Mikroelektronika a Optoelektronika - ec.elf.stuba.skec.elf.stuba.sk/kme/buxus/docs/...Mikroelektronika_a_optoelektronika… · sekcia: Mikroelektronika a optoelektronika ŠVOČ 2009

Študentská vedecká a odborná činnosť ŠVOČ 2009 Fakultné kolo, 29. apríl 2009, Fakulta elektrotechniky a informatiky STU Bratislava

KKAATTEEDDRRAA MMIIKKRROOEELLEEKKTTRROONNIIKKYY

Sekcia:

MMiikkrrooeelleekkttrroonniikkaa aa OOppttooeelleekkttrroonniikkaa

Študentská vedecká a odborná činnosť sekcia: Mikroelektronika a optoelektronika ŠVOČ 2009 Fakultné kolo, 29. apríl 2009 Fakulta elektrotechniky a informatiky STU Bratislava

Analýza vplyvu osvetlenia na charakteristiky HEMT-ov

Pavol Hronec, Jaroslav Kováč*

* Vedúci práce

Katedra mikroelektroniky, Fakulta elektrotechniky a informatiky, Slovenská technická univerzita, Ilkovičova 3, 812 19 Bratislava, Slovenská republika

[email protected]

Abstrakt Táto práca sa zaoberá tranzistormi s vysokou pohyblivosťou elektrónov (HEMT) na báze AlGaN/GaN. Konkrétne skúma vplyv osvetlenia rôznych vlnových dĺžok na voltampérové charakteristiky HEMT-ov. Na základe tohto vplyvu je možné určiť koncentráciu porúch v GaN, ako aj hĺbku prímesových hladín v energetickom diagrame GaN, ktoré tieto poruchy vytvárajú.

1. Úvod

Vďaka svojim jedinečným vlastnostiam je nitrid gália (GaN) pravdepodobne najperspektívnejší polovodič od objavenia kremíka. V posledných niekoľkých rokoch sú vyvíjané nové aplikácie nitridových polovodičov, ktoré je možné použiť na zosilnenie vysoko výkonových rádiových a mikrovlnných frekvencií. Tieto aplikácie sú založené na takých vlastnostiach týchto polovodičov, akými sú veľké prierazné napätie a vysoká pohyblivosť nosičov náboja [1]. Medzi takéto polovodičové prvky patria aj tranzistory na báze AlGaN/GaN. AlGaN/GaN High Electron Mobility Transistors (HEMTs), čiže tranzistory s vysokou pohyblivosťou elektrónov, využívajú polovodiče s veľkou šírkou zakázaného pásma, čo umožňuje ich prevádzku pri vyšších výstupných výkonoch ako pri použití iných III-V polovodičov. Vďaka svojim šumovým vlastnostiam sa dnes HEMT-y rozsiahlo používajú najmä pri malosignálových zosilňovačoch, výkonových zosilňovačoch, oscilátoroch a zmiešavačoch pracujúcich na frekvenciách až do 60 GHz. Súčasná technológia otvára možnosti nielen pre mikrovlnné aplikácie, ale taktiež pre použitie v oblasti milimetrových vĺn. V súčasnosti je ešte stále niekoľko problémov so štrukturálnymi a elektrickými vlastnosťami týchto polovodičov, nakoľko v nich pri výrobe vzniká veľké množstvo defektov. Existuje mnoho metód na ich analýzu, čo prispieva k ich pochopeniu, a tým aj k neustálemu zlepšovaniu technológie výroby za účelom

ich znižovania. V tejto práci využívame jednu z nich, pričom jej princíp je popísaný ďalej.

2.Prúdový kolaps v tranzistoroch HEMT

Pri výrobe HEMT-ov vznikajú v štruktúre tzv. pasce. Vyskytujú sa najmä vo vrstve GaN (Obr.1) a sú to v podstate atómy neželaných prímesí alebo defekty v kryštalickej mriežke, ktoré zachytávajú nosiče náboja a lokalizujú ich v blízkosti pascového centra. Zapojením napätia medzi kolektor a emitor tranzistora HEMT sú elektróny vo vodivostnom kanáli týmto elektrickým poľom prudko urýchlené, čím získajú dostatočnú kinetickú energiu na to, aby vnikli do susednej vrstvy v štruktúre tranzistora. Ak sa v tejto oblasti nachádzajú pasce, nosiče náboja sa v nich zachytávajú. Výsledkom týchto javov je pokles kolektorového prúdu, ktorý sa označuje ako prúdový kolaps. Na Obr. 1 môžeme vidieť princíp zachytávania nosičov náboja vo vysokorezistívnej vrstve GaN v štruktúre HEMT-u, o ktorej je známe, že obsahuje vysokú koncentráciu pascí.

Obr. 1. Prúdový kolaps v AlGaN/GaN štruktúre

HEMT-u ako dôsledok zachytávania nosičov náboja do pascí. [2]

sekcia: Mikroelektronika a optoelektronika ŠVOČ 2009

Poklesnutý kolektorový prúd môže byť obnovený, ak vrstvu so zachytenými nosičmi náboja osvetlíme. Ak toto svetlo odovzdá dostatočnú energiu zachyteným nosičom náboja, tak tieto nosiče vniknú naspať do vodivostného kanála, kde sa opäť podieľajú na prenose náboja medzi kolektorom a emitorom.

3. Metodika merania vplyvu osvetlenia na výstupné charakteristiky HEMT-ov

Štúdiom problematiky merania vplyvu osvetlenia na výstupné charakteristiky HEMT-ov bola vybraná metodika uvedená v práci P.B.Klein-a a kol. [3], aby bolo možné porovnať namerané výsledky. Pre meranie spektrálnej závislosti výstupných charakteristík tranzistora HEMT po strese bolo použitých 6 elektroluminiscenčných diód naviazaných na optické vlákno, ktoré majú maximá vyžarovania na 660 nm, 610 nm, 585 nm, 520 nm, 465 nm a 400 nm. Meraná vzorka tranzistora HEMT má šírku hradla 50 μm, dĺžku hradla 2 μm a vzdialenosť medzi kontaktmi kolektora a emitora je 6 μm. Ako prvý krok pri našom meraní sme zmerali výstupnú charakteristiku vybranej vzorky, ktorá bola podrobená stresu, aby sme dosiahli zaplnenie väčšiny pascových centier elektrónmi vo vrstve GaN. Tranzistor bol podrobený stresu tak, že medzi kolektor a emitor bolo pripojené napätie 70 V po dobu 90 minút.Následne boli zmerané výstupné charakteristiky, pričom bol pozorovaný pokles kolektorového prúdu na výstupnej charakteristike HEMT-u (Obr. 2).

Obr. 2. Výstupná charakteristika HEMT-u pred stresom

a po strese meraná v tme Tranzistor bol následne osvetľovaný jednotlivými LED diódami počas rovnakého času t, čím sa zamedzilo vplyvu času na meranie, resp. boli dosiahnuté rovnaké podmienky pre merania voltampérových charakteristík vzorky HEMT-u osvetlenej rôznymi vlnovými dĺžkami. Osvetľovanie bolo realizované postupne LED diódami ktoré emitovali žiarenie od najnižšej po najvyššiu energiu (660 – 400 nm). Pri porovnaní s výstupnou charakteristikou nameranou po strese môžeme vidieť, že došlo k nárastu kolektorového prúdu v závislosti od

vlnovej dĺžky svetla použitého pri meraní. Tento nárast prúdu zvyšuje počet nosičov náboja, ktoré boli fotoionizáciou vybudené naspäť do vodivostného kanála tranzistora. Nakoľko použité elektroluminiscenčné diódy majú rozdielne vyžarované optické výkony (jednotky až desiatky μW), na vrstvu GaN vo vzorke dopadá rôzny počet fotónov pre rôzne vlnové dĺžky emitovaného svetla. Preto bolo potrebné znormovať prírastky kolektorového prúdu ΔI, ktoré tieto fotóny spôsobujú. Toto bolo urobené pomocou experimentálne určenej funkcie [3]:

( )( )1( )

stres

IS

t Iλ

λλ

Δ=Φ

, (1)

kde Φ(λ)t je počet fotónov, ktoré preniknú do vrstvy GaN vzorky pri osvetlení, Istres je prúd pretekajúci tranzistorom po stresovaní a ΔI(λ) je rozdiel medzi kolektorovým prúdom po stresovaní a po osvetlení vzorky konkrétnou vlnovou dĺžkou. Tieto prúdy je potrebné odčítavať pre takú hodnotu kolektorového napätia, aby sa hodnoty Istres a ΔI(λ) nachádzali v lineárnej časti výstupnej charakteristiky. V našom prípade sme tieto hodnoty odčítavali pri napätí 2V (Obr. 3).

Obr. 3. Výstupné charakteristiky vzorky meranej po

stresovaní a pri osvetlení svetlom s vlnovou dĺžkou 465nm. Zmenu prúdu sme odčítali pri kolektorovom napätí 2V.

Prírastok kolektorového prúdu ΔI je závislý od množstva fotónov, ktoré preniknú do vrstvy GaN vzorky tranzistora. Tento fotónový tok sme určili z nameraných optických výkonov P emitovaného žiarenia elektroluminiscenčných diód. Tieto sú uvedené v Tab. 1 a fotónový tok bol vypočítaný pomocou vzťahu:

Pthc

λλΦ( ) = , (2)

kde λ je vlnová dĺžka emitovaného svetla, P je jeho výkon, h je Planckova konštanta a c je rýchlosť svetla. Vypočítaný fotónový tok je počet fotónov emitovaných


LED diódou do priestoru. Toto žiarenie sme šošovkou umiestnenou na konci optického vlákna sfokusovali na plochu tvaru elipsy s rozmermi veľkej polosi ~1 mm a malej polosi ~ 0,75 mm. Avšak optické žiarenie môže preniknúť do vrstvy GaN len cez tie časti štruktúry, na ktorých sa nenachádza zlatý kontakt pričom topológia našej vzorky aj potrebné rozmery sú znázornené na Obr. 4. Z týchto rozmerov bola vypočítaná plocha otvorov v štruktúre, ktorá je ~8,5 x 10-3 % z celkovej osvetlenej plochy. To znamená, že z celkového počtu fotónov emitovaných LED diódami dopadne na vrstvu GaN len takáto časť. Tab. 1. Výkony emitovaného žiarenia namerané pre všetky použité elektroluminiscenčné diódy

λ [nm] P [μW] λ [nm] P [μW]660 1,8 520 6,3 610 3,97 465 116,2 585 0,646 400 70

Obr.4. Topológia meranej vzorky HEMT-u.

Vyznačené sú rozmery stopy sfokusovaného žiarenia ako aj šírka hradla a dĺžky medzi hradlom - kolektorom a hradlom - emitorom

4. Výsledky meraní

Výsledkom meraní bolo získanie normovanej funkcie S(hν) tak, ako ju vidíme na Obr. 5. Z daných bodov nie je jednoznačné predpovedať priebeh funkcie, preto bola táto funkcia aproximovaná. Na aproximáciu bola využitá polynomická funkcia tretieho rádu v tvare

3 2( ) 3,03258 22,94195 56,93874 59,69344S h E E Eν = − + − , kde E je energia fotónu. Z daných priebehov je takto možné určiť tie body funkcie S(hν), ktoré sa od

aproximovanej funkcie odchyľujú najviac. Dá sa predpokladať, že odchýlky pre tieto body sú spôsobené pascovými centrami vo vrstve GaN meranej vzorky. Pre naše merania sa nachádzajú v oblasti energií približne 2 eV. To znamená, že pascové centrá vytvárajú v energetickom diagrame hladiny, ktoré sa nachádzajú 2 eV pod vodivostným pásmom, čo zodpovedá žiareniu osvetleniu vzoriek s vlnovou dĺžkou 562 až 618 nm.

Obr. 5. Spektrálna závislosť funkcie S(hν) a k nej

aproximovaná funkcia Na Obr. 6 je zobrazený priebeh funkcie S(hν) publikovaný v článku [3]. Pri porovnaní s priebehom aproximovanej funkcie na Obr. 5 je možné konštatovať, že priebehy v meranom rozsahu energií 1,8 – 3,2 eV sú podobné. Problémom pri porovnávaní týchto dvoch priebehov je absencia väčšieho počtu zdrojov optického žiarenia s rôznymi energiami. Hodnoty funkcie S(hν) na Obr. 5 sú pre dané podmienky merania odlišné oproti hodnotám tej istej funkcie na Obr. 6, avšak tento rozdiel nemá vplyv na samotný tvar priebehu funkcie S(hν).

Obr. 6. Spektrálna závislosť funkcie S(hν) tak, ako

bola publikovaná v článku [3]. Tento priebeh slúži na porovnanie s meraniami prezentovanými v tomto článku


5. Záver

Hlavným cieľom tejto práce bolo overiť metodiku merania, ktorou by sme boli schopný určiť najvýznamnejšie pascové centrá a tiež hladiny v energetickom diagrame štruktúry HEMT na báze AlGaN/GaN. Naše merania ukázali, že takáto hladina sa nachádza v oblasti 2 eV od vodivostného pásma a sú porovnateľné s výsledkami dosiahnutými v referenčnej publikácii [3]. Kedže pre merania sme mali k dispozícii len šesť zdrojov svetla na rôznych vlnových dĺžkach, ktoré neumožňuje presnejšie zmerať priebeh spektrálnej závislosti funkcie S(hν), preto sa do budúcnosti počíta s použitím širokospektrálneho zdroja a monochromátora, pomocou ktorého môžeme získať spektrálnu závislosť v zvolenom rozsahu vlnových dĺžok. Predmetom ďalšieho výskumu bude nájdenie vhodnej aproximačnej funkcie pre tento priebeh tak, aby sme boli schopný určiť hĺbku hladín vytvorenú pascovými centrami.

6. Poďakovanie

Predložená práca bola vypracovaná na Katedre mikroelektroniky FEI STU Bratislava v Centre Excelencie „CENAMOST“ (Agentúra pre podporu vedy a výskumu, kontrakt č. VVCE-0049-07) a v rámci projektu VEGA 1/0689/09.

7. Odkazy na literatúru

[1] COOKE, Mike. Powering up GaN MOSFETs. semiconductor TODAY Compounds & Advanced Silicon [online] Október, 2008, Volume 3, Issue 8. Dostupné z http://www.semiconductor-today.com/features/ SemiconductorToday%20-%20Powering%20up%20GaN%20MOSFETs.pdf

[2] KLEIN,P.B., BINARI, S.C., IKOSSI, K., KOLESKE,

D.D., WICKENDEN, A. E., HENRY, R. L.: Traps in GaN-based Microwave Devices [online] Dostupné z http://www.nrl.navy.mil/content.php?P=02REVIEW122

[3] KLEIN,P.B., FREITAS,J.A., BINARI,S.C.,

WICKENDEN,A.E. : Observation of deep traps responsible for current collapse in GaN metal-semiconductor field-effect transistors. Applied Physics Letters, December, 1999, VOLUME 75, NUMBER 25


Štúdium bezkontaktného mokrého chemického leptania n-GaN pomocou UV svetla.

Silvia Jarošková, J. Škriniarová*

* Vedúci práce

Fakulta elektrotechniky a informatiky STU, Ilkovičova 3, 812 19 Bratislava 1 [email protected]

Abstrakt V práci sa zaoberáme vplyvom masky na tvarovanie GaN. Na maskovanie boli použité materiáli Ti (77 nm), Ti/Pt (110 nm) a Ti/Au (115 nm). Pomer maskovanej plochy k odokrytej sme menili 7:1, 1:5 resp. 1:2. GaN sme tvarovali bezkontaktným mokrým chemickým leptaním. Koncentrácie K2S2O8 sa pohybovali od 0,006 M do 0,1 M, koncentrácia KOH bola v rozmedzí 0,004 M až 0,04 M. Overili sme vplyv masky na priebeh leptania vzorky v závislosti na od vzdialenosti od masky a od materiálu.

1. Úvod

Gálium nitrid je polovodič s veľkou šírkou zakázaného pásma, vďaka čomu má široké využitie vo vysokofrekvenčných aplikáciách, optoelektronike a senzoroch. Jedným krokom pri príprave prvku je tvarovanie polovodiča. Na leptanie GaN sa často používa suché (iónové) leptanie vhodné na tvorbu vertikálnych profilov alebo mesa izolácie prvkov. Toto leptanie je založené na fyzikálnom, nie chemickom princípe. Spočíva v urýchľovaní iónov oproti leptanému materiálu. Pri zrážke iónov s povrchom dochádza k odstraňovaniu povrchovej vrstvy atómov z materiálu. Táto metóda často spôsobuje iónové poškodenie povrchu . Iná možnosť je tvarovať GaN pomocou mokrého chemického leptania. Je to anizotrópna, selektívna metóda, pri ktorej dochádza k menšiemu poškodeniu povrchu. Princíp mokrého svetlom podporovaného chemického leptania (PEC) spočíva v oxidácií povrchu polovodiča a následné rozpustenie oxidačných produktov . Svetlom podporované mokré leptanie sa vo všeobecnosti využíva pri leptaní GaN narasteného na vodivom substráte (6H-SiC). Vyžaduje vodivý kontakt vzorky, ktorá je spojená s Pt katódou. Pt katóda je ponorená v KOH roztoku [1].

Bezkontaktné svetlom podporované mokré leptanie (ELPEC) využíva oxidačné činidlo pridané do roztoku KOH, ktoré spotrebuje fotoexcitované elektróny. Princíp bezkontaktného svetlom podporovaného mokrého leptania spočíva vo vybudení elektrón - dierového páru pričom diery v n-type GaN sa pohybujú smerom k povrchu (1), spotrebovaní dier na leptanie GaN (2), spotrebovávaní elektrónov oxidačným činidlom (3). n-GaN + fotón → GaN + e- + p+ (1) 2GaN + 6p+ → 2Ga3+ + N2 (2) S2O8

2- + 2e- → 2SO42- (3)

Metóda ELPEC nevyžaduje vytvorenie elektrického kontaktu na vzorke, ani externú Pt elektródu, ako to bolo pri klasickom PEC leptaní. Oxidačné činidlo musí spĺňať tieto podmienky [2,3]: musí byť: a) dostatočne silné, b) stabilné v zásaditom prostredí, c) produkty reakcie musia byť rozpustné v elektrolyte. Peroxydisulfát K2S2O8 spĺňa všetky uvedené podmienky. Tento spôsob leptania GaN sa výborne hodí na leptanie vrstiev vytvorených na nevodivých substrátoch. ELPEC je selektívne, vôbec nepôsobí na p-typ C – dopovanej GaN vrstvy [4]. Je možné ho využiť pri mesa-izolácií prvkov, či gate recess-e. Rýchlosť leptania je možné ovplyvniť zmenou intenzity UV žiarenia.

2. Experiment

V našej práci využívame bezkontaktné svetlom podporované leptanie [3]. Ako zdroj UV žiarenia bola použitá 100 W ortuťová výbojka EXFO Acticure 4000 bez použitia filtra. Intenzitu bola meraná širokopásmovým detektorom UV žiarenia EXFO radiometer R5000. Hĺbkové profily boli merané na zariadení Dektac Profiler., kvalita povrchov sa vyhodnocovala pomocou optického a elektrónoveho mikroskopu (LEO 1550).


GaN použitý na experimenty bol rastený na zafíre metódou MOCVD s koncentráciou prímesí 4.1017/cm3 hrúbka vrstvy bola 2,5μm (A) a neúmyselne dopovaný GaN 594 hrúbky 930 – 990 nm pokrytý vrstvou AlN (20 nm) (B). Ako maska sa použil Ti hrúbky 100 nm, Ti (77 nm), Ti/Pt (115 nm) a Ti/Au (110 nm). bez zažíhania. Všetky materiály použité ako maska boli stabilné pri podmienkach leptania. V práci sme použili rôzne pomery maskovanej plochy k odokrytej ploche a to: 7:1 pri j maske a), 1:5 pri maske b) a 1:2 pri maske c) (Obr.1).

