scieee Science in your language
[en] (orig)
Entwicklung von optisch pumpbaren
UVC-Lasern auf AlGaN-Basis
vorgelegt von
Master of Science
Jörg Jeschke
geb. in Kühlungsborn
Von der Fakultät II - Mathematik und Naturwissenschaften
der Technischen Universität Berlin
zur Erlangung des akademischen Grades
Doktor der Naturwissenschaften
Dr. rer. nat.
genehmigte Dissertation
Promotionsausschuss:
Vorsitzender: Prof. Dr. Michael Lehmann
Gutachter: Prof. Dr. Michael Kneissl
Gutachter: Prof. Dr. Ulrich T. Schwarz
Gutachter: Prof. Dr. Markus Weyers
Tag der wissenschaftlichen Aussprache: 18. Juni 2018
Berlin 2018
„Evil is the force that believes its knowledge is complete.“
– Jordan B. Peterson
Zusammenfassung
In dieser Arbeit wurde der Einfluss verschiedener Aspekte des epitaktischen Wachstums und
des Heterostrukturdesigns auf optisch gepumpte AlGaN-Laser mit Emissionswellenlängen
im Bereich von
240nm
untersucht. Dabei wurden neue Erkenntnisse über elektrische
und optische Verlustmechanismen gewonnen, die über den konkreten Anwendungsfall
hinaus für AlGaN-Heterostrukturen relevant sind. Außerdem wurde eine Verringerung der
Laserschwellen von mehr als 10MW/cm2auf weniger als 700kW/cm2erreicht.
In Studien zum Einfluss der Temperatur, des Drucks und des V/III-Verhältnisses auf
das Wachstum von Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten wurde gezeigt, dass sich Silizium aus den SiC-
Beschichtungen des MOVPE-Reaktors in die nominell undotierten Schichten einbaut
und dass dies durch die Wahl geeigneter Wachstumsbedingungen oder durch die Verwen-
dung von TaC-Beschichtungen deutlich verringert werden kann. Auch eine Erhöhung der
Photolumineszenzintensität durch die Si-Dotierung war zu beobachten.
Laserstrukturen wurden auf epitaktisch lateral überwachsenen (
ELO
) AlN/Saphir-Tem-
plates gewachsen. In Abhängigkeit vom Substratfehlschnitt kommt es durch die Struktu-
rierung der Templates auf der Probenoberfläche entweder zu ausgeprägten Stufen von bis
zu
15nm
Höhe oder nur zu einer leichten Welligkeit. An den Makrostufen sammelt sich
während des Wachstums Gallium an, sodass sich eine inhomogene Emissionswellenlänge in
den Quantenfilmen (Quantum Wells,
QW
s) ergibt. Außerdem können die Stufen in den
Lasern als Streuzentren wirken und die optischen Verluste erhöhen. Andererseits führen sie
aber auch zum Abknicken von Versetzungen und damit zu einer insgesamt reduzierten Ver-
setzungsdichte, was sich positiv auf die Ladungsträgerrekombination auswirkt. Die Daten
deuten außerdem darauf hin, dass die Versetzungen auch als optische Streuzentren wirken.
Es wird gezeigt, dass der resultierende Einfluss auf die Laserschwellen unvorhersehbar
sowohl positiv als auch negativ sein kann und daher eine Abkehr von derart strukturierten
ELO-AlN/Saphir-Templates empfehlenswert scheint.
Die Untersuchung des Einflusses von
QW
-Dicke und -anzahl ergab, dass die Trennung
der Ladungsträgerwellenfunktionen durch den Quantum Confined Stark Effect (
QCSE
)
nur bei geringen Ladungsträgerdichten zu einer verringerten Emissionsrate führt. Im
Laserbetrieb hingegen werden die Polarisationsfelder ausreichend abgeschirmt. Simulationen
deuten allerdings darauf hin, dass die nichtstrahlende Rekombination an Grenzflächen eine
entscheidende Rolle spielt, da die Laserschwelle mit abnehmender QW-Anzahl sank.
Aufgrund der an AlGaN-Schichten gewonnenen Erkenntnisse wurden in Laserstrukturen
die
QW
s, die Barrieren oder die gesamte Heterostruktur mit Siliziumkonzentrationen
zwischen
1×1017 cm−3
und
1×1019 cm−3
dotiert. Es konnte gezeigt werden, dass die
Abnahme der Gruppe-III-Vakanzen für Siliziumkonzentrationen bis
5×1017 cm−3
gefolgt
von ihrer anschließenden Zunahme sich direkt auf die Laserschwellen auswirkt. Bei einer
Siliziumkonzentration von
1×1019 cm−3
zeigte sich dessen Wirkung als Antisurfactant
deutlich und es kam zu einem stark verzögerten, verringerten Galliumeinbau und dadurch
zu inhomogenen QWs mit blauverschobener Emission.
Die gefundenen Ergebnisse sind zu großen Teilen auf andere AlGaN-Bauelemente über-
tragbar. Die Identifikation des SiC im Reaktor als Quelle für die Siliziumkontamination ist
darüber hinaus auch für die
MOVPE
anderer Materialsysteme bei hohen Temperaturen
relevant.
i
ii
Abstract
This work discusses the influence of growth parameters and heterostructure design on
optically pumped AlGaN-lasers emitting around
240nm
. Important electrical and optical
loss mechanisms are identified, which are relevant for AlGaN heterostructures beyond
the specific samples analyzed here. Additionally, the laser threshold power densities were
sucessfully reduced by more than an order of magnitude from over
10MW/cm2
to less
than 700kW/cm2.
Studies of the influence of temperature, pressure, and V/III ratio on the growth of nominally
undoped Al
0.7
Ga
0.3
N layers show that silicon from SiC reactor coatings is incorporated in
the layers leading to an unintentional doping. The incorporation can be reduced either
by choosing appropriate growth conditions or by replacing the SiC coatings with TaC.
However, the Si doping also increased the photoluminescence intensity of the AlGaN layers,
which is discussed more deeply in a later part of this thesis.
Laser samples have been grown on epitaxially laterally overgrown (ELO) AlN/sapphire
templates. Depending on the substrate offcut the patterned template induces either
pronounced macrosteps on the sample surface with a height of up to 15nm or just slight
height undulations. Gallium accumulates at the macrosteps, leading to an inhomogeneous
quantum well emission wavelength. Additionally, the steps act as scattering centers in
the lasers increasing optical losses. On the other hand, they induce a tilt of the threading
dislocations improving their mutual annihilation. Also, the data indicate that threading
dislocations themselves can act as optical scattering centers. It is shown that the resulting
influence of the offcut on the laser thresholds is unpredictable and can be positive as
well as negative. From this perspective, replacement of the ELO templates should be
considered.
Analyses of the influence of quantum well thickness and number reveal that the separation
of the charge carrier wave functions due to the Quantum Confined Stark Effect (QCSE)
only reduces the radiative emission rate for low carrier densities, while during lasing, the
polarisation fields are screened sufficiently. In contrast, the laser thresholds are reduced
with decreasing quantum well number, which is attributed to nonradiative recombination
at heterointerfaces in accordance with simulations.
The observed influence of silicon on the photoluminescence intensity was taken as a
starting point to analyze doped laser structures. By doping either quantum wells, barri-
ers or the whole heterostructure with silicon concentrations between
1×1017 cm−3
and
1×1019 cm−3
, it is shown that the reduction of group III vacancies up to a silicon con-
centration of
5×1017 cm−3
followed by its subsequent increase are directly reflected by
the laser thresholds. Furthermore, at a concentration of
1×1019 cm−3
, silicon acts as an
antisurfactant during growth, reducing and delaying the gallium incorporation and thus
causing inhomogeneous quantum wells with a strongly blue-shifted emission wavelength.
No lasing was observed due to this deterioration of the material quality.
Many of the presented results can be applied to other AlGaN based devices. The identifi-
cation of the SiC in the reactor as a significant source for silicon contamination is also
relevant for the epitaxy of other material systems which require high growth temperatures.
iii
Eigene Veröffentlichungen
Teile dieser Arbeit wurden bereits vorab in folgenden Beiträgen veröffentlicht:
Publikationen:
•
J. Jeschke, M. Martens, A. Knauer, V. Kueller, U. Zeimer, C. Netzel, C. Kuhn, F.
Krueger, C. Reich, T. Wernicke, M. Kneissl and M. Weyers. UV-C Lasing From
AlGaN Multiple Quantum Wells on Different Types of AlN/Sapphire Templates. IEEE
Photonics Technol. Lett., 27(18):1969–1972, September 2015.
http://dx.doi.org/10.
1109/LPT.2015.2448127.
•
J. Jeschke, A. Knauer, and M. Weyers. Si impurity concentration in nominally undoped
Al
0.7
Ga
0.3
N grown in a planetary MOVPE reactor. J. Cryst. Growth, 483:297–300,
February 2018. http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2017.12.025.
•
J. Jeschke, M. Martens, S. Hagedorn, A. Knauer, A. Mogilatenko, H. Wenzel, U. Zeimer,
J. Enslin, T. Wernicke, M Kneissl, and M. Weyers. Influence of template properties
and quantum well number on stimulated emission from Al
0.7
Ga
0.3
N/Al
0.8
Ga
0.2
N quan-
tum wells. Semicond. Sci. Technol., 33(3):035015, 2018.
http://dx.doi.org/10.1088/
1361-6641/aaab79.
•
Anna Mogilatenko, Viola Küller, Arne Knauer, J. Jeschke, Ute Zeimer, Markus Weyers,
and Günther Tränkle. Defect analysis in AlGaN layers on AlN templates obtained by
epitaxial lateral overgrowth. J. Cryst. Growth, 402:222–229, September 2014.
http:
//dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2014.06.025.
•
U. Zeimer, J. Jeschke, A. Mogilatenko, A. Knauer, V. Kueller, V. Hoffmann, Christian
Kuhn, T. Simoneit, M. Martens, T. Wernicke, M. Kneissl, and M. Weyers. Spatial
inhomogeneities in Al
x
Ga
1-x
N quantum wells induced by the surface morphology of
AlN/sapphire templates. Semicond. Sci. Technol., 30(11):114008, 2015.
http://dx.doi.
org/10.1088/0268-1242/30/11/114008.
•A. Lobanova, E. Yakovlev, J. Jeschke, A. Knauer, and M. Weyers. Kinetics of AlGaN
metal–organic vapor phase epitaxy for deep-UV applications. Jpn. J. Appl. Phys.,
55(5S):05FD07, April 2016. http://dx.doi.org/10.7567/JJAP.55.05FD07.
•
C. Netzel, J. Jeschke, F. Brunner, A. Knauer, and M. Weyers. Temperature and doping
dependent changes in surface recombination during UV illumination of (Al)GaN bulk
layers. J. Appl. Phys., 120(9):095307, September 2016.
http://dx.doi.org/10.1063/
1.4962319.
•
C. Netzel, J. Jeschke, A. Knauer, and M. Weyers. Avoidance of instable photolumine-
scence intensity from AlGaN bulk layers. Physica Status Solidi B, 254(8):1521–3951,
August 2017. http://dx.doi.org/10.1002/pssb.201600672.
iv
Tagungsbeiträge:
•
J. Jeschke, V. Hoffmann, A. Knauer, V. Kueller, U. Zeimer, A. Mogilatenko und M.
Weyers. Einfluss der Oberflächenmorphologie von AlN/Saphir-Templates auf strukturel-
le und optische Eigenschaften von AlGaN/AlGaN Quantenfilmen für den UVC-Bereich.
Vortrag. 28. Workshop der DGKK „Epitaxie von III/V Halbleitern“. Illmenau, Deutsch-
land, 2013.
•
J. Jeschke, A. Knauer, V. Kueller, and M. Weyers. The Influence of T, p and V/III
Ratio on Morphology and Growth Rate of MOVPE AlGaN/AlN MQWs for Deep UV
Light Emitters. Poster TUGP32. International Workshop on Nitride Semiconductors.
Wroclaw, Poland, 2014.
•
J. Jeschke, C. Netzel, A. Knauer, A. Lobanova, E. Yakovlev, D. Henning, C. Reich,
and M. Weyers. The influence of growth T, p, and V/III ratio on morphology and
emission characteristics of MOVPE grown Al
0.7
Ga
0.3
N layers. Poster TUGP46. 11th
International Conference on Nitride Semiconductors. Beijing, China, 2015.
•
J. Jeschke, M. Martens, T. Wernicke, C. Kuhn, C. Reich, F. Mehnke, J. Rass, J. Enslin,
M. Lapeyrade, U. Zeimer, A. Mogilatenko, S. Einfeldt, V. Kueller, S. Hagedorn, A.
Knauer, C. Hartmann, J. Wollweber, M. Bickermann, M. Weyers, and M. Kneissl.
AlGaN-based deep UV lasers. Eingeladener Vortrag. Nanophotonic Symposium. Berlin,
Deutschland, 2015.
•
J. Jeschke, M. Martens, S. Hagedorn, A. Knauer, A. Mogilatenko, H. Wenzel, U. Zeimer,
T. Wernicke, M. Kneissl, and M. Weyers. Influence of template properties and quantum
well thickness on stimulated emission from Al
0.7
GaN/Al
0.8
GaN quantum wells. Vortrag.
18th International Conference on MOVPE. San Diego, USA, 2016.
v
vi
Inhaltsverzeichnis
Einleitung & Motivation 1
1. Theoretische Grundlagen 3
1.1. AlGaN-Halbleiter................................ 3
1.1.1. Kristall- und Bandstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3
1.1.2. Polarisation............................... 5
1.2. Laser....................................... 7
1.2.1. Ladungsträgerdynamik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7
1.2.2. OptischeModen............................. 12
1.2.3. Laserbedingungen............................ 14
2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden 17
2.1. Probenpräparation ............................... 17
2.1.1. MOVPE-Reaktor............................ 17
2.1.2. AlN/Saphir-Templates . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
2.1.3. Prozessstabilität ............................ 22
2.1.4. Si-Dotierung............................... 25
2.1.5. Prozessierung von optisch pumpbaren Laserstrukturen . . . . . . . 26
2.2. Charakterisierungsmethoden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
2.2.1. Röntgendiffraktometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
2.2.2. Rasterelektronenmikroskopie und Kathodolumineszenz . . . . . . . 28
2.2.3. Sekundärionenmassenspektrometrie . . . . . . . . . . . . . . . . . 30
2.2.4. Photolumineszenz ........................... 31
2.2.5. Optisches Pumpen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33
3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten 37
3.1. Wachstumsraten, Gasphasenreaktionen und Reaktionseffizienz . . . . . . . 38
3.2. Der Siliziumhintergrund in undotiertem Al0.7Ga0.3N............. 44
3.3. Einfluss auf Photolumineszenzeigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . 51
3.4. Fazit....................................... 56
4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften 59
4.1. Ausgangslage .................................. 59
4.2. Einfluss des Substrat-Fehlschnitts . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 69
4.3. Variation der Quantenfilmanzahl und -dicke . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
4.4. Fazit....................................... 83
vii
5. Einfluss von Siliziumdotierung auf Quanteneffizienz und Laserschwelle 85
5.1. EinflussderDotierhöhe............................. 86
5.1.1. Quantenfilmdotierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
5.1.2. Barrierendotierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
5.1.3. Dotierung aller Schichten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90
5.2. Dotierung verschiedener Schichten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 93
5.3. Fazit....................................... 96
Zusammenfassung und Ausblick 99
A. Herleitungen, Proben und Parameter 103
A.1. Herleitungen und Erläuterungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 104
A.2.Probendaten ..................................112
A.2.1. AlGaN-Schichten für Wachstumsstudien . . . . . . . . . . . . . . . 112
A.2.2.Laserproben...............................114
A.3. Konstanten und Materialparameter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 117
B. Verzeichnisse 119
Abkürzungsverzeichnis................................120
Tabellenverzeichnis..................................123
Abbildungsverzeichnis ................................124
Literaturverzeichnis..................................128
Danksagung 153
viii
Einleitung & Motivation
Laser haben seit der ersten Demonstration im Jahr 1960 ihren Weg in vielfältige Anwen-
dungen gefunden und sind in fast allen Wellenlängenbereichen kommerziell verfügbar. Das
tiefe
UV
mit Wellenlängen
<280nm
gehört zu den wenigen Bereichen, für die Laserlicht-
quellen bisher nur sehr begrenzt zur Verfügung stehen. Gleichzeitig gibt es eine Vielzahl
potentieller Anwendungen, z.B. in der Medizin (Fluoreszenzmikroskopie, Atemgasanalyse),
in der Datenspeicherung (CD, DVD, Blu-Ray, ...), in der Materialanalyse und Gefahrstoffi-
dentifikation (Ramanspektroskopie) oder auch in der Wasser- und Oberflächendesinfektion.
Bei den vorhandenen UV-Strahlquellen handelt es sich in der Regel um Excimerlaser oder
frequenzvervielfachte Laser, die nativ wesentlich langwelliger emittieren. Sie alle zeichnen
sich durch einen komplexen Aufbau, hohe Anschaffungs- und Wartungskosten, geringe
Effizienz, fixe Wellenlängen oder eine beliebige Kombination dieser Eigenschaften aus.
Halbleiterlaser hingegen haben aufgrund der frei wählbaren Wellenlänge, der geringen
Stückkosten, langen Lebensdauern und der extrem hohen erreichbaren Effizienzen von bis
zu
70%
[
1
] im blauen bis infraroten Spektralbereich ihre Überlegenheit über viele andere
Lasersysteme gezeigt. Die Entwicklung blauer Laserdioden auf Basis von Galliumnitrid
(GaN) wurde erst Anfang der 1990er durch die Arbeiten von Nakamura, Amano und
Akasaki möglich, die erstmals erfolgreich die p-Leitfähigkeit mit Magnesium realisierten
[
2
–
5
]. Dies eröffnete auch die Möglichkeit zur Realisierung direkt ultraviolett emittieren-
der Laserdioden, da die Bandlücke von Aluminiumgalliumnitrid (
AlGaN
) den gesamten
UV-Bereich von
200–364nm
abdeckt. Unglücklicherweise ist die p-Dotierung trotz weitrei-
chender wissenschaftlicher Fortschritte immer noch eine Herausforderung. Sie wird mit
abnehmender Wellenlänge schwieriger, da die Aktivierungsenergie des Mg-Akzeptors mit
dem Aluminiumgehalt kontinuierlich von ca.
150meV
auf ca.
500meV
zunimmt, sodass
eine thermische Aktivierung der Löcher bei Raumtemperatur (
Etherm
=
26meV
) kaum
möglich ist.
Hinzu kommt für Wellenlängen unterhalb von ca.
330nm
der Mangel an passenden
Substraten. Ungefähr bis zu dieser Wellenlänge kann auf GaN-Substraten gewachsen
werden, für höhere Aluminiumgehalte wird der Unterschied in den Gitterkonstanten und
damit die Verspannung in den Heterostrukturen aber zu groß, sodass es zur Bildung von
Defekten und Rissen kommt. Für den UVC-Bereich wären AlN-Substrate gut geeignet,
deren Verfügbarkeit ist allerdings bisher stark limitiert und mit hohen Kosten verbunden, da
die Kristalle nicht wie z.B. Silizium aus der Schmelze gezogen werden können, sondern auf
wesentlich aufwendigere Wachstumsverfahren (z.B. Physical Vapor Transport) angewiesen
sind. Das Wachstum auf Fremdsubstraten wie Siliziumkarbid oder Saphir stellt eine häufig
genutzte Alternative dar, führt aber zu hohen Versetzungsdichten im Bereich von 10
9cm−2
oder mehr, die die Effizienz optoelektronischer Bauelemente reduzieren.
1
Einleitung & Motivation
Die kürzeste Emissionswellenlänge, die mit einer AlGaN-Laserdiode bei Raumtemperatur
bisher erreicht wurde, liegt bei
336nm
und wurde im Jahr 2008 von Yoshida et al.
demonstriert [
6
]. Seitdem sind zwar LEDs im gesamten Wellenlängenbereich bis
230nm
realisiert worden, die für Lasing notwendigen Stromdichten und Effizienzen wurden aber
nicht erreicht. Dies wirft die Frage auf, ob konventionelle Laserdioden auf AlGaN-Basis im
UVC-Bereich überhaupt realisierbar sind. In der Forschung werden vermehrt alternative
Ansätze untersucht, die vom Ersetzen klassischer Metallkontakte durch Graphen [
7
] über
die Lochinjektion mittels Tunneldioden [
8
] und die Frequenzverdopplung blauer Laser [
9
]
bis hin zur Ladungsträgerinjektion mittels Elektronenstrahlpumpen [10] reichen.
