ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СННХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ HC^EMOBÄHHü, 2007, < 7, с. 34-37
УДК 621.382 : 620.191.4
ДЕФЕКТЫ СО СВЕТЛЫМ КОНТРАСТОМ В РЕЖИМЕ НАВЕДЕННОГО ТОКА В СВЕТОИЗЛУЧАЮЩИХ СТРУКТУРАХ НА ОСНОВЕ GaN
© 2007 г. С. А. Бельник1, П. С. Вергелес2, Н. М. Шмидт3, Е. Б. Якимов2
1ЗАО "Светлана-Оптоэлектроника", Санкт-Петербург, Россия 2Институт проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН, Черноголовка, Московская область, Россия 3Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, Санкт-Петербург, Россия
Поступила в редакцию 11.10.2006 г.
Методом наведенного тока исследованы светоизлучающие структуры с множественными квантовыми ямами на основе InGaN/GaN. Показано, что исследование зависимости наведенного тока от энергии пучка позволяет оценить долю неравновесных носителей заряда, рекомбинирующих в квантовых ямах. Обнаружены два типа дефектов со светлым контрастом. Показано, что светлый контраст связан с формированием каналов повышенной проводимости поперек структуры с квантовыми ямами. Исследована зависимость контраста от тока пучка.
ВВЕДЕНИЕ
Плотность дислокаций в светоизлучающих структурах на основе GaN достигает 109-1010 см-2, что существенно превышает значения, допустимые в структурах, изготовленных на основе других полупроводниковых соединений. Несмотря на такую чрезвычайно высокую плотность дислокаций, светоизлучающие структуры с квантовыми ямами (КЯ) на основе системы InGaN/GaN, выращенные некоторыми фирмами, демонстрируют высокую (до 40%) квантовую эффективность. Поскольку в эпитаксиальных пленках GaN дислокации являются достаточно эффективными центрами безызлучательной рекомбинации [1-6], возникает вопрос о роли протяженных дефектов в светоизлучающих структурах с КЯ и о причинах низкой рекомбинационной активности дислокаций в таких структурах. Обычно предполагается [7-10], что низкая рекомбинационная активность дислокаций объясняется эффектами локализации в КЯ, связанных, например, с неоднородным распределением In, и эффективным захватом неравновесных носителей заряда на центры излуча-тельной рекомбинации, локализованные в состояниях типа квантовых точек. Однако такое предположение не объясняет, почему при этом центры излучательной рекомбинации расположены достаточно далеко от структурных дефектов, и не выявляет природу этих центров. Вследствие этого вопрос о низкой рекомбинационной активности дислокаций в таких структурах остается открытым. Поэтому экспериментальные исследования свойств дислокаций в структурах с КЯ на основе нитридов III группы представляются весьма важными как с практической, так и с фундаментальной точки зрения.
В настоящей работе проведены экспериментальные исследования свойств дислокаций в светоизлучающих структурах с КЯ на основе системы InGaN/GaN в растровом электронном микроскопе в режиме наведенного тока (НТ). Положение активного слоя с КЯ относительно области объемного заряда /»-«-перехода определялось с помощью измерения вольт-фарадных характеристик. Обнаружены дефекты со светлым контрастом, обсуждается возможная природа этих дефектов и механизмы формирования связанного с ними светлого контраста.
МЕТОДИКА
Исследованы светоизлучающие структуры с множественными КЯ на основе системы InGaN/GaN, выращенные методом MOCVD на сапфире с ориентацией (0001). Структуры состояли из нижнего слоя «-GaN толщиной 3 мкм, легированного кремнием (Ыс! ~ 5 х 1018 см3), на котором были выращены буферная сверхрешетка GaN/InGaN с низким (<10%) содержанием 1п и активный слой, содержащий КЯ (3 нм InGaN и 12 нм GaN), и верхнего слоя ^>+-GaN толщиной порядка 0.1 мкм, легированного Mg до концентрации порядка 1020 см-3. Были исследованы структуры с тремя и пятью квантовыми ямами.
Барьеры Шоттки, используемые для измерений НТ, создавались напылением тонких слоев № и Аи. Исследования методом НТ проводились в нормальной геометрии (пучок перпендикулярен плоскости /-«-перехода) в растровом электронном микроскопе JSM-840A ^ео1), в качестве усилителя тока использовался усилитель КейЫеу 428. Как обычно, рекомбинационные свойства индивидуальных дефектов характеризовались величиной
контраста С(г) = 11 - 1с(г)/1с0|, где 1с(г) и 1с0 - значения НТ вблизи дефекта и вдали от него. Характе-ризация процессов переноса неравновесных носителей заряда поперек активного слоя с КЯ проводилась с помощью сравнения рассчитанной и экспериментальной зависимостей эффективности собирания в от энергии пучка Еъ. При этом эффективность собирания определялась из экс-
в !сЕг г периментальных данных как р = ———, где 1с - со-
ЧЕъЦ
бираемый ток, Е - средняя энергия, необходимая для рождения электронно-дырочной пары, 1ъ -ток пучка, п - коэффициент поглощения энергии пучка. Для моделирования этой зависимости численно решалось диффузионно-дрейфовое уравнение для р-п-перехода, при этом внутри области пространственного заряда (ОПЗ) скорость рекомбинации предполагалась равной ее значению в нижнем слое n-GaN как для обычного р-п-пере-хода. Однако в структурах с КЯ внутри ОПЗ может возникать дополнительный канал рекомбинации, связанный с захватом и рекомбинацией неравновесных носителей заряда в КЯ. Как было показано в [11], при моделировании зависимости Р(Еъ) этот канал можно с достаточной точностью учесть просто путем умножения значений, рассчитанных без учета дополнительного канала рекомбинации внутри ОПЗ, на коэффициент к, меньший единицы. При этом величина 1 - к описывает долю неравновесных носителей заряда, захваченных в КЯ и рекомбинировавших внутри них. Таким образом, в структурах с КЯ исследование зависимости Р(Еъ) позволяет количественно характеризовать эффективность такой рекомбинации.
РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
Как показали наши исследования, для структуры с тремя КЯ зависимость эффективность собирания как функция Еъ (рис. 1, кривая 1) достаточно хорошо описывается зависимостью, рассчитанной для обычного р-п-перехода, с диффузионной длиной в нижнем слое n-GaN около 100 нм и коэффициента к порядка единицы. Для структур с пятью КЯ эта зависимость имеет качественно такой же вид (рис. 1, кривая 2), однако значение к существенно ниже, и для разных структур к изменяется в диапазоне 0.3-0.6, что хорошо согласуется с результатами, полученными в [11]. Причину такого уменьшения эффективности собирания легко понять, принимая во внимание, что эффективность рекомбинации неравновесных носителей заряда в КЯ зависит от заполнения КЯ носителями заряда и вероятности туннелирования через барьеры из GaN между соседними ямами. Как показали измерения вольт-фарадных характеристик, в структуре с тремя КЯ при нулевом напря-
Рис. 1. Экспериментальные (точки) и моделированные (линии) зависимости Р(Еъ) для структур с тремя (1) и пятью (2) квантовыми ямами и структуры с пятью квантовыми ямами в области дефекта со светлым контрастом (3).
жении они расположены глубоко внутри области объемного заряда (в области сильного поля) и не заполнены электронами. Отсутствие электронов в КЯ и повышение вероятности туннелирования между ямами из-за сильного электрического поля понижают вероятность рекомбинации в КЯ, и вероятность собирания внутри ОПЗ приближается к рассчитанной без учета дополнительной рекомбинации. В исследованных структурах с пятью КЯ при нулевом напряжении самые глубокие ямы были расположены вблизи границы ОПЗ или даже вне ее, т.е. в слабом электрическом поле или в квазинейтральной области. При этом вероятность туннелирования между ямами понижается, а концентрация электронов в ямах повышается, и соответственно повышается вероятность рекомбинации неравновесных носителей заряда, захваченных в ямы, что и приводит к наблюдаемому понижению эффективности собирания.
Оказалось, что расположение КЯ оказывает существенное влияние и на изображение протяженных дефектов в режиме НТ. В структурах с высокой эффективностью собирания на изображениях в режиме НТ выявлялись темные точки (рис. 2), плотность и зависимость ширины изображения которых от Еъ были похожи на полученные в [5, 6, 12] для проникающих дислокаций в эпитаксиальных слоях GaN. Это позволяет предположить, что в исследованных светоизлучаю-щих структурах темные точки на изображениях в режиме НТ также связаны с дислокациями.
На структурах с низкой эффективностью собирания темные точки практически не выявлялись, и на фоне крупномасштабной неоднородности скорости рекомбинации проявлялись два типа
36
БЕЛЬНИК и др.
Рис. 2. Изображение светоизлучающей структуры с тремя квантовыми ямами в режиме наведенного тока, Еь = 35 кэВ.
дефектов, дающих светлый контраст в режиме НТ (Рис. 3). Дефекты первого типа выявлялись в виде светлых точек размером 0.1-0.2 мкм с контрастом 1-3%, плотность этих дефектов была 108-109 см-2. Изображения дефектов второго типа (две яркие области на рис. 3) имели большие размеры, и связанный с ними контраст достигал 50%. Плотность дефектов второго типа была существенно ниже, чем плотность дефектов первого типа, и в исследованных нами структурах не превышала 105 см-2. Плотность, ширина изображения дефектов и зависимость этой ширины от энергии электронов для малых дефектов были подобны полученным данным для темных точек, связанных с проникающими дислокациями. Это позволяет связать маленькие светлые точки с дислокациями. Большие светлые области на изображениях могут быть связаны со скоплениями дислокаций и/или с микропайпами.
Следует отметить, что темные области на изображениях в режиме НТ свидетельствуют о локальном повышении скорости рекомбинации неравновесных носителей заряда, поэтому структурные дефекты в режиме НТ в подавляющем большинстве случаев дают темный контраст. Светлый контраст в режиме НТ, обусловленный протяженными дефектами, встречается достаточно редко, поэтому представляет интерес исследовать механизм формирования такого контраста более подробно. Для выяснения этого механизма были проведены исследования дефектов второго типа, поскольку связанный с ними значительный контраст обеспечивал достаточно высокую точность измерений. Измерения зависимости контраста от Еь позволили вычислить зависимость Р(ЕЬ) в области дефекта (показана на рис. 1 черными к
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.