

• molecular beam epitaxy - some thermodynamic aspects", J.Cryst. Growth, 1980, v.50, pp.644-647.

4*'.R.Stall, J.Zilko, V.Swaminathan, N.Shumakher "Morphology of GaAs and AlGaAs grown by molecular beam epitaxy", J.Vac.Scl. Technol.B, 1985,v.3, No.2, pp.524-527.

5*.F.Houzay, J.Molson, C.Guillet et al. "Surface segregation of third column atoms In III-V ternary arsenides", .Proc.V Int. Conf. on MBE, Sapporo, 1988, pp.41-44.

6*.J.Harris, D.Ashenford, C.Foxon et al. "Kinetic limitations to surface segregation during MBE growth of III-V compounds: Sn in GaAs", Appl.Phys.A, 1984, v.33, pp.87-92.

7*.Y.Iimura, M.Kawabe "Be doping effect on growth kinetics of GaAs grown by MBE", Jap.J.Appl.Phys., 1986, v.25, No.21, pp.L81-L84.

3*.?.Alexandre, L.Goldstein, G.Leroux et al. "Investigation of

surface roughness, of. molecular beam epitaxy GaAIAs • layers and Its -consequences on GaAs/AlGaAs heterostructures", J.Vac.Sci. Technol.B, 1985. v.3, Wo.4, pp.950-955.

19*.S.Fu3Ita, S.Bedair, M.IittleJohn, J-.Hauser "Doping characteristics and electrical properties of Be-doped p-type AlGaAs ■ grown by liquid phase epitaxy", ' J.Appl.Phys., 1980; Y.51, No.10, pp.5438-5444.

20*.G.Pettlt, J.Woodall, S.Wright et al. "The MBE growth of GaAs free of oval defects", J.Vac.Sci.Technol.B, 1984, v.2, No.3, pp.241-242.

21*.W.Masselink, Y.Chang, H.Morkoc "Binding energies of acceptors in GaAs-AlGaAs quantum wells", J.Vac.Sci.Technol.B, 1984, v.2, No.3, pp.376-382.

22*.Y.Yuan, M.Pudensi, G.Vawter, J.Merz "New photoluminescence - effects of carrier confinment at an AlGaAs/GaAs heterojunction interface", J.Appl.Phys., 1985, v.58,No.1, pp.397-403.

23*.A.Lepore, H.Levy, R.Iberia et al. "0.1pm gate length MODFET's with unity gain cutoff frequency above 110 GHz", Electron.Lett.,-1.988, v.24, No.6, pp.364-366.

24*.E.Schubert, J.Cunningham, W.Tsang et al. "Selectively ¿-doped AlGaAs/GaAs heterostructures with high two-dimensional electron gas concentration n2D>1.5M012cm~2 for field effect transistors", Appl.Phys.Lett., 1987, v.51, No.15, pp.1170-1172.

25*.H.Chen, A.Chaffari, H.Morkoc, A.Yariv "Effect of substrate tilting on molecular beam epitaxial grown AlGaAs/GaAs lasers having very low threshold current densities", Appl.Phys.Lett., '•1.987, v.51, No.25, pp.2094-2096.

PHI IMfl$,3aK.374,Tnp. 100,8jI8/y-I992r. BecnjiatHO