Lasing basiert auf stimulierter Emission monochromatischer Strahlung und findet bei
deutlich höheren Ladungsträgerdichten statt als der Betrieb einer LED oder auch viele
Analysemethoden wie zum Beispiel Photolumineszenzmessungen. Daraus folgt, dass die
Optimierung einer Laserstruktur anhand ihrer spontanen Emission häufig nicht zielführend
ist. Es ist deutlich einfacher, eine funktionierende Laserstruktur zu optimieren, als einen
Laser überhaupt zu realisieren. Dieser Angriffspunkt wird in der vorliegenden Arbeit
genutzt, denn unter optischer Anregung ist im UVC-Bereich bereits mehrfach Lasing von
AlGaN-Strukturen gezeigt worden [
11
–
13
]. Umfangreichere Analysen der Eigenschaften
dieser optisch gepumpten Laser wurden allerdings noch nicht veröffentlicht. Hier bietet
sich jedoch die Gelegenheit, die limitierenden physikalischen Effekte in diesen Lasern zu
identifizieren, sie zu verbessern und so die Laserschwellen zu senken, sodass eventuell auch
elektrisch gepumptes Lasing einfacher realisierbar wird.
Im Rahmen dieser Arbeit wird daher untersucht, wie sich verschiedene Parameter auf
die Eigenschaften von AlGaN-Lasern mit Emissionswellenlängen im Bereich von 240–
250nm
auswirken. Die Untersuchungen beschränken sich auf Kantenemitter-Laser mit
Quantenfilmen als aktiver Zone, da diese vergleichsweise einfach zu realisieren sind.
In den ersten beiden Kapiteln wird zunächst eine kurze Einführung in die theoretischen
Grundlagen sowie die experimentellen Methoden zur Herstellung und Charakterisierung
der Proben gegeben. Kapitel 3 untersucht den Einfluss von Temperatur, Druck und
V/III-Verhältnis während des MOVPE-Wachstums von AlGaN-Schichten auf den Wachs-
tumsprozess selbst, die Fremdatomkonzentrationen und die Photolumineszenzeigenschaften
der Schichten. Ziel ist es, das Verständnis davon, inwiefern die Wachstumsbedingungen
die Materialeigenschaften beeinflussen, zu erhöhen. Es wird gezeigt, dass Silizium, dessen
unbeabsichtigter Einbau in den Kristall stark von den Wachstumsbedingungen abhängt,
die Lumineszenzintensität der Schichten beeinflusst. In Kapitel 4 werden undotierte Laser-
strukturen untersucht. Unter Zuhilfenahme verschiedenster Charakterisierungsmethoden
wird der Einfluss der AlN/Saphir-Templates und des Heterostrukturdesigns auf die Laser-
eigenschaften analysiert. Kapitel 5 schließlich greift das Thema der Siliziumdotierung aus
Kapitel 3 wieder auf und vereint es mit den Laserergebnissen aus dem vorherigen Kapitel.
Durch Dotierung verschiedener Schichten in der Laserstruktur mit unterschiedlich hohen
Siliziumkonzentrationen ist hier eine detaillierte Analyse des Siliziumeinflusses möglich
und die für die optischen Eigenschaften und die Laserschwelle relevanten physikalischen
Effekte können identifiziert werden.
Am Ende der Arbeit steht eine Zusammenfassung, in der auch die Übertragbarkeit der
Ergebnisse auf andere Halbleiterbauelemente diskutiert wird.
2
Kapitel 1.
Theoretische Grundlagen
Im folgenden Kapitel wird auf grundlegende physikalischen Eigenschaften von Aluminium-
galliumnitrid (
AlGaN
) und Halbleiterlasern eingegangen. Da zu diesen Themen bereits
unzählige Bücher existieren, sollen nur die für diese Arbeit relevantesten Eigenschaften
und Effekte wiedergegeben werden. Für das AlGaN-Materialsystem zählen dazu die für
das epitaktische Wachstum und das Heterostrukturdesign entscheidende Kristall- und
Bandstruktur inklusive der elektrischen Polarisationsfelder, welche einen signifikanten
Einfluss auf die Ladungsträgerrekombination in Quantenfilmen hat. Für Laser sind die
Ladungsträgergenerations- und -rekombinationsprozesse, die Ausbildung optischer Moden
im Resonator und die sich aus dem Zusammenspiel dieser Effekte ergebenden Bedingungen
für Lasing von besonderem Interesse.
1.1. AlGaN-Halbleiter
1.1.1. Kristall- und Bandstruktur
Die thermodynamisch stabile Kristallstruktur von AlGaN ist die Wurtzitstruktur. Unter
entsprechenden Bedingungen ist auch Wachstum in Zinkblendestruktur möglich [
14
–
17
],
während Kristallisation in der Steinsalzstruktur nur bei sehr hohen Drücke
>500GPa
stattfindet [
18
]. Alle weiteren Beschreibungen beziehen sich daher auf die Wurtzitstruktur,
die in Abbildung 1.1(a) dargestellt ist. Sie besteht aus zwei hexagonalen Gittern, die
gegeneinander verschoben sind. Dabei sitzt ebenso jedes Gruppe-III-Atom im Zentrum
einer Tetraederbindung mit vier Stickstoffatomen wie jedes Stickstoffatom mit vier Gruppe-
III-Atomen verbunden ist.
Die Gitterkonstanten a und c sowie die Bandlücken E
g
für AlN und GaN sind in Tabelle
1.1 aufgeführt. Für unverspannte Mischkristalle Al
x
Ga
(1-x)
N mit dem Al-Gehalt x und dem
Ga-Gehalt (1-x) können die Gitterkonstanten über die Vegard’sche Formel interpoliert
werden [19]:
a(AlxGa(1-x)N) =x×a(AlN) + (1 −x)×a(GaN)(1.1)
c(AlxGa(1-x)N) =x×c(AlN) + (1 −x)×c(GaN)(1.2)
Diese Formeln gelten allerdings nur bei Mittelung über viele Einheitszellen, da die Abstände
der einzelnen atomaren Bindungen sich mit der Zusammensetzung nur wenig ändern [
20
].
Die Bandlücke von ternärem Al
x
Ga
(1-x)
N kann ebenso über Interpolation berechnet werden.
3
Kapitel 1. Theoretische Grundlagen
a
c
Al/Ga
N
3.10 3.12 3.14 3.16 3.18 3.20
3
4
5
6
Eg (eV)
Gitterkonstante a (Å)
GaN
AlN
400
350
300
250
200
Wellenlänge (nm)
1.0 0.8 0.6 0.4 0.2 0.0
Al-Gehalt x
(a) (b)
Abbildung 1.1.: (a)
Schematische Darstellung der Einheitszelle von AlGaN in der Wurtzitstruktur. Durch-
gezogene Linien repräsentieren chemische Bindungen, gestrichelte Linien dienen zur Veranschaulichung der
hexagonalen Einheitszelle.
(b)
Bandlücke E
g
von Al
x
Ga
(1-x)
N aufgetragen über der a-Gitterkonstante. Die
rechte y-Achse zeigt entsprechende Wellenlänge und die obere x-Achse den Aluminiumgehalt x.
Experimentell zeigt sich allerdings ein nichtlinearer Zusammenhang, sodass ein zusätzlicher
Bowingparamter b= 0.7 [21] eingeführt werden muss (Abb. 1.1(b)):
Eg(AlxGa(1-x)N) =x×Eg(AlN) + (1 −x)×Eg(GaN) −x×(1 −x)×b(1.3)
Tabelle 1.1.: Gitterkonstanten aund csowie Bandlücken Egvon AlN und GaN (aus [22]).
Material a(Å) c(Å) Eg(eV) Eg(nm)
AlN 3.112 4.982 6.00 207
GaN 3.189 5.186 3.43 362
Die Bandlücke wird durch den Abstand des Leitungsband (
LB
) vom obersten Valenzband
(
VB
) am
Γ
-Punkt definiert. Das Leitungsband wird dabei aus s-Orbitalen gebildet, während
das Valenzband von p
x
-, p
y
- und p
z
-Orbitalen gebildet wird [
23
]. Aus dieser Überlagerung
ergibt sich eine dreifache Entartung, die in der Wurtzitstruktur durch das Kristallfeld und
durch die Spin-Bahn-Kopplung aufgehoben wird, sodass sich das Valenzband in Leichtloch-
(light hole, lh), Schwerloch- (heavy hole, hh) und Split-Off-Band (so) aufspaltet. Die
Benennung von
lh
- und
hh
-Band erfolgt nach den effektiven Massen der Löcher, die über
die 2. Ableitung der Energie-Impuls-Beziehung definiert werden:
E=~p
2meff
=~2~
k2
2m∗
ij
(1.4)
m∗
ij =~2 ∂2E
∂ki∂kj!−1
(1.5)
4
1.1. AlGaN-Halbleiter
hh
lh
so hh
lh
so
(a) (b) (c) (d)
Persson, da Silva, Ahuja, and
Johansson, Effective electronic
masses in wurtzite and zinc-blende
GaN and AlN, JCG231, 397, 1995
Abbildung 1.2.: (a), (b)
Bandstruktur von GaN und AlN in der Nähe des
Γ
-Punkts,
(c), (d)
vergrößerter
Ausschnitt, der die unterschiedliche Aufspaltung von
lh
,
hh
- und
so
-Valenzband in GaN und AlN zeigt.
Abbildungen aus [24] mit Genehmigung von Elsevier.
Wie in Abb. 1.2 zu sehen ist die Krümmung des
hh
-Bands am
Γ
-Punkt kleiner als
die des
lh
-Bands, d.h. die effektive Masse im
hh
-Band ist größer. Während bei GaN
das
hh
-Band oben liegt, ist es bei AlN das
so
-Band. Dieses ist mit einem p
z
-Orbital
assoziiert, d.h. bei strahlenden Übergängen unter Beteiligung dieses Bandes schwingt das
Dipolmoment entlang der c-Achse des Kristalls und die elektromagnetische Welle breitet
sich demzufolge senkrecht dazu aus. Das Licht ist transversal magnetisch (
TM
) polarisiert
und es erfolgt keine Abstrahlung in c-Richtung. Während dies für Kantenemitter-Laser
kein fundamentales Problem ist, ergeben sich bei Licht emittierenden Dioden (
LED
s),
aber auch bei Photolumineszenz (
PL
)-Messungen Schwierigkeiten, wenn die Emission aus
der Probenoberfläche detektiert werden soll. Der Aluminiumgehalt, bei dem das
so
-Band
die oberste Position einnimmt, hängt stark von der Verspannung der Schicht ab. In auf
AlN gewachsenen, kompressiv verspannten AlGaN-Quantenfilmen (Quantum Wells,
QW
s)
ergibt sich typischerweise für Emissionswellenlängen unterhalb von 240–
250nm
dominante
TM
-Polarisation [
25
], während dies bei unverspanntem AlGaN bereits unterhalb von ca.
300nm der Fall ist [26, 27].
1.1.2. Polarisation
In einem idealen Wurtzitkristall sind die Bindungslängen aller Tetraederbindungen iden-
tisch. Aufgrund der großen Unterschiede in der Größe der Gruppe-III-Atome (Al, Ga) und
des Stickstoffs ist dies in AlGaN jedoch nicht der Fall und das Gitterkonstanten-Verhältnis
c/a
ist deutlich niedriger als der Idealwert
q8/3≈
1.633, wobei der Unterschied mit zuneh-
mendem Al-Gehalt zunimmt (
c/a
(
GaN
) = 1.626,
c/a
(
AlN
) = 1.601) [
28
]. Verbunden damit
ist der interne Zellparameter
u
(Quotient aus Anion-Kation-Abstand und c-Gitterkonstante)
größer als der Idealwert von 3
/
8[
28
]. Hinzu kommt, dass die unterschiedlichen Elektro-
negativitäten von (Al, Ga) und N zu einer Verschiebung der Bindungselektronen zum
Stickstoff führen. Diese Effekte haben die Ausbildung eines Dipolmoments zur Folge,
welches als spontane Polarisation
PSP
bezeichnet wird.
PSP
ist in AlGaN im gesamten
Kompositionsbereich negativ und nimmt mit zunehmendem Aluminiumgehalt zu [29].
Wird das Kristallgitter durch äußere Einflüsse, wie z.B. Verspannung in Heterostrukturen,
weiter verzerrt, entsteht ein zusätzliches Dipolmoment, die piezoelektrische Polarisation
5
Kapitel 1. Theoretische Grundlagen
PPZ
. Im für diese Arbeit relevanten Fall von kompressiv auf metallpolarem AlN gewachsenen
AlGaN ist
PPZ
positiv und damit
PSP
entgegen gerichtet [
30
]. Die Gesamtpolarisation
Ptot
=
PSP
+
PPZ
wird also durch die kompressive Verspannung reduziert. Maßgebliche
theoretische Arbeiten zur Polarisation in Nitriden wurden von Bernardini und Fiorentini
geleistet [
29
,
31
–
35
]. Neuere Arbeiten deuten jedoch darauf, dass die berechneten Werte
zumindest die spontane Polarisation überschätzen [
36
–
40
]. Mögliche Ursachen hierfür
sind Grenzflächenzustände und höhere Ordnungen des piezoelektrischen Effekts, die ein
entgegengesetztes Vorzeichen aufweisen können.
Die Differenz in der Polarisation zweier Schichten
i
,
j
führt zur Ausbildung einer Grenzflä-
chenladung
σi→j=−∆Ptot =−(Ptot,i −Ptot,j), (1.6)
die z.B. an der Grenzfläche von unverspanntem AlN zu verspanntem AlGaN negativ ist. Die
durch die Grenzflächenladungen erzeugten elektrischen Felder weisen Feldstärken im Bereich
von einigen
MV/cm
auf und verursachen daher starke Bandverbiegungen. In Quantenfilmen
führt dies zum Quantum Confined Stark Effect (
QCSE
). Die Verkippung der Bänder
trennt die Elektronen- und Lochwellenfunktion und verringert gleichzeitig den Abstand
der gebundenen Zustände, sodass es zu einer Rotverschiebung der Emissionswellenlänge
kommt (Abb. 1.3)1.
0 5 10 15 20
-5.4
-5.2
-5.0
0.0
0.2
0.4
0.6
0 5 10 15 20 25
Energie (eV)
Tiefe (nm) Tiefe (nm)
4.99 eV
5.15 eV
01000 2000 3000
241.0
241.5
242.0
242.5
Peakwellenlänge (nm)
Anregungsleistungsdichte (kW/cm²)
λexc=193 nm,
5 ns, 500 Hz,
Pthr=1.8 MW/cm²
(a) (b)
mit QCSE ohne QCSE
Abbildung 1.3.: (a)
Bandstruktur sowie Elektronen- und Lochwellenfunktion in einem GaN/AlGaN-Quantenfilm
einmal mit und einmal ohne QCSE,
(b)
Experimentell bestimmte Abhängigkeit der Wellenlänge eines AlGaN-
Lasers von der Pumpleistung unter optischer Anregung. Die Laserschwelle Pthr liegt bei 1800 kW/cm2.
Der verringerte Überlapp der Wellenfunktionen reduziert die Wahrscheinlichkeit für strah-
lende Rekombination. Der Effekt nimmt mit der Quantenfilmdicke zu [
41
], sodass ins-
besondere für
LED
s dünne Quantenfilme vorteilhaft sind [
42
,
43
]. In die Heterostruktur
1QCSE
bezeichnet im engeren Sinne nur die Rotverschiebung der Emissionswellenlänge. In dieser
Arbeit wird der Begriff weiter gefasst und auch für die Beeinflussung der Bandkanten durch die
Polarisationsfelder verwendet.
6
1.2. Laser
injizierte Ladungsträger schirmen die internen Felder allerdings ab, sodass der Einfluss
des
QCSE
auf Laser geringer ausfällt, da diese bei wesentlich höheren Anregungsleis-
tungsdichten betrieben werden [
44
,
45
]. Dies ist wie in Abb. 1.3(b) dargestellt auch an
einer deutlichen Verschiebung der Emission mit zunehmender Pumpleistung hin zu kür-
zeren Wellenlängen erkennbar [
46
]. Die Wellenlängenverschiebung wird allerdings bei
hohen Ladungsträgerdichten eventuell durch Band Filling (Burstein-Moss-Effekt) verstärkt
[
47
–
49
], während Bandlückenrenormalisation durch die Wechselwirkung von Elektronen
untereinander und mit Punktdefektionen zu einer kompensierenden Rotverschiebung führt
[
49
,
50
]. Für die Rotverschiebung ab
2MW/cm2
ist hauptsächlich Erwärmung verant-
wortlich, da die Ladungsträgerdichte in der aktiven Zone und damit auch der Einfluss
ladungsträgerdichteabhängiger Effekte oberhalb der Schwelle konstant sind.
1.2. Laser
Laser (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation) erzeugen monochro-
matisches, kohärentes, gerichtetes Licht. Sie bestehen aus einem Resonator, in dem sich
stehende Wellen des elektromagnetischen Feldes, sogenannte Moden ausbilden. Im Resona-
tor befindet sich das Gewinnmedium, in dem die Photonen durch stimulierte Emission
erzeugt werden.
Halbleiterlaser lassen sich auf vielfältige Weise realisieren. Dabei kann z.B. nach dem aktiven
Medium (Quantenfilmlaser, Quantenpunktlaser, Quantenkaskadenlaser, etc.) oder nach der
Bauform (Kantenemitter, Vertical Cavity Surface Emitting Laser (VCSEL), Scheibenlaser,
etc.) unterschieden werden. Alle weiteren Erläuterungen beziehen sich auf die in dieser
Arbeit relevanten Kantenemitter mit Quantenfilmen als aktivem Medium. Im Folgenden
wird zunächst die Ladungsträgerdynamik als Grundlage für die Photonenemission erläutert,
bevor anschließend näher auf die Eigenschaften des optischen Resonators eingegangen
wird.
1.2.1. Ladungsträgerdynamik
In Halbleitern findet kontinuierlich die Generation und Rekombination von Ladungsträ-
gern statt. Im stationären Fall, d.h. im thermodynamischen Gleichgewicht ohne äußere
Störung ebenso wie unter kontinuierlicher Anregung beispielsweise mit Laserlicht, ist die
Generationsrate Gstets genauso groß wie ihre Rekombinationsrate R:
G−R= 0 (1.7)
Bei gepulster Anregung führt die erhöhte Ladungsträgerdichte zeitweilig zu einer verstärk-
ten Rekombinationsrate, die anschließend kontinuierlich auf den Gleichgewichtswert zurück
geht.
Generation
Die Generation der Ladungsträger kann durch Strominjektion (Diodenla-
ser), durch optische Anregung [
51
–
53
] oder auch durch einen Elektronenstrahl erfolgen
[
10
,
54
,
55
]. Im Rahmen dieser Arbeit wurde die optische Anregung gewählt (Abb. 1.4(a)).
7
Kapitel 1. Theoretische Grundlagen
Damit Elektron-Loch-Paare erzeugt werden können, muss die Photonenenergie der Anre-
gungsquelle mindestens so groß wie die Bandlücke des Halbleiters sein. Ist dies der Fall, so
nimmt die Anregungsintensität
I0
beim Durchlaufen des Halbleitermaterials exponentiell
ab [56, 57] und die in einer Schicht der Dicke dabsorbierte Intensität Iabs kann über
Iabs =I01−e−αd(1.8)
berechnet werden. Der Absorptionskoeffizient
α
hängt dabei unter anderem vom Übergangs-
matrixelement der beteiligten Zustände sowie den Zustandsdichten (Density of States,
DOS) und Besetzungswahrscheinlichkeiten ab. Da ein Quantenfilmlaser aus mehreren
Halbleiterschichten mit unterschiedlicher Zusammensetzung und damit unterschiedlicher
Bandlücke besteht, werden abhängig von der Anregungswellenlänge Ladungsträger ent-
weder nur in den Quantenfilmen oder auch in den umliegenden Wellenleiter- und ggf.
den Mantelschichten generiert. Die
QW
s weisen die niederenergetischsten Elektronen-
und Lochniveaus aller Schichten auf, sodass sich die Ladungsträger in ihnen sammeln.