Obr. 1. Typy masiek použitých pre experimenty.. Maskovaná plocha je na prvých snímkach a) a b) zobrazená tmavšie, na maske c) svetlejšie.

Koncentrácia oxidačného činidla K2S2O8 sa pohybovala v rozmedzí 0,006 M až 0,1 M, koncentrácia elektrolytu KOH v rozmedzí 0,004 M až 0,04 M. Vzdialenosť vzorky od zdroja žiarenia bola 4 až 10 cm. Na výstupe zdroja bola udržiavaná konštantná intenzita 6 mW/cm2. Doba leptania bola 30 min, bez použitia miešania. Leptanie prebiehalo v štandardnej elektrochemickej cele (Obr.2), skladajúcej sa z teflónového držiaku na uchytenie vzorky (anóda) Ako katóda slúži oxidačné činidlo K2S2O8.

Obr. 2. Schematické znázornenie pracoviska

3. Stanovenie optimálnych podmienok leptania

Na zistenie optimálnych podmienok leptania GaN sme použili vzorku (A). Ako masku bol použitý Ti(100nm),

koncentrácia oxidačného činidla K2S2O8 sa pohybovala v rozmedzí 0,006 M až 0,1 M, koncentrácia elektrolytu KOH 0,004 M sa nemenila. Zistili sme, že pri koncentračnom rozmedzí oxidačného činidla (0,03M až 0,1M). sa dosahuje homogénne leptanie vzorky po celom povrchu (0,03M až 0,1M). Vzorka (A) s koncentráciou prímesí 4.1017/cm3 a Ti maskou s pomerom zamaskovanej plochy k odokrytej 7:1 bola leptaná pri koncentrácií 0.004 M KOH a 0.1 M K2S2O8. Vzdialenosť vzorky od zdroja bola 8,5 cm. Leptanie prebiehalo homogénne po celej ploche. bez badateľného vplyvu šírky motívu masky, nedochádzalo k tvorbe trenchov, ani zvýrazňovaniu defektov (Obr. 3).

Obr. 3. Ti maska, 0,1 M K2S2O8, SEM

4. Vplyv masky na homogenitu leptania

Podmienky, dosiahnuté v predchádzajúcich pokusoch sme aplikovali na vzorku (B). Našou snahou bolo získať povrch, ktorý je leptaný rovnomerne po celej ploche. Nerovnosti na leptanej ploche GaN (whiskery, stĺpiky) sa ukázali vhodné ako podložka pre rast GaN, našou snahou bolo získať povrch rovnomerne pokrytý týmito nerovnosťami. Na základe predchádzajúcich výsledkov sme chceli dosiahnuť homogénne povrchy na celej ploche vzorky. Ti maska sa naniesla iba na okraj vzorky (A). Pri koncentrácií 0,1 M K2S2O8 sme menili koncentráciu KOH. Pri koncentrácií 0,004 M KOH sa na povrchu vzorky vytvorili stĺpiky (Obr. 4). Takýto povrch je vhodný na ďalší rast GaN vrstvy na leptanom povrchu. Leptanie prebiehalo iba v blízkosti masky.


Obr. 4. Ti maska, 0,004 M KOH, stĺpiky, SEM

Preto sme použili masku (mrežu) 5 μm Ti pásov s rozostupom 50 μm (Obr. 1b), čím sme dosiahli väčšiu plochu pri maske. Pomer zamaskovanej plochy k odokrytej bol 1:5. Na vzorke (B) prevládal nemaskovaný povrch. Vzorka bola leptaná pri koncentrácií 0,025 M KOH, koncentrácia oxidačného činidla bola K2S2O8 0,05 M, vzdialenosť vzorky od zdroja 5 cm. Pozorovali sme leptanie povrchu GaN hlavne v blízkosti masky (Obr. 5). Na takto pripravené povrchy bola narastená vrstvu GaN. Súvislá vrstva bezdefektného GaN sa vytvorila iba na leptanom povrchu. V neleptaných miestach (predtým zakrytých maskou) sa zachytávali iba nesúvislé zárodky GaN (Obr. 6 ).

Obr. 5. Ti maska - mreža, leptanie pri maske, SEM

Obr. 6. Narastená vrstva GaN, SEM, zväčená štruktúra GaN, AFM

5. Vplyv zloženia masky

Pri rovnakých podmienkach sme leptali vzorky (B) s maskami Ti, Ti/Pt a Ti/Au. Pomer maskovanej plochy k odokrytej bol 1:2. Maska je vyobrazená na Obr. 1c. Podľa predchádzajúcich výsledkov sme zvolili koncentráciu KOH 0,004 M a K2S2O8 0,05 M. Vzdialenosť vzorky od zdroja bola 8,5 cm a 4 cm, intenzita na výstupe zdroja 6 mW/cm2. Doba leptania bola 30 min, bez použitia miešania. Najmenší vplyv masky sa prejavil pri Ti. Výraznejšie leptanie prebiehalo do vzdialenosti približne 25 μm od masky (Obr. 7). V oblasti pri maske sa dosahovali hĺbky zaleptania 85 μm, otvorená plocha bola leptaná menej. Zmenšenie vzdialenosti vzorky od zdroja žiarenia z 8,5 na 4 cm zrýchlilo leptanie pri maske, ale iba po hranicu 25 μm. Zvýšenie koncentrácie K2S2O8 na 0,1 M nemalo na leptanie výraznejší vplyv. Na Ti maske sa vytvárali výrastky, ktoré ostali na vzorke aj po odstránení masky.

Obr. 7. Ti maska, 0,004 M KOH , 0,05 M K2S2O8, SEM


Najhlbšie zaleptanie sme zmerali pri Ti/Au maske a vzdialenosti vzorky od zdroja 4 cm, koncentrácií K2S2O8 0,1 M. Dosahované hĺbky na otvorenej ploche boli 120 μm v blízkosti masky 560 μm. Vplyv masky sa výrazne prejavoval do vzdialenosti 40 – 50 μm (Obr. 8) V blízkosti masky bol GaN leptaný až po substrát.

Obr. 8. Ti/Au maska, oblasť vplyvu masky, SEM

Pri použití koncentrácie oxidačného činidla K2S2O8 0,05 M a 0,1 M sme zaznamenali hlboké leptanie pri maske. Povrch vzorky, ktorý je vo väčšej vzdialenosti od masky (viac než 25 μm Ti, 50 μm Ti/Au, Ti /Pt ) pokrytý stĺpikmi sa v blízkosti masky zmenil na povrch zvýrazňujúci hranice zŕn. Toto rozhranie je zobrazené na Obr. 8. Na Obr. 9 je detail povrchu pri maske. Spodný výsek zobrazuje miesto tesne pri maske, kde vidno substrát. Druhý výsek Obr. 9 zobrazuje povrch v oblasti veľkého vplyvu masky. Vidno, že tu sa netvoria stĺpiky, ale vidíme hranice zŕn.

Obr. 9. TiAu maska, detail pri maska, SEM

Podobný vplyv, ako bol opísané vyššie, má aj maska Ti /Pt. Pri koncentráciách oxidačného činidla K2S2O8 0,05 M a 0,1 M sa v blízkosti masky (do 50 μm) tvorili hlboké trenche. Zmena vzdialenosti vzorky od zdroja žiarenia mala za následok zrýchlenie leptania. Dosahované hĺbky na otvorenej ploche boli 120 μm a v blízkosti masky 460 μm. Vzorka maskovaná Ti/Pt sa teda leptala pomalšie, ako vzorka maskovaná Ti/Au.

Je treba si uvedomiť, že pri leptaní vznikajú na povrchu vzorky stĺpiky, prípadne iné útvary, ktoré spôsobujú, že pri meraní ihla meracieho zariadenia nedosadne úplne na dno. Skutočná hĺbka leptania je teda väčšia.

6. Záver

Získali sme povrch, ktorý je leptaný rovnomerne po celej ploche. Na vzorke (A) s pomerom zamaskovanej plochy k odokrytej 7:1 sme optimalizovali podmienky leptania, pri ktorých sa dosiahne homogénne leptanie povrchu na celej odokrytej ploche vzorky. Vhodné sa ukázali byť koncentrácie oxidačného činidla K2S2O8 z intervalu 0,03 M až 0,1 M a koncentrácia elektrolytu KOH 0,004 M. Následne sme tieto podmienky aplikovali na vzorku, maskovanú iba po okrajoch. Zistili sme, že pri väčšej odokrytej ploche prebieha výrazné leptanie iba v blízkosti masky. Nerovnosti na leptanej ploche GaN sa ukázali vhodné ako podložka pre rast GaN. Preto sme chceli získať väčšiu leptanú plochu. Použili sme Ti masku (mrežu) s pomerom zamaskovanej plochy k odokrytej 1:5. Aj v tomto prípade prebiehalo leptanie iba blízko masky. Na vzorke (B) sme zisťovali vplyv zloženia masky na leptanie povrchu. Použili sme materiály Ti, Ti/Pt a Ti/Au, pomer zamaskovanej plochy k odokrytej na 1:2. Vo všetkých prípadoch je výrazný vplyv masky na leptaný povrch. V blízkosti masky 25 μm až 50 μm prebieha leptanie rýchlo, pri leptaní počas 30 min. sme získali hlboké profily. Pri koncentrácií 0,1 M K2S2O8 sa vzorka leptala po substrát (990 nm), na leptanom povrchu sú viditeľné hranice zŕn. Povrch sa leptal aj vo vzdialenosti väčšej než bol badateľný vplyv masky. Leptanie prebiehalo pomaly, na povrchu sa vytvárali stĺpiky. Na všetkých vzorkách je vidieť výrazné rozhranie medzi týmito dvoma spôsobmi leptania. Najmenší vplyv masky sa ukázal pri použití Ti. Dosahované hĺbky leptania pri maske boli 100 až 150 μm. Tento vplyv sa prejavil do vzdialenosti 25 μm. Navzájom podobné výsledky sme získali pri použití Ti/Pt a Ti/Au. Vplyv masky bol pozorovateľný do vzdialenosti 40 – 50 μm. Leptanie prebiehalo rýchlejšie, ako v prípade Ti masky. Leptal sa celý povrch vzorky. Za oblasťou vplyvu masky prebiehalo leptanie pomaly a rovnomerne, odstránili sa tenké vrstvy. V blízkosti masky bolo leptanie výrazné. Dosiahnuté výsledky je možné využiť pri tvorbe mesa kontaktov, hradlových oblastí, prípadne na rast novej vrstvy GaN na leptanom povrchu.

7. Poďakovanie

Chcela by som poďakovať Ing. I. Novotnému za meranie hĺbkových profilov a hlavne Ing. J. Škriniarovej, PhD za odborné vedenie a rady pri písaní tejto práce.


Predložená práca bola vypracovaná na Katedre mikroelektroniky FEI STU Bratislava v Centre Excelencie „CENAMOST“ (Agentúra pre podporu vedy a výskumu, kontrakt č. VVCE-0049-07) a v rámci projektu VEGA 1/0689/09.

8. Literatúra

[1] Zhuang, D. et. al., “Wet etching of GaN, AlN, and SiC” a rewiew, Materials Science and Engineerinr Vol.48, 2005, pp 1-45

[2] Bardwell, J.A., et. al., “Ultraviolet photoenhanced wet etching of GaN in K2S2O8 solution”, Journal of Applied Physics, Vol. 89, 2001, pp. 4142-4149

[3] Bardwell, J.A., et. al., “A Simple Wet Etch for GaN”, Journal of Electronic Materials, Vol 28, 1999, pp. 24-26

[4] Maher, H., et. al., “Smooth wet etching by UV assisted photoetching and its application to the fabrication of AlGaN/Gan heterostructure field-effect transistor”


Charakterizácia a elektrické vlastnosti štruktúry Ru/GdScO3/Si-p pripravenej metódou MOCVD

Michal Jurkovič, Kristína Hušeková*, Karol Čičo, Daniel Machajdík, Edmund Dobročka, Roman Luptak, Karol Fröhlich, Ladislav Harmatha

* Vedúci práce

Elektrotechnický ústav SAV, Katedra mikroelektroniky, FEI STU, Bratislava [email protected]

Abstrakt Práca sa zaoberá charakterizáciou GdScO3 vrstiev pripravených technikou MOCVD pri 600°C na Si substráte typu p. GdScO3 je potenciálnym dielektrikom pre MOS štruktúry moderných CMOS technológii a pre vysokovýkonné aplikácie, kde je vyžadovaná vysoká teplotná stabilita. Amorfné GdScO3 s atomárnym pomerom Gd/Sc 1,53:1 vo vrstve a drsnosťou 0,777 nm je teplotne stabilné do 1000°C (RTA). Dielektrická konštanta pripravených vrstiev bola 22. Na rozhraní GdScO3/Si bola zaznamenaná tvorba silikátu GdSiO.

1. Úvod

Trend miniaturizácie je aj naďalej hnacou silou, ktorá poháňa vývoj polovodičového priemyslu. Miniaturizácia prináša so sebou výhody v možnosti hustejšej integrácie na monolitický čip, zníženie jeho príkonu a zvýšenie jeho pracovnej rýchlosti. Základom unipolárnych obvodov je MOSFET (Metal Oxide Semiconductor Field Effect Transistor). V modernej 45 nm CMOS technológii sa už nahradil SiO2 hradlový oxid dielektrikom na báze hafnia. Dôvodov pre túto výmenu je viacero. Vrstva SiO2 s hrúbkou pod 1,4 nm stráca svoje izolačné vlastnosti a dochádza k mechanizmu priameho tunelovania [1]. Východiskom je použiť high-κ dielektrikum, ktoré ma vyššiu relatívnu permitivitu (dielektrickú konštantu) ako SiO2 (εr = 3,9). Vychádzajúc z princípu zachovania celkovej kapacitnej hustoty hradla, získame na rozdiel od SiO2 hrubšie high-κ hradlové dielektrikum, čím sa znížia tunelovacie prúdy a je možné sa dostať k tenšej ekvivalentnej hrúbke. Spolu s výmenou hradlového dielektrika bolo potrebné znova začať používať kovové hradlové elektródy [2]. GdScO3 je od nedávna považovaný za perspektívneho kandidáta ako hradlového high-κ dielektrika pre ďalšiu generáciu, predovšetkým pre vysoko výkonové aplikácie. GdScO3 s amorfnou štruktúrou vykazuje vynikajúce elektrické vlastnosti.

Myllymäki, et.al., pripravil tenké vrstvy GdScO3 metódou ALD, pričom dosiahol dielektrickú konštantu 22 a nízke zvodové prúdy, 340 μA/cm2 [3]. Štruktúra pripravených vzoriek pritom ostala amorfná aj pri vysokoteplotných žíhaniach do 900°C. Wagner, et.al., pripravili GdScO3 odparovaním elektrónovým lúčom [4]. Pripravené vrstvy mali amorfnú štruktúru a boli stabilné do 1000°C. Vrstvy vykazovali dielektrickú konštantu 23 a nízke zvodové prúdy 770 μA/cm2 pre EOT = 1,5 nm. Obidve metódy prípravy sú avšak časovo a technicky veľmi náročne, hoci ich výhodou je rast v monoatomárnych vrstvách a veľmi dobrá drsnosť (v oboch prípadoch 0,3 nm). V tejto práci sa zaoberáme prípravou tenkých vrstiev GdScO3 metódou MOCVD a ich následnou charakterizáciou prostredníctvom štruktúry Ru/GdScO3/Si-p. Technika MOCVD nám umožňuje na základe úpravy koncentrácie prekurzorov v rozpúšťadle, frekvencie vstrekov a doby otvorenia trysky rast vrstiev s presnou hrúbkou niekoľkých nanometrov.

2. Experiment

Vrstvy GdScO3 boli deponované na Si substráte typu p, s prirodzeným oxidom pri teplote 600°C. Prekurzory Gd(thd)3 a Sc(thd)3 boli rozpustené v toluéne s koncentráciou 0,02 mol. Reakčná atmosféra pozostávala z O2 (prietok 170 cm3/s) a Ar (prietok 21 cm3/s). Tlak v reaktore bol 200 Pa. Frekvencia vstrekov bola 0,33 Hz, tryska bola otvorená po dobu 3 ms a vstrekovaná kvapôčka vážila 5,7 mg. Výsledná rýchlosť rastu vrstiev bola 0,8 nm/min. Bolo pripravených viacero vzoriek s rozličným pomerom Gd/Sc vo vrstve, ktorý bol overených pomocou RBS (Rutherfordova spektrometria spätného rozptylu). Hrúbka vrstvy GdScO3, povrch a kvalita rozhrania GdScO3/Si boli skúmané röntgenovou reflektivitou (XRR). Štruktúra nanesených vrstiev bola určená pomocou röntgenovej difrakcie (XRD). Dielektrická konštanta bola určená z C-V meraní.


Teplotná stabilita vrstiev GdScO3 bola skúmaná žíhaním v N2. Rýchle teplotné žíhanie v N2 atmosfére bolo uskutočňované po dobu 10 s pri teplotách od 900 do1100°C [5]. Štruktúry MOS boli vytvorené depozíciou Ru, technikou MOCVD s hrúbkou 48 nm. Elektródy boli tvarované štandardnou optickou litografiou a leptané zväzkom argónových iónov. Spodný, ohmický kontakt bol vytvorený naprášením Al. Všetky vzorky boli nakoniec žíhané v FGA pri teplote 430°C a 470°C.

3. Výsledky

Všetky GdScO3 vrstvy boli pripravené technikou MOCVD s molárnym pomerom Gd/Sc 4:1. Skutočný atomárny pomer Gd/Sc vo vrstve, určený podľa merania RBS, je 1,53:1. Atomárny pomer Gd/Sc 1:1, pri ktorom vrstva vykazuje najlepšie elektrické vlastnosti, dosiahneme pri molárnom pomere prekurzorov 2:1. Na Obr. 1 vidíme XRD záznamy pripravených vrstiev GdScO3 po depozícii a rýchlom teplotnom žíhaní v N2 atmosfére pri teplotách v rozsahu od 900 do 1100°C. Výsledky poukazujú na veľmi dobrú teplotnú stabilitu, kde pripravené vrstvy GdScO3 vykazujú amorfnú štruktúru do 1000°C. Žíhanie pri 1000°C zároveň vylepšuje štruktúru vrstvy (zaniká vrchol pri 2θ = 30°). Pri RTA 1100°C sú už vrstvy GdScO3 teplotne nestabilné, dochádza ku ich kryštalizácii [4].

20 30 40 50 60 700

1000

2000

3000

4000

1100 oC

1000 oC900 oC

Cou

nts (

a.u.

)

2 theta (deg)

GdScO3/Si

as dep

Obr. 1. Výsledky merania teplotnej stability vrstvy

GdScO3 metódou XRD. Presná hrúbka narastených GdScO3 vrstiev, určená XRR meraniami, sa pohybovala v rozmedzí 7,6 až 22,47 nm. Drsnosť, takisto určená z XRR, bola 0,521-0,777 nm. Charakteristické C-V krivky meraných vzoriek sú zobrazené na Obr. 2. Po žíhaní v FGA pri 430°C mierne vzrástla hodnota kapacity v akumulácii. Avšak po žíhaní v FGA pri 470°C klesá hodnota kapacity v akumulácii a dochádza k výraznému posunu UFB. Posun UFB možeme pripísať zhoršovaniu vlastností Ru elektródy, ktoré popísali Nabatame, et.al. [6] a Ťapajna, et.al. [7] Na Obr. 3 sú zobrazené charakteristické krivky pred a po FGA žíhaní. Využitím závislosti EOT=f(tox) (Obr. 4) sme určili dielektrickú konštantu deponovaných vrstiev GdScO3,

ktorej hodnota po depozícii je 22,02. Na rozhraní GdScO3/Si vzniká medzivrstva s hrúbkou 3,58 nm, ktorá bola určená využitím závislosti EOT=f(tox), kde jej hodnota je daná priamo priesečníkom s osou y. Po pasivačnom žíhaní v FGA pri 430°C nedochádza k zmene hodnoty dielektrickej konštanty, avšak hrúbka medzivrstvy klesla na 2,89 nm.

