章節概要

本研究論文架構主要是探討InGaAs/GaAs 三層量子井的光學特性，藉由 摻雜氮至InGaAs 量子井中與不同含量的銻摻雜 InGaAsN 量子井中，利用 PL 量測系統來觀察探討此結構隨溫度以及雷射入射功率變化的光學特性。

論文的章節安排敘述如下:

知識。

第二章：介紹與本研究論文相關的知識背景。

第三章：敘述樣品的結構與成長條件、PL 量測系統介紹。

第四章：針對樣品光學量測以了解材料結構的能帶結構，其中實驗設計包 含了樣品A 與樣品 B 量子井摻入氮與不含氮之光譜特徵比較。樣 品B、樣品 C 及樣品 D 量子井中銻含量變化和不含銻光譜特徵之 比較，並做變溫的PL 量測，針對發光波長、FWHM(半高寬)、發 光強度及模擬計算結果比對，做出結果的分析與討論。

第五章：總結實驗量測的結果，並提出未來可研究的方向。

第 二 章

k k_scattered

h k

_incident

= h k

_scattered ……….……… (2-2)

當半導體吸收光子能量的同時電子的動量並不會因而改變，電子將會 由低能帶的價電帶跳躍至能帶較高的導電帶，此種轉移過程稱為直接 轉移(direct transition)，如圖 2.1(a)[11]所示，此半導體我們稱之為直 接能隙半導體。

incident

k k

k = +

……….……… (2-3)

上式中，^kphonon為因晶格振動所產生的聲子之波動向量，所以

phonon scattered

incident

k k

k h h

h = +

……….………… (2-4)

因此，當光入射半導體後轉移了部分動量至聲子，如圖 2.1(b)[11]所 示。以能量的觀點來看，全部的光子能量除了轉移部分至電子之外，

另外的能量將變成晶格熱能(lattice heat)，造成晶格振動而產生聲子。

由此而知，間接轉移現象必需遵守動量和能量守恆，有時介入的 不一定是聲子而是晶體缺陷(crystal defect)，但是電子的間接轉移依舊 會進行。

圖2.1 半導體受光激發後電子轉移情形[11]

電子電洞對之復合(recombination)一般可藉由輻射(radiative)或非 輻射(nonradiative)方式來產生；而輻射復合所產生的能量以光子的形 式來呈現，非輻射復合所產生的能量通常以聲子或熱的形式消失，並 在約 10^-5至 10^-8秒非常短的時間之內，被激發到導帶能階較高的電子 藉由聲子的釋放而降到導帶最低的能階，而和價帶的電洞可能經由幾 個不同的過程進行結合並放出螢光[12]。圖 2.2 為電子電洞對產生及 復合示意圖。

(a):價電子受到外來的擾動或激發(excitation)，被提昇至導帶上，並同 時 在 價 帶 上 遺 留 下 一 個 電 洞 ， 因 此 形 成 一 電 子 與 電 洞 對 (electron-hole pair，簡稱 EHP)。

(b):導帶上的電子於價帶上找到電洞時，電子即從導帶轉移至價電復 合，並釋放出螢光。

(c):電子與電洞對受庫侖力之影響，而造成一束縛的電子電洞對，稱 之為激子(exciton)。

(d):為施體(donor)能階上的電子和價帶上的電洞復合而放出螢光。

(e):導帶上的電子和受體(acceptor)能階上的電洞復合而放出螢光。

(f):施體能階上的電子和受體能階上的電洞復合而放出螢光。

(a) (b) (c) (d) (e) (f)

E

acceptor

E

donor

E

C

E

V

圖2.2 電子電洞對產生與復合之示意圖

2.2 量子井的形成

我們知道電子具有波動性與粒子性，電子的物質波特性取決於其 費米波長(Fermi wavelength) λF = 2π / kF，而在一般的塊材(bulk)中電子 的波長遠小於塊材尺寸，因此量子侷限效應不顯著。如果將某一個維 度的尺寸縮到小於一個波長，此時電子只能在另外兩個維度所構成的 二維空間中自由運動，這樣的系統我們稱為量子井(quantum well)；如 果我們再將另一個維度的尺寸縮到小於一個波長，則電子只能在一維 方向上運動，我們稱為量子線(quantum wire)；當三個維度的尺寸都 縮小到一個波長以下時，就成為量子點了。由此可知，並非小到100 nm以下的材料就具量子侷限效應，真正的關鍵尺寸乃是由電子在材 料內的費米波長來決定。一般而言，電子費米波長在半導體內較在金 屬內長得多，例如在半導體材料砷化鎵GaAs中，費米波長約為 40 nm，在鋁金屬中卻只有 0.36 nm。