Da bei der optischen Anregung im Gegensatz zur Strominjektion kein elektrisches Feld
die Drift der Ladungsträger in die
QW
s verursacht, steigt die Wahrscheinlichkeit, dass
Ladungsträger rekombinieren, bevor sie durch statistische Diffusion die Quantenfilme
erreichen. Der Effekt ist aufgrund der exponentiellen Abnahme der Generationsrate mit
der Eindringtiefe besonders groß, wenn das Pumplicht bereits in einer dicken oberen
Mantelschicht absorbiert wird. Der Einfluss dieses Effekts lässt sich reduzieren, indem
die Ladungsträgergeneration möglichst nah bei den Quantenfilmen erfolgt, z.B. indem
die Anregungswellenlänge so gewählt wird, dass nur in den
QW
s und den Wellenleitern
Elektron-Loch-Paare erzeugt werden. Abgesehen von praktischen Erwägungen (es muss
eine Anregungsquelle mit passender Wellenlänge vorhanden sein), reduziert dies jedoch die
Effektivität des Pumpprozesses und damit die Gesamtmenge der erzeugten Ladungsträger,
da aufgrund der geringen Dicke der Wellenleiterschichten nur ein Teil des Pumplichts
absorbiert wird. Ein alternativer Ansatz ist die Wahl einer dünnen oberen Mantelschicht,
sodass auch bei Absorption des Pumplasers in allen Schichten möglichst viele Ladungsträ-
ger im Bereich der Diffusionslänge um die Quantenfilme generiert werden. Nachteilig bei
Anregung der gesamten Heterostruktur ist der größere Wärmeeintrag, da die Differenz
zwischen der Photonenenergie der Pumpquelle und der Bandlücke der
QW
s in Wärme
umgewandelt wird, wenn die Ladungsträger an die Bandkanten bzw. in die Quantenfilme
relaxieren [58, S. 281].
Strahlende Rekombination
Die strahlende Rekombination bezeichnet hier die Rekom-
bination von Leitungsband-Elektron und Valenzband-Loch unter Emission eines Photons.
Es muss zwischen der spontanen und der stimulierten Emission unterschieden werden. Die
stimulierte Emission wird durch ein bereits vorhandenes Photon ausgelöst, wobei das emit-
tierte Photon identische Eigenschaften (Wellenlänge, Polarisation, Ausbreitungsrichtung)
hat (Abb. 1.4(c)). Die Rate der stimulierten Emission
Rstim
für einen Übergang von einem
Niveau E2im Leitungsband zu einem Niveau E1im Valenzband unter Aussendung eines
Photons mit der Energie E21 =hν hängt über
Rstim(E21) = B21 ×nph(hν)×DLB(E2−ELB)×DVB(EVB −E1)×(f2−f1)(1.9)
8
1.2. Laser
vom Einsteinkoeffizienten der stimulierten Emission
B21
, der Photonendichte
nph
sowie
den Zustandsdichten
DLB
,
DVB
und Besetzungswahrscheinlichkeiten
f1
,
f2
der Niveaus im
VB
und
LB
ab [
59
, S. 50].
EVB
und
ELB
sind die Valenz- und Leitungsbandkantenenergien.
Der Einsteinkoeffizient wiederum beinhaltet das optische Übergangsmatrixelement. Die
Formel für die Rate der spontanen Emission (Abb. 1.4(b)) hängt vom Einsteinkoeffizienten
der spontanen Emission A21 ab und ist unabhängig von der Photonendichte nph:
Rsp(E21) = A21 ×DLB(E2−ELB)×f2×DVB(EVB −E1)×(1 −f1)(1.10)
Im realen Halbleiter sind die Zustände kontinuierlich verteilt, sodass über alle Übergänge,
die
hν
bzw.
E21
entsprechen, integriert werden muss [
60
, S. 197]. Unter Annahme parabo-
lischer Bänder und bei Verwendung der Boltzmann-Näherung für die Verteilungsfunktion
im nicht entarteten Halbleiter führt dies für die stimulierte Emission zu
Rstim =npB21nph (1.11)
und für die spontane Emission zu
Rsp =npA21 (1.12)
Quantenfilme sind für die strahlende Rekombination in dreifacher Hinsicht vorteilhaft.
Erstens sammeln Elektronen und Löcher sich in einem kleinen Bereich, sodass in diesem
die Ladungsträgerdichte und damit die Besetzungswahrscheinlichkeit der Niveaus ansteigt,
wodurch sich die Wahrscheinlichkeit für strahlende Rekombination erhöht. Zweitens verän-
dert die eindimensionale Diskretisierung der Energieniveaus die
DOS
in den Quantenfilmen
zu einer Rechteckfunktion, sodass bereits bei der minimalen Übergangsenergie eine hö-
here Zustandsdichte verfügbar ist [
61
]. Drittens erhöht die räumliche Konzentration der
Ladungsträger den Überlapp ihrer Wellenfunktionen Ψ
e
(
x
),Ψ
h
(
x
)und damit auch die
strahlende Rekombinationsrate, da die Einsteinkoeffizienten im Quantenfilm
BQW
,
AQW
über den Wellenfunktionsüberlapp
FLV
=
R∞
0
Ψ
∗
h
(
x
)Ψ
e
(
x
)
dx
mit den Einsteinkoeffizienten
im Volumenhalbleiter Bbulk,Abulk verknüpft sind [62–64]:
BQW =|FLV|2Bbulk (1.13)
AQW =|FLV|2Abulk (1.14)
Dieser Vorteil wiederum wird durch den
QCSE
verringert, da die Verkippung der Bänder
zu einer räumlichen Trennung der Wellenfunktionen führt.
Nichtstrahlende Defektrekombination
Defekte (Fremdatome, Versetzungen) – auch
Traps genannt – bilden lokalisierte Energiezustände nahe der Mitte der Bandlücke aus.
Werden ein Elektron aus dem Leitungsband und ein Loch aus dem Valenzband in demselben
Defektzustand eingefangen, so können diese anschließend nichtstrahlend rekombinieren
(Abb. 1.4(d)). Die Rekombinationsrate lässt sich nach der Shockley-Read-Hall (
SRH
)-
Theorie [65, 66] berechnen über:
RSRH =np −n2
i
τnp+NVB expnEVB−ET
kBTo+τpn+NLB expnET−ELB
kBTo (1.15)
9
Kapitel 1. Theoretische Grundlagen
LB
VB
Eg
hν hν hν hν
hν
(a) (b) (c) (d)
EA
(e) (f)
E
k
hh
lh
Abbildung 1.4.: (a)
Generation eines Elektron-Loch-Paars durch Absorption eines Photons,
(b)
Rekombination
unter spontaner Emission,
(c)
Rekombination unter stimulierter Emission,
(d)
Elektroneneinfang durch einen
Defektzustand in der Mitte der Bandlücke unter Multiphononenemission, gestrichelt sind die Vibrationsniveaus
dargestellt,
(e)
Augerrekombination unter Anhebung eines Elektrons im
lh
-
VB
,
(f)
Augerrekombination unter
Anhebung eines Elektrons im
LB
. Gefüllte Kreise stellen besetzte Zustände/Elektronen dar, leere Kreise leere
Zustände/Löcher.
Dabei sind
n,pKonzentrationen von Elektronen und Löchern,
niintrinsische Ladungsträgerkonzentration,
τn,τpSRH-Lebensdauern,
NVB,NLB Zustandsdichten in VB und LB,
EVB,ELB Valenz- und Leitungsbandenergien,
ETDefektenergieniveau und
kBBoltzmann-Konstante,
TTemperatur.
Davon ausgehend, dass Elektronen und Löcher in gleichem Maße generiert werden, also
n≈p
, steht in Formel 1.15 die Ladungsträgerdichte im Zähler im Quadrat (
np
), im Nenner
aber nur in der Summe. Die SRH-Rekombinationsrate ist also annähernd proportional zur
Ladungsträgerkonzentration. Daraus folgt, dass die SRH-Rekombination mit steigender
Anregungsleistung gegenüber der strahlenden Rekombination an Bedeutung verliert, da
letztere quadratisch von der Ladungsträgerdichte abhängt (Formeln 1.11, 1.12).
Der Einfang von Elektron und Loch in den Defektzustand kann entweder durch Auger-
Rekombination, durch Emission eines Photons oder über Multiphononenprozesse statt-
finden. Störstellen-Augerrekombination ist proportional zur dritten Potenz der Ladungs-
trägerkonzentration und daher in der Regel vernachlässigbar. Der strahlende Einfang
ist sowohl in GaN („gelbe Lumineszenz“) als auch in AlGaN bekannt [
67
,
68
]. Auch
wenn die eigentliche Rekombination nichtstrahlend erfolgt, ist dieser Prozess aufgrund der
Photonenemission einfach optisch detektierbar.
10
1.2. Laser
Der nichtstrahlende Einfang findet am wahrscheinlichsten über Multiphononenprozesse
statt. Die SRH-Lebensdauern der Elektronen (
i
=
n
) und Löcher (
i
=
p
) können in diesem
Falle ausgedrückt werden über
τi= (σT,ivth,iNT)−1(1.16)
mit den Einfangquerschnitten
σT,i
, der Defektkonzentration
NT
und den über die effektiven
Massen m∗
iund die Elektronenruhemasse m0definierten thermischen Geschwindigkeiten
vth,i=q3kBT/(m∗
im0)(1.17)
Gitterschwingungen führen zu einer Oszillation der Defektlevelenergie ebenso wie der
Bandkanten um die jeweiligen Gleichgewichtspositionen. Ist die Oszillation stark genug,
kann ein Ladungsträger von der Bandkante in einen angeregten Zustand des Defektlevels
übergehen und anschließend unter Emission von Phononen in den Grundzustand relaxieren
[
69
–
71
]. Die Abhängigkeit des Prozesses vom Vorhandensein von Gitterschwingungen lässt
sich über eine charakteristische Aktivierungsenergie
EA,i
des Einfangquerschnitts
σT,i
für
Elektronen und Löcher ausdrücken:
σT,i∝exp−EA,i
kBT(1.18)
Dies führt dazu, dass die nichtstrahlende Rekombination über Multiphononenprozesse mit
abnehmender Temperatur stark zurückgeht und für ausreichend niedrige Temperaturen
für die Ladungsträgerdynamik vernachlässigbar ist.
Auger-Rekombination
Auger-Rekombination ist ebenfalls ein nichtstrahlender Rekom-
binationsmechanismus. Die frei werdende Energie (und der frei werdende Impuls) bei
der Rekombination von Leitungsbandelektron und Valenzbandloch wird dabei an ein
anderes Loch (
Rnpp
) oder Elektron (
Rnpn
) abgegeben (Abb. 1.4(e),(f)). Der angeregte
Ladungsträger hat entweder genug Energie, um den Halbleiter zu verlassen oder er re-
laxiert unter Emission von Phononen wieder an die Bandkante. Da sowohl Energie- als
auch Impulserhaltung gegeben sein müssen, hängt die Wahrscheinlichkeit eines Augerpro-
zesses von der Bandstruktur des Halbleiters ab. Die Augerkoeffizienten
CA
n,p
sind daher
Materialkonstanten und für die Rekombinationsrate gilt
Rnpp =CA
pnp2(1.19)
Rnpn =CA
nn2p(1.20)
Dass es sich um einen Dreiteilchenprozess handelt, reduziert die Wahrscheinlichkeit für Au-
gerrekombination deutlich, sodass diese erst bei sehr hohen Ladungsträgerkonzentrationen
relevant wird und häufig vernachlässigt werden kann. Konsistente Augerkoeffizienten für
die III-Nitride sind noch nicht verfügbar. Experimentell ermittelte und berechnete Werte
liegen für InGaN im Bereich von 10
−29 cm6s−1
bis 10
−31 cm6s−1
[
72
]. Für AlGaN finden
sich ähnliche Angaben [73, 74].
11
Kapitel 1. Theoretische Grundlagen
1.2.2. Optische Moden
Die Heterostrukturen der in dieser Arbeit untersuchten Laser bestehen aus Mantelschichten,
Wellenleiterschichten und den Quantenfilmen mit trennenden Quantenbarrieren (Quantum
Barriers,
QB
s). Abbildung 1.5 zeigt eine typische AlGaN-Laserstruktur sowie das zugehörige
Brechungsindexprofil und die Intensitätsverteilung der vertikalen Grundmode.
-150
-100
-50
0
50
100
150
2.4 2.5 2.6 2.7
Position x (nm)
Brechungsindex
0 2 4 6 8 10 12
Intensität (b.E.)
AlN Mantelschicht
AlN Mantelschicht
AlN Substrat
Al0.8Ga0.2N Wellenleiter
Al0.8Ga0.2N Wellenleiter
Al0.7Ga0.3N Quantenfilme
(a) (b)
Abbildung 1.5.: (a)
Exemplarische Heterostruktur eines AlGaN-Kantenemitter-Lasers mit typischen Material-
zusammensetzungen (b) Brechungsindexprofil und Intensitätsverteilung der vertikalen Grundmode
Vertikale Moden
In vertikaler Richtung, d.h. senkrecht zu den Heterogrenzflächen, haben
die Wellenleiterschichten einen höheren Brechungsindex als die Mantelschichten, sodass es
im strahlenoptischen Bild zu Totalreflexion des in den Quantenfilmen erzeugten Lichts
kommt, wenn dieses unter einem ausreichend flachen Winkel auf die Grenzfläche trifft.
Im korrekteren wellenoptischen Bild kommt es Ausbildung von Moden im Wellenleiter,
stabilen Intensitätsverteilungen, die in den Mantelschichten exponentiell abklingen und
über die Helmholtzgleichung berechnet werden können. Ob neben der in Abb. 1.5(b)
dargestellten Grundmode auch höhere Moden mit mehreren Intensitätsmaxima möglich
sind, hängt von der Gesamtdicke des Wellenleiters und der Brechungsindexdifferenz ab.
Die minimale Wellenleiterdicke
dm
, damit sich eine Mode der Ordnung
m
ausbreiten kann,
ist näherungsweise gegeben durch
dm=mλ
2qn2
WL −n2
MS
(1.21)
mit der Wellenlänge
λ
und den Brechungsindizes
nWL
bzw.
nMS
von Wellenleiter und
Mantelschicht [
75
, S.134]. Der Zusammenhang ist in Abbildung 1.6 verdeutlicht. Die
Abbildung zeigt auch, dass sich in der Struktur aus Abb. 1.5 nur die vertikale Grundmode
12
1.2. Laser
0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5
0.01
0.1
1
nR
d/
Mode 3
Mode 2
Mode 1
Mode 0
AlGaN Wellenleiter
AlN Mantelschicht
λ=240 nm
Abbildung 1.6.:
Für die Ausbreitung vertikaler Moden der Wellenlänge
λ
in einem AlGaN/AlN-Wellenleiter
der Dicke
d
notwendiger Brechungsindexsprung
∆nR
=
nWL −nMS
in Abhängigkeit vom Verhältnis
d/λ
. Das
Rechteck entspricht den Werten der Struktur aus Abb. 1.5.
ausbreiten kann. Aufgrund der geringen Wellenleiterdicken ist dies für alle in dieser Arbeit
untersuchten Laserstrukturen der Fall.
Longitudinale Moden
Der Resonator wird bei Kantenemittern in der Regel durch
Brechen des Wafers entlang zweier gleichartiger Kristallebenen geformt, wobei die kristalline
Fernordnung eine nahezu perfekte Parallelität garantiert. In longitudinaler Richtung laufen
die Photonen zwischen diesen Facetten mit der Reflektivität
R
hin und her, wobei sie an
jeder Facette mit der Wahrscheinlichkeit (1
−R
)den Resonator verlassen können. Für
stabile longitudinalen Moden muss die Resonatorlänge
L
einem ganzzahligen Vielfachen
q
der halben Wellenlänge im Medium entsprechen:
L=qλ
2nR
(1.22)
wobei
nR
in diesem Fall der effektive mittlere Brechungsindex ist, den das Licht in
der Heterostruktur erfährt. Aus der Formel kann der Abstand ∆
λ
zweier benachbarter
longitudinaler Moden berechnet werden:
∆λ=λ2
2nRL(1.23)
Für eine typische Resonatorlänge von
1000µm
und eine Laserwellenlänge von
240nm
beträgt der longitudinale Modenabstand demzufolge ca. 0.012nm.
Laterale Moden
In lateraler Richtung, d.h. senkrecht zum Resonator, aber parallel zu
den Heteroschichten kann Modenführung zum einem durch Änderung des Brechungsindex
erreicht werden, z.B. indem neben dem Resonator Material weggeätzt wird, sodass ein
Rippenwellenleiter entsteht. In diesem Fall wird die Struktur als indexgeführt beschrieben.
13
Kapitel 1. Theoretische Grundlagen
Alternativ kann der Imaginärteil des komplexen Brechungsindex, der Absorption und
Verstärkung beschreibt, variiert werden. Wird in lateraler Richtung nur ein bestimmter
Bereich durch Ladungsträgerinjektion zur Emission von Photonen angeregt, so kann sich
eine stabile Mode nur innerhalb dieses Bereichs ausbilden, da sie außerhalb davon in den
Quantenfilmen absorbiert würde. Man spricht in diesem Fall von Gewinnführung (vgl. z.B.
[
76
]). Durch die größere Ausdehnung als in vertikaler Richtung werden dabei häufig mehrere
Moden angeregt [
77
]. Außerdem kommt es durch inhomogene Ladungsträgerverteilungen
zur Bildung von Filamenten [78–80].
1.2.3. Laserbedingungen
Die in den Quantenfilmen strahlend rekombinierenden Elektronen und Löcher erzeugen
Photonen, die in die Moden des Resonators abgestrahlt werden. Die Photonendichte im
Resonator wird durch Auskopplung an den Facetten und durch interne Verluste reduziert.
Wichtige interne Verlustmechanismen sind
•Streuung, z.B. an Defekten oder Heterogrenzflächen,
•Interbandabsorption in ungepumpten Bereichen der Quantenfilme,
•
Bandkantennahe Absorption im Bereich des „Urbach tails“ unterhalb der Bandkante
der Wellenleiterschichten (α∝exph~ω−Eg
Etail i) [81–83],
•
Absorption durch freie oder an Störstellen gebundene Ladungsträger in Verbin-
dung mit Elektron-Phonon-Streuung, Streuung an geladenen Defekten, Streuung an
Inhomogenitäten des Kristallpotentials [84, 85].
Die verschiedenen Moden erfahren unterschiedlich starke Verluste, beispielsweise durch
einen unterschiedliche großen Überlapp mit ungepumpten Bereichen der Quantenfilme.
Photonen in den Moden mit den geringsten Verlusten haben eine höhere Lebensdauer
im Resonator und damit eine höhere Wahrscheinlichkeit, die stimulierte Emission neuer
Photonen in dieselbe Mode anzuregen. Damit die Photonendichte tatsächlich ansteigt, d.h.
damit in den Quantenfilmen Verstärkung/Gewinn stattfindet, muss die Wahrscheinlichkeit
für stimulierte Emission größer sein als die Wahrscheinlichkeit für Absorption, d.h. in
Gleichung 1.9 muss die Besetzungswahrscheinlichkeit des
VB
-Niveaus
f2
größer sein als
die des
LB
-Niveaus
f1
. Dies ist genau dann erfüllt, wenn der Abstand der Quasifermilevel
von Elektronen Efc und Löchern Efv größer ist als die Bandlücke Eg[86, S. 37]:
Eg< Efc −Efv (1.24)
Die Ladungsträgerdichte, für die diese Bedingung gerade erfüllt ist, heißt Transparenzla-
dungsträgerdichte
Ntr
. Wird die Ladungsträgerdichte weiter erhöht, so nimmt die Verstär-
kung in den Quantenfilmen – auch als Materialgewinn
G
bezeichnet – ebenfalls zu. Die
modale Verstärkung
gmod
für eine bestimmte Resonatormode mit der vertikalen Intensi-
14
1.2. Laser
Abbildung 1.7.:
Schematische Darstellung der Laserbedingung in einem Kantenemitter mit den Facettenreflek-
tivitäten
R1
und
R2
. Die Anfangsintensität
I0
(1.) wird an der Facette reflektiert (2.), erfährt bei Durchlaufen
des Resonators Verstärkung und Verluste (3.), wird an der zweiten Facette reflektiert (4.) und durchläuft den
Resonator in Gegenrichtung. Ist die Intensität danach immer noch mindestens
I0
, ist die Laserschwelle erreicht.