-1,5 -1,0 -0,5 0,0 0,5 1,0 1,50,00

0,25

0,50

0,75

1,00

FGA 430°C

tOX

7.6 nm 9.9 nm 11.7 nm 15.7 nm 21.7 nm 22.5 nm

C (u

F/cm

2 )

Vg (V)

Obr. 2. Charakteristické C-V krivky štruktúry

Ru/GdScO3/Si-p po FGA pri 430°C

-1,5 -1,0 -0,5 0,0 0,5 1,0 1,50,00

0,25

0,50

0,75

1,00

tox = 7,6 nm po depozícii FGA 430°C FGA 470°C

C (u

F/cm

2 )

Vg (V)

Obr. 3. Charakteristické C-V krivky štruktúry

Ru/GdScO3/Si-p s hrúbkou izolačnej vrstvy 7,6 nm pred a po žíhaniach v FGA.

Žíhaním v FGA pri 470°C dochádza k nepatrnému vzrastu dielektrickej konštanty. Avšak taktiež narástla aj hrúbka medzivrstvy na hodnotu 3,53 nm, čo je blízke hodnote pri deponovanej vrstvy. Súhrn hodnôt dielektrickej konštanty a hrúbky medzivrstvy pre jednotlivé teplotné operácie sú sumarizované v Tab. 1.


Tab. 1. Súhrn výsledkov pre merané vzorky κ tm (nm) Po depozícii 22,02 3,58 FGA 430°C 22,06 2,89 FGA 470°C 23,42 3,53

0 5 10 15 20 250

2

4

6

8

10

po depozícii FGA 430°C FGA 470°C

EOT

(nm

)

tOX (nm)

Obr. 4. Závislosť EOT=f(tox) pre určenie dielektrickej konštanty a hrúbky medzivrstvy.

Zloženie vrstvy bolo určené z SIMS meraní [4]. Na Obr. 5 vidíme prítomnosť zlúčenín GdO a ScO na povrchu, ktoré tvoria vrstvu GdScO3. Na rozhraní GdScO3/Si vidíme prirodzene vytvorený SiO2 pred depozíciou GdScO3. Zo SIMS záznamu je jasne vidieť prítomnosť silikátovej medzivrstvy GdSiO na rozhraní GdScO3/SiO2. Predpokladáme, že prítomnosť silikátu zvyšuje dielektrickú konštantu medzivrstvy a zlepšuje vlastnosti rozhrania GdScO3/Si.

0 200 400 600 800100

101

102

103

104

105

ScOGdO

GdSiO

SiO2

Si

Inte

nsity

(cou

nts/

s)

Sputtering time (s)

GdScO3/Si as-dep

Obr. 5. SIMS analýza rozhrania GdScO3/Si po

depozícii. Na Obr. 6 vidíme závislosť φS+qUFB = f(EOT), z ktorej sme určili hodnotu výstupnej práce Ru elektródy. Pre lepšie znázornenie je k napätiu UFB

pripočítaný aj výstupný potenciál z polovodiča, takže priesečník s osou y potom udáva priamo hodnotu výstupnej práce hradlovej elektródy.

0 1 2 3 4 5 6 7 84,6

4,8

5,0

5,2

φ S+ qU

FB (e

V)

EOT (nm) Obr. 6. Lineárna aproximácia závislosti UFB = f(EOT)

po pripočítaní φS (a) pred a (b) po kvantovej korekcii.

Výstupná práca Ru hradlovej elektródy po depozícii bola 4,96 eV. Následným pasivačným žíhaním v FGA pri 430°C poklesla hodnota výstupnej práce na 4,89 eV. Žíhaním v FGA pri vyššej teplote, 470°C, dochádza k poklesu výstupnej práce na 4,78 eV. Taktiež pozorujeme pomerne veľký rozptyl hodnôt UFB.

4. Záver

V práci sme sa zamerali na vyhodnotenie vlastností dielektrika GdScO3 pripraveného na Si substráte technikou MOCVD pri teplote 600°C. Atomárny pomer Gd/Sc v deponovanej vrstve bol 1,53:1. Takto pripravená vrstva mala amorfnú štruktúru a bola teplotne stabilná po RTA pri 1000°C. Pri vyšších teplotách dochádza ku kryštalizácii vrstvy GdScO3. Drsnosť deponovaných vrstiev bola 0,777 nm. Analýza elektrických meraní potvrdila vysokú hodnotu dielektrickej konštanty 22, ktorá bola dosiahnutá pri vrstvách vytvorených zložitejšími technikami už predtým [2, 3]. Z priebehov C-V kriviek po FGA žíhaní pri 430°C vidíme plynulý pokles kapacity v akumulácii so zväčšujúcou sa hrúbkou dielektrika a nízky rozptyl napätie vyrovnaných pásov naprieč pripravenými vzorkami. Pasivačné žíhanie pri 430°C zlepšuje vlastnosti štruktúry. Vyššia teplota FGA žíhania nie je vhodná, z dôvodu veľkého rozptylu UFB a nízkej hodnote výstupnej práce. Elektrické merania potvrdili medzivrstvu na rozhraní GdScO3/Si. Podľa výsledkov zo SIMS je táto medzivrstva tvorená prirodzeným oxidom SiO2 a silikátom GdSiO, ktorý zlepšuje vlastnosti medzivrstvy. Hrúbka vzniknutej medzivrstvy bola 2,89 nm.


5. Poďakovanie

Autori ďakujú za finančnú pomoc Vedeckej grantovej agentúre VEGA 1/0787/09 a 2/0031/08 a projektu FP7 č. 214610 MORGaN.

6. Použitá literatúra

[1] Ťapajna, M., “Charakterizácia elektrofyzikálnych procesov v štruktúrach MOS pre pokročilú CMOS technológiu”.[Dizertačná práca], Bratislava 2007

[2] Jurkovič, M., “Diagnostika štruktúr MOS novej

generácie”, [Bakalárska práca], FEI STU, Bratislava 2008 [3] Myllymäki, P., et al., “Characterization and electrical

properties of high-κ GdScO3 thin films grown by atomic layer deposition”, Applied Physics A 88, 633-637, 2007

[4] Wagner, M., et al., “Gadolinium scandate thin films as an

alternative gate dielectric prepared by electron beam evaporation”, Applied Physics Letters 88, 172 901 (2006)

[5] Fröhlich, K., et al., “Thermal stability of GdScO3

dielectric grown on Si abd InAlN/GaN substrates”, [príspevok na konferenciu MRS], Elektrotechnický ústav SAV, Bratislava, 2009

[6] Nabatame, T., et al., “The effect of oxygen in Ru gate electrode on effective work function of Ru/HfO2 stack structure”, Materials Science in Semiconductor Processing Volume 9, Issue 6, Pages 975-979, December 2006

[7] Ťapajna, M., et al., “Electrical properties and thermal

stability of MOCVD grown Ru gate electrodes for advanced CMOS technology”, Microelectronic engineering, ISSN 0167-9317


Zviditeľňovanie kryštalografických defektov v GaP pomocou mokrého chemického leptania

Božena Matušková, Jaroslava Škriniarová1, Rudolf Srnánek2

1 Vedúca práce 2 Konzultant práce

Katedra mikroelektroniky, Fakulta Elektrotechniky a Informatiky, Slovenská Technická Univerzita v Bratislave

[email protected]

Abstrakt

Cieľom príspevku je štúdium kvality polovodičového materiálu gálium fosfid (GaP), ktoré môže prispieť k rastu bezdefektného VGF GaP kvôli zvyšujúcim sa nárokom a využitiu polovodičových materiálov na výrobu elektronických a optoelektronických súčiastok. Súčasťou príspevku je aj diskusia zameraná na odhalené poruchy v mriežke VGF GaP.

1. Úvod

Elektrické a optické vlastnosti súčiastok sú veľmi ovplyvnené kvalitou materiálu, z ktorého sú vyrobené. Preto by sa mala upriamiť značná pozornosť na štruktúrne poruchy polovodičových materiálov III-V, ktorých využitie v elektronických a optoelektronických aplikáciách na generáciu a detekciu žiarenia neustále narastá. Odhalením porúch v kryštalickej mriežke GaP narasteného metódou Vertical Gradient Freeze (VGF) v diskusii príspevku uvádzame možné príčiny vzniku týchto porúch, ako aj ich špecifikáciu. Cieľom príspevku je hlavne posúdenie kvality polovodičového materiálu gálium fosfid (GaP), ktorého využitie je v dnešnej dobe veľmi širokospektrálne, vďaka stále stúpajúcej tendencii zdokonaľovania, či už parametrov materiálu, alebo technológie výroby.

2. Kryštalizácia GaP a jeho vlastnosti

GaP môže kryštalizovať v dvoch kryštalických modifikáciách, a to ako kubický sfalerit, alebo ako hexagonálny würtzit. Tieto štruktúry sú charakteristické pre polovodičové materiály typu III – V, ako aj II – VI. V oboch zmienených štruktúrach sú atómy usporiadané v tvare štvorstenov, tzv. tetraédrov. Každý atóm gália je tetraedricky obklopený atómami fosforu a každý atóm fosforu atómami gália. Štruktúra sfaleritu je analógiou

k štruktúre diamantu len s tým rozdielom, že v mriežke sfaleritu sa striedajú atómy dvoch prvkov. Štruktúru GaP si teda môžeme predstaviť ako dve vzájomne o jednu štvrtinu telesovej uhlopriečky posunuté kubické priestorovo centrované mriežky, z ktorých jedna je tvorená atómami gália a druhá atómami fosforu.

Obr. 1. Kryštalická štruktúra sfaleritu

GaP je nepriamy polovodič skupiny AIII - BV , ktorý v technologickej praxi za bežných podmienok kryštalizuje v sfaleritovej mriežke. Šírka zakázaného pásma je 2,26 eV pri izbovej teplote 300 K. Mriežková konštanta je 5,45 Å, teplota tavenia je 1457 ºC.

3. Poruchy kryštalickej štruktúry

Skutočná kryštalická štruktúra sa líši od ideálnej. Ideálne dokonalý kryštál by sa skladal z dokonale pravidelného usporiadania atómov, vzniknutého opakovaním tej istej bunky. Reálny kryštál sa líši od ideálneho tým, že pravidelnosť jeho usporiadania je porušená, čo má za následok vznik rôznych porúch. Každá mriežková porucha vyvoláva vo svojom okolí lokálnu pružnú deformáciu mriežky a zvyšuje vnútornú energiu.

3.1. Bodové poruchy

Základnými druhmi bodových porúch sú vakancie, interstície a substitučné atómy. Všetky tri druhy bodových porúch sú znázornené na obr. 2. Hlavné


zdroje bodových porúch môžu byť teplotné kmity mriežky, prudké ochladenie, plastické deformácie.

Obr. 2. Druhy bodových porúch. a – vakancia, b – vlastná interstícia, c – interstícia prísadového prvku, d – substitučný atóm

3.2. Čiarové poruchy

Jednorozmernými poruchami mriežky nazývame čiarové poruchy alebo tiež dislokácie. Ak je porušená periodicita mriežky v určitom smere, jedná sa o čiarovú poruchu. Tieto čiarové poruchy sa šíria v kryštáli ako čiary. Dislokácia je určená veľkosťou a smerom sklzu, ktorý ju vyvolal. Toto vzájomné posunutie je charakterizované Burgesovým vektorom b, ktorý je pre danú dislokačnú čiaru konštantný. Podľa toho, či je vektor kolmý, alebo rovnobežný s dislokačnou čiarou, delíme dislokácie nasledovne:

– Hranová dislokácia Burgesov vektor (vektor sklzu) je kolmý k dislokačnej čiare.

– Skrutková dislokácia dislokačná čiara je rovnobežná so smerom sklzu.

V skutočnosti má dislokácia zriedkakedy čisto hranový alebo skrutkový charakter. Zmiešanú dislokáciu však môžeme rozložiť na zložku hranovú alebo zložku skrutkovú.

Obr. 3. Schematické znázornenie: vľavo: hranová dislokácia, vpravo: skrutková dislokácia

3.3. Plošné poruchy

Zhluk čiarových porúch v jednej ploche vytvára plošnú poruchu, čo je narušenie štruktúry pozdĺž určitej plochy. Hlavnými plošnými poruchami v kryštáloch sú hranice zŕn, vrstevné chyby a dvojčatá:

– Hranice subzŕn plochy oddeľujúce jednotlivé kryštálové bloky, pričom dezorientácia blokov je max 5˚.

– Hranice zŕn oddeľujú jednotlivé zrná polykryštalickej látky, pričom ich dezorientácia je veľká (> 5˚), v najjednoduchšom prípade je hranica vytvorená pravidelným usporiadaním hranových dislokácií. Hranice zŕn majú veľký vplyv na fyzikálne, chemické a mechanické vlastnosti materiálov.

– Vrstevné chyby poruchy v pravidelnom slede atómových vrstiev. Vznikajú buď sklzom nejakej roviny, odobratím nejakej roviny kondenzáciou vakancií, alebo vložením roviny medzi dve roviny kondenzáciou interstícií.

– Dvojčatenie zákonitý zrast dvoch kryštálov, pri ktorom je jeden kryštál zrkadlovo symetrický k druhému. Rovina zrkadlenia je rovinou dvojčatenia.

rastové dvojčatenie zrastanie jednotlivých kryštálov v procese rastu

mechanické dvojčatenie vznikajú pri mechanickom namáhaní počas plastickej deformácie

Dvojčatenie sa ďalej rozdeľuje aj podľa rovín, v ktorých jednotlivé kryštály zrastajú, napr. zrastanie v rovinách (100) sa nazýva dvojčatenie podľa diamantového zákona. Ak sa kryštály zrastajú v rovinách (111), jedná sa o dvojčatenie podľa spinelového zákona.

Obr. 4. Schematické znázornenie: a - sklz, b – dvojčatenie

4. Použitý materiál a experimentálne postupy

4.1. Použitý materiál

Skúmali sme GaP vyrobený metódou Liquid Encapsulated Czochralski (LEC) narezaný v rovinách (100) a (111) a Vertical Gradient Freeze (VGF) narezaný v rovine (100). Orientácia vzoriek, ako aj ich odklon od presného smeru roviny sme overili RTG topografiou:

– LEC GaP (Crystec, Nemecko) Orientácia: [100], odklon 5˚

– VGF GaP (Phostec, Slovensko) Orientácia: [100], odklon 2˚

RTG topografia (difrakčná) nezaznamenala vo vzorke VGF GaP žiadnu parazitnú fázu, čo by malo znamenať značnú čistotu materiálu. Pri mokrom chemickom leptaní boli použité nasledovné leptadlá:

– H3PO4 (85%) – RC leptadlo (8 ml deionizovanej H2O, 10 mg

AgNO3, 6 ml HNO3, 4 ml HF) Pri miešaní RC leptadla je nutné použiť plastovú fľašu vhodnú pre chemikálie.


4.2. Experimentálne postupy

Na zviditeľnenie a analýzu kryštalografických porúch sme použili dve rôzne chemické leptadlá pri rôznych podmienkach. Leptanie bolo uskutočnené v odsávanom digestóriu v kremenných kadičkách a v teflónovej kadičke pri použití RC leptadla. Na ohrev leptadla nám slúžila elektrická platnička. Dobu leptania sme sledovali digitálnymi stopkami. Celý leptací proces trval 4 min pri oboch leptadlách. Všetky vzorky sme po skončení leptania očistili a osušili. Odleptané vzorky sme analyzovali pomocou optického interferenčného mikroskopu EPIVAL firmy Carl Zeiss Jena, ktoré sme mali možnosť takisto zaznamenať digitálnym fotoaparátom Olympus 5050z. Navyše vzorky boli analyzované atómovým silovým mikroskopom (AFM) Park XE – 100, elektrónovým mikroskopom LEO 1550 (SEM), ktorý nám sprístupnilo Medzinárodné Laserové Centrum (ILC) a Ramanovou spektroskopiou na Katedre mikroelektroniky. Profily vzoriek boli vyhodnocované pomocou Dektaku na Katedre mikroelektroniky.

5. Dosiahnuté výsledky a diskusia

Prítomné kryštalografické poruchy v materiáli sme zviditeľnili metódou mokrého chemického leptania použitím dvoch rôznych leptadiel. Špecifikovali sme ich a prisúdili sme im možné príčiny vzniku.

5.1. H3PO4

Ako optimálne podmienky leptania koncentrovanou kyselinou fosforečnou sa ukázali nasledovné:

– teplota: 185˚C – doba leptania: 4 min

Stanovením týchto podmienok leptania sme odhalili na vzorkách LEC GaP a VGF GaP poruchy kryštalickej mriežky, ktoré zodpovedajú dislokáciám, vrstevným chybám (sklz) a dvojčateniu.

5.2. LEC GaP

Prítomnosť dislokácií sme detekovali na vzorke LEC GaP. Ich vznik je daný procesom rastu kryštálu. Hustota odleptaných jamiek (EPD, angl. Etch Pits Density) je 3,34.105 cm-2 (údaj sa zhoduje s údajom udávaným výrobcom). Na obr. 5 je záznam dislokácií z optického mikroskopu.

Obr. 5. Dislokácie v LEC GaP, leptanom v H3PO4, 4 min, 185˚C

Obr. 6. Detail dislokácií v LEC GaP pomocou SEM

Na obr. 6 sú viditeľné ostré hrany, ktoré zodpovedajú kryštalografickým rovinám dislokácií. Preto môžeme predpokladať, že dané poruchy zodpovedajú poruchám v mriežke kryštálu.

5.3. VGF GaP

Na vzorke GaP rasteného metódou VGF sme okrem odleptaných jamiek pozorovali aj iný typ porúch (obr.7a, b).

Obr. 7. VGF GaP a) po leptaní v H3PO4, 4min, 185oC b) oblasť skenu vzorky pomocou AFM

Pomocou AFM sme analyzovali povrch oblasti s vysokým počtom dislokácií, ako aj oblasti s nižším počtom defektov (obr. 7b). Jednotlivé oblasti sú označené ako X1, X2 a X3.

Obr. 8. Profil oblasti X1, hĺbka odleptanej dislokačnej čiary je približne 500 nm

Obr. 9. a) Profil oblasti X2 (viac defektnej), b) Oblasť X3

Z obr. 9a je zrejmé, že v oblasti s vyšším počtom defektov sa takisto nachádzajú nanorozmerné poruchy, ktoré nie sú viditeľné optickým mikroskopom ani

a b

a b


elektrónovým mikroskopom. Povrch oblasti s nižším počtom defektov (X3) je pomerne hladký (ukazujúce sa výstupky sú veľmi malých rozmerov – len niekoľko nanometrov). Tieto poruchy, ktoré sa zviditeľnili vo VGF GaP sme priradili k plošným poruchám, konkrétne vrstevným chybám – sklz a zrkadlovému zrastu rovín kryštálov – dvojčatenie. Plošné poruchy vznikajú pri procese chladenia kryštálu. Existenciu plošných porúch sme dokázali pomocou merania profilu Dektakom (obr. 10). Na základe týchto meraní sme zistili rôzne rýchlosti leptania na susedných častiach plochy vzorky oddelených dislokačnou čiarou. V prítomnosti jednej roviny (napr. (100)), rýchlosť leptania by bola rovnaká. Medzi dvomi plochami oddelenými dislokačnou čiarou by nebol výškový rozdiel. V prípade, že jedna rovina sa leptá rýchlejšie ako druhá, dochádza pravdepodobne k zrkadleniu dvoch rovín – dvojčateniu. Na povrchu vzorky VGF GaP predpokladáme prítomnosť rovín (100) a (111).