量子井結構是利用兩異質接合的概念而形成的，藉由較高的能隙 的半導體材料作為侷限層，而以較低的能隙半導體材料作為活化層，

並將侷限層從兩旁夾住活化層，如圖2.3 所示。當載子或激子被量子 井所侷限住時，就像深陷於洞中而無法脫離；根據量子力學理論，載 子在量子井中其能態是不連續的而是出現量化的能階，我們正好可以

利用此種特別的特性來製作不同的光電元件[13]，如:發光二極體、雷 射二極體、藍綠光範圍的半導體雷射以及高速電子元件等應用。

侷限層

活化層

圖2.3 激子在量子井中有二維的自由度

目前利用材料的特性來成長量子結構元件的方法，其中運用最為 廣泛的是分子束磊晶法(MBE)和有機金屬化學氣相沉積法

(MOCVD)。其中 MBE 的優點為在厚度及成份含量上具有良好的操控 性，磊晶速率可精確到每秒低於一個分子層(ML/s)，並且可利用 reflection high energy electron diffraction(簡稱 RHEED)對材料表面做 即時的監控。由於，異質接面晶格常數隨著磊晶成長基板上需承受著 雙軸向的張力，能帶與應力關係說明如下圖2.4 所示[14]。

a_epi > a₀ a_epi = a₀ a_epi < a₀

2.3 能態密度

能態密度(density of state，簡稱 DOS)與光的吸收、傳遞等特性 有著密切的關係，對於不同維度的電子侷限效應，波函數會在不同方

度量化的程度隨之增加。在 Asada[16]的研究中指出光增益(optical gain)會隨著維度的降低而增加，光增益頻寬也會隨著維度的降低而變 窄。因此利用量子井結構所製作的雷射也將具有較低的臨界電流密度 (threshold current density)。而且量子井的能階密度是能量的δ 函數，

其量化的能階彼此間的差異通常大於 kT(室溫為 26meV)，因此具有 較高的特性溫度。

圖2.5 (a)塊材；(b)量子井；(c)量子線；(d)量子點 之能階密對能量之關係圖[15]

2.4 BAC model 理論計算能隙

我們將低濃度(小於3%)的氮摻入InGaAs，會發現到一些很特別的 現象，除了會使其傳導帶邊緣大幅的下降以外，還會產生一個額外的 能帶E+在傳導帶邊緣之上，而電子的有效質量也會變大[17，18]。除 此之外，氮的摻雜並不會對價帶造成太大的影響；在能帶分析上，當 摻雜氮很少量的時候價帶的offset接近於數個到數十個meV相較於傳 導帶的offset是幾乎沒有改變。

在這邊我們可以利用一個很簡單的模型Band anticrossing (BAC) model[19]對我們的樣品作初步的模擬。BAC模型是考慮傳導帶與在 傳導帶邊緣之上一個很強烈侷限下(strong localized)，由氮所產生的能 階EN相互作用[20]，並且透過理論計算與實驗測量，發現了在InGaAs 中加入少量的氮時，氮原子的能帶與InGaAs 的導電帶會產生交互作 用，造成了混合後的導電帶分裂為兩個部分，也使得能帶間隙因此變 小。

由圖2.6[21]的能帶結構圖(E-k diagram)可更容明白這個現象。EM

可以看作InGaAs傳導帶邊緣，而EN便是氮所產生的能階，當氮原子 被加進了InGaAs 之後，導電帶便分裂成E⁺與E⁻兩個能帶。

圖2.6 InGaAsN 能帶結構圖[21]

藉由上面可以解得：

關係，我們利用前面BAC模型計算的結果將代表Band edge的 帶入 到應力作用下的能隙，而我們分別需要GaAs與GaN的一些參數，表 3.2 所列之模擬參數為Zinc blende系統。

E₋

表 2.1 BAC 模型所使用參數表

GaAs GaN GaSb InAs InN InSb a0(Å) 5.65 4.5 6.09 6.05 4.98 6.48 a(eV) 540.5 909 417 417 245 320 b(eV) 204 830 140 276 624 170 C11(Gpa) 1221 293 884.2 832.9 187 684.7 C12(Gpa) 566 159 402.6 452.6 125 373.5