Als Verlustmechanismen sind die Streuung an einer Versetzung und Absorption durch ein Elektron in einem
Defektzustand skizziert.
tätsverteilung
Imod
(
x
)ergibt sich aus Multiplikation von
G
mit dem Überlapp Γzwischen
der Mode und den Quantenfilmen:
gmod =GΓ(1.25)
Γ = RQWs Imod(x)dx
R∞
−∞ Imod(x)dx(1.26)
Wenn die optische Intensität
I0
in einer Mode bei einem vollständigen Umlauf im Resonator
konstant bleibt, d.h. wenn sich die Verluste
α
und die Verstärkung
g
genau ausgleichen,
ist die Laserschwelle erreicht (Abb. 1.7):
I0=I0R1R2exp[(gthr −αi)×2L](1.27)
gthr =αi+1
2Lln 1
R1R2(1.28)
Dabei sind
R1,R2Reflektivitäten der Facetten (ohne Beschichtung gilt R1=R2),
gthr modaler Gewinn an der Laserschwelle,
αiinterne Verluste,
LResonatorlänge.
Jede Resonatormode hat eine eigene Schwelle. Als Laserschwelle wird in der Regel die
minimale Anregungsleistung definiert, bei der eine der Moden zu lasen beginnt. Mehrere
Moden können nur dann gleichzeitig lasen, wenn sie entweder räumlich (laterale Moden)
oder spektral (longitudinale Moden) getrennt sind, da eine Mode in dem Bereich, in
dem sie mit den Quantenfilmen überlappt, die Ladungsträgerrekombination bei den ihrer
15
Kapitel 1. Theoretische Grundlagen
Wellenlänge entsprechenden Übergangsenergien dominiert. Das Anschwingen mehrerer
longitudinaler Moden ist die Regel, weil das Gewinnspektrum deutlich breiter als der
spektrale Modenabstand ist [87, 88].
Oberhalb der Schwelle sind die Ladungsträgerdichte und die Verstärkung konstant, da alle
zusätzlich in die Quantenfilme injizierten Ladungsträger zur stimulierten Emission beitra-
gen. Die emittierte Intensität steigt daher linear mit der Anregungsleistung (=injizierte
Ladungsträgerdichte) an.
16
Kapitel 2.
MOVPE-Wachstum und
Charakterisierungsmethoden
2.1. Probenpräparation
2.1.1. MOVPE-Reaktor
Sämtliche in dieser Arbeit untersuchten Proben wurden mittels metallorganischer Gas-
phasenepitaxie (Metalorganic Vapor Phase Epitaxy,
MOVPE
) in einem AIX2400 G3 HT
Planetenreaktor der Firma AIXTRON gewachsen. Der Reaktor selbst befindet sich in
einer Glovebox, die über eine Probenschleuse mit der Umgebung verbunden ist. Dadurch
kann in der Reaktorumgebung ein Sauerstoff- und Wassergehalt von
1ppm
oder weniger
erreicht werden. Als Ausgangsstoffe wurden Trimethylaluminium (
TMAl
, Al(CH
3
)
3
), Tri-
methylgallium (
TMGa
, Ga(CH
3
)
3
), Ammoniak (
NH3
) und Disilan (
Si2H6
) verwendet. Das
Trägergas war Wasserstoff (
H2
) mit einer Reinheit von 9.0 (
99.99999990%
). Ammoniak
und Wasserstoff werden über Leitungen aus Tanks in das Gasmischsystem des Reaktors
transportiert, während TMAl und TMGa in so genannten Bubblern in flüssiger Form bei
einer definierten Temperatur vorliegen. Wird das Trägergas durch die Bubbler geleitet,
so wird es in Abhängigkeit vom Dampfdruck des entsprechenden metallorganischen Aus-
gangsstoffs mit diesem gesättigt und transportiert diesen in den Reaktor. Dabei wird über
Bubblerdruck und -temperatur sowie durch den Trägergasfluss durch den Bubbler die
transportierte Stoffmenge kontrolliert
1
. Die Flüsse aller Gase werden durch Massenfluss-
regler gesteuert, wobei während eines Wachstumsprozesses versucht wird, den Gesamtfluss
in den Reaktor konstant zu halten, um ein stabiles Strömungsprofil zu erzielen. Dazu
wird eine Veränderung der Aktivgase (NH
3
, H
2
mit TMAl, H
2
mit TMGa) durch eine
entgegengesetzte Veränderung des H
2
-Flusses ausgeglichen. Die Gase werden in der Mitte
des runden Reaktors durch einen Dreifacheinlass injiziert (Abb. 2.1), wobei die Metall-
organika durch den mittleren Einlass strömen während ober- und unterhalb Ammoniak
einströmt. Der Druck im Reaktor wird durch ein Ventil im Abgassystem geregelt, welches
den Gasabfluss steuert. Der Tantalkarbid-beschichtete Graphitsuszeptor wird über eine
darunter befindliche RF-Heizung auf die Wachstumstemperatur von
900◦C
bis
1200◦C
er-
hitzt, wobei ein Temperatursensor auf der Rückseite des Suszeptors als Regelelement dient.
1
Nähere Erläuterungen zur Berechnung der Stoffmengenflüsse und Partialdrücke finden sich im Anhang
ab Seite 104.
17
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
Auf dem rotierenden Suszeptor befinden sich die elf Satelliten genannten Halterungen für
Zwei-Zoll-Wafer. Diese sind entweder mit Siliziumkarbid oder mit Tantalkarbid beschichtet
und werden durch die sogenannte Gas Foil Rotation (GFR) in Rotation versetzt, indem
Trägergas in geschwungenen Kanälen zwischen Satellit und Suszeptor hindurch geleitet
wird. Der Gasfluss teilt sich dabei automatisch zwischen den 11 Satelliten auf. Daraus
folgt allerdings, dass geringe Unterschiede zwischen den Satelliten auch zu einer leicht
unterschiedlichen Flussverteilung führen können. Die unterschiedliche Höhe des Gaspolsters
verändert die thermische Kopplung zwischen Suszeptor und Satellit und kann damit zu
Unterschieden in der Wafertemperatur von bis zu
10◦C
zwischen den Satelliten führen. Die
Suszeptoroberfläche ist zwischen dem Gaseinlass und den Satelliten von einer Quarzplatte
abgedeckt, die durch Abstandshalter den Suszeptor allerdings nicht direkt berührt.
Gasmisch-
system Glovebox
Anlagen-
steuerung
Gaseinlass
Suszeptor
mit Quarz-
stern
Fenster für
in-situ Analytik
Reaktordeckel
Abgasring
Abbildung 2.1.:
Verwendete AIX2400 G3 HT MOVPE-Anlage. Die Detailaufnahmen zeigen den aufgeklappten
Reaktordeckel mit Gaseinlass sowie den Reaktorraum mit Wafern, Suszeptor und Abgasring.
Zur Überwachung des Schichtwachstums verfügt die Anlage über ein LayTec EpiCurveTT-
System. Mit diesem kann die Probenreflektivität bei
950nm
,
633nm
und
405nm
, ihre
thermische Emission bei
950nm
und die Reflexion von drei Laserstrahlen mit definiertem
Abstand gemessen werden. Mehrfachreflexionen an den Heterogrenzflächen der Probe führen
zu schichtdickenabhängigen Oszillationen der Reflektivität, aus denen die Wachstumsrate
bestimmt werden kann. Aus der thermischen Emission lässt sich über Pyrometrie die
Satellitentemperatur berechnen. Eine Bestimmung der Temperatur der Waferoberfläche
ist nicht möglich, da beim AlGaN-Wachstum auf Saphir das Halbleitermaterial für alle
verwendeten Wellenlängen transparent ist. Über die sich verändernden Abstände der drei
Laserstrahlen kann die Krümmung der Wafer ermittelt werden. Diese ist zum einen relevant,
um die Verspannung zu bestimmen und eine mögliche Relaxation durch Rissbildung
beobachten zu können. Zum anderen führt die Verkrümmung zu einem teilweise Abheben
der Wafer vom Satelliten, sodass sich eine radial inhomogene Temperaturverteilung ergibt.
18
2.1. Probenpräparation
2.1.1.1. Simulation des MOVPE-Wachstums
Im Rahmen dieser Arbeit ist in Kooperation mit der Firma STR und basierend auf
der Software CVDSim–Nitride Edition [
89
] das Wachstum von Al
0.7
Ga
0.3
N in dem ver-
wendeten Reaktor bei einer Vielzahl von Wachstumsbedingungen simuliert worden. Die
Ergebnisse werden in Abschnitt 3.1 vorgestellt. Im Folgenden soll auf die Grundlagen der
Simulation eingegangen werden und exemplarisch anhand einiger Ergebnisse die typischen
Reaktionswege während des Wachstums beschrieben werden.
Aufgrund der Rotationssymmetrie des Reaktors ist eine zweidimensionale Simulation des
halben Reaktorquerschnitts ausreichend (Abb. 2.2). Die Simulation basiert auf Modellen
der numerischen Strömungsmechanik [
90
] und berechnet den konvektiven laminaren Fluss
der Gasmischung gekoppelt an den Massentransport der beteiligten Einzelkomponenten,
den konvektiven und radiativen Wärmetransport sowie Oberflächen- und Gasphasenreak-
tionen basierend auf dem Modell von Mihopoulos et al. [
91
]. Für die Reaktionen an der
Kristalloberfläche wird dabei ein Dreizonenmodell verwendet, in dem zwischen Gasphase,
Adatomschicht und Volumenkristall unterschieden wird.
°C
1140
27
Wafer
MO
NH3
Abbildung 2.2.:
Reaktorquerschnitt mit berechnetem Temperaturprofil. Der Gaseinlass und die Lage der
Wafer sind skizziert. Aufgrund der rotationssymmetrischen Reaktorgeometrie ist die Simulation des halben
Querschnitts ausreichend. (Simulationsrechnung durchgeführt von Dr. Anna Lobanova, STR.)
AlGaN
Al(CH3)3
Al(CH3)3:NH3
-CH4
Al(CH3)2:NH2
[Al(CH3)2:NH2]2
[Al(CH3)2:NH2]n n≥3
AlN
±NH3
AlGaN-Partikel
Ga(CH3)3
Ga(CH3)
Ga
Abbildung 2.3.: Reaktionswege bei der AlGaN-MOVPE
In einem sehr vereinfachten Bild findet beim AlGaN-Wachstum die folgende Reaktion
statt:
Al(CH3)3+NH3→AlN + 3CH4
Ga(CH3)3+NH3→GaN + 3CH4
(2.1)
Real ist die Wachstumschemie jedoch komplizierter (Abb. 2.3). Das TMAl bildet zunächst
Al(CH
3
)
3
:NH
3
Addukte, die anschließend entweder durch Abspaltung von Methan oder
19
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
durch Reaktion mit Ammoniak zu Al(CH
3
)
2
:NH
2
weiterreagieren. Diese Dimethylalumi-
nium-Addukte können entweder zum Kristallwachstum beitragen oder in der Gasphase
langkettige Molekülketten der Form [Al(CH
3
)
2
:NH
2
]
n
bilden, welche schließlich AlN-Partikel
mit einer Größe von bis zu
100nm
formen können [
92
]. Die Partikel werden durch thermo-
phoretische Kräfte von der Kristalloberfläche ferngehalten und tragen somit nicht zum
Kristallwachstum bei [93, 94].
Für TMGa ist aufgrund der bei der AlGaN-MOVPE hohen Temperaturen der primäre
Reaktionsweg die sukzessive thermische Zerlegung (Pyrolyse) in
DMGa
,
MMGa
und
schließlich Gallium. Daher bildet das Gallium selbst keine Partikel in der Gasphase, es
reagiert aber mit den Al-haltigen Partikeln, sodass es auch zu einem Verlust der Ga-Spezies
durch die parasitären Gasphasenreaktionen kommt. Ein weiterer relevanter Effekt beim
GaN-Wachstum ist die Ätzung von bereits in den Kristall eingebautem Gallium durch
Wasserstoff, sodass betroffene Ga-Atome wieder in die Adatomschicht übergehen und von
dort desorbieren können [95, 96].
TMAl
TMAl:NH3
[DMAl:NH2]2
[DMAl:NH2]3
AlN vapor
TMGa
MMGa
Ga
AlGaN-Partikel
TMAl
TMAl:NH3
[DMAl:NH2]2
[DMAl:NH2]3
AlN vapor
TMGa
MMGa
Ga
AlGaN-Partikel
Abbildung 2.4.:
Simulierte Verteilungen der Reaktionsedukte und -produkte bei der AlGaN-MOVPE im
AIX2400 G3 HT Planetenreaktor (für
1110 ◦C
,
200 mbar
, V/III 550,
71 µmol/min
TMAl,
173 µmol/min
TMGa,
67.2 mol/min
NH
3
,
60 l/min
H
2
). Es ist jeweils ein Querschnitt durch den halben Reaktorraum dargestellt.
Der Gaseinlass befindet sich links, der Auslass mittig rechts. Alle Konzentrationen sind in kg/cm2angegeben.
(Simulationsrechnungen durchgeführt von Dr. Anna Lobanova, STR.)
20
2.1. Probenpräparation
Die aus der Simulation für ein exemplarisches Set von Wachstumsparametern berechneten
Verteilungen der beschriebenen Reaktionsedukte und -produkte im Reaktor sind in Ab-
bildung 2.4 dargestellt. Bei der Interpretation ist zu beachten, dass der hohe Druck von
200mbar
für das AlGaN-Wachstum eher ungewöhnlich ist und zu einer relativ langen Re-
sidenzzeit der Moleküle im Reaktor führt. Ein geringerer Druck würde diese verkürzen und
damit auch die Reaktionsprofile Richtung Auslass (nach rechts in Abb. 2.4) verschieben,
sodass Akkumulationsbereiche von AlN-Dampf und Gallium besser mit der Waferposition
übereinstimmen würden.
2.1.2. AlN/Saphir-Templates
Der mittlere Aluminiumgehalt aller in dieser Arbeit untersuchten Heterostrukturen liegt
bei mehr als
70%
. Für möglichst verspannungsfreies Wachstum wären daher AlN-Substrate
am besten geeignet. Diese befinden sich jedoch noch in der Entwicklung, sodass selbst
kleine Wafergrößen <2 Zoll nur begrenzt verfügbar und sehr teuer sind. Daher werden für
diese Arbeit AlN/Saphir-Templates als Pseudosubstrate verwendet, deren Eigenschaften
im Folgenden kurz vorgestellt werden sollen.
Der rhomboedrische Saphir hat eine a-Gitterkonstante von
4.759Å
[
97
], woraus sich für AlN
eine Gitterfehlanpassung von
−34.6%
ergäbe. Beim Wachstum von AlN auf c-planarem
Saphir verdreht sich die Wurtzitstruktur allerdings wie in Abbildung 2.5(a) dargestellt
um
30°
, wodurch die Gitterfehlanpassung auf
13.3%
reduziert wird [
98
]. Dies hat zur
Folge, dass auf einem Zwei-Zoll-Saphirwafer das Flat die a-Richtung des Saphir, aber die
m-Richtung des AlN anzeigt (Abb. 2.5(b)).
mSaphir
aSaphir
aAlN
[11
00] mAlN
Sauerstoff
Aluminium
0.2748 nm aAlN=0.3113 nm
aAl2O3=0.4759 nm
(b) (a)
[112
0]
Abbildung 2.5.: (a)
Gitteranpassung bei Wachstum von c-planarem AlN auf c-planarem Al
2
O
3
. Die Al-
Atome des AlN sind in Blau dargestellt, die Sauerstoffatome des Saphir in Schwarz.
(b)
Anordnung der
Kristallrichtungen bei Wachstum von AlN auf einem c-planaren Saphirwafer mit Waferflat parallel zur Saphir
a-Gitterebene. Durchgezogene Linien stehen für m-Ebenen, gepunktete Linien für a-Ebenen.
21
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
Die Oberflächen der Zwei-Zoll-Saphirwafer sind in der Regel nicht exakt senkrecht zur
c-Achse geschnitten, sondern weisen einen definierten Fehlschnitt auf. Soweit nicht anders
angegeben, ist die Fehlschnittrichtung die Saphir-m-Richtung parallel zum Waferflat. In
Abschnitt 4.1 werden auch Laserstrukturen mit einem Fehlschnitt in Saphir-a-Richtung,
d.h.
60°
zum Flat verdreht (Abb. 2.5(b)), untersucht. Der Fehlschnittwinkel liegt zwischen
(0.1±0.1)°und (0.25 ±0.10)°.
Zwei Arten von AlN/Saphir-Templates wurden für die in dieser Arbeit analysierten Proben
verwendet.
•Planare Templates
bestehen aus einer
500nm
dicken MOVPE-AlN-Schicht auf
c-planarem Saphir (Abb. 2.6(a)). Die Oberflächenmorphologie ist glatt und die
Durchstoßversetzungsdichte (Threading Dislocation Density,
TDD
) beträgt ca.
1×1010 cm−2
[
99
]. Aufgrund der hohen
TDD
sind die Templates nicht für das
Wachstum von Laserstrukturen geeignet, da die Versetzungen Zentren für nicht-
strahlende Rekombination bilden. Der einfache Herstellungsprozess prädestiniert
planare Templates jedoch für Vorversuche, bei denen eine hohe Materialqualität
nicht notwendig ist.
•
Epitaktisch lateral überwachsene
(ELO) Templates
werden hergestellt, indem in
planare Templates Streifen mit einer Breite von
1.5µm
und einem Abstand von
2µm
senkrecht zum Waferflat geätzt werden, die bis in den Saphir reichen (Abb.
2.6(b)). Anschließend wird der strukturierte Wafer mit einer hohen lateralen Wachs-
tumsrate mit AlN überwachsen, sodass die auf den noch vorhandenen AlN-Streifen
wachsenden Schichten nach einer Dicke von ca.
2.5µm
koaleszieren und eine ge-
schlossene Schicht bilden. Auf dieser werden anschließend noch weitere 2.5–
5µm
AlN
gewachsen (Abb. 2.6(c)). Die Streifenstrukturierung und die entstehenden Hohlräume
verringern die Verspannung im AlN. Außerdem sind oberhalb der Hohlräume keine
Durchstoßversetzungen vorhanden (abgesehen von einem von den Koaleszenzlini-
en ausgehenden Versetzungsbündel) und auch auf den Streifen ist die
TDD
durch
die größere Schichtdichte reduziert. Dadurch ergibt sich eine mittlere
TDD
von ca.
1×109cm−2
[
100
,
101
]. Die Oberflächenmorphologie wird durch das Streifenmuster
beeinflusst und zeigt je nach Fehlschnittwinkel und -richtung leichte Undulationen
oder deutliches Aufeinanderlaufen von Stufen mit Stufenhöhen von bis zu
20nm
[
99
]. Die Fehlschnittabhängigkeit und ihr Einfluss auf die Emissionseigenschaften
der Heterostruktur werden in Abschnitt 4.2 näher untersucht.
Die Epitaxie der Templates findet in demselben Reaktor statt wie die der Heterostrukturen,
d.h. je 11 Templatewafer können gleichzeitig gewachsen werden. Durch leichte Schwan-
kungen der Saphireigenschaften (Fehlschnitt, Oberflächenbelegung mit Fremdatomen)
sowie durch Unterschiede in der Satellitenrotation kann es jedoch trotzdem zu leichten
Unterschieden in den Eigenschaften dieser Templates kommen.
2.1.3. Prozessstabilität
Der Vergleich von Probenserien unter Variation spezifischer Parameter kann nur dann
zu aussagekräftigen Ergebnissen führen, wenn alle anderen Parameter mit ausreichender
22
2.1. Probenpräparation
Al2O3
AlN
(b) geätzte Streifen (c) ELO-Template
Al2O3 Al2O3
(a) planares Template
1.5 µm
2 µm
500 nm
AlN 5 µm
Abbildung 2.6.:
Schematische Darstellung der verschiedenen AlN/Saphir-Templates
(a)
planares Tem-
plate, TDD=
1×1010 cm−2
,
(b)
geätzte Streifenstruktur vor dem Überwachsen,
(c)
ELO-Template,
TDD=1 ×109cm−2
Genauigkeit konstant gehalten werden können. Anders ausgedrückt müssen zwei unter
nominell identischen Bedingungen hergestellte Proben auch dieselben Eigenschaften haben.
Die Prozessstabilität für die Herstellung optisch pumpbarer AlGaN-Heterostrukturen hat
drei wesentliche Aspekte:
Die
Templatewafer
zeigen häufig leichte Unterschiede im Fehlschnittwinkel, der daraus
resultierenden Oberflächenmorphologie oder auch im wachstumstemperaturabhängigen
Auftreten von V-Pits. Abbildung 2.7 vergleicht für 12 verschiedene Heterostrukturen die
Laserschwellen von je zwei Proben, die im selben Wachstumsversuch auf unterschiedlichen
Templates derselben Charge gewachsen wurden. Es zeigen sich teilweise deutliche Abwei-
chungen in den ermittelten Schwellen. Durch die Begrenzung von Probenserien auf vier
Einzelproben können diese auf vier Vierteln desselben Templatewafers gewachsen werden,
sodass tatsächlich identische Templateeigenschaften vorliegen.