Obr. 10. Profil povrchu VGF GaP

Prítomnosť týchto dvoch rovín sme overili pomocou Ramanovej spektroskopie. Keďže sme skúmali dvojzložkový materiál, Ramanove spektrá týchto materiálov pozostávajú z dvoch maxím, a to LO – longitudálny optický fonón a TO – transverzálny optický fonón. Podľa výberových pravidiel (veľkosti TO a LO maxím) dokážeme určiť a teda aj dokázať, či vyvrátiť prítomnosť viacerých rovín. Z priebehu integrálu intenzity je možné čiastočne určiť vzdialenosť zodpovedajúcu vplyvu poruchy vzhľadom na jej polohu. Pomocou ramanovej spektroskopie sme pozorovali tú istú oblasť ako pomocou AFM (Obr. 11).

Obr. 11. Oblasť skenu Ramanovou spektroskopiou

250 300 350 400 450 500

0

2000

4000

6000

8000

10000

Inte

nzita

Ramanov posuv cm-1

250 300 350 400 450 500

0

2000

4000

6000

8000

10000

Inte

nzita

Ramanov posuv cm-1

Obr. 12. a) oblasť R3, b) oblasť R4

Na obr. 12 sú vynesené Ramanove spektrá oblastí R3 a R4. Oblasť R3 má výrazné maximum LO, čo zodpovedá rovine (100). Naopak, oblasť R4 má výrazné maximum TO, čo značí prítomnosť roviny (111). Konkrétne by to mala byť rovina (111)B, pretože meraním profilu povrchu sa ukázalo, že táto plocha (R4) sa leptá rýchlejšie. Týmto sa teda pravdepodobne na vzorke VGF GaP zviditeľnil zrkadlový zrast dvoch rovín - dvojčatenie, ktorý vysvetľuje aj prítomnosť týchto dvoch rovín. Príčinou vzniku by mohli byť nesprávne podmienky chladnutia v procese kryštalizácie. Aby sme naše tvrdenia potvrdili alebo vyvrátili, preskenovali sme pomocou Ramanovej spektroskopie aj oblasť R1 a R2 znázornenú na obr. 11. Leptacia rýchlosť týchto povrchov je rovnaká ako pri povrchu R3, ako aj hustota EPD. Teda oblasti R1 a R2 by mala zodpovedať príslušná rovina oblasti R3, teda (100).

250 300 350 400 450 500

0

2000

4000

6000

8000

10000

Inte

nzita

Ramanov posuv cm-1

250 300 350 400 450 500

0

1000

2000

3000

4000

5000

6000

7000

8000

Inte

nzita

Ramanov posuv cm-1

Obr. 13. a) oblasť R1, b) oblasť R2

Ako vidieť na obr. 13, Ramanovo spektrum oblastí R1 a R2 sa zhoduje s Ramanovým spektrom oblasti R3. Dokázali sme teda prítomnosť roviny (100). V tomto prípade to už nezodpovedá dvojčateniu. Túto plošnú poruchu môžeme prisúdiť vrstevným poruchám, konkrétne ku sklzu roviny (100). Príčinou vzniku týchto porúch sú pravdepodobne takisto nevyhovujúce podmienky chladnutia počas kryštalizácie materiálu.

5.4. RC leptadlo

Keďže RC leptadlo obsahuje HF, bolo nutné použiť teflónovú kadičku. Leptadlo sme zahrievali vo varnom kúpeli. Prítomnosť porúch v mriežke VGF GaP sa odhalila pomocou RC leptania za nasledovných podmienok:

– teplota varného kúpeľa: 90˚C – doba leptania: 4 min

V mriežke LEC GaP sa nám nezviditeľnili žiadne kryštalické poruchy. Povrch vzorky VGF GaP sme zmapovali pomocou Dektaku, ktorý je relatívne čistý, až na zviditeľnené dvojčatenie pri okraji vzorky. Skenovali sme oblasť znázornenú na obr. 14.

TO LO

a b

a b


Obr. 14. a) oblasť skenu VGF GaP pomocou Dektaku, b) profil defektného povrchu VGF GaP

Obr. 15. Zmapovaný povrch VGF GaP pomocou Dektaku

Súdiac podľa rôznych leptacích rýchlostí, ako aj skúseností nadobudnutých pri analýze vzoriek odleptaných H3PO4, prítomnosť plošnej poruchy môžeme priradiť dvojčateniu.

5.5. Vplyv štruktúrnych porúch na elektrické a optické vlastnosti súčiastok

Elektrické a optické vlastnosti polovodičových súčiastok vytvorených na báze zlúčenín III – V sú často ovplyvňované štruktúrnymi poruchami použitého kryštalického materiálu. Veľmi dôležitú úlohu tu hrajú dislokácie a ich interakcie s ostatnými druhmi vrstevných porúch. Príkladom nežiaduceho vplyvu dislokácií a ostatných porúch je často pozorovaný pokles luminiscenčnej intenzity. Tento jav sa nazýva degradácia a je spôsobovaný deštrukciou luminiscenčných centier (v dôsledku vzniku nových centier), ktoré potom konkurujú tým pôvodným. Novo vytvorené centrá majú buď malý fotónový zisk, alebo sú nežiarivými rekombinačnými centrami. My sme tento jav pozorovali Ramanovou spektroskopiou na vzorke VGF GaP leptanej v H3PO4. Zamerali sme sa na fotoluminiscenciu dislokačných čiar, ako aj jednotlivých dislokácií a ich okolia (obr.16).

20 µm

100

200

300

400

500

Length Y (µm)

0 100 200 300 400 500 600 700Length X (µm)

5 µm

10

20

30

40

50

60

70

Length Y (µm)

0 20 40 60 80Length X (µm)

Obr. 16. Oblasti scanu VGF GaP Ramanovou spektroskopiou: a) dislokačná čiara, b) jednotlivé dislokácie

Výsledkom boli rôzne luminiscenčné intenzity v okolí dislokácií ako aj priamo v nich.

10 µm

0

20

40

60

80

100

0 20 40 60 80 100Length X (µm)

1600

1500

1400

1300

1200

1100

1000

2 µm

0

5

10

15

20

0 5 10 15 20Length X (µm)

3000

2500

2000

1500

Obr. 17. Fotoluminiscencia v oblasti: a) dislokačnej čiary, b) jednotlivých dislokácií

Z obr. 17 je zrejmé, že priamo v mieste dislokácie nastáva výrazný pokles luminiscenčnej intenzity. Tento pokles môže mať nepriaznivý vplyv na funkciu elektronických a optoelektronických súčiastok, ako napr. elektroluminiscenčných diód (LED) a polovodičových laserov. Hustota dislokácií veľmi ovplyvňuje vonkajšiu kvantovú účinnosť GaP LED.

6. Záver

V príspevku sme sa venovali štúdiu a porovnaniu štruktúrnych porúch v materiáli LEC GaP a VGF GaP. V mriežke LEC GaP sa nám zviditeľnili štruktúrne čiarové poruchy, tzv. dislokácie. Príčinou ich vzniku môžu byť nesprávne podmienky rastu kryštálu. Prítomnosť plošných porúch, konkrétne vrstevných chýb – sklz rovín a zrkadlový zrast kryštálov – dvojčatenie sme zaznamenali v mriežke materiálu VGF GaP. Vznik týchto porúch môžeme pravdepodobne prisúdiť nevhodným podmienkam chladnutia pri raste kryštálu. Prítomnosť plošných porúch sme potvrdili meraním rýchlosti leptania jednotlivých oblastí ako aj Ramanovou spektroskopiou. Takisto sme rozobrali vplyv štruktúrnych porúch na funkciu optoelektronických súčiastok vyrobených na báze polovodičových zlúčenín III - V.

6.1. Poďakovanie

Merania RTG topografiou zrealizoval Doc. RNDr. Edmund Dobročka, CSc. na ELÚ SAV. P. Dobročkovi ďakujeme aj za odborné rady a konzultácie. Merania profilov boli realizované Dektakom na Katedre mikroelektroniky Ing. Ivanom Novotným, PhD. Analýzy pomocou AFM na Katedre mikroelektroniky zrealizoval Bc. Tomáš Ščepka. Predložená práca bola vypracovaná na Katedre mikroelektroniky FEI STU Bratislava v Centre Excelencie „CENAMOST“ (Agentúra pre podporu vedy a výskumu, kontrakt č. VVCE-0049-07) a v rámci projektu VEGA 1/0689/09.

a b

a b

a b


6.2. Odkazy na literatúru

[1] MORAVEC, F.: fyzikálne chemické základy pĕstování monokrystalů polovodičových sloučenin III – V, Academia Nakladatelství ČAV, 1985 Praha

[2] SCHMAUDER, S.,: www.matnet.sav.sk/data/long_files/umms/schmauder _lekcia1.pps

[3] www.fpt.tnuni.sk/kfim/predmety/rocnik1/nauka_o_materiali/nauka_o_materiali_1_cvicenia/poruchy.doc

[4] http://www.ped.muni.cz/wphy/fyzvla/fmkomplet2.htm [5] http://www.sci.muni.cz/mineralogie/kap_2_5_srusty/kap_

2_5_srusty.htm


Vplyv degradácie na pentacenové vrstvy

Marián Precner, Rudolf Srnánek*, Daniel Haško* Medzinárodné laserové centrum

Katedra mikroelektroniky, Fakulta elektrotechniky a informatiky Slovenská technická univerzita, 812 19 Bratislava, Slovenská republika

[email protected]

*Vedúci práce

Abstrakt

Cieľom tejto práce je zistiť vplyv intenzívneho laserového žiarenia na vrstvu pentacénu, ktorá bola nanášaná na rôzne typy vzoriek. Pentacén bol nanášaný na monokryštalický kremík, na ktorom bola vytvorená tenká vrstva oxidu kremíka a druhý bol nanášaný na tenkú vrstvu parylénu. Vrstva pentacénu mala v každom prípade rozdielnu hrúbku. Skúmali sme v ktorom prípade mal pentacén najlepšie vlastnosti. Zaujíma nás vplyv dlhodobého pôsobenia lasera z Ramanovskej spektroskopie, možnosti vylepšovania vlastností pentacénu. Zmenu povrchu sme pozorovali pomocou AFM ( Atomic force microscope ).

1. Úvod

Analýza materiálov bola vždy potrebná na pochopenie vlastností materiálu a jeho správania sa v určitých podmienkach. Hlavne v dnešnej dobe keď, sa všetko miniaturizuje a dosahuje sa čo najmenšie predpätie a prúdové odbery na najväčšie výkony. Dnešná doba nám poskytuje viacero možností nedeštruktívnych metód analýz a deštruktívnych metód analýz. Patria medzi ne napríklad: hmotnostná spektroskopia sekundárnych iónov SIMS, Augurová elektrónová spektroskopia AES, čo sú deštruktívne metódy a fotoluminiscencia, C-V metóda, Ramanovská spektroskopia a AFM, ktoré patria medzi nedeštruktívne metódy. V mojej práci budeme využívať Ramanovskú spektroskopiu, pomocou ktorej budeme študovať vlastnosti pentacénu. Následne využijeme na analýzu povrchu metódu AFM, pomocou ktorej zistíme následky ožarovanej vzorky. Pentacén je viacjadrový aromatický uhľovodík zložený z 5 benzénových prstencov. Toto spojenie spolu s priaznivou kryštálovou štruktúrou je významné pre jeho vlastnosti ako organický polovodič. V pentacéne sa generujú páry elektrón diera, na základe absorpcie ultrafialového žiarenia alebo viditeľného svetla, ktoré spôsobuje oxidáciu. Pre túto príčinu má originálnu purpurovú farbu v pevnom stave, na základe

dlhodobého vystavenia na vzduchu a svetle sa pomaly mení na zeleno. Pentacén je nádejný kandidát na použitie v organických tenkých vrstvách tranzistora OFET. To je jedno z množstva celkových zistení spoločných organických molekúl s vysokou aplikáciou potenciálnych príspevkov do dierovej vodivosti v OFET je to 5.5 cm2V-1s-1 (skoro zrovnateľný s amorfným kremíkom ). Pentacén je jednou zo sérií z lineárnych acene. Jeden z predchádzajúcich bol tetracene ( zložený zo štyroch benzénových jadier ), a jeden z ďalších je hexacene ( zložený zo šiestich benzénových jadier ). Pentacén môže byť pripravený v laboratóriach po naparení z malého odparitelného komponentu. Na obr.1 môžeme vidieť postavenie molekúl v pentacéne. Molekuly sa rôzne nakláňajú, čím sú viacej naklonené, tým sa nachádza v pentacéne viacej bulk fáza, čím sú molekuly viacej vyrovnané a kolmo postavené, tým sa nachádza v pentacéne viacej thin fáza. Na obr. 2 môžeme vidieť zloženie pentacénu z hľadiska chemického zloženia [1].

Obr.1. Natočenie molekúl Obr.2 Chemické zloženie pentacénu

Parylenové tenké vrstvy sú kompletne súhlasné, rovnakej hrúbky s voľnými dierami. Toto nanášanie dosiahneme jednotne vyparovaním ( polymerizačným procesom ). Výhody tohto procesu sú: nanesenie tenkej vrstvy z plynného skupenstva bez prechodných kvapalinových skupenstiev. Ako výsledný prvok nastavený s ostrými hranami, bodmi, monotónnou plochou, trhlinami alebo odkrytou vnútornou plochou, sú pokryté rovnako mimo prázdnu ( pórovitú ) plochu. [3]. Vlastnosti parylénu sú: vysoká spoľahlivosť je


vhodný pre armádne a komerčné účely, malá hmotnosť v porovnaní s inými nátermi, nízky koeficient trenia môže sa použiť ako suchá vrstva maziva, priehľadný teda tenký film môže byť opticky kvalitný, výrazná bariéra teda veľmi malá priepustnosť vlhkosti a plynu, odolnosť voči hubám a baktériam, vynikajúce mechanické vlastnosti je vysoko pružný a pevný, široký rozsah teplôt od -200 OC do +200 OC, odolnosť voči vyžarovaniu je vhodný pre miestne aplikácie, bio-kompatibilný je vynikajúci na medicínske použitie, odolnosť voči rozpúšťadlám, kyselinám a zásadám je odolný voči ich vystaveniu, elektrická izolácia má extrémne vysokú dielektrickú pevnosť. Vrstvy pentacénu budú nanášané na rôzne typy materiálov. Ako substrát použijeme kremík. Pentacén bude nanášaný na oxid kremíka, v druhom prípade na parylén ktorý bude na substráte, na vzorkách sa budú nachádzať čipy, ktoré budú zo zlata. Na realizáciu experimentu sme použili dané vzorky, ktoré boli vyrobené metódou naparovania. Vo volfrámovej vaničke sa nachádza materiál, ktorý zohrejeme na určitú teplotu vyparovanie. Substrát upevníme do určitej výšky, na ktorý sa daný materiál následne nanesie. Pre rovnomernejšie nanášanie materiálu substrát uložíme za zábranu, vďaka tomu sa vyhneme aby na substráte vznikali veľké zhluky naparovaného materiálu. Vlastnosť ktorú budeme študovať bude degradácia pentacénu, ktorá ešte nie je dôkladne preštudovaná, v literatúre sa zatiaľ opisuje len ako zmena vlastností určitého materiálu. Preto si zaslúži určitú pozornosť a študovanie, aby sme sa o nej dozvedeli viac, čo by nám dopomohlo k vylepšeniu vlastností materiálu.

Obr.2. Typy vzoriek

Ramanovská spektroskopia patrí medzi optické metódy analýzy polovodičových štruktúr. Využíva neelastický rozptyl svetla, čo znamená, že výsledkom rozptylového procesu je prenos energie medzi dopadajúcim svetlom a skúmanou vzorkou. Vynálezca Ramanovskej spektroskopie bol indický fyzik Raman, Sir Chadrasekhara Venkata [4], ktorého práca mala veľký vplyv na rozvoj vedy v Indii. Objavil, že pri prechode svetla priehľadným materiálom sa jeho časť odchýli od pôvodného smeru a táto odchýlená časť zmení svoju vlnovú dĺžku. Tento jav sa nazýva Ramanovský rozptyl a je dôsledkom Ramanovského efektu. Za výskumy získal v roku 1930 Nobelovu cenu.

Obr.3. Princíp Ramanovskej spektroskopie

AFM čo je atómová silová mikroskopia, ktorá využíva sily atomárneho pôvodu, ktoré pôsobia medzi atómami hrotu a meranou vzorkou, môžu byť blízko aj ďalekodosahové. Využitie týchto síl vzniklo hlavne pre potrebu merať nevodivé vzorky. Princíp metódy je ten že veľmi ostrý hrot sa pohybuje nad vzorkou alebo je v dotyku s ňou a je odpudzovaný alebo priťahovaný, k vzorke. Hrot, ktorý interakciou sníma, je kolmo upevnený na tenkom pružnom nosníku. Nosník svojím ohybom sprostredkúva informáciu o veľkosti interakcie do okolitého sveta. Sily, ktoré nosník ohýbajú môžu mať rozdielny pôvod, najčastejšie sa však jedná o van der Waalsovú silu repulsívnu silu vychádzajúcu z Pauliho princípu. AFM pracuje v troch rozdielnych režimoch sú to kontaktný mód, semikontaktný mód a bezkontaktný mód. Ohyb cantileveru ( hrotu ) sa zaznamenáva rôznymi spôsobmi ako je rozladenie Wheatstonovho mostíka, meranie kapacity v našom prípade sa ohyb meraní cantileveru meraní laserovým lúčom dopadajúcim na zlatom pokrytý vrch nosníka (kvôli lepšej reflektivite) a odrazený lúč je detekovaný kvadrantovou diódou (štyri diódy mikrometrových rozmerov). Pri pohybe v dôsledku silových interakcií s povrchom vzorky sa zmení aj uhol odrazu a teda aj pozícia stopy laserového lúča na kvantovej dióde.

Obr.4. Princíp merania ohybu nosníka hrotu kvadrantovou diódou.


2. Experiment

Vlastnosti vzorky budeme ovplyvňovať intenzívnym laserovým svetlom a skúmať ako sa pri tom správajú a ako menia svoje vlastnosti. Budeme to realizovať tým, že budeme na jedno miesto svietiť laserovým svetlom určitý čas, zhruba 10 minút a potom sa budeme zaoberať zmenami intenzity medzi väzbami uhlíka a vodíka na vlnočte približne od 1130 do 1200 cm-1. Priemer stopy lasera je v našom prípade približne 1,5µm pri Ramanovskej spektroskopii s intenzitou 15mW. V našich experimentoch budeme používať filter DO čo je celková intenzita laserového zväzku. Pomocou Ramanovskej spektroskopie sme merali vzorky, na ktoré svietilo intenzívne svetlo pomocou, ktorého sme ich degradovali. Výsledky merania sme následne vložili do programu Origin 6.1 kde sme ich spracovali. Po degradácii, sme vzorky skenovali atómovým silovým mikroskopom AFM. Degradované miesta sme si dôkladne označili, aby sme ich vedeli následne na AFM nájsť. Keďže priemer stopy bol 1,5µm museli sme si degradované miesto poznamenať, aby sme ho mohli následne na vzorke pod mikroskopom nájsť. Degradáciu sme vykonávali na čipoch, ktoré boli vyrobené na vzorkách. Pred začatím merania musíme prístroj správne na kalibrovať. Kalibrujeme na dva body, prvý bod je nula, druhý musíme dosiahnuť aby bol stred piku na vlnočte s hodnotou 520,6 cm-1 ako je to názorne ukázané na obr.3

Obr.5. Kalibračná krivka

3. Namerané výsledky a diskusia

Vzorka 2P80, je to vzorka, na ktorej je tenká vrstva filmu pentacénu ktorý mal hrúbku 200nm narastená na tenkej vrstve oxidu kremíka vytvorenej na substráte. Degradovali sme ju použitím filtru D0 čo je celková intenzita laserového zväzku. Meranie sme opakovali dvakrát po polovici sekundy v čase od nula sekúnd po 120 sekúnd, s krokom merania výsledkov po 20 sekúnd. Degradáciu sme robili na štyroch miestach z toho dva boli na pentacéne, ktorý bol narastený na oxide. Pri prvej degradácii nám fotoluminiscencia klesala to naznačuje tomu že sa počet molekúl zmenšoval a pomer integrálnych intenzít prvého a druhého piku sa zvyšoval ako je to vidieť na obr.6 čo naznačuje tomu, že sa vo vzorke molekuly začali stavať kolmejšie, teda nachádzala sa tam viacej thin fáza. V druhom prípade sa nám fotoluminiscenia zvyšovala čo nám naznačuje, že pri degradáciu došlo k určitému zlepšeniu vlastností materiálu. Pomer integrálnych intenzít prvého a druhého

piku ostával konštantný v 70% pomere pre thin fázu, molekuly bolo postavené kolmejšie. V obidvoch týchto prípadoch sme pomocou AFM následky tejto degradácie nevideli, degradované miesta sme skenovali niekoľko krát. V nasledujúcich dvoch prípadoch, kedy sme degradáciu vykonávali na pentacéne, ktorý bol narastený na zlate. Fotoluminiscencia nám v obidvoch prípadoch exponenciálne klesala. Pomer integrálnych intenzít prvého a druhého piku nám v obidvoch prípadoch klesal, teda prevyšovanie bulk fázy sa ešte viacej zintenzívnilo, keďže od začiatku vo vzorke na danom mieste bolo 80% bulk fázy, molekuly sa začali sklápať do roviny.