表2.2 BAC 模型所使用 bowing 值

InGaAs InGaSb InGaAsSb InGaAsSb InGaAsSb bowing 1.5 0.415 1.1 0.59 1.4

在先前我們曾經說過，因為對摻雜些微的氮其對價帶的影響很 小，所以在這邊我們將零位面定價帶top，便可以將所求到的 當作 InGaAs

E₋

1-xNx的能隙，且因為我們是很少量的摻雜氮，所以這邊我們便 可以再利用GaAs能隙對溫度的變化去計算InGaAs1-xNx其能隙隨著溫 度變化的情形，所以隨著溫度的變化情形利用Varshni function為：

2

( ) _GaAs(0) T E T E

T α

= −β

+ ………...……… (2-14)

其中使用GaAs的參數為α=5.408x10^-4 eV/K、β=204 K，在 0 K時其對 應的能隙為EGaAs(0)=1.512 eV。

第 三 章 樣品製備與量測方法

3.1 分子束磊晶法(MBE)

分子束磊晶法(Molecular Beam Epitaxial)簡稱為MBE，是在超高 真空(壓力 < 10^-10 torr )的環境條件下，所發展一套高品質、高附加價 值的半導體單晶薄膜的新技術，其能廣泛應用在新穎的光電和通訊電 子元件結構，並有助於奈米表面科學對於薄膜成長的研究；由於MBE 系統要求達到超高真空，對於材料源的純度也要求達到至少 6N (99.9999%)，故具有防止其他雜質污染的最大優點。其原理是藉由在 超高真空下加熱並精確掌握cell的控溫材料源蒸鍍其氣體分子，蒸鍍 物質在成長腔體內的平均自由路徑大於蒸鍍源至基板之間的距離，能 使蒸鍍物質以分子束依直線行走而直接附著在基板上進行磊晶成 長。分子束磊晶機如圖3.1[23]所示，主要機構計有磊晶成長腔(epitaxy chamber)，準備腔(preparation chamber)，傳輸腔 (shuttle chamber)等 三個主要之真空室 (vacuum chamber)，磊晶全部製程皆能以電腦精確 地自動化控制，可利用來研發奈米級量子結構元件，材料及其物理特 性。同時在超高真空的環境下可配合一些精密儀器，例如反射式高能 電子繞射儀（RHEED）來觀察薄膜成長的表面變化，透過這樣的成

長控制條件，可生長成高品質的單晶薄膜或超晶格[23]。

圖3.1 分子束磊晶機台示意圖[23]

3.2 研究樣品結構

本研究的樣品是由陳振芳老師實驗室所提供，而所有樣品都是由 分 子 束 磊 晶 法 (Molecular Beam Epitaxial) 去 成 長 一 系 列 的 InGaAsNSb/GaAs三層量子井結構如圖 3.2、3.3 所示，其長晶所使用 基板為(100)方向的GaAs基板，成長厚度約為 0.3 μm矽摻雜GaAs 緩 衝層(buffer layer) (8 ×10¹⁶ cm^-3)，之後將溫度降至適當溫度後再依序 成長30 nm的AlGaAs作為阻擋層(blocking layer)，接著覆蓋一層 50 nm 的InGaAs的覆蓋層(cap layer)，接著在成長三層量子井之後再覆蓋一 層50 nm的InGaAs的覆蓋層(cap layer)及 30 nm的AlGaAs，最後再成 長0.3 μm GaAs。本研究所使用的各樣品其量子井成分條件說明如表 3.1 所示：

表3.1 研究各樣品其量子井成長條件表

編號 量子井結構(6 nm QW×3) 氮含量 銻含量 SampleA InGaAs/GaAs 無 無 SampleB InGaAsN/GaAs 微量 無 SampleC InGaAsNSb/GaAs 微量 少量 SampleD InGaAsNSb/GaAs 微量 少量

GaAs buffer layer n-type GaAs substrate AlGaAs blocking layer

InGaAs barrier n-GaAs

InGaAsNSb

InGaAs barrier AlGaAs blocking layer

圖3.2 實驗樣品結構圖

30 nm

InGaAS 40 nm 1350 nm

15 nm

QW

6 nm 50 nm AlGaAs

GaAS

圖3.3 樣品結構能隙圖

3.3 光激發螢光量測系統(PL)

當物體受到光、熱或化學作用的激發後，發射出沒有熱的光，這 一現象通常稱發光。當物體受到光激發後，物體中的電子達到激發態 時，當它回復到原有的狀態時，多餘的能量可以光的形式輻射出來；

如此用光激發物體而發光稱為「光激發螢光」(photoluminescence, PL)；具體而言，當物體吸收了紫外光或者短波的能量，它能發射出

在文檔中 摻入氮與銻含量對砷化銦鎵 / 砷化鎵量子井光性影響之研究 (頁 17-0)