12345678910 11 12
500
1000
1500
2000
2500
Pthr (kW/cm²)
Laserstruktur-Nr.
Template
A
B
C
D
E
F
G
Abbildung 2.7.:
Vergleich der Laserschwellen von je zwei im selben Wachstumsversuch auf unterschiedlichen
Templates derselben Charge gewachsenen Proben unter optischer Anregung für 12 verschiedene Laserstrukturen.
Die Unterschiede zwischen den Laserstrukturen 1–12 sind Heterostrukturvariationen geschuldet. Datenpunkte
von Proben auf demselben Template haben dieselbe Farbe und Form.
23
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
Die
Stabilität des MOVPE-Reaktors
wird hauptsächlich durch die variierende Be-
legung verschiedener Reaktoroberflächen mit den Epitaxiestoffen (AlN, GaN, Si, etc.)
beeinflusst. Oberflächenbelegungen können während des Wachstums thermisch aktiviert
abdampfen oder sich durch chemischen Reaktionen lösen, in den Kristall eingebaut werden
und so den Gallium- oder Siliziumgehalt ändern. Daneben verfärbt eine starke Galliumbele-
gung den Reaktordeckel dunkel, sodass er mehr Wärme absorbiert und das Temperaturprofil
in der Gasphase ändert. Einen wesentlichen Einfluss hat auch die Belegung des Fensters
für die in-situ Analytik, welche dessen Transparenz verringert, wodurch sich andere Werte
für die Wafertemperatur ergeben können. Dies ist besonders dann relevant, wenn zwischen
den Wachstumszeiten verschiedener Probenserien mehrere Monate liegen, in denen andere
Wachstumsprozesse stattfanden. Um den Einfluss dieses Effekts zu reduzieren, wurde zum
einen die Messung regelmäßig mit einem Saphirwafer bekannter Reflektivität kalibriert.
Zum anderen wurde am Anfang einer jeden Probenserie eine Standardstruktur, bestehend
aus
130nm
AlGaN und
130nm
AlN gewachsen. Über die Schwankung der Wachstumsraten
und Zusammensetzungen konnte so die Drift der Reaktortemperatur abgeschätzt und
korrigiert werden (Abb. 2.8).
(a) (b)
1 2 3 4 5 6 7 8
01.12.14
07.01.15
09.04.15
10.04.15
17.06.15
19.10.15
09.02.16
04.10.17
60
70
80
90
100
110
120
1 2 3 4 5 6 7 8
01.12.14
07.01.15
09.04.15
10.04.15
17.06.15
19.10.15
09.02.16
04.10.17
0.50
0.55
0.60
0.65
0.70
0.75
Datum
AlGaN
AlN
Wachstumsrate (nm/h)
Wachstumsversuch
Datum
Al-Gehalt
Wachstumsversuch
korrigiert
1080
1090
1100
1110
Wachstumstemp. (°C)
Abbildung 2.8.: (a)
AlGaN- und AlN-Wachstumsraten für die am Anfang jeder Probenserie gewachsenen
Standardstrukturen zur Überprüfung der Anlagenstabilität,
(b)
zugehörige Al-Gehalte der AlGaN-Schichten,
bestimmt über Röntgendiffraktometrie. Auf der rechten y-Achse ist die in-situ gemessene Wachstumstemperatur
aufgetragen.
Die
Prozessierung
beschränkt sich bei Heterostrukturen für das optische Pumpen im
Wesentlichen auf die Vereinzelung von Resonatoren und das damit verbundene Spalten
von Facetten. Variationen können sich hier aufgrund von Unterschieden in der genauen
Vorgehensweise während der Prozessierung oder durch Schwankungen in den Geräten
(z.B. der Ausgangsleistung des Ritzlasers und damit der Ritztiefe) ergeben. Der Einfluss
dieser Effekte kann vermindert werden, indem die Proben einer Serie gemeinsam, d.h. von
derselben Person mit möglichst geringem zeitlichen Abstand prozessiert werden.
24
2.1. Probenpräparation
Trotz der beschriebenen Maßnahmen können Schwankungen der Probenparameter, auch
auf einem Wafer nicht verhindert werden und auch durch die begrenzte Genauigkeit jeder
Messung ergeben sich statistische Schwankungen. Insbesondere bei der Bestimmung der
Laserschwellen wurde daher versucht, die Größe dieser Effekte durch Mehrfachmessungen
abzuschätzen und mithilfe von Fehlerbalken anzugeben (Details zur Fehlerrechnung siehe
Anhang, S. 111).
2.1.4. Si-Dotierung
Für die in Kapitel 5 vorgestellten Laserstrukturen mit variierender Siliziumdotierung
war es notwendig, zunächst zu bestimmen, welcher Disilanfluss bei definierten Wachs-
tumsbedingungen zu welcher Siliziumkonzentration im Material führt. Dabei kann nä-
herungsweise angenommen werden, dass die Siliziumkonzentration direkt proportional
zum Verhältnis aus Disilanfluss und Gruppe-III-Fluss ist. Anhand der Ergebnisse von
Abschnitt 3.2 wurden Wachstumsbedingungen gewählt, die zu einer möglichst geringen
Silizium-Hintergrundkonzentration führen (
1050◦C
,
200mbar
, V/III 2200). Bei diesen
Bedingungen wurden anschließend mehrere AlGaN-Schichten mit Disilanflüssen zwischen
0.006nmol/min
und
2.25nmol/min
gewachsen, deren Siliziumgehalt mittels Sekundärionen-
massenspektrometrie ermittelt wurde. Die Ergebnisse sind in Abbildung 2.9(a) dargestellt
und bestätigen den linearen Zusammenhang. Die Si-Konzentration im undotierten Material
beträgt
6×1016 cm−3
und es kann eine maximale Dotierung von mehr als
1×1020 cm−3
erreicht werden. Um eine Einordnung der sich ergebenden elektrischen Eigenschaften zu
ermöglichen, zeigt Abbildung 2.9(b) anhand anderer, in demselben Reaktor gewachsener
Proben, welche spezifischen Widerstände für die jeweiligen Siliziumkonzentrationen bei
10-9 10-8 10-7 10-6 10-5 10-4 10-3 10-2
1016
1017
1018
1019
1020
1021
1022
02x10-5 4x10-5 6x10-5 8x10-5
0.0
0.1
0.2
0.3
SIMS-Daten
linearer Fit
Si0=6.3x1016 cm-3
Si-Konz. (cm-3)
Si2H6/III-Verhältnis
Al-Gehalt:
x=0.86
x=0.65
x=0.5
(cm)
Si2H6/III-Verhältnis
0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5
Si-Konzentration (1019 cm-3)
(a) (b)
Abbildung 2.9.: (a)
Mit
SIMS
gemessene Siliziumkonzentrationen aufgetragen über dem
Si2H6
/III-Verhältnis
für
130 nm
dicke Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten gewachsen bei
1050 ◦C
,
200 mbar
und einem V/III-Verhältnis von 2200.
(b)
Spezifische Widerstände
ρ
von auf
ELO
-Templates gewachsenen Al
x
Ga
1-x
N-Schichten mit variierendem
Al-Gehalt x aufgetragen über dem
Si2H6
/III-Verhältnis, gemessen über Wirbelströme [
102
]. Die obere x-Achse
zeigt die aus (a) bestimmte Si-Konzentration. (Daten in (b) zur Verfügung gestellt von Dr. Arne Knauer.)
25
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
verschiedenen Aluminiumgehalten ungefähr zu erwarten sind. Die Aktivierungsenergie für
Si in Al
0.8
Ga
0.2
N liegt zwischen 10 und
50meV
[
103
,
104
], sodass die Elektronendichte 15
bis 68% der Donatordichte beträgt.
2.1.5. Prozessierung von optisch pumpbaren Laserstrukturen
Die Prozessierung der auf Zwei-Zoll-Viertelwafern gewachsenen Heterostrukturen zu Kan-
tenemitter-Lasern, die optisch angeregt werden könne, ist relativ einfach. Es werden
zunächst mit einer Maske metallene Positioniermarken sowie eindeutige Beschriftungen für
die einzelnen Riegel aufgebracht, durch die auch nachträglich die genaue Ursprungsposition
auf dem Wafer nachvollzogen werden kann. Anschließend werden die Viertelwafer an den
Marken ausgerichtet von der Rückseite entlang der gewünschten Bruchkanten mit einem
Laser ca.
260µm
tief eingeritzt, sodass eine Restdicke von ca.
170µm
verbleibt (Abb.
2.10). Die Ausrichtung erfolgt dabei so, dass die Laserfacetten von den glatte Spaltkanten
formenden m-Ebenen des AlGaN gebildet werden [
105
]. Durch das Vorritzen können die
Facetten anschließend mit geringem Kraftaufwand in Riegel mit einer Resonatorlänge von
600–1400µm und einer Breite von 6mm gebrochen werden.
ELO AlN
Ritztiefe
im Saphir
Gebrochener
Saphir
Heterostruktur
Bild rechts
(a) (b)
200 µm 4 µm
Abbildung 2.10.: (a)
Rasterelektronenmikroskop-Aufnahme einer geritzten und anschließend gebrochenen
Facette einer AlGaN-Laserstruktur auf Saphir,
(b)
Ausschnitt, der nur die Al(Ga)N-Schichten zeigt. (Bilder
aufgenommen von Dr. Ute Zeimer.)
2.2. Charakterisierungsmethoden
Im Folgenden werden die im Rahmen dieser Arbeit verwendeten Charakterisierungsme-
thoden kurz beschrieben, wobei insbesondere auf die für die durchgeführten Analysen
relevanten Eigenschaften und Messmodi eingegangen wird.
2.2.1. Röntgendiffraktometrie
Hochauflösende Röntgendiffraktometrie (High Resolution X-Ray Diffraction,
HRXRD
)
basiert auf der Beugung monochromatischer Röntgenstrahlen an den Gitterebenen von
Kristallen. Durch Überlagerung der an parallelen Gitterebenen reflektierten Strahlen
interferieren diese und es ergeben sich für definierte Einstrahlwinkel
ω
und Detektionswinkel
26
2.2. Charakterisierungsmethoden
2
θ
scharfe Peaks, deren Lage vom Abstand der Gitterebenen abhängt. Ausführliche
Beschreibungen zur HRXRD im Allgemeinen und an Nitriden im Speziellen finden sich
zum Beispiel in [106–110].
Über
ω
-Scans von symmetrischen (0002) und asymmetrischen (30
¯
3
2) Reflexen kann
anhand der Halbwertsbreite (Full Width at Half Maximum,
FWHM
) der Peaks die
Schraubenversetzungsdichte (Screw Dislocation Density,
SDD
), die Stufenversetzungsdichte
(Edge Dislocation Density,
EDD
) und in der Summe die
TDD
abgeschätzt werden. Der
Abschätzung liegt das Mosaikblockmodell zugrunde, nach dem ein Kristall aus einzelnen,
perfekt einkristallinen Blöcken besteht, die zueinander verdreht und verkippt sein können
[
111
,
112
]. An den Grenzen dieser Blöcke entstehen bei Verdrehung Schraubenversetzungen
und bei Verkippung Stufenversetzungen. Die
SDD
und die
EDD
können wie folgt berechnet
werden [113–116]:
SDDAlN ≈(FWHM0002)2
4.35 ×b2
S
(2.2)
EDDAlN ≈(1.14 ×FWHM30¯
32)2
4.35 ×b2
E
(2.3)
wobei
bS
=
0.498nm
und
bE
=
0.311nm
die Burgers-Vektoren der Schrauben- und
Stufenversetzungen in AlN sind. Bei Abschätzung der
TDD
mit dieser Methode ist zu
beachten, dass die Röntgenstrahlung mehrere Mikrometer tief in das Material eindringt
und daher sowohl lateral als auch vertikal über einen großen Bereich mittelt. Da bei den
verwendeten AlN/Saphir-Templates die
TDD
mit zunehmender Schichtdicke abnimmt, für
Bauelemente aber die
TDD
im Bereich der Heterostruktur relevant ist, sind die aus den
HRXRD-Messungen ermittelten Werte tendenziell zu hoch.
Ist nicht die Versetzungsdichte, sondern die Materialzusammensetzung von Interesse, so
kann diese über
ω
-2
θ
-Scans der AlGaN- und AlN-(0002)-Peaks bestimmt werden. In der
Praxis wird mit entsprechender Software die Röntgenbeugung an einem Modellkristall
simuliert, dessen Schichtdicken und -zusammensetzungen so variiert werden, dass der simu-
lierte
ω
-2
θ
-Scan möglichst gut mit dem gemessenen übereinstimmt. Prinzipiell läuft dies
auf einen Abgleich der Lage des relevanten AlGaN-Peaks mit dem stets klar erkennbaren
AlN-Substratpeak hinaus. Damit kann die Gitterkonstante und über das Vegard’sche
Gesetz die Zusammensetzung der AlGaN-Schicht bestimmt werden [
19
]. Dabei ist der Ver-
spannungszustand der Schicht zu berücksichtigen, da eine Anpassung der a-Gitterkonstante
des AlGaN (bei Wachstum auf c-planarem Material) an die des AlN auch eine Änderung
der über die Röntgenbeugung gemessenen c-Gitterkonstante zur Folge hat [110]. Bei fast
allen in dieser Arbeit analysierten Proben liegt die Gesamtdicke der Ga-haltigen Schichten
bei weniger als
100nm
und der durchschnittliche Al-Gehalt bei mehr als
70%
. Es wurde
daher davon ausgegangen, dass diese Schichten auf AlN vollverspannt sind, d.h. dass
ihre a-Gitterkonstante der des AlN entspricht. Um diese Annahme zu bestätigen, wurden
stichprobenhaft an einigen Proben Reciprocal Space Maps (
RSM
s) von asymmetrischen
Reflexen aufgenommen, die alle vollverspannte Schichten zeigten (Abb. 2.11).
Einzelne
QW
s sind zu dünn, um ihre Zusammensetzung und Dicke mittels
HRXRD
zu
bestimmen. Um dennoch Zugang zu diesen Größen zu bekommen, wurden Stapel aus 10
Al
x
Ga
1-x
N-
QW
s mit AlN-
QB
s gewachsen, wobei stets nur der
TMGa
-Fluss geändert und
27
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
-0.39 -0.38 -0.37 -0.36 -0.35
0.98
0.99
1.00
1.01
1.02
QZ (Å-1)
QX (Å-1)
101
102
103
104
Intensität (cts)
AlN
Al0.8Ga0.2N
gitter-
angepasst
Abbildung 2.11.: RSM
der (
¯
1
012)-Reflexe einer AlGaN-Laserstruktur (vgl. Tab. 4.1). Der Al
0.8
Ga
0.2
N-
Wellenleiter hat dieselbe laterale Gitterkonstante wie das AlN, ist also vollverspannt. Die
3 nm
dünnen
Quantenfilme sind nicht erkennbar.
der
TMAl
-Fluss konstant gehalten wurde. Diese Schichtstapel erzeugen ein Übergitter
(Superlattice,
SL
) mit der Periode
dSL
=
dQW
+
dQB
, welches in
HRXRD
-Messungen zu
einem Interferenzmuster führt. Mit Quantenfilmdicke, Barrierendicke und Quantenfilmzu-
sammensetzung gibt es allerdings zu viele freie Parameter, um diese eindeutig bestimmen
zu können. Einzig
dSL
ist direkt messbar. Es wurde daher als Näherung angenommen, dass
beim AlGaN-Wachstum die AlN-Wachstumsrate und die GaN-Wachstumsrate voneinander
unabhängig sind. Damit kann über die Wachstumszeiten
tQW
und
tQB
ein eindeutiger Zu-
sammenhang zwischen den Schichtdicken und der Zusammensetzung
x
der
QW
s hergestellt
werden2:
dQB =dSL × 1 + tQW
x×tQB !−1
(2.4)
dQW =dSL × 1 + x×tQB
QW !−1
(2.5)
Durch freie Variation der Zusammensetzung kann die Simulation an die Messkurve ange-
passt und so x,dQW und dQB bestimmt werden.
2.2.2. Rasterelektronenmikroskopie und Kathodolumineszenz
In einem Rasterelektronenmikroskop (
REM
) wird ein Elektronenstrahl mit einer Energie
von typischerweise 3–
30keV
auf die Probenoberfläche fokussiert und über diese gerastert.
In dem für diese Arbeit verwendeten Gerät, einem Zeiss Ultra Plus mit Feldemissionska-
thode, beträgt der Durchmesser des Anregungsspots an der Probenoberfläche ca.
1nm
.
Dieser verbreitert sich allerdings mit zunehmender Eindringtiefe durch Streuprozesse
2Für die Herleitung der Gleichungen sei auf den Anhang S. 106 verwiesen.
28
2.2. Charakterisierungsmethoden
in Abhängigkeit vom Material und der Elektronenenergie und beträgt für
5keV
in ei-
ner AlGaN-Laserstruktur im Bereich der Quantenfilme ungefähr
100nm
(Abb. 2.12(a)).
Die Primärelektronen wechselwirken mit dem Probenmaterial und erzeugen dabei ei-
ne Vielzahl von Signalarten, die mit verschiedenen Detektoren analysiert werden kön-
nen. Für detaillierte Informationen sei auf [
117
–
119
] verwiesen. In dieser Arbeit werden
Oberflächenaufnahmen, die aus den niederenergetischen Sekundärelektronen gewonnen
wurden und Kathodolumineszenzaufnahmen verwendet. Sekundärelektronen entstehen
durch inelastische Streuprozesse und können aufgrund ihrer geringen Energie nur aus dem
Halbleitermaterial austreten, wenn sie nahe der Oberfläche erzeugt werden. Sie bilden
daher die Morphologie der Probe ab, da an Kanten die Austrittswahrscheinlichkeit erhöht
ist. Kathodolumineszenz (Cathodoluminescence,
CL
) entsteht, indem die Primärelektro-
nen Energie an Valenzelektronen abgeben und diese in das Leitungsband anheben. Die
Elektronen-Loch-Paare können anschließend rekombinieren, wobei die bei der strahlenden
Rekombination emittierten Photonen das Kathodolumineszenzsignal erzeugen. Dieses kann
mit einem Hohlspiegel eingefangen und in einen Monochromator mit angeschlossenem
Detektor geleitet werden. Im verwendeten
REM
können die Proben bei
80K
und bei Raum-
temperatur untersucht werden. Bei
80K
werden nichtstrahlende Rekombinationsprozesse
bereits stark unterdrückt, sodass sich eine deutlich erhöhte Intensität des
CL
-Signals ergibt.
Durch Vergleich der Intensitäten bei
80K
und bei Raumtemperatur lässt sich analog zur
interne Quanteneffizienz (
IQE
) in der Photolumineszenz die Effizienz der strahlenden
Rekombination bei Raumtemperatur in den Proben abschätzen. Die Referenztemperatur
ist mit
80K
allerdings relativ hoch, sodass nichtstrahlende Rekombinationsprozesse nicht
vollständig unterdrückt werden [
120
–
122
]. Die Ergebnisse sind daher nicht so verlässlich
wie die über temperaturabhängige Photolumineszenzmessungen (
10K
–
300K
) bestimmten
IQEs, können aber grobe Trends wiedergeben.
(a) (b)
-50 0 50
150
100
50
0
Al0.7Ga0.3N
AlN
Al0.8Ga0.2N
Al0.8Ga0.2N
60%
70%
80%
laterale Position (nm)
Tiefe (nm)
90%
AlN
220 230 240 250 260 270
0
10000
20000
30000
CL-Intensität
Gaußfit
T=80 K,
UB=5 keV,
Ie=786 pA
CL-Intensität (Offset)
Wellenlänge (nm)
Fit-Bereich
Abbildung 2.12.: (a)
Verteilung der Absorption der Elektronenstrahlenergie in einer AlGaN-Laserstruktur im
REM, berechnet mit CASINO [
123
] für
5 keV
. Die Linien geben an, wie viel Energie bereits absorbiert wurde.
(b)
Extrahierte Punktspektren eines
CL
-Mappings aufgenommen bei
80 K
. Für die Gaußfits wurde bei allen
Spektren derselbe Fit-Bereich gewählt, um den Einfluss von Peakverschiebungen auf die Fitgenauigkeit zu
zeigen.