0 20 40 60 80 100 120

0,100,150,200,250,300,350,400,450,500,550,600,650,700,750,800,850,90

1120 1130 1140 1150 1160 1170 1180 1190

10000

15000

20000

25000

30000

35000

40000 4 pik

3 pik2 pik

1 pik

Inte

nzita

Vlnocet

Typické Ramanovské spektrum

Pom

er in

tegr

álny

ch in

tenz

ít pr

vého

a d

ruhé

ho p

iku

t[s]

A1/A2(1) rast na SiO2 A1/A2(2) rast na SiO2 A1/A2(3) rast na zlate A1/A2(4) rast na zlate

Obr.6. Pomer integrálnych intenzít prvého a druhého Ramanovského piku. Vo vnútri je typické Ramanovské spektrum pentacénu. Na obr. 7 je zmapovaný povrch vzorky pomocou atómového silového mikroskopu AFM. Degradácia pentacénu, pod ktorým sa nachádzalo zlato, je veľmi dobre vidieť degradované miesto, po degradácií na danom mieste ostala dostatočne veľká jamka, čo si vysvetľujeme tým, že zlato odráža intenzitu lasera a tým na degradovanom mieste intenzita stúpa.

Obr.7. Zmapovaný povrch pomocou AFM degradovaného miesta na pentacéne, narasteného na zlate. Na Obr.8 je vidieť fotku po mapovaní pomocou atómového silového mikroskopu AFM, povrch pentacénu narasteného na oxide. Na obrázku sme neobjavili miesto degradácie aj napriek viacnásobnému opakovaniu merania.


Obr.8. Zmapovaný povrch pomocou AFM degradovaného miesta na pentacéne narasteného priamo na SiO2.

Vzorka F94, je to vzorka, na ktorej je tenká vrstva filmu pentacénu, ktorý mal hrúbku 40nm nanesená na tenkej vrstve filmu parylenu. Degradovali sme ju použitím filtru D0 čo je celková intenzita laserového zväzku. Meranie sme opakovali dvakrát po jednej sekunde v čase od nula sekúnd po 300 sekúnd, s krokom merania výsledkov po 30 sekúnd. Na vzorke sme degradovali 4 miesta z toho dva boli uskutočnené na pentacéne, ktorý bol narastený na tenkej vrstve parylenu a druhé dva boli uskutočnené na mieste, kde bol pentacén narastený na tenkej vrstve zlata. Pri vyhodnocovaní z Ramanovskej spektroskopie nám vyšlo že fotoluminiscencia nám klesala exponenciálne vo všetkých štyroch prípadoch s tými rozdielmi, že počiatočná intenzita bola na miestach zo zlatom približne dvojnásobne väčšia, z čoho usudzujem, že tam prebehla intenzívnejšia degradácia a teda aj jamy by mali byť jasnejšie vidieť cez atómovú silovú mikroskopiu AFM. Pomer integrálnych intenzít prvého a druhého ramanovského piku A1/A2, ktorý je znázornený na obr.9 sa nám v prvých dvoch prípadoch držal rovnomerne v okolí 50% s miernym stúpaním teda sa vo vzorke nachádzala v rovnakom pomere thin fáza s bulk fázou, kde počas degradácie pomer integrálnych intenzít ramanovkého piku osciloval v okolí 50%, môžeme povedať že thin fáza mierne stúpala, teda pentacénove molekuly sa nám začali mierne natáčať do kolmej polohy. V nasledujúcich prípadoch, kedy bol pentacén narastený na zlate, vo vzorke od začiatku previšovala bulk fáza v pomere 70% časom sa pomer bulk fázy ešte zvyšoval. Pentacénové molekuly sa teda začali ešte viac sklápať vodorovne.

0 50 100 150 200 250 300

0,10

0,15

0,20

0,25

0,30

0,35

0,40

0,45

0,50

0,55

0,60

0,65

0,70

0,75

1130 1140 1150 1160 117012000

14000

16000

18000

20000

22000

24000

26000

28000

30000

3 pik

2 pik1 pik

Inte

nzita

Vlnocet

Ramanovské spektrum

Pom

er in

tegr

alny

ch in

tenz

it pr

veho

a d

ruhe

ho p

iku

t [s]

A1/A2 (1)rast na parylene A1/A2 (2)rast na parylene A1/A2 (3)rast na zlate A1/A2 (4)rast na zlate

Obr.9. Pomer integrálnych intenzít prvého a druhého Ramanovského piku A1/A2. Vo vnútri je typické Ramanovské spektrum pentacénu. Degradované miesta sme následne zmapovali pomocou AFM, kde sme objavili na pentacéne, degradované miesta teda zreteľne viditeľné vypálené jamky obr.10 pentacén narastený na zlate a obr.11 pentacén narastený na paryléne.

Obr.10. Zmapovaný povrch pomocou AFM degradovaného miesta na pencanéne narasteného na zlate.

Obr.11. Zmapovaný povrch pomocou AFM dvoch degradovaných miest na pentacéne narasteného na zlate. Vzorka F91, je to vzorka, na ktorej je tenká vrstva filmu pentacénu, ktorý mal hrúbku 40nm narastenej na tenkej vrstve oxidu kremíka, vytvorenej na substráte.


Degradovali sme ju použitím filtra D0,3 čo je zmenšenie intenzity laserového zväzku o 30%. Meranie sme opakovali dvakrát po jednej sekunde v čase od nula po 600 sekúnd, s krokom merania výsledkov po 30 sekúnd. Na vzorke sme degradovali jedno miesto ktoré sme vybrali na pentacéne, ktorý bol narastený na oxide kremíka. Pri vyhodnocovaní z Ramanovskej spektroskopie nám vyšlo že fotoluminiscencia nám klesala exponenciálne, čo nasvedčuje určitému poklesu molekúl vo vzorke. Pomer integrálnych intenzít prvého a druhého ramanovského piku A1/A2 bol po celú dobu degradácie pod 50% a postupne klesal, čo znamená, že vo vzorke na nachádzala viacej bulk fáza a molekuly sa postupne sklápali do vodorovnej polohy ako je to vidno na obr.12.

0 100 200 300 400 500 600

0,20

0,25

0,30

0,35

0,40

0,45

0,50

0,55

1130 1140 1150 1160 1170

10000

12000

14000

16000

18000

20000

22000

24000

26000

3 pik

2 pik1 pik

Inte

nzita

Vlnocet

Ramanovské spektrum

Pom

er in

tegr

álny

ch in

tezí

t prv

ého

a du

rhéh

o pi

ku

t[s]

A1/A2(1) rast na parylene First order(2)

Obr.12. Pomer integrálnych intenzít s prvého a druhého ramanovského piku A1/A2. Vo vnútri je typické Ramanovské spektrum pentacénu. Degradované miesta sme následne zmapovali pomocou atómovej silovej mikroskopie AFM obr.13. Degradované miesto sme na vzorke nenašli aj napriek tomu že sme meranie opakovali niekoľkokrát.

Obr.13. Zmapovaný povrch pomocou AFM degradovaných miest pentacénu narasteného na SiO2.

V tomto experimente sme použili 3 druhy vzoriek na ktorých sme zisťovali vplyv degradácie povrchu na jej vlastnosti a štruktúru. Teraz by sme si vyhodnotili, ktorý typ vzorky sa nám osvedčil ako najlepší z hľadiska zmeny vlastností vplyvom degradácie. Na experimente sa podieľali vzorky 2P80, F94, F91. Skoro u všetkých

vzoriek fotoluminiscencia počas degradácie klesala, tak isto intenzita všetkých píkov, z čoho sa dá usudzovať, že objem pentacénovej vrstvy sa behom degradácie zmenšoval. Toto zmenšovanie objemu pentacénu sme pozorovali pomocou ( AFM ) atomic force microscope. U vzorky 2P80 sme zmenšenie objemu pentacenu po degradácii nenašli v prípade keď sa pod pentacénom nenachádzalo zlato, inak boli jamky dobre viditeľné. Vplyv po degradácii sme videli aj pod mikroskopom pri Ramanovskej spektroskopii no pri AFM nebola viditeľná vôbec. Môže to byť zapríčinené rôznou optikou mikroskopov. O tom, že to nevidelo ani samotné AFM môže mať za následok viacero faktorov, ktoré sa samozrejme len domnievame. Degradácia mohla byť príliš malá na to, aby ju systém zachytil a to, že sme to videli pod mikroskopom môže byť spôsobené že objem pentacénu sa neznížil, len molekuly na rôzne natočili, teda bol iný odraz svetla od vzorky. Na vzorkách sa nachádzali nečistoty ktoré ovplyvňovali meranie AFM, tým že sa spätná väzba nedokáže tak rýchlo zareagovať a samozrejme nechceli sme riskovať zlomenia cantilevera. To isté sa nám dialo aj so vzorkou F91. Vzorka 2P80 mala aj výnimku v jednom prípade u fotoluminiscencie keď v jednom z prípadov stúpla. To môžem tiež naznačovať tomu že sa pentacénove molekuly začali zhlukovať. Veľmi dôležitým faktorom je pomer integrálnych intenzít prvého a druhého piku A1/A2, ktorý nám udáva pomer thin fázy a bulk fázy. Vo väčšine meraní tento pomer počas degradácie osciloval okolo počiatočnej hodnoty, s miernym stúpaním v prípadoch, keď sa pod pentacénom nenachádzalo zlato, z čoho sa dá usudzovať, že mierne stúpa thin fáza tzn., že sa počas degradácie pentacénové molekuly vyrovnávajú. V prípadoch keď sa pod pentacénom nachádzalo zlato prevyšovala bulk fáza, ktorá počas degradácia stúpala, teda pentacénové molekuly sa sklápali. Môžeme tvrdiť, že sa zhoršovala vodivosť. Z fyzikálneho hľadiska sa tento pokles v literatúre vysvetľuje zväčšenou interakciou medzi molekulami pentacénu. Nakoľko je to zriedkavý úkaz budeme ho sledovať aj v budúcnosti.

4. Záver

V tejto práci sme sa zaoberali degradáciou pentacénových vrstiev pomocou intenzívneho laserového žiarenia. Pri degradovaní sme pozorovali ako sa menia jednotlivé vlastnosti vzorky. Degradovaný povrch je pozorovateľný mikroskopom pre hrubšie vrstvy pentacénu. My sme degradovaný povrch pozorovali pomocou Atómovej silovej mikroskopie AFM kde sme v niektorých prípadoch jamky nevideli. Problém mohol nastať aj vo vibráciách zariadenia, aj keď bolo odtlmené. Degradovaný povrch bol meraný pomocou Ramanovskej spektroskopie. Získané Ramanovské spektrá v rôznych časových úsekoch v programe LABSPEC sme spracovávali ďalej v programe Origin 6.1. Zistili sme že počas degradácie objem pentacénovej vrstvy klesá a zvyšuje sa pomer fázy bulk keď sa nachádza pod pentacénom zlato


v opačnom prípade prevyšovala thin fáza. Laicky by sa dalo povedať, že molekuly sa počas degradácie viacej vyrovnávajú, teda hrúbka mono-vrstvy sa zväčšuje. V prípadoch keď, sa nachádza pod pentacénom zlato, tak sa viacej sklápajú, teda hrúbka mono-vrstvy sa zmenšuje. Takto degradované vrstvy nie sú vhodné pre prípravu OFET, pretože sa zväčšuje bulk fáza. Tento jav budeme naďalej sledovať: vplyv hrúbky pentacénu a parylen vrstvy, intenzita laserového žiarenia.

5. Poďakovanie

Táto práca bola vypracovaná v Centre Excelencie CENAMOST, No. VVCE-0049-07 s podporou projektov APVV-0290-06 a VEGA-1-0689-09.


[1] http://en.wikipedia.org/wiki/Pentacene [2] C.D. Dimitrakopoulos, A.R. Brown, and A. Pomp –

Philips Research Laboratories [3] http://www.vp-scientific.com/parylene_properties.htm [4]http://nobelprize.org/nobel_prizes/physics/laureates/1930/ra

man-bio.html [5] Němcová, I., Čermáková, L., Rychlovský, P.:

Spektrometrické analytické metody I., Karolinum, Praha 1997.

[6] http://en.wikipedia.org/wiki/Raman_spectroscopy [7] R. Srnánek – nepublikované údaje [8] http://www.ntmdt.com/spm-principles/view/afm


Syntéza a analýza MEMS senzorov využívajúcich povrchové akustické vlny

Ivan Rýger, Jaroslava Škriniarová*

* Vedúci práce

Fakulta elektrotechniky a informatiky, STU, Ilkovičova 3, Katedra mikroelektroniky [email protected]

Abstrakt:

Mikroelektronické štruktúry využívajúce povrchové akustické vlny(PAV) našli široké uplatnenie v oblasti senzoriky ako senzory chemických látok,, v súčinnosti so živými sústavami tieto senzory môžu byť použité na meranie koncentrácie bielkovín. Filtre s povrchovou akustickou vlnou boli úspešne testované ako senzory sily, zrýchlenia, nárazu, krútiaceho momentu, viskozity, tlaku a vlhkosti[1]. V oblasti spracovania signálov tieto štruktúry našli uplatnenie ako filtre, so strmou amplitúdovou charakte-ristiku, analógové oneskorovacie vedenia; pri využití ne-lineárnych javov v materiáli sa dajú využiť ako analógové konvolútory, zosilňovače a podobne

Kľúčové slová: Senzor, PAV, IDM, Fourrierova transformácia, Hilbertova transformácia, amplitúdovo-frekvenčná charakteristika, fázovo-frekvenčná charakteristika.

1. Teoretický úvod

V poslednej dobe bol zaznamenaný na trhu prudký nárast dopytu po vhodných senzoroch plynných látok použiteľných v náročných environmentálnych podmienkach, najmä v korozívnom prostredí na detegovanie jedovatých plynných zlúčenín. Taktiež badať nárast záujmu po biologických senzoroch selektívnych na istú organickú zlúčeninu. Tieto všetky oblasti sa môžu s výhodou pokryť využitím mikroelektronických technológií na štruktúrach s excitovanou povrchovou akustickou vlnou. Ich výhoda tkvie vo vysokej citlivosti na požadovaný reagens v porovnaní s ostatnými druhmi senzorov využívajúcich napríklad piezoodporový jav, zmenu kapacity a podobne. Ďalšia požiadavka pri výbere vhodného princípu detekcie a materiálu bola zameraná na fakt, aby mikroelektronický senzor mohol spolupracovať so živými sústavami, a teda aby nebol pre ne toxický. To nás viedlo k výberu vhodného heteroštruktúrneho materiálu AlGaN/GaN, ktorý sa vyznačuje najmä

veľkou šírkou zakázaného pásma (Eg=3,4eV), čo predurčuje prácu materiálu na vysokých teplotách a ďalej jeho testovanú biokompatibilitu. Samotná mikroelektronická technológia výroby samotných meničov je veľmi dobre zvládnutá do oblastí submikrónových rozmerov[2] (kde je zároveň prediskutovaný princíp senzorov využívajúcich PAV), narážame na zásadný problém. Tým je optimálny návrh geometrických rozmerov meničov s ohľadom na fyzikálne parametre. V oblasti elektroniky nám typický PAV senzor pripomína klasický pásmový filter, resp. oneskorovaciu linku, ktoré majú charakteristickú amplitúdovú a fázovú charakteristiku vstupnej, výstupnej impedancie a prenosu. Frekvenčnú charakteristiku náhradnej impedancie elektro-mechanického modelu dostaneme riešením D´Alembertovych vlnových rovníc s ohľadom na harmonický budiaci signál a okrajové podmienky na strane jednak elektrickej a jednak mechanickej:

3,2,1,,,

0

)1(3,2,1,,,

0

22

22

2

2

∈

=⎥⎦

⎤⎢⎣

⎡∂∂

∂−⎥

⎦

⎤⎢⎣

⎡∂∂

∂

∈

=⎥⎦

⎤⎢⎣

⎡∂∂

∂−⎥

⎦

⎤⎢⎣

⎡∂∂

∂−⎥

⎦

⎤⎢⎣

⎡∂∂

lkjixxxx

ue

lkjixx

exx

uc

tu

kiik

li

kikl

kikij

li

kijkl

i

ϕε

ϕρ

Rovnica 1: Vlnové rovnice pre šírenie mechanickej vlny v piezoelektrickom prostredí [3]

(u-relatívna výchyľka infinitezimálneho objemu materiálu, φ- elektrostatický potenciál ρ- špecifická hmotnosť materiálu, ε-tenzor permitivity, c-tenzor elastických konštánt, e-tenzor piezoelektrických koeficientov) Riešenie týchto rovníc smeruje k riešeniu matice vlastných čísel vlnových rovníc v algebraickom tvare, tiež známej pod názvom Christoffelov tenzor. Tieto rovnice podpisujú podrobne typ excitovanej vlny. V praxi sa používajú numerické počítačové metódy na riešenie týchto zložitých okrajových úloh.


V elektrotechnickej praxi sa častokrát zjednodušuju riešenia týchto rovníc využitím viac či menej presných modelov. Najpoužívanejší je Mason-ov model[3] , [4] pre riešenie impedancie interdigitálnych meničov (ďalej IDM), resp. pre riešenie amplitúdovej charakteristiky je to model bodových zdrojov[3] ,[4]...

Obrázok 1: Mason-ov model dvojice interdigitálnych meničov[4]

l- vzdialenosť dvoch susedných interdigitov, k- absolútna hodnota vlnového vektora k=2π/λ, Za- vyžarovacia impedancia IDM, C0 –statická kapacita IDM, n- elektromechanický transformačný pomer Nakoľko pri riešení obvodovej štruktúry vyhodnocovacej elektroniky nás predovšetkým zaujíma priebeh amplitúdovej a fázovej charakteristiky, pri návrhu mechanických parametrov štruktúry s PAV sa zameriame na priebeh amplitúdovej charakteristiky s ohľadom na dosiahnutie vysokej kvality rezonátora v nezaťaženom stave a s tým súvisiacej strmej fázovej charakteristiky, nízkeho vložného útlmu a veľkého potlačenia v nepriepustnej časti frekvenčného pásma.

