Диссертация (1149651), страница 14
Текст из файла (страница 14)
37, б показан результат свертки аппроксимированной функции V (x, h), полученной в разделе 3.3.1для 35 кэВ He+ с профилем облучения ионами, показанным на рис. 37, а дляразличных глубин залегания квантовой ямы h.На рис. 37, б виден постепенный переход от разрешения модификации,определяемого в основном шириной первичного пучка (h = 60 нм), к разрешению, определяемому диффузионной компонентой (h = 250 нм).
На рис. 37, впоказана зависимость отношения амплитуд этих двух компонент AP (h)/AD (h)от глубины h.99Рис. 37: Профиль облучения ионами (а) и результат свертки профиля с функцией V (x, h) для ионов 35 кэВ He+ для различных глубин h (б). Отношениеамплитуд двух компонент V (x, h) (в). Точки — моделирование TRIM, пунктир— аппроксимация.Результаты моделирования позволяют сделать следующий вывод: при облучении образцов сфокусированным пучком ионов 35 кэВ He+ разрешение модификации для глубин h < 150 нм определяется первичным пучком ионов, именяется от ширины пучка до 100 нм в зависимости от глубины.
Для близкорасположенных облучаемых объектов возникает эффект близости, обусловленный генерацией вакансий под действием ионов, движущихся диффузионнымобразом. Эффект близости проявляется в паразитной генерации вакансий науровне β ≈ 0.1 от генерации первичным пучком в области между облучаемыми объектами, расположенными на расстоянии менее 200 нм.
Для глубинh > 150 нм разрешение модуляции определяется диффузионной компонентой,и составляет порядка 200 нм независимо от глубины.1004.2Изготовление образцаДля создания экситонных дифракционных решеток был выбран образец P602(схема образца приведена в табл. 3, в разделе 3.4.3). На образце ионами 35 кэВHe+ были облучены массивы из 375 полос, 400 нм шириной и 150 мкм длиной,с периодом 800 нм (таким образом, полный размер облученной решетки составлял 300 × 150 мкм). Было облучено пять решеток с поверхностными дозамиоблучения от 1 · 1010 до 1 · 1012 1/см2 .На рис. 34 показана карта фотолюминесценции и схема облучения образцаионами.
При таком периоде решетки при освещении образца под углом Брюстера первый дифракционный рефлекс для λ = 820 нм в соответствии с (17)наблюдался по нормали к образцу (рис. 11, б).4.3Оптические измеренияОптическая схема эксперимента аналогична описанной в разделе 3.4.1 снесколькими отличиями (рис. 38). В качестве лазера использовался монохроматический перестраиваемый титан-сапфировый лазер Technoscan TD-Scan. Образец освещался p-поляризованным светом под углом Брюстера. Температураобразца составляла 10 К. Постоянство интенсивности лазера при перестройки длины волны обеспечивалось стабилизатором мощности на основе акустооптического модулятора с обратной связью. Лазерный луч модулировался спомощью механического модулятора на частоте 150 Гц, что использовалось вдальнейшем для синхронного детектирования измеряемых сигналов.
Для регистрации сигналов использовались фотодиоды ФД-24 с установленными передними линзами с F = 5 см. Интенсивность отраженного пучка IR регистрировалась фотодиодом R, интенсивность первого дифракционного рефлекса ID —фотодиодом D. Фотодиод S был установлен поблизости от фотодиода D на томже расстоянии от криостата. С его помощью в том же телесном угле, что и придетектировании дифракции, детектировалась интенсивность рассеянного светаIS , включающего в себя резонансное рассеяние на неоднородностях квантовойямы, а также нерезонансное рассеяние на поверхности образца и паразитный101сигнал.
Таким образом, коэффициент отражения KR и дифракционная эффективность KD в абсолютных величинах определялись из измеренных величинкак KR =IRI0ID −ISI0 , где I0 — интенсивностьрассеяния IIS0 составляла порядка 10−5и KD =чина фоновогопадающего света. Вели– 10−6 в зависимости отточки на образце. Для измерения спектров отражения и дифракции KR (ω) иKD (ω) длина волны лазера перестраивалась автоматически. Детектированиеэтих спектров с помощью широкоспектрального лазера и спектрометра затруднено в связи со сложностью фокусировки дифрагировавшего света на щелиспектрометра из-за большой дисперсии ”экситонной дифракционной решетки”(описывается выражением (17)).P602I0SDRРис. 38: Схема эксперимента.