29
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
Das im Rahmen dieser Arbeit verwendete Gatan MonoCL4 System erlaubt auch die Auf-
nahme so genannter
CL
-Mappings. Dabei wird in einem definierten Gebiet mit einem vor-
gegebenen Punktabstand an jedem Punkt ein Spektrum aufgenommen. Die Punktabstände
wurden in der Größenordnung von
100nm
gewählt, um der Größe des Anregungsvolumens
Rechnung zu tragen. Über einen Gaußfit können nach der Messung für jedes Spektrum
unter Definition eines Fit-Bereichs automatisiert die Peakwellenlänge, Intensität und
Linienbreite einzelner Peaks extrahiert und diese Größen ortsaufgelöst dargestellt werden.
Da derselbe Fitbereich für alle Spektren verwendet wird, kann es jedoch bei einer starken
lateralen Variation der Emissionswellenlänge und dem Vorhandensein mehrerer, dicht
beieinander liegender Peaks zu beträchtlichen Unterschieden in der Fitgenauigkeit kommen.
Dies ist in Abbildung 2.12(b) exemplarisch für drei Spektren aus demselben Mapping
dargestellt und wurde bei der Auswertung entsprechender Aufnahmen berücksichtigt.
2.2.3. Sekundärionenmassenspektrometrie
Mittels
SIMS
lassen sich Tiefenprofile der Elementkonzentrationen in Festkörpern messen.
In einem Ultrahochvakuum wird dazu ein Primärionenstrahl, z.B.
O+
2
oder Cs
+
, mit
einer Energie von einigen
keV
auf die Probe gerichtet, durch den aus dieser geladene
und ungeladene Sekundärionen freigesetzt werden. Mit der Zeit entsteht am Einschlagort
des Primärstrahls ein sich vertiefendes Loch, sodass Tiefenprofile aufgenommen werden
können. Während die ungeladenen Sekundärionen für die Analyse verloren sind, werden die
geladenen in einem Massenspektrometer anhand ihres spezifischen Verhältnisses von Ladung
zu Masse identifiziert und gezählt, sodass ihre Konzentration in der Probe bestimmt werden
kann. Die Tiefenauflösung hängt von der Primärionenenergie und dem Primärionenfluss
ab, da erstere bestimmt wie groß das Wechselwirkungsvolumen in der Probe ist, während
letztere die Abtragrate beeinflusst.
Unabhängig davon treffen aufgrund der begrenzten Fokussierbarkeit des Primärstrahls
einige Primärionen stets die Ränder des erzeugten Lochs oder auch die Probenoberfläche,
d.h. das Signal aus einer bestimmten Tiefe wird von den darüber liegenden Schichten
verfälscht, wobei der Effekt mit zunehmender Tiefe ansteigt. Bei der Kalibrierung der Si-
Dotierungen (Abschnitt 2.1.4) wurde dies insofern berücksichtigt, als dass die am wenigsten
dotierten Schichten am nächsten an der Probenoberfläche lagen, während stärker dotierte
Schichten tiefer platziert wurden. Dadurch wird verhindert, dass die Siliziumkonzentration
in einer Schicht aufgrund darüber liegender, hochdotierter Schichten überschätzt wird.
Auch eine elektrostatische Aufladung der Halbleiterschichten, wie sie bei AlGaN aufgrund
der in der Regel schlechten Leitfähigkeit häufig auftritt, kann zu einer Verfälschung des
Messsignals führen. Da die Aufladung, falls vorhanden, oft mit der Messzeit zunimmt,
kann sie an einer Änderung von erwartbar konstanten Konzentrationen, wie z.B. der
Aluminiumkonzentration in einer homogenen Schicht erkannt werden. Schließlich ist bei
SIMS
-Messungen zu beachten, dass sich Sauerstoff und Silizium an allen Oberflächen
anlagern, die der Umgebungsluft ausgesetzt sind. Dies führt zu deutlichen Peaks in den
entsprechenden
SIMS
-Signalen, sodass die ersten 100–
200nm
um derartige Grenzflächen
kaum verwertbare Daten liefern. Die beschriebenen Effekte sind in Abbildung 2.13 an
einem exemplarischen Tiefenprofil dargestellt.
30
2.2. Charakterisierungsmethoden
0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2
1016
1017
1018
1019
1020
1021
1022
Si-Konz.
AlN
Si-Konz. (Atome/cm3)
Tiefe (µm)
106
107
108
27Al14N (cts/s)
Si-Akkumulation
an Oberflächen
Elektrostatische
Aufladung
Abbildung 2.13.:
Mittels
SIMS
bestimmtes Tiefenprofil der Siliziumkonzentration sowie des Signals vom
27
Al
14
N-Molekül in einer
1µm
dicken AlN-Schicht auf Saphir (Grenzfläche bei ca.
1.1µm
). Die durchgezogenen
Ellipsen markieren die Si-Akkumulation an der Saphir- und der AlN-Oberfläche. Die gestrichelten Ellipsen zeigen
eine Signalverfälschung durch elektrostatische Aufladung. (Messung durchgeführt von RTG Mikroanalyse.)
Sämtliche in dieser Arbeit vorgestellten
SIMS
-Messungen wurden von der Firma RTG
Mikroanalyse durchgeführt. Die Auflösungsgrenzen lagen für Kohlenstoff und Sauerstoff
bei 1 ×1017 cm−3und für Silizium bei 2 ×1015 cm−3.
2.2.4. Photolumineszenz
Bei der Photolumineszenz (
PL
) werden in der Halbleiterprobe mit einem Anregungsla-
ser Elektron-Loch-Paare erzeugt. Die anschließend bei der strahlenden Rekombination
dieser Ladungsträger entstehenden Photonen werden mit einem wellenlängenselektiven
Detektor analysiert. Die Photonenenergie des Anregungslasers muss dabei größer sein
als die Bandlückenenergie wenigstens einer der Halbleiterschichten, damit Ladungsträger
erzeugt werden können. Bei den in dieser Arbeit gezeigt
PL
-Messungen wurden folgende
Laserquellen verwendet:
•
Ein frequenzverdoppelter Argon-Ionen-Laser mit einer Emissionswellenlänge von
229nm und einer kontinuierlichen (continous wave, cw) Emission,
•
Ein ArF-Excimerlaser mit einer Emissionswellenlänge von
193nm
, einer Pulsdauer
von
5ns
, einer Wiederholfrequenz von 50–
500Hz
und maximalen Anregungsleistungs-
dichten von mehreren MW/cm2.
Die Anregungsleistung beider Laser kann mit Filtern über mehrere Größenordnungen
variiert werden. Die Proben selbst befinden sich in einem Heliumkryostaten, sodass sie bei
Temperaturen zwischen 10 K und 300 K vermessen werden können.
Häufig wird zur Charakterisierung von Halbleiterschichten für optische Emitter die
IQE
herangezogen, welche das Verhältnis der gesamten Rekombinationsrate zur strahlenden
31
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
Rekombinationsrate angibt. Da bei 10 K die nichtstrahlende Rekombination an Defekten
aufgrund der temperaturabhängigen Einfangquerschnitte kaum noch stattfindet (vgl. S.
9), wird häufig davon ausgegangen, dass die
IQE
bei dieser Temperatur gleich 1 ist, sodass
durch Vergleich der
PL
-Intensitäten bei
10K
und
300K
die
IQE
bei Raumtemperatur
bestimmt werden kann
IQE300 K =Intensität(300K)
Intensität(10K) (2.6)
Dabei ist zu beachten, dass die
IQE
von der generierten Ladungsträgerdichte, also von der
Anregungsleistungsdichte abhängt, da, wie in Abschnitt 1.2.1 beschrieben, die strahlende
Rekombinationsrate proportional zum Quadrat der Ladungsträgerdichte
n
ist, während die
SRH
-Rekombination proportional zu
n
und die Augerrekombination proportional zu
n3
ist. Für niedrige Anregungsleistungsdichten wird die Ladungsträgerdynamik daher von der
SRH-Rekombination dominiert, die jedoch durch die Dichte der Rekombinationszentren
begrenzt ist, sodass mit steigender Ladungsträgerdichte die strahlende Rekombination
an Bedeutung gewinnt und folglich die IQE ansteigt. Für sehr hohe Anregungsleistungen
nimmt die Augerrekombination zu und die IQE sinkt wieder.
Neben der
BKE
bzw. der Emission aus den Quantenfilmen treten häufig weitere Lumines-
zenzbanden auf, die durch Rekombination unter Beteiligung von Defekten hervorgerufen
werden und bei AlGaN vom UV-Bereich bis in den blau-grünen Spektralbereich reichen
können [
124
–
126
]. Aufgrund der Wellenlängendispersivität der Optiken, die das
PL
-Signal
in den Monochromator fokussieren, werden nicht alle Lumineszenzbanden mit derselben
Effizienz eingekoppelt. Im Rahmen dieser Arbeit wurden die Optiken stets auf die Bandkan-
tenlumineszenz justiert, wodurch deren gemessene Intensität verglichen mit einer Justage
auf die
DL
um bis zu eine Größenordnung ansteigt. Die unterschiedlichen Detektionsef-
fizienzen
ηdet
haben zur Folge, dass beim Vorhandensein mehrerer Lumineszenzbanden
0 25 50 75 100
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
(BKE+DL)
det
det
(DL)=0.4
Intensität (b.E.)
Parameter (b.E.)
real:
BKE+DL
BKE
DL
detektiert:
BKE+DL
BKE
DL
det
(BKE)=0.9
BKE+DL
Abbildung 2.14.:
Beispielhafte, hypothetische Abhängigkeit der PL-Intensitäten von Bandkantenemission
und Defektlumineszenz einer Probe von einem beliebigen Parameter. Es wurde eine lineare Abnahme der
BKE-Intensität angenommen, verbunden mit einem Anstieg der DL-Intensität im selben Maße, sodass die
Gesamt-PL-Intensität konstant bleibt. Durch die unterschiedlichen Detektionseffizienzen (
ηdet.
(
BKE
) = 0.9,
ηdet.(DL) = 0.4) scheint die gemessene Gesamt-PL-Intensität jedoch abzunehmen.
32
2.2. Charakterisierungsmethoden
aus einer gemessenen Abnahme der Gesamt-PL-Intensität (
BKE
+
DL
) nicht auf eine
Zunahme nichtstrahlender Prozesse geschlossen werden kann. Abbildung 2.14 verdeutlicht
dies anhand einer simplen Modellrechnung.
In dem verwendeten Kryostaten ist nur Platz für eine begrenzte Anzahl von Proben (je
nach Größe ca. 4–5). Sollen die Intensitäten/
IQE
s von mehr Proben verglichen werden, so
müssen diese nacheinander vermessen werden. Da die Optiken stets neu justiert werden
müssen, ist dieser Vergleich jedoch nicht unbedingt trivial. Daher wurde in einem solchen
Fall eine Referenzprobe gewählt, die stets im Kryostaten verblieb und gemeinsam mit allen
Proben gemessen wurde. Das Verhältnis zwischen diesen Messungen wurde anschließend
als Korrekturfaktor auf die anderen Proben angewendet. Gleichzeitig wurde jede Messung
an jeder Probe an drei verschiedenen Positionen durchgeführt, um durch Mittelwertbildung
lokale Variationen der Probeneigenschaften zu berücksichtigen.
2.2.5. Optisches Pumpen
Optisches Pumpen ist im Prinzip nichts anderes als Photolumineszenz, allerdings mit dem
Ziel in der Probe Lasing zu erzeugen und, daraus resultierend, mit einem spezifischen
experimentellen Aufbau.
Alle optischen Pumpexperimente wurden mit einem
193nm
ArF-Excimerlaser durchgeführt,
der mit einer Pulslänge von
5ns
, einer Wiederholfrequenz von 50 oder
500Hz
und einer
Pulsenergie von
1mJ
betrieben wurde. Eine vereinfachte schematische Darstellung des
Aufbaus ist in Abbildung 2.15 zu sehen. Die Anregungsleistungsdichte wird über drei
hintereinander angeordnete Filterräder zwischen wenigen
kW/cm2
und bis zu
50MW/cm2
variiert. Der Laserstrahl wird über eine Zylinderlinse zu einem Streifen geformt, dessen
Länge durch einen Spalt und dessen Breite durch den Abstand zur Probenoberfläche
einstellbar sind. Die Länge wird mit
>2mm
größer als die maximale Resonatorlänge
der Proben (
1.6mm
) gewählt, sodass stets über den gesamten Resonator Ladungsträger
generiert werden. Die Strichbreite auf der Probe betrug
15µm
. Durch Verfahren der
Probe senkrecht zur Resonatorrichtung können die Lasereigenschaften an verschiedenen
Positionen eines Riegels untersucht werden. Das aus der Facette der Probe emittierte Licht
wird von einer Glasfaser eingefangen und zum Monochromator geleitet. Gegebenenfalls
ArF Excimerlaser
Mono-
chromator
Glasfaser
Filterräder Zylinder-
linse
Fokus-
linse
Probe Vergrößerung
Spalt
Abbildung 2.15.:
Schematische Darstellung des Messaufbaus zum optischen Pumpen. Es sind nur die wich-
tigsten Komponenten dargestellt. Der Anregungslaserstrahl wird auf eine Größe von
15µm×2000 µm
auf der
Probenoberfläche fokussiert.
33
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
kann zwischen Glasfaser und Probe ein Polarisator in den Strahlengang eingebracht werden,
um die Polarisation des emittierten Lichtes zu messen.
Mit dem beschriebenen Aufbau kann das Einsetzen von Laseremission aus der Probe
anhand dreier Kriterien bestimmt werden:
•
dem Schwellenverhalten der emittierten Intensität, d.h. exponentieller Anstieg mit
der Anregungsleistung gefolgt von einem linearen Anstieg,
•
der starken Verringerung der spektralen Linienbreite durch den Übergang vom breiten
Spektrum der spontanen Emission zum Lasing einiger weniger Moden,
•der TE- oder TM-Polarisation des emittierten Lichtes.
Aus praktischen Gründen wurden in der Regel nur die ersten beiden Kriterien berücksichtigt,
da Polarisationsmessungen einen deutlichen Mehraufwand bedeuteten. Abbildung 2.16
zeigt exemplarisch für eine Laserprobe, wie die Schwelle aus der Intensitätskennlinie
und aus der Verringerung der
FWHM
bestimmt werden kann. Beide Verfahren liefern
annähernd identische Werte für die Laserschwelle.
Eine Schwierigkeit bei der experimentellen Bestimmung von Laserschwellen unter optischer
Anregung stellt die Berechnung der Anregungsleistungsdichte dar. Für diese müssen sowohl
die Abmessungen des Anregungsstrichs auf der Probe als auch die Intensitätsverteilung in
diesem bekannt sein. Die Intensitätsverteilung ist allerdings in der Regel inhomogen und
die Breite des Anregungsstrichs hängt stark vom Abstand zwischen Probenoberfläche und
Fokussierlinse ab. Um die Vergleichbarkeit der ermittelten Laserschwellen mit Ergebnissen
anderer Gruppen besser abschätzen zu können, wurden einige Laserstrukturen sowohl an
dem hier beschriebenen Messplatz untersucht als auch an anderen Forschungseinrichtungen.
Dabei ergaben sich an dem hier verwendeten Messplatz doppelt bis zehnmal so hohe
Laserschwellen. Bekannt ist, dass in der Vergleichsgruppe der Anregungsstreifen wesentlich
1000 2000 3000 4000
0
1
2
3
4
5
6230 240 250
101
102
103
104
FWHM
linearer Fit,
Pthr=2140 kW/cm²
FWHM (nm)
Anregungsleistungsdichte (kW/cm²)
Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
Pexc
01000 2000 3000 4000
0
10000
20000
30000
40000 Intensität
linearer Fit,
Pthr=2100 kW/cm²
Intensität (b.E.)
Anregungsleistungsdichte (kW/cm²)
(a) (b)
Abbildung 2.16.:
Veranschaulichung der Bestimmung der Laserschwelle P
thr (a)
über den linearen Bereich
der Kennlinie, (b) über die Einengung der spektralen Halbwertsbreite. Der Inset zeigt die zugehörigen Spektren.
34
2.2. Charakterisierungsmethoden
breiter ist, sodass Ladungsträger in einen deutlich größeren Bereich injiziert werden. Dies
könnte ebenfalls die Laserschwelle beeinflussen. Die genaue Ursache für die beobachteten
Unterschiede ist allerdings unklar, sodass auch keine Aussage darüber getroffen werden
kann, welche Ergebnisse richtiger sind.
Für jede untersuchte Probe wurde die Laserschwelle an mehreren Riegeln von unterschied-
lichen Stellen des Wafers und auf jedem Riegel an mehreren Positionen untersucht, sodass
je Probe ca. 5–10 Laserschwellen gemessen wurden. Bei stark schwankenden Ergebnissen
für eine Probe wurden der höchste und der geringste gemessene Wert vor Bildung des
Mittelwerts gestrichen. Während die Berechnung von Mittelwert und Standardabweichung
das übliche Vorgehen bei der experimentellen Bestimmung von Probenparametern ist, wäre
auch ein Vergleich der geringsten Schwellen jeder Probe denkbar. Man kann argumentieren,
dass diese Bestwerte die minimal möglichen Schwellen einer Probe widerspiegeln, wenn
keine lokalen Inhomogenitäten, wie z.B. Partikel auf der Facette oder der Oberfläche, lokale
Wachstumsstörungen, o. Ä., die Schwelle erhöhen. Gegen die Verwendung der Bestwerte
spricht, dass nicht erkennbar ist, ob der Bestwert bereits gemessen wurde oder ob eine
andere Probenposition nicht möglicherweise eine noch geringere Schwelle zeigen würde.
Es wurden daher für die Analyse die Mittelwerte herangezogen, wobei die Trends der
Bestwerte in der Regel kaum Abweichungen zeigten.
2.2.5.1. Simulation des optischen Pumpens
Um ein besseres Verständnis für die Ursachen der beobachteten Auswirkungen von Para-
metervariationen auf die Laserschwellen zu bekommen, wurde das Lasing unter optischer
Anregung mit der Software Silvaco Atlas simuliert [127].
Für die Simulationsrechnungen wurden jeweils zweidimensionale Modelle der Heterostruk-
turen mit einer Breite von
10µm
erstellt und es wurde eine homogene optische Anregung
mit einer monochromatischen Wellenlänge von
193nm
unter senkrechtem Einfall auf die
gesamte Probenoberfläche angenommen (Abb. 2.17(a)). Die Dicke des Templates wurde auf
200nm
reduziert, um den Rechenaufwand zu verringern. Abbildung 2.17(b) zeigt, dass die
optische Feldverteilung bei dieser Dicke bereits auf Null abgefallen ist. Ein Einfluss auf die
Ladungsträgerverteilung ist auch nicht zu erwarten, da zum einen die Generationsrate mit
dem Abstand von der Oberfläche exponentiell abnimmt und zum anderen derart weit von
den
QW
s entfernte Ladungsträger rekombinieren würden, bevor sie zu diesen diffundieren
können. An der Unterseite der Heterostruktur wurde eine Metallschicht simuliert, um ein
Referenzniveau für Valenz- und Leitungsband zu definieren. In allen Halbleiterschichten
wurde, basierend auf
SIMS
-Ergebnissen eine Hintergrunddotierung mit Silizium in Höhe
von 4 ×1017 cm−3angenommen.
Die Simulation löst zur Berechnung der Ladungsträgerverteilung die Drift-Diffusions-
Gleichung und berechnet die gebundenen Zustände in den Quantenfilmen über die k
·
p
Methode. Es werden jeweils die beiden niedrigsten Zustände in den drei Valenzbändern
und dem Leitungsband berechnet. Die Ladungsträgerbeweglichkeiten werden als konstant
angenommen und in allen Schichten auf
100cm2V−1s−1
für Elektronen und
5cm2V−1s−1
für Löcher festgesetzt [
128
–
130
]. Für spontane und piezoelektrische Polarisation werden
die von Vurgaftmann et al. aufgeführten Materialkonstanten [
131
] zugrunde gelegt und
35
Kapitel 2. MOVPE-Wachstum und Charakterisierungsmethoden
Position x (µm)
Position y (µm)
AlN
Metall
Al0.8Ga0.2N
Intensität (b.E.)