Obrázok 2: priebeh pozdĺžnej(1) a priečnej(2) zložky relatívnej výchyľky PAV ako funkcia normovanej hĺbky vniku[3]

Významným faktorom pre generovanie povrchovej akustickej vlny v materiáli s nenulovou vodivosťou je hĺbka vniku elektromagnetickej vlny (funkcia konduktivity polovodiča, permitivity a frekvencie),

ktorá určuje do akej miery sa jednotlivé vrstvy prostredníctvom piezoelektrického efektu podieľajú na generovaní mechanického napätia. Energia povrchovej akustickej vlny sa šíri v pomerne malej hĺbke od povrchu (menej ako 3/2 λ)[3], no táto v porovnaní so samotnou hrúbkou polovodičovej vrstvy je nezanedbateľná. Vzhľadom k rýchlosti šírenia, a následne vlnovej dĺžke akustickej vlny povrchovej akustickej vlny v danom polovodičovom prostredí je táto hrúbka veľmi dôležitá ,nakoľko pri frekvenciách rádovo 300 MHz a fázovej rýchlosti šírenia 4,5 km.s-1 je rovná 22,5 μm, čo je hodnota väčšia ako hrúbka samotnej polovodičovej vrstvy. Empirický vzťah uvedený v[1] približne popisuje útlm Rayleigho povrchovej akustickej vlny v materiáli s nenulovou vodivosťou. Tento však nezohľadňuje sekundárne javy popísané nižšie. Pre optimálny výkonový prenos je nutné zabezpečiť impedančné prispôsobenie generátora k samotným meničom, aby sme minimalizovali odrazy výkonu a tým maximalizovali prenesenú energiu na výstup. Toto súvisí s výpočtom parametrov samotného meniča, nakoľko ten sa v náhradnej schéme dá nahradiť frekvenčne závislou vyžarovacou impedanciou (previazaná priamym a konverzným piezoelektrickým efektom s mechanickými parametrami materiálu- tenzor elastických konštánt, špecifická hmotnosť) a kombináciou elektrická vodivosť -kapacita samotného elektródového usporiadania. Táto paralelná kombinácia závisí od vodivosti a špecifickej permitivity materiálu, ktoré sú obe tenzorové veličiny. Vzhľadom k faktu, že výpočet kapacity meničov je v tomto prípade pomerne náročná úloha (pri riešení jednoduchého jednovrstvový piezoelektrického materiálu, dochádzame k riešeniu eliptického integrálu, ktorý sa dá rozvinúť do Legendrovych polynómov), ktorá sa však dá zjednodušiť využitím numerickej metódy konečných prvkov. V našom prípade je problém značne skomplikovaný faktom, že kapacita meničov je závislá od i) koncentrácie 2DEG na rozhraní AlGaN/GaN, ktorý hlavnou mierou prispieva ku kapacite meničov, ii) kapacity samotných paralelne radených Schottkyho kontaktov kov- polovodič IDM závislej od priloženého napätia. Ďalší parameter vstupujúci do rovníc pre výpočet obvodových prvkov náhradnej schémy Mason-ovho modelu je napäťovo závislá rezistivita izolačnej vrstvy AlGaN. V neposlednom rade je dôležité zabezpečiť vhodnú kryštalografickú orientáciu substrátu vzhľadom k orientácii IDM elektród pre zabezpečenie minimálneho odklonu vektora grupovej rýchlosti určujúcej výkonový tok [3] vzhľadom k vektoru fázovej rýchlosti, čím zároveň definujeme požadovaný typ mechanickej vlny. Taktiež treba brať do úvahy difrakciu akustickej vlny na rozhraní IDM- voľný priestor. V tomto smere stojí za spomenutie riešenie daného problému vo filtroch typu FP3P9-451 ruskej výroby,


kde na potlačenie odrazených vĺn boli na mechanických koncoch štruktúry nanesené pásiky tlmiacej hmoty a na zabezpečenie malého uhla rozptylu bol priestor medzi prijímacím a vysielacím IDM meničom vyplnený ďalšími prstami bez pripojenia, tvoriacich sústavu ekvipotenciálnych plôch zabraňujúcich rozptylu generovanej PAV.

2. Experimentálna časť:

Simulácia elektrostatického poľa interdigitálnych meničov:

Na obrázkoch vyššienižšie vidieť vplyv prítomnosti voľných nosičov náboja na prienik elektrostatického poľa do hĺbky polovodičového materiálu. Vrstva 2DEG elektrónov s veľkou pohyblivosťou sa správa ako ekvipotenciálna plocha zabraňujúca prieniku elektrostatického poľa do hĺbky materiálu. Z obrázku vidieť, že pokiaľ zabezpečíme vyprázdnenie tejto hladiny od voľných nosičov náboja, stúpne jej rezistivita a to zabezpečí prienik elektrostatického poľa do väčšej hĺbky.

Obrázok 3: priebeh intenzity elektrostatického poľa v okolí IDM v prípade prítomnosti kanálu 2DEG na rozhraní AlGaN/GaN

Obrázok 4: priebeh intenzity elektrostatického poľa v okolí IDM po vyprázdnení kanála 2DEG

Na obrázku eliptický obal reprezentuje voľný priestor s perimtivitou vákua, obdĺžnik siahajúci po okraj deformovaného elipsoidu stvárňuje samotnú vzorku,

periodické prsty IDM sú 4 na obrázku pre zjednodušenie riešenia. Pri samotnej analýze sa využil modul elektrostatickej simulácie vo voľne šíriteľnom programe FEMM, pričom v programe sme uvažovali nasledovné fakty: Interdigitálne meniče, vytvorené pokovením povrchu polovodiča boli aproximované ekvipotenciálnymi plochami. Vrstva 2DEG bola modelovaná ekvipotenciálou s konečnou vodivosťou. Pri materiálových konštantách bola uskutočnená istá aproximácia tým, že pri riešení elektrostatického. poľa je možné definovať izolant s jeho relatívnou efektívnou permitivitou (εef=9,35), ktorú sme vyrátali z empirického vzťahu uvedeného v [1], pričom sme uvažovali molárny zlomok Al 0,3. Nakoľko program FEMM[5] neumožňuje analýzu dynamického elektromagnetického poľa, nemohli sme využiť presnejší model, využívajúci konečnú rezistivitu materiálu, piezoelektrické koeficienty a presnejšie analyzovať hĺbku vniku elektromagnetického poľa do materiálu. Tento fakt bol potvrdený na heteroštruktúre AlGaN/GaN experimentom. Pri heteroštruktúre, ktorá pred depozíciou Schottkyho kontaktov nebola plazmaticky spracovaná nebolo možné vybudiť povrchovú akustickú vlnu piezoelektrickým javom, keďže hĺbka vniku akustickej vlny je podstatne väčšia ako hĺbka, v ktorej sa nachádza tieniace rozhranie 2DEG. Teda veľká väčšina atómov materiálu podieľajúca sa na budení akustickej vlny bola odtienená od pôsobenia budiacej elektromagnetickej vlny prichádzajúcej od IDM meničov.

Návrh amplitúdovej charakteristiky PAV filtra

Pri zohľadňovaní návrhu tvaru IDM meničov je dôležitý tvar amplitúdovej a fázovej frekvenčnej charakteristiky. Tieto sú previazané s tvarom meničov dvojicou priamej a spätnej Fourrierovej transformácie. Tvar IDM meničov reprezentuje priestorovo orientovaný časový obraz spätnej Fourrierovej transformácie amplitúdovej charakteristiky prenosovej funkcie nášho PAV systému.

( ) ( )

( ) ( ) ωωπ

ω

ω

ω

deXtx

dtetxX

ti

ti

∫

∫

∞

∞−

−∞

∞−

=

=

21

)2(

.

Rovnica 2: Dvojica priamej a spätnej Fourrierovej transformácie

Respektíve, prenosová funkcia je obrazom priamej Fourrierovej transformácie impulznej odozvy systému, ktorá korešponduje s tvarom IDM meničov. Z toho dôvodu sa v televíznej technike využívajú PAV filtre s tzv. apodizovanými meničmi.


Pre našu analýzu je vhodné, keď amplitúdová frekvenčná charakteristika kopíruje analyticky ľahko spracovateľnú funkciu. Z toho dôvodu sme zvolili neapodizované meniče, ktorých frekvenčný obraz zodpovedá funkcii Si(Ω), kde Ω je normalizovaná frekvencia. Tvar neapodizovaných meničov sa dá v časovej oblasti popísať nasledovnou rovnicou:

( ) ( ) ( )

( ) ⎪

⎩

⎪⎨

⎧

∈

−=∈=

⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛−=− ∑∑

−=−=

IRtva

vaItAth

dnxv

hnTthth

ff

N

Nn f

N

NnT

/:0

;:

)3(

2.12/

2/

2/

2/

Rovnica 3: Priebeh impulznej charakteristiky neapodizovaných meničov kde T - perióda opakovania sa vzoru tvaru prstov, N -počet párov prstov, x -všeobecná vzdialenosť, vf- fázová rýchlosť šírenia patričného módu PAV, a –šírka prstu, d-vzdialenosť prstov A- normalizovaná amplitúda. Uskutočnením transformácie s využitím vety o linearite a časovom posuve dostávame nasledovnú rovnicu:

( )

( ) ( )

ξω

ωξξω

ωξ

ξ

ω

==

=

=

∑

∑ ∫

−=

−= −

−

ff

N

Nn

WT

N

Nn

tiWT

vaW

vdni

SiAeH

dteAeH

2 kde

)4(

.2

.

2/

2/

2/

2/

Rovnica 4: Priebeh frekvenčnej charakteristiky neapodizovaného meniča

Obrázok 5: teoretický priebeh amplitúdovej(hore) a fázovej(dole) frekvenčnej charakteristiky neapodi-zovaného nedisperzného meniča

Na obrázku hore si možno všimnúť, že priebeh amplitúdovej charakteristiky lineárne narastá. Body nespojitosti sú zapríčinené faktom, že matematický program bol schopný operovať s rozsahom argumentov <-π,π> Z hľadiska fázovej charakteristiky je obzvlášť nevýhodné využívať neapodizované meniče, nakoľko tieto majú lineárnu prenosovú fázovú charakteristiku a preto sa nedajú využiť pre konštrukciu senzorových systémov využívajúcich fázový záves.

Obrázok 6: Priebeh amplitúdovej(vľavo) a fázovej(vpravo) frekvenčnej charakteristiky filtra s apodizovanými IDM v tvare funkcie Si(ω)

Tieto filtre majú veľkú výhodu v ich tvare fázovej charakteristiky. Z teórie signálov a sústav vieme, že pokiaľ sa nejaká sústava chová minimálne-fázovo, potom amplitúdová a fázová charakteristika sú previazané dvojicou Hilbertovej transformácie, čo sa dá s výhodou využiť pri konštrukcii fázových závesov.


( ) ( ) ( )

( )( ) ( ) ( )

( ) ( )

( ) ⎟⎟⎠

⎞⎜⎜⎝

⎛+−

=

−=

−=

+==

∫∫−

∞

∞−

0

0ln.

)5(

ln0

0

ωωωωωθ

ξωξ

ξωξ

ξωθ

ωθωωωω

ω

ω

ωθ

A

dAdA

jAjHeHjH j

Rovnica 5:Fázová frekvenčná charakteristika ako Hilbertov obraz Ampltiúdovej frekvenčnáej charakteristika apodizovaného meniča Z obrázka a rovníc vyplýva, že existuje istý interval frekvencií, na ktorom je fázová charakteristika rýdzomonotónna a prechádza bodom 0. Toto sa dá s prehľadom využiť pri konštrukcii fázového závesu na sledovanie zmeny meranej veličiny. Na obrázku (7) nižšie vidíme nameranú amplitúdovú a fázovú frekvenčnú charakteristiku vyrobeného neapodizovaného meniča. Sú prítomné 2 výrazné rezonančné prevýšenia zodpovedajúce dvom rôznym prítomným módom akustickej vlny s rôznou fázovou rýchlosťou šírenia.

3. Funkčný prototyp:

Prvotný funkčný prototyp bol zhotovený na Elektrotechnickom ústave Slovenskej akadémie vied v spolupráci s Katedrou mikroelektroniky, FEI STU Merania boli uskutočnené na vektorovom analyzátore sietí Agilent tech.

Obrázok 7: Amplitúdová a fázová frekvenčná charakteristika zhotoveného filtra

Z obrázku možno vidieť, fakt, že oproti simulácii sú na frekvenčnej charakteristike prítomné dva rôzne módy akustickej vlny, pričom vlna s výraznejším rezonančným prevýšením zodpovedá Rayleigh-o vlne, pričom je vhodné si taktiež všimnúť fakt, že fázová charakterisika filtra nezodpovedá lineárne narastajúcej

fáze. To je zapríčinené faktom, že v stave rezonancie IDM meniča sa jeho reaktancia prudko mení z induktívneho na kapacitný charakter, toto sa premieta aj do výslednej amplitúdovej a fázovej frekvenčnej charakteristiky systému.

4. Záver:

Praktickou realízáciou zhotovenej vzorky sme potvrdili možnosť vybudenia povrchovej akustickej vlny na danej heteroštruktúre po následnom plazmatickom spracovaní. Simulácie amplitúdovej charakteristiky dobre kopírujú namerané závislosti, v budúcnosti plánujeme znížiť útlm v priepustnej časti charakteristiky znížením difrakčného tlmenia, tlmenia interferenciou a tlmenia impedančným neprispôsobením, naplánovaná je nová vzorka obsahujúca HEMT vyhrievací tranzistor a plánuje sa testovanie rôznych chemicky absorpčných vrstiev.

5. Poďakovanie:

Touto cestou by som sa chcel poďakovať najmä pánovi Ing. Mojmírovi Kollárovi, PhD. za cenné konzultácie v oblasti elektromagnetizmu a spracovaní signálov. Takisto poďakovanie patrí p. Ing. Martinovi Tomáškovi, PhD. za uskutočnenie vysokofrekvenčných meraní vzoriek, Ing. Tiborovi Lalinskému za konzultácie v oblasti procesnej technológie a v neposlednom rade i Ing. Jaroslave Škriniarovej, PhD. za vecné pripomienky a usmernenie pri vypracovaní práce. Predložená práca bola vypracovaná na Katedre mikroelektroniky FEI STU Bratislava v Centre Excelencie „CENAMOST“ (Agentúra pre podporu vedy a výskumu, kontrakt č. VVCE-0049-07) a v rámci projektu VEGA 1/0689/09.


[1] J. Phys.: Condens. Matter, 16 (2004) R961-

994- GaN based diodes and transistors for chemical, gas, biological and pressure sensing.

[2] T. Lalinsky´ , et al., AlGaN/GaN heterostructure-based surface acoustic wave-structures for chemical sensors, Appl. Surf. Sci. (2008), doi:10.1016/j.apsusc.2008.07.016

[3] Bálek, a kol.: Povrchové akustické vlny, Academia, Praha,1986

[4] Datta, S.: Surface Acoustic Wave Devices, Prentice-Hall, 1986

[5] Meeker, D. : Finite Element Method Magnetics, Version 4.2, User’s Manual, 2008


Teplotné I-V charakteristiky Schottkyho diód na štruktúre AlGaN/GaN

Peter Salaj, Martin Florovič*

* Vedúci práce

Katedra mikroelektroniky, Fakulta elektrotechniky a informatiky, Slovenská technická univerzita

Abstrakt Širokopásmové polovodiče, ktorým je aj GaN, ponúkajú výhody pre výrobu elektronických prvkov ako napr. relatívne vysoké prierazné napätie a pracovná teplota. Táto práca sa zaoberá vyšetrovaním elektrických vlastností Schottkyho diód na štruktúre Al0.3Ga0.7N/GaN. Boli merané a analyzované I-V charakteristiky za účelom vyhodnotenia parametrov Schottkyho priechodu (saturačný prúd IS, prahové napätie VBI, Schottkyho bariéra Φb, idealizačný koeficient n, sériový odpor RS) od teploty.

1. Úvod

Kontakt kov - polovodič je integrálnou súčasťou každej polovodičovej aplikácie. V závislosti od vlastností kontaktu rozoznávame neusmerňujúci ohmický a usmerňujúci Schottkyho kontakt (obr.1). Schottkyho dióda ja praktickou aplikáciou Schottkyho kontaktu [1]. Voči polovodičovej dióde má Schottkyho dióda výhodu jednoduchšej prípravy, dominancie majoritných vodičov, menšieho úbytku napätia a vyšších pracovných frekvencií [2,3].

Obr. 1. Schottkyho kontakt pred a po spojení

I-V charakteristika Schottkyho diódy má podobný tvar a priebeh ako v prípade usmerňovacej diódy s PN priechodom. V semilogaritmickej mierke má tvar priamky so smernicou q/kT (obr.2). V priepustnom smere prúd rastie exponenciálne s napätím. Pri malých napätiach prevláda generačno-rekombinačný prúd.

Obr. 2. I-V charakteristika Schottkyho diódy v priepustnom smere v semilogaritmickej mierke

Sériový odpor RS potom predstavuje odchýlku skutočnej charakteristiky v semilogaritmickej mierke od tejto priamky smerom doprava. Závislosť prúdu od napätia má tvar

⎥⎦

⎤⎢⎣

⎡−⎟

⎠⎞

⎜⎝⎛= 1exp

nkTqV

II AS (1)

kde k je Boltzmanova konštanta a T je absolútna teplota kontaktu. Hodnotu saturačného prúdu IS môžeme vyjadriť v tvare

⎟⎠⎞

⎜⎝⎛ −=

kTTAI b

Sφexp2* (2)

kde Φb je výška Schottkyho bariéry a A* je modifikovaná Richardsonova konštanta. Jej hodnotu pre plochu kontaktu A možno určiť z rovnice pre priepustný smer


Sb I

TAAkT*

ln=φ (3)

Parameter n sa nazýva idealizačný koeficient a pre ideálne diódy platí n = 1. Možno ho určiť zo závislosti prúdu od napätia

IddV

kTqn A

ln.= (4)

V práci je spomenuté vyšetrovanie elektrických vlastností Schottkyho diód na štruktúre Al0.3Ga0.7N/GaN. Boli namerané a analyzované I-V charakteristiky. Ako je zrejmé z rovníc (1) – (4), hodnoty parametrov Schottkyho diódy sú závislé od teploty a táto závislosť bola experimentálne určená [4].

2. Štruktúra AlGaN/GaN

Materiálová štruktúra Al0.3Ga0.7N/GaN (obr.3) s označením SG036_3A bola vyrobená na zafírovom substráte nízkotlakovou metalorganickou depozíciou z plynnej fázy (LP-MOVPE) v tomto poradí: Fe dopovaná izolačná GaN medzivrstva hrúbky 3 µm, nedopovaná Al0.3Ga0.7N vrstva hrúbky 22 nm a nedopovaná povrchová GaN vrstva hrúbky 3 nm. Pre prípravu kontaktov bola použitá depozícia elektrónovým lúčom (EBE). Na štruktúre Al0.3Ga0.7N/GaN boli pripravené ohmické kontakty so zložením Nb(20nm)/Ti(20nm)/Al(100nm)/Ni(40nm)/Au(50nm). Po depozícii nasledovalo rýchle teplotné žíhanie (RTA) na 850oC po dobu 30 s v dusíkovej atmosfére a izolácia jednotlivých štruktúr bola urobená mesa leptaním pomocou reaktívneho iónového leptania (RIE) v CCl4 plazmovej atmosfére. V kombinácii s lift-off technikou boli vyrobené kontakty Schottkyho diód, resp. hradla so zložením Ni(40 nm)/Au(100 nm).

Obr. 3. Štruktúra SG036_3A Schottkyho hradlo má dĺžku 2 µm a šírku 50 μm. Rozmery kontaktov skúmaných Schottkyho diód sú 50x50μm2 pre vzorku 3A_BY, resp. 100x100μm2 pre vzorku 3B_BX.

3. Opis meracej aparatúry

I-V charakteristiky Schottkyho diód boli merané pomocou programovateľného multimetra Keithley 237 spojeného s PC pomocou USB zbernice. Vzorka skúmanej štruktúry AlGaN/GaN bola umiestnená do pece LHT6/30 s teplotnou reguláciou Eurotherm (výrobca Carbolite, Veľká Británia). Meranie I-V charakteristík prebiehalo pri teplote 20 - 500˚C pomocou programu DCATS (obr.4). Ten zároveň slúži na analýzu I-V charakteristík a určenie parametrov Schottkyho diód (obr.5) v závislosti od teploty (sériový odpor RS, výšku Schottkyho bariéry Φb, prahové napätie VBI , saturačný prúd IS, idealizačný koeficient n) na základe zadaných parametrov skúmanej Schottkyho štruktúry (plocha kontaktu A a modifikovaná Richardsonova konštanta A*). Hodnoty týchto parametrov sú normované s cieľom vyšetriť ich závislosť od teploty.