Образец P602 расположен в криостате. I0 — падающий свет, R, S и D — фотодиоды. Стрелками показано направление распространения света.На рис. 39 показаны спектры отражения KR (∆ω) и дифракции KD (∆ω)для резонанса квантовой ямы QW2, измеренные для дифракционных решеток с различными поверхностными дозами облучения ионами. По оси абсциссспектров отложена отстройка от резонанса ∆ω. Спектральное положение резонансов незначительно отличалось для разных решеток в связи с градиентностью образца, и составляло ω0 = 1.5105 ± 0.0002 эВ.
Форма спектра отражения имела незначительно отличную от лоренцевой кривой форму по причиненеидеальности установки брюстеровской геометрии. Отметим, что резонансная102особенность в спектре дифракции имеет спектральную ширину меньшую, чем вспектре отражения, а также быстрее затухает с отстройкой, что соответствуетполученным в разделе 2.7 теоретическим предсказаниям.Рис.
39: Спектры отражения (а) и дифракции (б), (в) (логарифмический масштаб) для решеток с различной поверхностной дозой облучения ионами на образце P602.Для теоретического моделирования спектров дифракции были использованы следующие параметры: на основании измерений немодулированной квантовой ямы были взяты ΓR = 45 мкэВ (рис. 36, а) и ΓN R0 = 130 мкэВ, описанныйпрофиль облучения соответствует α = 12 , на основании описанных выше экспериментов по однородному облучению получен коэффициент пропорциональности дополнительного неоднородного уширения поверхностной дозе облученияa = 2.15 · 10−9 мкэВ см2 (рис. 36, б), глубина залегания квантовой ямы по ростовым данным составляет h = 60 нм.
Для построения теоретических спектров103дифракции использовались выражения, полученные в разделе 2.6.На рис. 40, а и б показаны экспериментальные данные и теоретическиеспектры дифракции, построенные для приведенных выше параметров и описывающего эффект близости коэффициента β = 0.006.Наилучшее согласие достигается при описывающем эффект близосте коэффициенте β = 0.006 ± 0.004, что приблизительно на порядок меньше эффекта близости, полученного с помощью моделирования TRIM β ≈ 0.1.
Такоерасхождение может быть обусловлено эффектом каналирования ионов, т.к. онприводит к увеличению доли направленно движущихся ионов, и уменьшениюдиффузионно-движущихся, что в свою очередь выразится в уменьшении β.На рис. 40, в показана экспериментальная зависимость резонансного коэффициента дифракции от поверхностной дозы облучения ионами, а также теоретическая кривая для β = 0.006.Для дифракционной решетки с поверхностной дозой облучения ионамиD = 1·1011 1/см2 была проведена серия температурных измерений. На рис. 41, аи б показаны спектры отражения и дифракции соответственно в диапазоне температур 10 – 90 К, измеренные с шагом 10 К.
С ростом температуры резонансысмещаются в длинноволновую область, их спектральная ширина растет, а амплитуда — падает.Спектральные положения максимумов отражения и дифракции совпадают, и их температурное поведение описывается с хорошей точностью параболическим законом ω0 (T ) = 1.5107−1.18·10−6 T 2 , где ω0 — спектральное положениерезонанса в эВ, T — температура в К (рис.
41, в). Основной причиной такогосмещения является температурное изменение ширины запрещенной зоны материала квантовой ямы.Резонансная дифракционная эффективность с ростом температуры падает значительно быстрее резонансного коэффициента отражения (рис. 41, г), чтосогласуется с теоретическими предсказаниями (см. раздел 2.7).104Рис. 40: Экспериментальные (а) и теоретические (б) спектры дифракции.