Al0.7Ga0.3N QW
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
0.25
0.2
0.15
0.1
0.05
0
-0.05
-0.1
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
(a) (b)
Optische Anregung λ=193 nm
Vakuum
Abbildung 2.17.: (a)
Exemplarische Modell einer typischen AlGaN-Laserstruktur für die Simulationsrechnungen,
(b) Zugehörige vertikale Intensitätsverteilung der Lasermode.
die daraus berechneten Flächenladungen an Heterogrenzflächen zu
60%
berücksichtigt
[
132
].
SRH
-Lebensdauern wurden basierend auf dem Modell von Karpov und Makarov in
Abhängigkeit von der
TDD
berechnet [
133
]. Das Modell wurde allerdings um einen
TDD
-
unabhängigen Term erweitert, um die Rekombination an Punktdefekten zu berücksichtigen,
für die Lebensdauern von
350ps
für Löcher und
35ps
für Elektronen abgeschätzt wurden
(vgl. Anhang S. 108). Nichtstrahlende Rekombination an den Heterogrenzflächen wurde mit
einer Rekombinationsgeschwindigkeit von 10
3cms−1
berücksichtigt [
134
,
135
]. Für die Au-
gerrekombination wurde ein Rekombinationskoeffizient von C
n
=C
p
=
3×10−30 cm6s−1
für
Elektronen und Löcher angenommen [
73
,
74
]. Eine detaillierte Auflistung aller verwendeten
Materialparameter findet sich im Anhang in Tabelle A.12.
Die Helmholtzgleichung zur Bestimmung der optischen Modenverteilung wird nur senkrecht
zu den Heterogrenzflächen gelöst, die Simulation erfolgt in dieser Hinsicht also eindimen-
sional. Da die untersuchten Laserproben lateral keine Wellenleiterstrukturen besitzen, sind
sie in dieser Richtung gewinngeführt. Gewinnführung zu simulieren ist jedoch mit einem
deutlich erhöhten Aufwand verbunden. Da außerdem in dieser Hinsicht alle untersuchten
Proben identisch sind und in den Simulationen nur Variationen der Heterostruktur unter-
sucht werden, wurde auf die zweidimensionale Lösung der Helmholtzgleichung verzichtet.
Die Reflektivität der unbeschichteten Facetten wurde aus den Brechungsindizes zu
18%
berechnet. Es wurden interne Verluste in Höhe von
30cm−1
angenommen [
82
,
136
,
137
]. Bei
Proben mit hohen
TDD
s wurde ein Beitrag der Versetzungen zu den optischen Streuver-
lusten nach der Formel von Liau et al. abgeschätzt [
138
]. Eine detailliertere Beschreibung
hierzu findet sich im Anhang auf Seite 110.
Unter den beschriebenen Bedingungen durchgeführte Simulationen führen zu Transparenz-
ladungsträgerdichten im Bereich von (2–8)
×
10
12 cm−2
und Schwellenladungsträgerdichten
von (3–12)
×
10
12 cm−2
bzw. ca.
2×1019 cm−3
. Diese Werte sind in guter Übereinstimmung
mit Berechnungen von Chow und Kneissl [
139
] sowie mit experimentellen Werten von
Nakamura et al. [
140
]. Dies kann als Bestätigung für die Gültigkeit und Aussagekraft der
Simulationsergebnisse angesehen werden.
36
Kapitel 3.
Wachstumsstudien an
Al0.7Ga0.3N-Schichten
Dieses Kapitel befasst sich mit dem Einfluss von Temperatur, Druck und V/III-Verhältnis
auf das Wachstum von
130nm
dicken Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten. Ziel der Untersuchungen ist
es zum einen, den Einfluss dieser Parameter auf die Wachstumsraten, -effizienzen und
den Einbau von Fremdatomen, insbesondere Silizium, zu verstehen. Zum anderen soll
analysiert werden, ob sich Auswirkungen auf die optischen Eigenschaften, insbesondere
die interne Quanteneffizienz der Schichten ergeben. Die Untersuchungen dienen als Vor-
arbeit für die Realisierung von Laserstrukturen, da Quantenfilmlaser einerseits eine sehr
gute Materialqualität und damit geringe Verluste erfordern, andererseits aber auch die
Wachstumsraten in einem Bereich liegen müssen, der eine exakte Schichtdickenkontrolle
zulässt, ohne dass die Wachstumszeiten beliebig lang werden.
Alle in diesem Kapitel diskutierten Proben wurden auf planaren AlN/Saphir-Templates
gewachsen. Zehn verschiedene Kombinationen von Temperatur, Druck und V/III-Verhältnis
wurden gewählt, um einen möglichst großen Parameterbereich abzudecken (Tabelle 3.1).
Für jede Wachstumsparameterkombination wurde mindestens eine Probe mit einer ein-
zelnen
(130 ±10)nm
dicken Al
x
Ga
1-x
N-Schicht (x=
0.70 ±0.03
) gewachsen. Über Kali-
brierproben wurde ermittelt, welche
TMAl
- und
TMGa
-Flüsse sowohl zur gewünschten
Festkörperzusammensetzung als auch zum korrekten V/III-Verhältnis führen. Eine vollstän-
dige Auflistung aller Proben findet sich im Anhang in Abschnitt A.2.1. Das V/III-Verhältnis
wurde durch Änderung des
TMAl
- und
TMGa
-Flusses variiert, während der Ammoniak-
fluss konstant gehalten wurde. Dieses Vorgehen wurde gewählt, da im verwendeten Reaktor
die IIIer-Komponenten nur durch einen Einlass einströmen, während NH
3
durch zwei Ein-
lässe (einen unterhalb und einen oberhalb des Einlasses für die Metallorganika) einströmt.
Verschiedene Aufteilungen des NH
3
-Flusses auf die beiden Einlässe würden theoretisch zu
demselben V/III-Verhältnis führen, sich vermutlich jedoch aufgrund der Strömungsdynamik
im Reaktor unterschiedlich auf das Kristallwachstum auswirken.
Die 10 Wachstumsparameterkombinationen lassen sich in drei Subserien aufteilen, in
denen jeweils nur die Temperatur (T1...T4), nur der Druck (P1...P4) bzw. nur das V/III-
Verhältnis (V1...V4) variiert wurde, während die anderen beiden Parameter konstant
gehalten wurden, sodass sich der Einfluss jedes Parameters separat studieren lässt. Die
Auswertung der Ergebnisse ist in drei Abschnitte gegliedert. Abschnitt 3.1 untersucht
Auswirkungen auf die Wachstumsrate, Materialzusammensetzung und Reaktionseffizienz.
Durch den Vergleich mit Simulationsrechnungen werden die relevanten Reaktionsprozesse
37
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
Tabelle 3.1.:
Übersicht über die gewählten Wachstumsparameterkombinationen aus Wafertemperatur T,
Reaktordruck p und V/III-Verhältnis in der Gasphase. Der H
2
-Gesamtfluss betrug bei
60 mbar 36 l/min
und bei
allen anderen Drücken
60 l/min
. V1 und T1 sowie T4 und P4 sind identisch. Die doppelte Auflistung dient der
besseren Erkennbarkeit der 3 Subserien.
Label
T p V/III TMAl TMGa NH3
(◦C) (mbar) (µmol/min) (µmol/min) (mol/min)
T1 1050 200 550 129 115 134
T2 1080 200 550 99 144 134
T3 1110 200 550 71 173 134
T4 1140 200 550 37 206 134
P1 1140 60 550 87 158 134
P2 1140 100 550 55 189 134
P3 1140 150 550 42 202 134
P4 1140 200 550 37 206 134
V1 1050 200 550 129 115 134
V2 1050 200 1100 67 55 134
V3 1050 200 2200 21 40 134
V4 1050 200 3300 9 32 134
in der Gasphase sowie an der Waferoberfläche analysiert. In Abschnitt 3.2 wird der
Einfluss auf die Konzentration von Silizium, Sauerstoff und Kohlenstoff in den nominell
undotierten Proben untersucht und die SiC-Beschichtung verschiedener Reaktorteile als
Hauptquelle für parasitär eingebautes Si identifiziert. Abschließend wird in Abschnitt 3.3
diskutiert, inwiefern die Wachstumsparameter im betrachteten Bereich Auswirkungen auf
die Photolumineszenzeigenschaften der Al0.7Ga0.3N-Schichten haben.
3.1. Wachstumsraten, Gasphasenreaktionen und
Reaktionseffizienz
Abbildung 3.1 zeigt die Wachstumsraten der
130nm
dicken Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten aufgetra-
gen über dem jeweils variierten Parameter. Den stärksten Einfluss auf die Wachstumsrate
hat offensichtlich der Reaktordruck, wobei die maximale Rate von
440nm/h
für das Wachs-
tum von Quantenfilmen bereits sehr hoch ist, da die Wachstumszeit für einen
2nm
dicken
QW
nur
16s
betrüge. Ein Vergleich der einzelnen Werte in Abb. 3.1 ist jedoch aufgrund der
unterschiedlichen TMAl- und TMGa-Flüsse schwierig. Um diesen Vergleich zu ermöglichen,
werden die Wachstumseffizienzen
ηAlN
und
ηGaN
der binären Komponenten AlN und GaN
38
3.1. Wachstumsraten, Gasphasenreaktionen und Reaktionseffizienz
1050 1080 1110 1140
0
100
200
300
400
500
50 100 150 200 01000 2000 3000
Wachstumsrate (nm/h)
p=200 mbar
V/III=550
T1 T2T1 T4T3
T (°C)
T=1140°C
V/III=550
P4P1 P2 P3
p (mbar)
V4V3V2
V/III Verhältnis
V1
T=1050°C
p=200 mbar
Abbildung 3.1.:
Wachstumsraten der
130 nm
dicken Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten aufgetragen über dem jeweils
variierten Parameter. Die Raten wurden über in-situ Reflektivitätsmessungen bei einer Wellenlänge von
405 nm
ermittelt.
als Quotient der jeweiligen Wachstumsrate und des zugehörigen Metallorganika-Flusses
berechnet:
ηAlN =GRAlN
QTMAl
=x×GR
QTMAl
ηGaN =GRGaN
QTMGa
=(1 −x)×GR
QTMGa
(3.1)
Dabei ist
GR
die Al
0.7
Ga
0.3
N-Wachstumsrate,
x
der Al-Gehalt und
QTMAl
bzw.
QTMGa
der Fluss der jeweiligen Komponente in den Reaktor (vgl. Tabelle 3.1). Die im Zähler
der Gleichungen berechneten binären AlN- und GaN-Wachstumsraten bedingen sich
durch die Wachstumschemie gegenseitig und sind daher nicht als unabhängige Größen zu
verstehen, d.h. würde man beispielsweise die TMGa-Linie schließen und mit ansonsten
identischen Flüssen reines AlN wachsen, ergäbe sich eine andere als die hier berechnete AlN-
Wachstumsrate. Die berechneten Wachstumseffizienzen sind in Abbildung 3.2 dargestellt.
Sie zeigen eine noch stärkere Abhängigkeit von Temperatur, Druck und V/III-Verhältnis
1050 1080 1110 1140
0.00
0.02
0.04
0.06
0.08
50 100 150 200 01000 2000 3000
p=200 mbar
V/III=550
(nm/mol)
AlN
GaN
T (°C)
T=1140°C
V/III=550
p (mbar)
T=1050°C
p=200 mbar
V/III Verhältnis
Abbildung 3.2.:
Mittels Formel 3.1 berechnete AlN- und GaN-Wachstumseffizienzen der
130 nm
dicken
Al0.7Ga0.3N-Schichten aufgetragen über dem jeweils variierten Parameter.
39
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
als die Wachstumsraten. Die
ηGaN
sind dabei für alle Proben geringer als die
ηAlN
, da
die Galliumnitridwachstumsrate bei den hohen Temperaturen durch die Desorption der
Ga-Atome reduziert wird. Die spezifischen Abhängigkeiten der Wachstumseffizienzen von
den einzelnen Parametern sollen im Folgenden untersucht werden.
Um zu verstehen, welche Prozesse innerhalb des Reaktors am stärksten Einfluss auf die
Wachstumseffizienzen und -raten haben, wurden in Kooperation mit der Firma STR Simu-
lationen des Wachstumsprozesses durchgeführt (vgl. Abschnitt 2.1.1.1). Bekanntermaßen
haben bei der
MOVPE
von AlGaN aufgrund der hohen Temperaturen parasitäre Vorreak-
tionen in der Gasphase einen starken Einfluss auf den Wachstumsprozess [
93
,
94
,
141
,
142
].
Dies soll zunächst anhand der Temperaturserie verdeutlicht werden. In Abbildung 3.3
werden die experimentellen Daten mit Simulationsergebnissen ohne parasitäre Gaspha-
senreaktionen (Transportlimit) sowie mit Berechnungen unter Berücksichtigung von AlN-
bzw. AlGaN-Partikelbildung in der Gasphase verglichen. Die Simulationen zeigen, dass
die Wachstumsrate und damit auch die Effizienz des Wachstumsprozesses durch den
Verlust von Präkursoren in der Gasphase um
75%
bis
90%
sinkt (Vergleich Experiment
– Transportlimit). Der Einfluss der Gasphasenreaktionen hängt allerdings stark von den
konkreten Wachstumsbedingungen ab und kann, wie später gezeigt werden wird, durch
die Wahl geeigneter Parameter drastisch reduziert werden. In Abbildung 3.3 ist auch
ersichtlich, dass eine Simulation der Gasphasenreaktionen ohne Beteiligung von Ga die
experimentellen Ergebnisse nicht adäquat beschreibt, obwohl die Verluste durch para-
sitäre Prozesse beim Wachstum von reinem GaN typischerweise geringer sind als bei
AlN-Wachstum [
143
,
144
]. Die bei der AlGaN-MOVPE in der Gasphase entstehenden
AlN-Partikel wechselwirken jedoch mit den Ga-haltigen Molekülen, sodass es zu einem
signifikanten Verlust von Ga kommt [
145
]. Abbildung 3.4 zeigt die Verteilungen verschiede-
ner Reaktionsprodukte im Reaktor und verdeutlicht, welchen Einfluss die Berücksichtigung
der AlGaN-Partikelbildung in der Simulation hat. Die Partikeldichte nimmt insgesamt zu,
während die Monomethylgallium-Konzentration (MMGa) abnimmt. Werden diese Prozesse
berücksichtigt, so gibt die Simulation die experimentellen Trends auch quantitativ sehr gut
1050 1080 1110 1140
0
200
400
600
800
1050 1080 1110 1140
0.00
0.02
0.04
0.06
0.08
1050 1080 1110 1140
0.00
0.01
0.02
0.03
0.04
Experiment Sim. AlN-Partikel
Sim. Transportlimit Sim. AlGaN-Partikel
Wachstumsrate (nm/h)
T (°C)
AlN (nm/mol)
T (°C)
GaN (nm/mol)
T (°C)
(a) (b) (c)
Abbildung 3.3.:
Vergleich der experimentellen Ergebnisse mit Simulationsrechnungen ohne parasitäre Gaspha-
senreaktionen (Transportlimit) sowie unter Berücksichtigung von Gasphasenreaktionen mit AlN-Partikelbildung
bzw. AlGaN-Partikelbildung. Dargestellt sind
(a)
die AlGaN-Wachstumsrate,
(b)
die AlN-Wachstumseffizienz
ηAlN und (c) die GaN-Wachstumseffizienz ηGaN. (Simulationen von Dr. Anna Lobanova, STR.)
40
3.1. Wachstumsraten, Gasphasenreaktionen und Reaktionseffizienz
AlN-Partikeldichte, kg/m³
AlGaN-Partikeldichte, kg/m³
MMGa, molarer Anteil
MMGa, molarer Anteil
a) b)
c) d)
Gase
Abbildung 3.4.:
Vergleich der Simulation unter Berücksichtigung von AlN-Partikelbildung in der Gasphase
(a,b) sowie unter Berücksichtigung von AlGaN-Partikelbildung (c,d). Links ist der Einfluss auf die Partikeldichte
in der Gasphase gezeigt, rechts die
MMGa
-Konzentration. Dargestellt ist jeweils ein halber Reaktorquerschnitt
mit Gaseinlass links und Waferposition in Grau. (Simulationen von Dr. Anna Lobanova, STR.)
wieder (vgl. Abb. 3.3) und der Anstieg von
ηAlN
mit der Temperatur lässt sich erklären.
Während bereits im transportlimitierten Fall ein geringer Anstieg zu beobachten ist, der
vermutlich durch die verbesserte thermische Zerlegung des TMAl erzeugt wird, zeigt sich
real ein noch stärkerer Anstieg der AlN-Wachstumseffizienz mit der Temperatur. Ursächlich
hierfür ist die Abnahme der Gasphasenreaktionen durch den verringerten TMAl-Fluss
[
141
] (vgl. Tab. 3.1), die gegenüber der erwarteten Zunahme der parasitären Reaktionen
mit erhöhter Temperatur [94, 141] überwiegt.
Das deutliche Absinken von
ηGaN
mit steigender Wachstumstemperatur lässt sich allerdings
nicht allein über Partikelbildung in der Gasphase erklären, da es im transportlimitierten
Fall sogar stärker ist als bei Berücksichtigung von Gasphasenreaktionen. Maßgeblich ist in
diesem Fall die Ätzung von bereits in den Kristall eingebautem Ga durch Wasserstoff und
Ammoniak [
96
,
146
,
147
] gefolgt von der Desorption des Galliums von der Waferoberfläche.
Die aus den Simulationen berechnete Ätzrate ist in Abbildung 3.5 dargestellt und steigt mit
der Wafertemperatur drastisch an. Dieser Anstieg ergibt sich einerseits durch die tempera-
turabhängige Desorption des geätzten Galliums von der Kristalloberfläche und andererseits
indirekt durch den geringeren TMAl-Fluss bei hohen Temperaturen. Hohe TMAl-Flüsse
stabilisieren das Gallium, da sie für eine stärkere Al-Bedeckung der Kristalloberfläche
sorgen und verringern dadurch die Ätzrate [
148
]. AlN selbst wird durch Wasserstoff nicht
geätzt. Der Ätzprozess trägt maßgeblich zum Absinken der GaN-Wachstumseffizienz
ηGaN
mit steigender Temperatur bei, während der Einfluss von Gasphasenreaktionen mit steigen-
der Temperatur aufgrund des reduzierten TMAl-Flusses sinkt. Dies zeigt sich darin, dass
der Unterschied in
ηGaN
zwischen transportlimitierter Simulation und Simulation mit Gas-
phasenreaktionen mit zunehmender Temperatur abnimmt. Wäre der TMAl-Fluss konstant
gehalten worden, so wäre ein Anstieg der Gasphasenreaktionen und der Galliumverluste
durch diese zu erwarten.
41
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
1050 1080 1110 1140
0
100
200
300
400
500
600
GaN-Ätzrate (nm/h)
Temperatur (°C)
0
2
4
6
8
10
GaN-Ätzrate (nm/min)
Abbildung 3.5.:
Aus den Simulationsergebnissen berechnete Ätzrate, mit der Ga durch Wasserstoff und
Ammoniak aus dem Kristall wieder herausgelöst wird. (Simulationen von Dr. Anna Lobanova, STR.)
Das Verhalten von AlN- und GaN-Wachstumseffizienz führt zu einer über der Temperatur
annähernd konstanten AlGaN-Wachstumsrate, die bis
1110◦C
leicht ab- und für
1140◦C
aufgrund der drastisch verringerten Gasphasenreaktionen wieder zunimmt. Bemerkenswert
ist hierbei, dass die Abnahme der Gasphasenreaktionen durch den verringerten TMAl-
Fluss (121
→37µmol/min
) die AlN-Wachstumseffizienz derart stark erhöht, dass die
AlN-Wachstumsrate bei 1140 ◦C mit 60 nm/h größer ist als bei 1050 ◦C (50 nm/h).
Abbildung 3.6 zeigt die Wachstumsraten und -effizienzen in Abhängigkeit von dem Reak-
tordruck. Während von
60mbar
auf
100mbar
auch der Gesamtfluss durch den Reaktor
von
36l/min
auf
60l/min
erhöht wurde, blieb dieser zwischen
100mbar
und
200mbar
konstant. Dementsprechend sind sowohl die Partialdrücke der Gruppe-III- und Gruppe-
V-Präkursoren als auch die Residenzzeiten im Reaktor zwischen
60mbar
und
100mbar
konstant, während sie zwischen
100mbar
und
200mbar
ansteigen. Steigende Residenz-
zeiten und Partialdrücke verstärken Gasphasenreaktionen [
144
] und erklären den Abfall
der AlN- und GaN-Wachstumseffizienz bei höheren Drücken. Im Gegensatz dazu sorgt
das Fehlen dieser Einflüsse im Zusammenspiel mit dem verringerten TMAl-Fluss für den
50 100 150 200
0
100
200
300
400
500
600
50 100 150 200
0.00
0.02
0.04
0.06
0.08
50 100 150 200
500
550
600
650
Wachstumsrate (nm/h)
p (mbar)
Experiment
Simulation
GaN
, Exp.