Obr.4. Nastavenie meracích rozsahovv programe DCATS

Obr. 5. Určovanie parametrov Schottkyho diód v programe DCATS


-10 -9 -8 -7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 0 1 210-8

10-7

10-6

10-5

10-4

10-3

10-2

3A_BY Schottky diode50 x 50 μm2

20 °C 50 °C 100 °C 125 °C 150 °C 200 °C 275 °C 350 °C 425 °C

Cur

rent

(A)

Voltage (V)

Obr.6. I-V charakteristika diódy 3A_BY

Tab.1. Parametre 3A_BY

T [°C] b [eV] Is [nA] n Vbi [V] Rs [Ω] 20 0,5703 9,969 4,57 1,638 78,3 50 0,5936 7,199 4,291 1,623 -- 75 0,6553 29,4 4,355 1,565 77,1 100 0,6939 43,92 4,304 1,549 108,5 125 0,742 47,77 4,008 1,494 71,53 150 0,768 95,07 4,373 1,466 76,72 175 0,8738 111,2 4,27 1,406 101,8 200 0,8591 117,9 3,978 1,35 117,5 275 1,017 100,8 3,201 1,24 -- 350 1,161 118,7 2,678 1,085 188,7 425 1,29 176,1 2,404 0,9935 274,2

0 100 200 300 400 5000,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0

SG036_3A3A_BY

Para

met

ers

(r.u.

)

Temperature (°C)

Qb Is n Vbi Rs

Obr.8. Závislosť parametrov 3A_BY od teploty

-10 -9 -8 -7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 0 1 210-10

10-9

10-8

10-7

10-6

10-5

10-4

10-3

10-2

10-1

3B_BX Schottky diode100 x 100 μm2 20 °C

50 °C 75 °C 100 °C 150 °C 200 °C 275 °C 350 °C 425 °C 475 °C 500 °C

Cur

rent

(A)

Voltage (V)

Obr.7. I-V charakteristika diódy 3B_BX

Tab.2. Parametre 3B_BX

T [°C] b [eV] Is [nA] n Vbi [V] Rs [Ω] 20 0,7785 10,46 2,534 1,692 290 50 0,7759 244,8 3,879 1,65 444,3 75 0,826 396,9 3,617 1,644 417 100 0,9119 199,3 2,74 1,685 177,4 150 0,9724 1395 3,161 1,571 109,8 200 1,09 1631 2,235 1,377 153,4 250 1,155 6113 1,994 1,173 68,9 350 1,317 26070 1,675 1,295 71,6 425 1,436 62100 1,517 1,31 45,7 475 0,9492 475100 1,662 0,0889 -- 500 1,752 6810 0,659 0,1055 --

0 100 200 300 400 5000,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0SG036_3A3B_BX

Para

met

ers

(r.u.

)

Temperature (°C)

Qb Is n Vbi Rs

Obr.9. Závislosť parametrov 3B_BX od teploty


4. Vyhodnotenie

Boli namerané I-V charakteristiky a určené parametre Schottkyho diód v závislosti od teploty. Zároveň boli určené relatívne hodnoty týchto parametrov pre lepšie znázornenie teplotnej závislosti. Pomocou programu DCATS boli určené parametre diódy (tab.1,2) a ich relatívne hodnoty (obr.8,9). I-V charakteristika diódy 3A_BY (obr.6) vykazuje nárast hodnoty prúdu v závernom smere, hodnota prúdu pri meraní vzrástla o jeden rád, z 5x10-6 A pri 20oC na 5x10-5 A pri 425oC pri napätí v rozsahu od -10V do 2V. Na ich základe s prihliadnutím na chyby merania a spracovania výsledkov možno skonštatovať závislosť parametrov od teploty (obr.6). S rastúcou teplotou rastie hodnota Schottkyho bariéry Φb, avšak rastie aj saturačný prúd IS, celkový prúd diódou vzrastá a je limitovaný pri vyšších napätiach v priepustnom smere sériovým odporom RS., ktorý v prípade tejto diódy stúpa s rastúcou teplotou, naopak klesá hodnota prahového napätia VBI a idealizačného koeficientu n. Uvedené zmeny sú spôsobené zvyšovaním koncentrácie voľných nosičov náboja a tým aj zmenou vodivosti AlGaN/GaN kanála. I-V charakteristika diódy 3B_BX bola meraná a vyhodnocovaná v rozsahu teplôt 20 - 500oC. I-V charakteristika (obr.7) je priebehom podobná I-V charakteristike diódy 3A_BY. Schottkyho dióda je funkčná do teploty 425oC, pri vyšších teplotách dochádza k degradácii a následnému zničeniu Schottkyho kontaktu. Táto skutočnosť podstatne ovplyvňuje jej parametre pri teplotách nad 425oC (tab.2) a ich relatívne hodnoty (obr.9). V rozsahu teplôt 20 - 425oC so zvyšujúcou sa teplotou rastie výška Schottkyho bariéry Φb a saturačný prúd IS, naopak klesá hodnota sériového odporu RS, ktorý je daný kombináciou rezistivity polovodičového materiálu a ohmických kontaktov. Podobne ako v prípade diódy 3A_BY prahové napätie VBI a idealizačný koeficient n s rastúcou teplotou stúpa.

5. Záver

Predmetom tejto práce bolo určenie I-V charakteristík Schottkyho diód na štruktúre Al0.3Ga0.7N/GaN a teplotnej závislosti parametrov Schottkyho kontaktu pomocou programu DCATS. Na základe nameraných hodnôt možno určiť, že hodnota Schottkyho bariéry Φb, saturačného prúdu IS rastie a hodnota idealizačného koeficientu n, prahového napätia VBI klesá so zvyšujúcou sa teplotou, čo je čiastočne vyjadrené teoretickými predpokladmi (2), (3), (4). Pri meraní bola zistená stabilita a funkčnosť štruktúry do teploty 425oC, pri vyšších teplotách došlo k degradácii Schottkyho kontaktu. Funkčnosť Schottkyho diód na báze AlGaN/GaN umožňuje ich používanie v aplikáciách s vysokou pracovnou teplotou. Predmetom ďalšej práce bude upresňovanie hodnôt parametrov, ako aj teoreticko-fyzikálny popis ich závislosti od teploty.

6. Poďakovanie

Predložená práca bola vypracovaná s podporou projektov VEGA 1/0689/09, 1/0742/08, 1/3108/06 a APVV-20-055405.

7. Literatúra

[1] DONOVAL, Daniel. Prednášky k predmetu CAD elektronických prvkov. [online] Publikované 4.10.2008 [citované 20.4.2009]. Dostupné z http://kme.elf.stuba.sk/kme/buxus/docs/predmety/CADEP/4a_Kov_Pol.pdf, http://kme.elf.stuba.sk/kme/buxus/docs/predmety/CADEP/4b_Kov_Pol.pdf

[2] Hasegawa, Hideki, Akazawa, Masamichi. Mechanism and

control of current transport in GaN and AlGaN Schottky barriers for chemical sensors applications, Applied Surface Science, Vol. 254, 2008, s. 3653-3666

[3] Dogan, S. et. al. Temperature variation of current-voltage

characteristics of Au/NI/n-GaN Schottky diodes, Physica E, Vol. 41, 2009, s. 646-651

[4] Remashan, K., Wen-Pin Huang, Jenn-Inn Chyi:

Simulation and fabrication of high voltage AlGaN/GaN based Schottky diodes with field plate edge termination, Microelectronics Engineering, Vol. 84, Iss. 12, 2007, s. 2907-2915.

Pre


Atómový silový mikroskop

Tomáš Ščepka, Jaroslava Škriniarová*

* Vedúci práce

Katedra mikroelektroniky, FEI STU Bratislava, Ilkovičova 3, 812 19, [email protected], [email protected]

Abstrakt Tento článok opisuje základné princípy skenovacej sondovej mikroskopie, pričom sa zameriava na atómový silový mikroskop. V prvej časti vysvetľuje princíp činnosti, v ďalšej časti porovnáva namerané hodnoty kalibračných mriežok s hodnotami deklarovanými výrobcom. Podstatná časť je zameraná na používanie softvéru potrebného k prezentácii výsledkov.

1. Atómový silový mikroskop

Atómový silový mikroskop (Atomic Force Microscope – AFM) je zariadenie využívané najmä na výskum povrchových vlastností vzoriek. Patrí do širokej rodiny skenovacích sondových mikroskopov (Scanning probe microscope – SPM), pomocou ktorých je možné zistiť lokálne vlastnosti skúmaných vzoriek, ako napríklad povrchovú morfológiu, lokálnu magnetizáciu, odrazivosť a absorbciu svetla, elektrickú či tepelnú kapacitu, vodivosť atď. Skenovacie sondové mikroskopy sú produktom dlhého vývoja mikroskopov. Počiatky boli späté s klasickými optickými mikroskopmi, no pre ich obmedzenosť sa hľadali nové princípy. Dôležitým krokom tohto procesu bolo vyvinutie elektrónového mikroskopu (SEM), čo podporilo nárast počtu moderných zariadení určených na zobrazovanie povrchov. S využitím tunelovacieho javu sa o päťdesiat rokov neskôr podarilo vyvinúť novú techniku na zisťovanie morfológie povrchu s rozlíšením menším ako 0,1 nm, teda s rozlíšením jednotlivých atómov. Skenovacia tunelová mikroskopia (Scanning tunneling microscopy – STM) sa stala revolučnou v oblasti vedeckého výskumu povrchov materiálov. Tunelovací efekt, ktorý je základom STM, však obmedzuje použitie tohto zariadenia len na meranie vodivých vzoriek. Pre nevodivé materiály sa povrch meranej vzorky musí pokryť tenkou vodivou vrstvou, čo môže viesť k zníženiu topografického rozlíšenia. Táto značná nevýhoda STM viedla k vyvinutiu atómového silového mikroskopu v roku 1986. Okrem spomínaných typov STM a AFM do tejto skupiny patria niektoré ďalšie metódy ako napríklad:

LFM – pozdĺžna silová mikroskopia – rozšírenie AFM, pri ktorej je vyhodnocované aj skrútenie nosníka, EFM – mikroskopia elektrostatických síl – hrot sa nabíja v závislosti od rozdelenia náboja na vzorke, MFM – magnetická silová mikroskopia – pôsobenie magnetických pólov (hrot – vzorka), SThM – tepelný skenovací mikroskop – mapuje tepelné rozdiely pomocou malého termočlánku (hrot), NSOM – optický skenovací mikroskop pracujúci v režime blízkeho poľa a ďalšie.

2. Princíp činnosti AFM

AFM využíva na meranie povrchu vzorky ostrý hrot, dĺžky niekoľko desiatok mikrometrov, ktorý je vytvarovaný na voľnom konci pružného nosníka. Hroty sú prevažne robené z kremíka alebo Si3N4, pričom polomer špičky takéhoto hrotu je 2 ÷ 20 nm. Nosník slúži na snímanie interakčných síl medzi hrotom a povrchom vzorky. Piezoelektrický kryštál spolu s nosníkom, ktorý je na ňom upevnený, sa pohybuje (rastruje) v rovine x - y (paralelnej s povrchom vzorky). Ostrý hrot kopíruje nerovnosti na povrchu vzorky a podľa jeho reliéfu sa ohýba v smere osi z. Detekcia ohybu nosníka je založená na optickom princípe.

Obr. 1. Principiálna schéma AFM.


Lúč z laserovej diódy dopadá na vrchnú stranu nosníka a od neho sa odráža na štvor-kvadrantový polohovo citlivý fotodetektor. Pred vlastným skenovaním sa systém mechanicky nastaví tak, aby energia zväzku dopadala na všetky časti fotodektora rovnako. Pri meraní sa ohyb nosníka prejaví posunom stopy odrazeného lúča, takže energia dopadajúca na jednotlivé časti detektora už nebude rovnaká a z ich pomeru je možné určiť vychýlenie nosníka. Detektor je schopný registrovať zmenu polohy lúča od jedného nanometra. Pomer dĺžky lúča medzi nosníkom a detektorom ku dĺžke nosníka spôsobuje mechanické zosilnenie. To má za následok, že systém môže detekovať vertikálny pohyb nosníka pod úrovňou 0,1 nm. Vychyľovanie nosníka sa počas merania zaznamenáva a ďalším programovým spracovaním sa generuje výsledná topografia povrchu. Príprava vzoriek nie je obvykle náročná a meranie sa môže realizovať ako pri laboratórnej teplote, tak aj pri nízkych a vysokých teplotách. Schéma zariadenia pre atómovú silovú mikroskopiu je ilustrovaná na obr. 1.

Obr. 2. Typický priebeh medziatómového potenciálu. Na hrot, ktorý je v tesnej blízkosti povrchu pôsobia predovšetkým krátkodosahové odpudivé sily elektrostatického pôvodu (prejavujúce sa pri prekrytí elektrónových orbitálov atómov alebo molekúl povrchu hrotu a vzorky) a ďalekodosahové, príťažlivé van der Waalsove sily. Priebeh Lennard-Jonsonovho potenciálu je znázornený na obr. 2. Zo zmenšovaním vzdialenosti prechádza krivka z oblasti príťažlivých síl do oblasti odpudivých síl. V závislosti od vzdialenosti hrotu od vzorky počas skenovania rozlišujeme tri režimy AFM: kontaktný, nekontaktný a prerušovaný mód.

3. Podmienky merania

Všetky merania zahrnuté v tejto štúdii boli realizované pomocou nekontaktného módu (NC-AFM). V NC-móde sa nosník nedotýka vzorky, ale osciluje 5 – 20 nm nad povrchom. Na detekciu sa využíva zmena amplitúdy, fázy alebo frekvencie oscilujúceho nosníka. NC-mód

AFM je viac odolnejší voči poškodeniu vzorky alebo hrotu, na rozdiel od kontaktného módu. NC-mód je tiež výhodnejší pri meraní mäkkých alebo elastických vzoriek. V prípade tvrdých vzoriek je topografický obrázok „rovnaký“ pri kontaktnom aj nekontaktnom móde. Zvolený mód sa môže meniť medzi jednotlivými meraniami a tak porovnávať dosiahnuté výsledky. Keďže prostredie vhodné na meranie nie je špecifické, výmena hrotu aj zmena módu sú jednoduché činnosti a nie sú časovo náročné. Dôležitým faktorom je však správnosť nameraných údajov. K tomu účelu slúžia napríklad kalibračné mriežky.

4. Kalibračné mriežky

Pred skúmaním povrchov vzoriek s rôznymi zložitými štruktúrami je potrebné vedieť nakoľko sú výstupné topografie reálne. Základným kalibračným prvkom môžu byť kalibračné mriežky. V tomto experimente boli použité dve kalibračné mriežky od dvoch rôznych výrobcov. V prvom prípade som analyzoval periódu mriežky TDG01 od fy NT-MDT. Výrobcom deklarovaná hodnota periódy bola 278 nm (± 1 nm). Na obr. 3. je zosnímaní povrch vzorky s výberom línie pre určenie periódy.

Obr. 3. Kalibračná mriežka TDG01.

Obr. 4. Výškový profil mriežky TDG01.

Pre presnejšiu hodnotu boli ukazovatele roztiahnuté cez päť periód a výsledná hodnota bola stanovená na 283 nm. Ak uvážime povolenú odchýlku, nameraná hodnota zodpovedá rozsahu, ktorý uvádza výrobca. V ďalšom prípade som analyzoval kalibračnú mriežku TGX01P od fy MikroMasch. Charakteristika: aktívna oblasť 2x2 mm, výška schodov 160 nm (± 4 nm) a perióda 3 um (± 5 nm).


Obr. 5. SEM obrázok kremíkovej mriežky TGX01P. Na obrázku 5. je zachytený obrázok z rastrovacieho elektrónového mikroskopu z data sheetu uvedenej mriežky. Na nasledujúcich obrázkoch je naznačený rozdiel zobrazenia dvoch rôznych AFM a ich pridružených softvérov. Oblasť zobrazenia je 10x10 um.

Obr. 6. Mriežka TGX01P pomocou AFM XE-100.

Obr. 7. Výškový profil mriežky TGX01P. Z výsledkov SOLVER PRO od fy NT-MDT vychádza, že priemerná výška jednotlivých schodov je 150 nm a ich perióda je blízka k 3 um.

Obr. 8. Mriežka TGX01P pomocou SOLVER PRO. Skenovaním pomocou typu AFM XE-100 je priemerný výškový profil 160 nm, kvôli zisteným nerovnostiam na

dnách priehlbín sa výška pohybuje v rozsahu 145–175 nm (obr. 7.). Hodnota periódy je aj v tomto prípade veľmi blízka k 3 um.

5. Nastavenia softvéru

Na zobrazení korektnej výslednej topografie sa okrem vhodného výberu módu a hrotu, podieľa aj spracovanie pomocou softvéru. Tieto softvéry nie sú štandardizované medzi výrobcami a teda obsahujú aj rôzne funkcie na editáciu povrchu vzorky. Keďže je takmer nemožné aplikovať vzorku horizontálne v x-ovej a súčasne aj y-ovej osi, jednou zo základných funkcií je vyrovnanie povrchu vzorky. V softvéri na spracovanie obrázkov použitého pre túto štúdiu (XEI) sú na výber viaceré metódy a stupne vyrovnania.

Obr. 9. Výškové profily pre rôzne stupne vyrovnania. Na obrázku 9. sú zobrazené dva výškové profily pre rovnakú líniu. Horný graf patrí k základnému stupňu vyrovnania (stupeň 1 pre x-ovú aj y-ovú os) a dolný graf pre tretí stupeň vyrovnania. Je zrejmé, že pre symetrické a kontrolovane vytvárané vzorky nevplývajú (zanedbateľne) rôzne stupne vyrovnania na hodnoty periódy a výšky. Okrem stupňov vyrovnania sa dajú nastaviť aj metódy: aplikovanie na celú oblasť, čiarové a diferenčné vyrovnanie. Na nasledujúcich obrázkoch sú prezentované odchýlky pre rôzne metódy.

Obr. 10. Metóda vyrovnania – celá oblasť.


Obr. 11. Metóda vyrovnania – čiarová.

Obr. 12. Metóda vyrovnania – diferenčná. Keďže v tomto prípade sa jedná o kalibračnú mriežku, tzn. že jej štruktúru a tvar poznáme, sme schopní poznamenať, že vzhľad mriežky, po aplikovaní čiarovej a diferenčnej metódy, je vzdialený od reality. Teda ak analyzujeme vzorky s neznámym povrchom je veľmi dôležitý vhodný výber metódy vyrovnania. Existuje taktiež niekoľko parametrov, ktoré sa dajú nastavovať pred alebo počas skenovania povrchu. Medzi základné parametre patria: určenie oblasti skenovania, set point, rýchlosť skenovania a z-servo gain. Modifikáciou týchto parametrov dostaneme rôzne obrázky.

Obr. 13. Skenovacia frekvencia 0,4 Hz.

Obr. 14. Skenovacia frekvencia 0,2 Hz. Pre obrázky 13. a 14. bolo nastavené rovnaké rozlíšenie (512x512 pxl), set point (-0,38 um) a aj skenovacia oblasť (20x20 um). Ak sa však bližšie pozrieme na dané obrázky detailne sa líšia. Pre obrázok 13. bola skenovacia frekvencia nastavená na hodnotu 0,4 Hz a z-servo gain na hodnotu 12. Pre prípad, ktorý je zobrazený na obrázku 14. je gain rovný 4 a rýchlosť skenovania 0,2 Hz, čo znamená detailnejšie výsledky pri dlhšom čase merania.