(в) Зависимость резонансной дифракционной эффективности от поверхностной дозыоблучения ионами (логарифмический масштаб по дозе). Точки — экспериментальные данные, прямая — теоретическая модель.105Рис. 41: Температурные зависимости спектров отражения (а) и дифракции (б,логарифмический масштаб), положений резонансов отражения (круги) и дифракции (ромбы) (в). Пунктир — аппроксимация параболой. (г) Температурная зависимость резонансного коэффициента отражения (круги) и резонанснойдифракционной эффективности (ромбы, значения масштабированы в 55 раз).Логарифмический масштаб.1064.4ВыводыВ настоящей главе был продемонстрирован метод пространственной модуляциинеоднородного уширения экситонного резонанса с помощью облучения квантовой ямы InGaAs/GaAs ионами 35 кэВ He+ с поверхностными дозами до1012 1/см2 после эпитаксиального роста.
С помощью этого метода были созданыпростейшие резонансные дифракционные оптические элементы — ”экситонныедифракционные решетки”. Измеренны спектры отражения и дифракции длярешеток с различной дозой облучения ионами.1. Спектральные особенности в спектре дифракции уже, и быстрее уменьшаются по амплитуде с отстройкой по сравнению со спектрами отражения,что согласуется со сделанными в Главе 2 теоретическими предсказаниями.2. Получено качественное согласие экспериментальных и теоретическихспектров дифракции для описывающего эффект близости при ионномоблучении параметра β ≈ 0.006. Расхождение значения этого параметра с моделированием рассеяния ионов методом Монте-Карло может бытьобъяснено как проявление неучтенного в моделировании каналированияионов.3. В соответствии с теорией температурные измерения продемонстрировалиболее быстрое уменьшение резонансной дифракционной эффективностипо сравнению с резонансным коэффициентом отражения с ростом температуры.4.
Для поверхностной дозы облучения ионами 1 · 1012 1/см2 полученная длядифракционной решетки с периодом 800 нм резонансная дифракционнаяэффективность составляет 1.4 · 10−3 при уровне обусловленного рассеянием нерезонансного фона порядка 10−6 , что лишний раз подчеркивает,что с помощью описанного метода были промодулированы исключительнорезонансные экситонные свойства квантовой ямы.107Глава 5Рост квантовых ям намодифицированных подложкахНастоящая глава посвящена модуляции резонансных оптических свойств квантовых ям InGaAs/GaAs путем облучения подложки GaAs ионами Ga+ до эпитаксиального роста. Сначала будет описан процесс создания образца с резонансной дифракционной решеткой, а затем будут приведены результаты оптическихизмерений, и их обсуждение.5.1Облучение подложки GaAs ионами Ga+Для определения оптимальных условий модификации подложки GaAs до эпитаксиального роста с помощью пучка ионов, были проведены эксперименты пооблучению ”epiready”-подложки GaAs ионами 30 кэВ Ga+ с помощью установкиZeiss Crossbeam 1540 XB.
На подложке сфокусированным пучком ионов облучались линии длиной 300 мкм линейной дозой облучения ионами D в диапазоне109 – 1012 1/см. Рельеф поверхности подложки после облучения был измерен спомощью атомно-силового микроскопа НТ-МДТ Интегра Максимус. Полученные двумерные карты рельефа были усреднены вдоль направления облученных линий. Полученные поперечные профили облученных областей показанына рис. 42.При достаточно малых линейных дозах (< 1011 1/см) облучение ионамине приводит к травлению образца. Более того, в облученных областях наблюда-108Рис. 42: Поперечные профили линий, облученных ионами 30 кэВ Ga+ с различной линейной дозой D, на подложке GaAs.
На вкладке показана зависимостьвысоты в центре линии от линейной дозы D (логарифмический масштаб по дозе). Точки — экспериментальные данные, пунктир — линейная аппроксимациятравления.ются возвышения над поверхностью на высоту менее 1 нм, и эта высота практически не зависит от линейной дозы в пределах 109 – 1011 1/см. В литературе данный эффект объясняется увеличением объема (за счет уменьшения плотности)аморфизированного под действием ионного пучка фрагмента кристалла. Нарис. 43 показаны экспериментальные результаты, полученные для облученияионами Ga+ кремния [56] и арсенида галлия [57]. На графиках показаны срезы рельефа поверхности образца после точечного облучения различной дозойионов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