6. Porovnanie AFM a SEM

Pri charakterizáciách povrchov nám väčšinou nestačí zosnímať vzorku len jedným typom mikroskopu. Až po použití viacerých metód môžeme zhodnotiť správnosť nameraných dát. Na nasledujúcich obrázkoch sú zobrazené defekty na povrchu GaP.

Obr. 15. Defekty zosnímané na GaP pomocou SEM. Obrázok 15. je nasnímaný pod uhlom 45°. Nevýhodou SEMu je, že z obrázka nevieme s presnosťou určiť, či sa jedná o jamy alebo hrebene. Pri AFM je tento problém odstránený tým, že si vieme vytvoriť 3D topografiu povrchu (obr. 16.). Za výhodu SEMu môže byť považovaný čas zosnímania vzorky. Pre AFM sa tento čas pri štandardných nastaveniach pohybuje okolo 25 min.


Obr. 15. Defekty zosnímané na GaP pomocou AFM.

Obr. 16. 3D zobrazenie defektov pomocou AFM.

7. Zhodnotenie

Na štúdium povrchov existuje veľa rôznych techník, z ktorých skenovanie pomocou atómového silového mikroskopu môžeme považovať za významnú a často používanú metódu. Tento článok poukazuje na dôveryhodnosť výsledkov, ktorá je ovplyvnená znalosťou princípu danej metódy. Základom je voľba vhodného skenovacieho módu a s tým súvisiaci výber AFM hrotu. V prvom rade od kvality hrotu a jeho rozmerov závisia detaily snímaného povrchu. Pri nesprávnom nastavení vstupných parametrov pre samotné meranie dochádza k značnému skresleniu zobrazenie. Ďalších chýb sa dopustíme, ak pri spracovávaní naskenovaných obrázkov zvolíme nevhodný stupeň alebo metódu vyrovnávania. Dostupné softvéry však ponúkajú omnoho viac možností, ako sa priblížiť k reálnemu obrazu. Výsledky pomocou AFM často vyzerajú bezchybne, avšak vždy sa odporúča overenie iným typom mikroskopu.

8. Poďakovanie

Na tomto mieste by som sa chcel poďakovať Ing. Danielovi Haškovi, PhD z MLC a Ing. Jaroslavovi Kováčovi z KME za cenné rady o princípoch AFM. Predložená práca bola vypracovaná na Katedre mikroelektroniky FEI STU Bratislava v Centre Excelencie „CENAMOST“ (Agentúra pre podporu vedy a výskumu, kontrakt č. VVCE-0049-07) a v rámci projektu VEGA 1/0689/09 and 1/0868/08.

9. Literatúra

[1] ŠKVARLA, J.: AFM (Atomic force microscope) a jeho využitie pri štúdiu povrchu a povrchových síl minerálov. Acta Montanistica Slovaca Ročník 1 (1996), 2, 165-171

[2] MARTAUS, J. a CAMBEL, V.: Atómový silový mikroskop - princíp činnosti. Laboratórium atómovej silovej mikroskopie, Didaktická pomôcka č.1

[3] ŠOLTÝS, J. a MARTAUS, J..: Výskum povrchov metódou atómovej silovej mikroskopie. Elektrotechnický ústav SAV – Materiály k predmetu Polovodiče

[4] ŠOLTÝS, J.: AFM nanolitografia a jej aplikácia na vybrané polovodičové štruktúry. Dizertačná práca, Bratislava, Júl 2005

[5] Park Systems.: XE-100 Users Manual, 2007 [6] Park Systems: XE-100 Product Datasheet, [online]

11.03.2009 http://www.parkafm.com/publications/datasheets/XE-100_Product_datasheet.pdf

[7] Wikipedia – The Free Encyclopedia, [online] 10.04.2009, http://en.wikipedia.org/wiki/Atomic_force_microscope


Characterization of electrical and optical properties of ZnO heterostructures

Juraj Hotový, Jaroslav Kováč*

* supervisor

Slovenská technická univerzita, Fakulta elektrotechniky a informatiky Ilkovičova 3, 831 02 Bratislava, Slovenská republika

[email protected]

Abstract

The zinc oxide (ZnO) thin films were deposited by RF sputtering from a ZnO:Al target on oriented Si (111) substrates and also by pulse laser deposition from ZnO target in oxygen atmosphere with partial pressure of 35 Pa. The I-V measurements and photocurrent spectra measurements were employed in order to investigate the effect of the deposition techniques on the electrical and optical properties of ZnO thin films. It was observed that deposition techniques have influenced the overall properties of the investigated ZnO heterostructures.

1. Introduction

Transparent conductive zinc oxide films have been investigated in recent years because of their good electrical and optical properties, in combination with their large bandgap, abundance in nature and absence of toxicity. [1] ZnO has received much attention over the past few years because it has a wide range of properties that depend on doping, including a range of conductivity from metallic to insulating, high transparency, piezoelectricity, wide-bandgap semiconductivity, room-temperature ferromagnetism, and huge magnetooptic and chemical-sensing effects. It can be grown in many different nanoscale forms, thus allowing various novel devices to be achieved. Control of its defect chemistry is critical for controlling properties, which determine applications of ZnO thin films and ZnO nanostructures. [2]. There are many technological applications for ZnO, particularly in varistors and in optical devices. A varistor is a polycrystalline electronic device with pronounced non-Ohmic current-voltage characteristics. The green photoluminescence behavior of ZnO has been of interest for building flat panel displays. Other applications include gas sensors, solar cells, catalysts, UV blocking, substrates or buffer layers for growth of GaN, or as a light-emitting material [5].

2. Doping of zinc oxide (ZnO)

Interest in the study of ZnO for optoelectronic applications has been heightened by recent reports in

growing p-type ZnO layers and fabrications of p–n junctions. The properties of ZnO indicate that it could be used in almost all applications in which GaN is now being used, if p-type ZnO were available. However, in II–VI compound semiconductors including ZnO, the control of nature of conduction is difficult. It was suggested that the resistance to p-type doping is the self-compensation of shallow acceptors resulting from various naturally occurring or spontaneously generated donor defects such as oxygen vacancies or zinc vacancies or interstitial zinc. The realization of high-hole-concentration p-type ZnO films was attributed to the codoping phenomenon that has been predicted theoretically and requires the simultaneous presence of two dopants. Presently, nitrogen has been established as being the more soluble group-V impurity, having also the shallowest acceptor level compared to P and As. Two pairs, (N and Ga) and (N and Al) are proposed to be more effective candidates than other pairs for use in the codoping. Furthermore, doping with Al+N is better than doping with Ga+N since the corresponding III–N and III–O bonds are stronger for III–Al [4].

2.1. Crystallographic properties of ZnO

ZnO is on the borderline between a semiconductor and an ionic material. Under most growth conditions, ZnO is an n-type semiconductor, though p-type conductivity of ZnO has also been reported for growth under certain conditions. ZnO exhibits a wurzite structure (hexagonal symmetry) or rock salt structure (cubic symmetry). However, ZnO crystals most commonly stabilize with the wurzite structure (hexagonal symmetry), whereas the crystals exhibit the rock salt phase (cubic symmetry) at high pressure. Crystal structure is tetrahedrally bonded; the bonds have a partial ionic character. The lattice parameters of ZnO are a = 0.32495 nm and c = 0.52069 nm at 300K, with a c/a ratio of 1.602, which is close to the 1.633 ratio of an ideal hexagonal close-packed structure. In the direction parallel to the c-axis, the Zn-O distance is 0.1992 nm, and it is 0.1973 nm in all other three directions of the tetrahedral arrangement of nearest neighbours. The wurtzite structure of ZnO has a direct energy bandgap of 3.37 eV at room temperature. By alloying with Cd and Mg, the direct bandgap of ZnO can be tuned from 2.8 to 4.0 eV. [3]


3. Point defects in ZnO

The first-principles pseudopotential method is utilize to determine the electronic structure, atomic geometry and formation energy of native point defects in ZnO. Based on these simulations some important facts about energy levels of defects in ZnO have been found out. For example, for Zn rich conditions growth of ZnO, oxygen vacancies (VO) occur in the lattice. These oxygen vacancies are lower in energy than Zn interstitials (Zni) for all Fermi-level positions (Zni formation energy value being at least 1.2 eV higher than that of VO). In p-type Zn-rich material, oxygen vacancies always remain the dominant defect. Similarly, for oxygen-rich conditions, zinc vacancies dominate over the whole range of Fermi levels values. [5]

4. Experimental

In this paper, the effect of the deposition techniques on the electrical and optical properties of ZnO thin films has been analyzed. Throughout these measurements, the aim was to investigate various concepts of photodiodes based on ZnO heterostructures and determine the influence of the deposition techniques on their electrical and optical properties.

4.1. Samples preparation

Before the deposition, the substrates were boiled in acetone, ultrasonically cleaned, rinsed in isopropylalcohol and in a case of persistent dirt also dipped in HF acid. RF sputtering The ZnO thin films were prepared onto unheated silicon substrates: p+-type (2.5x10-2 Σ.cm) with crystallographic orientation <111> and n-type with <100> orientation. The ZnO films were deposited in RF planar diode Perkin-Elmer Sputtering System 2400 8/L at the Department of Microelectronics, using ceramic ZnO:Al2O3 target with 2 wt.% Al. (10 cm in diameter, with 99.99% purity). Before deposition, the surface of the target was pre-sputtered for 10 minutes. The pressure of working atmosphere was maintained constant during the sputtering at 1.33 Pa. The sputtering of n-type layers ZnO:Al was done at RF power of 417 W for 60 minutes in argon atmosphere. Preparation of p-type layers ZnO:Al, N was carried out at RF power of 700W for 15 minutes in reactive gas mixture of Ar and N. The relative partial pressure of nitrogen, defined as p(N2) / p(N2+Ar) was 75%. The distance between the target and the substrate was approximately 4 cm. The sputtering conditions are listed in Table 1.1. The film thickness under the above conditions was ranged from 600 to 700 nm and was measured by a Talystep (see the Table 1.1).

Table 1.1 List of samples:

sample layer RF power thickness

KS1 (ZnO / n-Si)

p-type layer ZnO:Al, N 417 W 600 nm

n-type layer ZnO:Al 700 W 600 nm KS2

(ZnO:Al / ZnO:Al,N / p+Si)

p-type layer ZnO:Al, N 417 W 600 nm

p-type layer ZnO:Al, N 417 W 600 nm KS3

(ZnO:Al,N / ZnO:Al / n-Si)

n-type layer ZnO:Al 700 W 700 nm

Pulse laser deposition Another ZnO heterostructure – sample D1 (p-ZnO/n-Si) was prepared by pulse laser deposition (PLD) of ZnO thin film onto n-type silicon substrate from ZnO target in oxygen atmosphere with partial pressure of 35 Pa. During deposition the sample was kept at 500°C and the laser beam of a Nd-YAG laser (355 nm, 10 ns, 10 Hz) was focused onto the rotating target. The laser energy density was 2.8 J/cm2 and the total number of pulses was 15 000. In order to fabricate diodes (Fig. 4.1) two lithography processes were employed. Top circle-shaped Ohmic contacts were made of vapour-evaporated aluminium. Afterwards the final structures were MESA etched and cut into small pieces.

4.2. Measurement and results

I-V characteristics of fabricated diodes were measured using automated measuring system, consisting of digital multimeter Keithley2400 controlled by LabView application on the PC and connected via GPIB interface. The measurement was performed at dark condition and at two intensities of light (L1, L2) from a light bulb. Current fuse was set to 1 mA. Photocurrent spectra were acquired at the International Laser Centre using lock-in technique. The whole measuring system was fully automated and controlled by LabView application. The monochromator SOLAR TII MSDD 1000 and the nanovoltmeter synchronised with light chopper were connected to the PC via GPIB interface. All diodes were measured without applied voltage. Fig. 4.1. Structure of prepared samples

Si substrate

ZnO layers

Al-contact


The power of the halogen lamp was about 70 W and measuring range was from 350 nm to 1200 nm, with 5 nm step. The acquired data was corrected for both light source and monochromator imperfection. I-V characteristics I-V characteristics have shown that the prepared diodes KS1 (ZnO/n-Si) are light sensitive (Fig. 4.2). The current under illumination from -2.5 to -3 V is about 3 times higher than the dark current, while generated photocurrent ranges between 200 and 300 µA depending on the sample. When forward biased, no significant influence of light on current was observed. The stability of currents was good and the reproducibility of the measurement was excellent even after 7 months, meaning that no degradation processes occurred over the entire time period. The currents increased more abruptly in reverse bias in comparison to forward bias, indicating inferior rectifying properties of KS1 diodes.

-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4 5 6 7-1,0x10-3

-8,0x10-4

-6,0x10-4

-4,0x10-4

-2,0x10-4

0,02,0x10-4

4,0x10-4

6,0x10-4

8,0x10-4

1,0x10-3

KS1: dark L1 L2

Cur

rent

[A]

Voltage [V]

reverse bias

Fig. 4.2. I-V characteristics of KS1 sample (dark condition and 2 intensities of light L1, L2)

400 500 600 700 800 900 1000 1100 12000,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0 KS1

phot

ocur

rent

[r.u

.]

wavelenght [nm]

Fig. 4.3. Photocurrent spectra of KS1 sample

KS2 samples (ZnO:Al/ZnO:Al,N/p+Si) exhibited good rectifying behaviour with superb light sensitivity and low dark current (Fig. 4.4). The photocurrent saturated at the value of 150 µA from 2.5 V to 5 V in reverse bias and photocurrent magnitude was over 40 times higher than the dark current. In forward bias, the currents were influenced by illumination, but after 7 months time period, they have become stabilized and light do not affect them any longer.

-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9-1,0x10-3

-8,0x10-4

-6,0x10-4

-4,0x10-4

-2,0x10-4

0,02,0x10-4

4,0x10-4

6,0x10-4

8,0x10-4

1,0x10-3

KS2: dark L1 L2

Cur

rent

[A]

Voltage [V]

reverse bias


400 500 600 700 800 900 1000 1100 12000,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0 KS2

phot

ocur

rent

[r.u

.]

wavelenght [nm] Fig. 4.5. Photocurrent spectra of KS2 sample On the contrary, diodes KS3 (ZnO:Al,N/ZnO:Al/n-Si) are characterized by instability of dark currents, noticeable also during measurements after 7 months (Fig. 4.6). Typically, the repeated measurements of the forward dark current are always different from the first measurement. It could be caused by the fact that after the first application of voltage, the conductivity of the samples is increased via deep-level traps related processes. All curves representing other measurements in forward bias are the same and light invariant.


-4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4 5-1,0x10-3

-8,0x10-4

-6,0x10-4

-4,0x10-4

-2,0x10-4

0,02,0x10-4

4,0x10-4

6,0x10-4

8,0x10-4

1,0x10-3

KS3: dark - 1st measurement dark - 2nd measurement L1 L2

Cur

rent

[A]

Voltage [V]

reverse bias


400 500 600 700 800 900 1000 1100 12000,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0 KS3

phot

ocur

rent

[r.u

.]

wavelenght [nm] Fig. 4.7. Photocurrent spectra of KS3 sample KS3 diodes are light sensitive from about -2 V. Generated photocurrent was almost 700 µA, but also dark current was substantially high - just 3 times lower than current acquired under illumination. I-V characteristics are quite symmetrical in both forward and reverse biased and we can conclude that KS3 diodes exhibited the worst rectifying behaviour from all examined diodes. Photodiodes D1 (p-ZnO/n-Si) prepared by PLD are light sensitive from almost 0.5 V in reverse direction, but the dark current is really high (Fig. 4.8). What is more, the illumination influenced also currents in forward bias, what can be explained by the photoductivity of the ZnO layer.

-3 -2 -1 0 1 2 3 4 5-1,0x10-3

-8,0x10-4

-6,0x10-4

-4,0x10-4

-2,0x10-4

0,0

2,0x10-4

4,0x10-4

6,0x10-4

8,0x10-4

1,0x10-3

D1: dark L1 L2

Cur

rent

[A]

Voltage [V]

reverse bias

Fig. 4.8. I-V characteristics of D1 sample prepared by PLD (dark condition and 2 intensities of light L1, L2)

400 500 600 700 800 900 1000 1100 12000,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0 D1

phot

ocur

rent

[r.u

.]

wavelenght [nm] Fig. 4.9. Photocurrent spectra of D1 sample prepared by PLD Photocurrent spectra The photocurrent spectrum of KS1 samples has two noticeable maxima at 695 nm and 840 nm (Fig. 4.3). Whereas KS2 has 4 visible peaks in the spectrum (645, 595, 675, 775 nm) and KS3 has 5 local maxima at 645, 620, 710, 845 and 1060 nm (Fig. 4.5, Fig. 4.7). The first peak at 645 nm is common for KS2 and KS3 samples, while others are quite shifted to lower wavelengths, when comparing the spectra of KS3 with KS2. Surprisingly, there is a quite sharp peak at 1060 nm corresponding to 1.17 eV in the KS3 spectrum. It can be assumed that all local maxima might be attributed to deep-level traps in ZnO. The sample D1 has two local peaks at 500 nm and 635 nm, corresponding to energies of 1.95 eV and 2.48 eV, respectively. These energies are attributed to transitions between charge states as reported in the literature [2, 5]. Fig. 4.10 shows the comparison of photocurrent spectra of all samples.


400 500 600 700 800 900 1000 1100 12000,0

0,2

0,4

0,6

0,8

1,0 KS1 KS2 KS3 D1

phot

ocur

rent

[r.u

.]

wavelenght [nm] Fig. 4.10. Photocurrent spectra of all samples

5. Conclusions

In this paper, the effect of the deposition techniques on electrical and optical properties of ZnO thin films was evaluated. The best samples turned out to be KS2 samples (ZnO:Al/ZnO:Al,N/p+Si), which exhibited very good rectifying behaviour with superb light sensitivity and low dark currents. On the other hand, samples KS3 (ZnO:Al,N/ZnO:Al/n-Si) were characterized by instability of dark currents and not sufficient light sensitivity. Double-layered samples KS1 (ZnO/n-Si, prepared by sputtering) and D1 (p-ZnO/n-Si, prepared by PLD) have stable currents, but the D1 sample exhibited currents that were influenced by light also in forward direction. The photocurrent spectra of all samples revealed the presence of numerous deep-level defects in the ZnO thin films.

Acknowledgments

I would like to thank supervisor of my work, prof. Dr. Jaroslav Kováč. I would like to express thanks to Dr. J. Škriniarová and Dr. J. Jakabovič for samples processing. I am grateful to MSc. J. Kováč for help with photocurrent spectra measurements. For the samples preparation I thank Dr. I. Novotný. This work was partially supported by projects VEGA 1/3108/06, MSMT CZ project 1M060310. This work was carried out at the Department of Microelectronics FEI STU Bratislava in the Centre of Excellence „CENAMOST“(APVV, contract no. VVCE-0049-07) with the additional support from projects KEGA 3/4009/06, APVV-20- 055405 and grant VEGA 0742/08.

6. References

[1] Jeong et. al. Deposition of aluminum-doped zincoxide films by RF magnetron sputtering and study of their structural, electrical and optical properties. In Thin Solid Films 35 (2003) 78–82

[2] Schmidt-Mende L. and MacManus-Driscoll J.L. ZnO – nanostructures,defects, and devices. MAY 2007, VOLUME 10, NUMBER 5

[3] Steiner T. Semiconductor Nanostructures for ptoelectronic Applications. ISBN 1-58053-751-0, 2004 ARTECH HOUSE

[4] Zhang et al.: Nitrogen and aluminum codoped p-type ZnO films and ZnO p–n homojunctions. Surface & Coatings Technology 254 198 (2005) 253–256

[5] Kohan et al. First-principles study of native point defects in ZnO. PHYSICAL REVIEW B VOLUME 61, NUMBER 22, 1 JUNE 2000-II

Documents

Mikroelektronika a Optoelektronika - ec.elf.stuba.skec.elf.stuba.sk/kme/buxus/docs/...Mikroelektronika_a_optoelektronika… · sekcia: Mikroelektronika a optoelektronika ŠVOČ 2009