, Sim.
(nm/mol)
p (mbar)
AlN
GaN-Ätzrate (nm/h)
p (mbar)
Sim.
(a) (b) (c)
Abbildung 3.6.:
Experimentell ermittelte und aus Simulationen berechnete
(a)
Wachstumsraten,
(b)
Wachs-
tumseffizienzen und
(c)
die berechnete GaN-Ätzrate in Abhängigkeit vom Reaktordruck. (Simulationen von Dr.
Anna Lobanova, STR.)
42
3.1. Wachstumsraten, Gasphasenreaktionen und Reaktionseffizienz
1000 2000 3000
0
20
40
60
80
100
120
1000 2000 3000
0.00
0.02
0.04
0.06
0.08
1000 2000 3000
100
110
120
130
Wachstumsrate (nm/h)
V/III Verhältnis
Experiment
Simulation
, Exp.
, Sim.
(nm/mol)
V/III Verhältnis
AlN
GaN
GaN-Ätzrate (nm/h)
V/III Verhältnis
Sim.
(a) (b) (c)
Abbildung 3.7.:
Experimentell ermittelte und aus Simulationen berechnete
(a)
Wachstumsraten,
(b)
Wachs-
tumseffizienzen und
(c)
die berechnete GaN-Ätzrate in Abhängigkeit vom V/III-Verhältnis (über die Flüsse der
Metallorganika variiert). (Simulationen von Dr. Anna Lobanova, STR.)
leichten Anstieg von
ηAlN
zwischen
60mbar
und
100mbar
. Das Absinken von
ηGaN
in
diesem Bereich wird durch die steigende GaN-Ätzrate verursacht, die sich wiederum aus
dem erhöhten H
2
-Fluss ergibt. Die weitere Erhöhung des Drucks bei konstantem H
2
-Fluss
verringert die Desorption des gelösten Ga von der Kristalloberfläche und senkt so die
Ätzrate bei
200mbar
wieder auf den Anfangswert. Es ergibt sich schlussendlich eine mit
steigendem Druck stark abfallende AlGaN-Wachstumsrate, die
90%
(
100mbar
) bis
25%
(200mbar) der im Transportlimit möglichen Werte erreicht.
In Abbildung 3.7 sind analog zum vorigen Abschnitt die Wachstumsraten und -effizienzen
in Abhängigkeit vom V/III-Verhältnis dargestellt. Es sei daran erinnert, dass das V/III-
Verhältnis über die
TMAl
- und
TMGa
-Flüsse gesteuert wurde, während der NH
3
-Fluss kon-
stant gehalten wurde. Obwohl die Metallorganika-Flüsse von
244µmol/min
auf
41µmol/min
gesenkt wurden, variiert die AlGaN-Wachstumsrate nur geringfügig. Die Wachstumseffizi-
enz nimmt also mit steigendem V/III zu und beträgt bei eine V/III-Verhältnis von 3300
97%
des Transportlimits. Die Ursache hierfür liegt hauptsächlich in der stark ansteigenden
AlN-Wachstumseffizienz, da durch den sinkenden TMAl-Fluss Partikelbildung in der Gas-
phase massiv unterdrückt wird und bei den höchsten V/III-Verhältnissen quasi keine Rolle
mehr spielt.
ηGaN
variiert hingegen kaum und zeigt bei einem V/III-Verhältnis von 2200
ein schwach ausgeprägtes Maximum um anschließend leicht abzufallen. Ursächlich für den
anfänglichen Anstieg ist wie bei
ηAlN
die Verringerung der parasitären Gasphasenreaktionen
während der leichte Abfall durch den verstärkten Einfluss der H
2
-Ätzung erklärt werden
kann. Das nichtmonotone Verhalten der GaN-Ätzrate ist auf deren Abhängigkeit von der
Al- und Ga-Versorgung der Kristalloberfläche zurückzuführen, welche wiederum durch die
TMAl- und TMGa-Flüsse, aber auch durch die Gasphasenreaktionen beeinflusst wird. Der
Einfluss der Ätzrate auf ηGaN ist daher nicht leicht erkennbar.
Abschließend lassen sich aus den analysierten experimentellen und simulierten Daten
folgende Schlussfolgerungen für das AlGaN-Wachstum im verwendeten Planetenreaktor
ziehen:
•
Die durchgeführten Simulationen des Wachstumsprozesses führen zu qualitativ und
quantitativ mit dem Experiment gut übereinstimmenden Daten und sind ein wichtiges
Hilfsmittel zum Verständnis des vorliegenden Datensatzes.
43
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
•
AlGaN-Partikelbildung in der Gasphase und das Ätzen von bereits in den Kristall
eingebautem Ga durch NH
3
und H
2
bilden die Hauptursachen für eine Verringerung
der Wachstumsraten und -effizienzen.
•
Erhöhte Metallorganika-Flüsse, Reaktordrücke und Temperaturen verstärken die
Partikelbildung, sodass die Wachstumsraten im untersuchten Parameterbereich
zwischen
10%
(
1050◦C
,
200mbar
, V/III 550) und
97%
(
1050◦C
,
200mbar
, V/III
3300) der theoretisch möglichen Wachstumsrate im Transportlimit variieren.
•
Aufgrund des massiven Einflusses der Gasphasenpartikelbildung führen geringere
Präkursorflüsse teilweise zu höheren Wachstumsraten, sodass eine Optimierung der
Wachstumsparameter insbesondere für industrielle Anwendungen empfehlenswert
ist. Dabei ist selbstverständlich der Einfluss der Wachstumsbedingungen auf andere
Bauelementeigenschaften zu berücksichtigen.
3.2. Der Siliziumhintergrund in undotiertem Al0.7Ga0.3N
Dieser Abschnitt beschäftigt sich mit der Hintergrundkonzentration von Silizium, Sauerstoff
und Kohlenstoff in nominell undotiertem Al
0.7
Ga
0.3
N, welches bei den in Tabelle 3.1
aufgelisteten Bedingungen gewachsen wurde. Die Konzentration der Fremdatome wurde
über Sekundärionenmassenspektrometrie (SIMS) ermittelt. Aus Effizienzgründen wurden
jedoch nicht die in Abschnitt 3.1 diskutierten Proben verwendet. Stattdessen wurden auf
planaren Templates drei neue Proben gewachsen, die jeweils vier
120nm
dicke Al
0.7
Ga
0.3
N-
Schichten getrennt durch ca.
30nm
dicke AlN-Markerschichten enthalten und mit einer
100nm
dicken AlN-Deckschicht abgeschlossen sind. Vor der ersten AlGaN-Schicht wurden
100nm
AlN als Pufferschicht auf dem Template gewachsen. Zwischen den vier AlGaN-
Schichten wurde jeweils entweder die Temperatur, der Druck oder das V/III-Verhältnis
variiert.
Kohlenstoff und Sauerstoff bilden Zentren für nichtstrahlende Rekombination [
149
–
151
] oder
für strahlende Rekombination bei unerwünschten Wellenlängen, häufig Defektlumineszenz
genannt [
152
,
153
]. Silizium wird typischerweise als Donator zur n-Dotierung verwendet.
In p-dotiertem Material wirkt es kompensierend und ist daher unerwünscht. Es wurde
außerdem gezeigt, dass geringe Si-Konzentrationen die Konzentration von Gruppe-III-
Vakanzen (V
III
) verringern können [
154
] und zu einem Abknicken von Versetzungen
führen [
155
] während hohe Si-Konzentrationen die Materialqualität durch Aufrauung
verschlechtern [
156
]. Aus diesen Tatsachen ergibt sich, dass die Hintergrunddotierung
mit Silizium, Kohlenstoff und Sauerstoff in nominell undotiertem AlGaN ein wichtiger
Parameter zur Einstellung der gewünschten Material- und Bauelementeigenschaften ist.
Die Wachstumsbedingungen der Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten sowie die gemessenen Fremda-
tomkonzentrationen sind in Tabelle 3.2 dargestellt. Die Kohlenstoffkonzentration liegt
für alle Wachstumsbedingungen unterhalb der Auflösungsgrenze von
1×1017 cm−3
. Für
(Al)GaN wurde in der Literatur gezeigt, dass ein hoher Reaktordruck und eine hohe
Wachstumstemperatur zu einer Verringerung des C-Einbaus führen [
157
–
160
]. Vergleicht
man die Wachstumsbedingungen mit den hier gewählten, so entspricht die geringe Koh-
44
3.2. Der Siliziumhintergrund in undotiertem Al0.7Ga0.3N
Tabelle 3.2.:
Wachstumsbedingungen und mittels SIMS gemessene Konzentrationen von Silizium Si, Koh-
lenstoff C und Sauerstoff O in den
120 nm
dicken Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten der drei Proben T, P und V. Sofern
Konzentrationen durch starke Gradienten in den
SIMS
-Profilen nicht eindeutig bestimmbar waren, sind diese
als undef. (undefiniert) angegeben. (SIMS-Profile gemessen von RTG Mikroanalyse GmbH.)
Schicht T (◦C) p (mbar) V/III Si (cm−3) C (cm−3) O (cm−3)
Probe T
1 1050 200 550 9.6×1015 <1×1017 3.2×1017
2 1080 200 550 1.4×1016 <1×1017 3.2×1017
3 1110 200 550 4.7×1016 <1×1017 3.7×1017
4 1140 200 550 3.1×1017 <1×1017 undef.
Probe P
1 1140 200 550 4.3×1017 <1×1017 undef.
2 1140 150 550 3.0×1017 <1×1017 3.5×1017
3 1140 100 550 2.4×1017 <1×1017 3.5×1017
4 1140 60 550 1.4×1017 <1×1017 3.1×1017
Probe V
1 1050 200 550 undef. <1×1017 4.0×1017
2 1050 200 1100 9.6×1015 <1×1017 4.0×1017
3 1050 200 2200 1.4×1016 <1×1017 3.8×1017
4 1050 200 3300 4.0×1016 <1×1017 4.0×1017
lenstoffkonzentration durchaus den Erwartungen. Allerdings ist keine Veröffentlichung
bekannt, die hoch Al-haltiges AlGaN untersucht, sodass ein direkter Vergleich der Ergeb-
nisse nur begrenzt möglich ist. Die Sauerstoffkonzentration liegt bei allen untersuchten
Wachstumsbedingungen zwischen
3×1017 cm−3
und
4×1017 cm−3
, zeigt also keine starke
Abhängigkeit von den Wachstumsbedingungen. Dies deckt sich mit Ergebnissen anderer
Gruppen [
157
,
159
,
160
], wobei diese aufgrund des geringeren Al-Gehalts der untersuchten
Proben größtenteils geringere Sauerstoffkonzentrationen berichten. Aufgrund der hohen
Sauerstoffaffinität von AlGaN und Aluminium-haltigen Verbindungen im Allgemeinen
steigt die Sauerstoffkonzentration mit steigendem Aluminiumgehalt stark an und liegt für
AlN typischerweise oberhalb von 1018 cm−3[157, 161–166].
Im Gegensatz zu C und O variiert die Siliziumkonzentration im untersuchten Wachs-
tumsparameterbereich zwischen
9.6×1015 cm−3
und
4.3×1017 cm−3
. Abbildung 3.8(a)
zeigt, dass die Si-Konzentration mit steigender Wachstumstemperatur zunimmt. Davon
ausgehend, dass dieser Abhängigkeit eine thermisch aktivierte Freisetzung des Siliziums
zugrunde liegt, kann sie mit einer abgewandelten Arrhenius-Funktion
Si =A×exp−EA
kBT+Si0(3.2)
gefittet werden, wobei
EA
die Aktivierungsenergie ist,
kB
die Boltzmannkonstante und
T
die Temperatur (der präexponentielle Vorfaktor
A
ist hier irrelevant). Si
0
beschreibt einen
temperaturunabhängigen Anteil der Si-Konzentration, der in einer klassischen Arrhenius-
45
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
(a) (b)
0.70 0.72 0.74 0.76
1E15
1E16
1E17
1E18
0100 200 300 400 500 600 700
0
2x1016
4x1016
1x1017
3x1017
5x1017
1100
2200
3300
60
100
150
200
Experiment
Arrhenius-Fit:
kein Offset, EA=10.4 eV
Offset 9E15 cm-3, EA=11.6 eV
Si-Konz. (Atome/cm3)
1000/T (1/K)
1140 1110 1080 1050
T (°C)
Probe P,
T=1140°C, V/III=550
Label: Druck (mbar)
Si-Konz. (Atome/cm3)
Wachstumsrate (nm/h)
V/III Serie
p Serie
, lineare Fits
Probe V
T=1050°C, p=200 mbar,
Label: V/III Verhältnis
Abbildung 3.8.: (a)
Abhängigkeit der Silizium-Konzentration in Al
0.7
Ga
0.3
N von der Wachstumstemperatur
geplottet über 1000/T. Arrhenius-Fits ergeben eine Aktivierungsenergie von 10.4 eV bis 11.6 eV. (b) Silizium-
Konzentration als Funktion der Wachstumsrate mit linearen Fits. Abbildung aus [
167
] mit Genehmigung von
Elsevier.
Abhängigkeit nicht enthalten ist. Ohne diesen Offset ergibt sich nur für die beiden höchsten
Wachstumstemperaturen eine gute Übereinstimmung mit den experimentellen Daten,
während unter Berücksichtigung eines Offsets von
Si0
= 9
×
10
15 cm−3
die Abhängigkeit
im gesamten untersuchten Temperaturbereich gut beschrieben wird. Physikalisch lässt
sich dies durch das Vorhandensein von zwei unabhängigen Si-Quellen erklären, von denen
nur bei einer der freigesetzte Siliziumfluss temperaturabhängig ist. In jedem Fall ist die
ermittelte Aktivierungsenergie von dem Offset relativ unabhängig und liegt zwischen
10.4eV und 11.6eV.
In Abbildung 3.8(b) ist für die Proben P und V/III, die beide bei jeweils einer kon-
stanten Temperatur gewachsen wurden, die Siliziumkonzentration in Abhängigkeit von
der Wachstumsrate dargestellt. Es zeigt sich, dass trotz des variierenden Druckes bzw.
V/III-Verhältnisses bei beiden Proben die Si-Konzentration mit zunehmender Wachs-
tumsrate annähernd linear absinkt. Die geringen Unterschiede in Wachstumsrate und
Si-Konzentration in Probe V bei V/III-Verhältnissen von 2200 und 1100 sollten bei dieser
Interpretation berücksichtigt werden. Die Übereinstimmung mit dem Ergebnissen für
Probe P spricht jedoch dafür, dass der Effekt real ist.
Die Ergebnisse deuten darauf hin, dass die Quelle für den unbeabsichtigten Si-Einbau
einen temperaturabhängigen, zeitlich konstanten Siliziumfluss erzeugt, sodass sich eine
sinkende Si-Konzentration bei erhöhter Wachstumsrate ergibt. Dieselben Effekte wurde
von Koleske et al. für GaN beobachtet und es wurde vermutet, dass die SiC-Beschichtung
der Waferhalter die Quelle für das Silizium sein könnte [158]. Alternative Quellen sind
•die Quarzplatte am Reaktordeckel,
•der Quarzstern zwischen Gaseinlass und Waferhaltern/Satelliten,
46
3.2. Der Siliziumhintergrund in undotiertem Al0.7Ga0.3N
•
Adsorbiertes Silizium an Reaktoroberflächen aus vorhergehenden Wachstumsversu-
chen mit n-Dotierung,
•
Adsorbiertes Silizium oder Si-haltige Verbindungen an der Quarzplatte am Reak-
tordeckel oder an einigen Reaktorteilen, die regelmäßig außerhalb des Reaktor der
Umgebungsluft ausgesetzt ist,
•Adsorbiertes Silizium an der Oberfläche der AlN/Al2O3-Substrate.
Eine Verunreinigung der Epitaxieausgangsstoffe sowie ein undichtes Ventil an der Disilan-
Dotierleitung werden als potentielle Si-Quellen von vornherein ausgeschlossen, da diese
nicht von der Wachstumstemperatur abhängig sein sollten. Die Quarzplatte am Reak-
tordeckel erscheint als Quelle ebenfalls eher unwahrscheinlich. Es ist zwar bekannt, dass
Quarz durch flüssiges Gallium angegriffen werden und Si freisetzen kann [
168
], allerdings
zeigen die Reaktorsimulationen, dass nur
TMGa
und
MMGa
, aber kein atomares Gallium
an den Reaktordeckel gelangt. Außerdem wird die Quarzplatte während des Wachstums
durch eine aktive Kühlung auf einer Temperatur von
400◦C
gehalten. Dies ist nicht
mit dem beobachteten Einfluss der Wachstumstemperatur vereinbar und verringert die
Wahrscheinlichkeit einer Zerlegung des TMGa und MMGa zu atomarem Gallium. So-
mit kann die Quarzplatte ebenfalls als Hauptsiliziumquelle ausgeschlossen werden. Der
Quarzstern auf dem Suszeptor hingegen ist deutlich heißer und auch wesentlich stärker
den Variationen der Wachstumstemperatur ausgesetzt. Gleichzeitig deuten die Simula-
tionen darauf hin, dass atomares Gallium in der Gasphase potentiell den Quarzstern
erreichen kann (vgl. Abb. 2.4, S. 20). Falls dieser Prozess eine wesentliche Rolle bei der
Freisetzung von Silizium spielt, so sollte die Siliziumkonzentration von der verfügbaren
Galliummenge abhängen, d.h. vom TMGa-Fluss oder im Fall von desorbiertem Gallium
von der GaN-Ätzrate. Der TMGa-Fluss nahm im Fall der hier untersuchten Proben mit
steigender Temperatur und steigendem Druck ebenso wie die Siliziumkonzentration zu,
mit steigendem V/III-Verhältnis zeigt sich aber ein entgegengesetzter Zusammenhang.
Die GaN-Ätzrate nimmt passend zum Siliziumeinbau mit steigender Temperatur stark zu,
zeigt aber eine nichtmonotone Abhängigkeit von Druck und V/III-Verhältnis, was nicht
mit dem beobachteten Trend der Siliziumkonzentration übereinstimmt. Der Quarzstern
kann also nicht eindeutig als Si-Quelle ausgeschlossen werden, es ergibt sich aber kein
konsistentes Bild, welches alle Ergebnisse erklären könnte.
Um die SiC-Beschichtung der Satelliten als potentielle Quelle näher zu untersuchen,
wurde in einem ersten Versuch einer der SiC-beschichteten Satelliten gegen einen TaC-
beschichteten ausgetauscht. Anschließend wurden gleichzeitig zwei Wafer (einer auf dem
TaC-, einer auf einem SiC-beschichteten Satelliten) mit jeweils zwei AlGaN-Schichten bei
unterschiedlichen Wachstumstemperaturen (Bedingungen T1 und T4) überwachsen und
der Si-Gehalt in den Schichten mittels SIMS bestimmt.
Obwohl die AlGaN-Schichten nominell bei denselben Bedingungen wie T1 und T4 ge-
wachsen wurden (vgl. Tabellen 3.1, 3.2), lag der Al-Gehalt in der auf dem SiC-Satelliten
gewachsenen Probe nicht bei den angestrebten 70%, sondern bei 62 bzw. 66%. Potentielle
Ursachen hierfür könnten ein anderer Belegungszustand des Reaktors oder die durch
parasitäre Abscheidung verursachte Veränderung der Transmissivität der Sichtfenster,
47
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
durch die die Prozess- und Wafertemperatur während des Wachstums bestimmt werden,
sein. Die Si-Konzentration in den Schichten dieser Probe war doppelt so hoch, wie nach
den Ergebnisse in Tabelle 3.2 zu erwarten gewesen wäre. Die genaue Ursache hierfür ist
nicht geklärt. Möglicherweise muss eine Variation in dieser Größenordnung beim Vergleich
von zu verschiedenen Zeitpunkten gewachsenen Proben berücksichtigt werden.
Für die auf dem TaC-beschichteten Satelliten gewachsenen Proben ergibt sich eine Schwie-
rigkeit in der Interpretation der Ergebnisse daraus, dass TaC eine geringere Emissivität
aufweist als SiC. Dies führt dazu, dass bei der gleichen Reaktortemperatur ein TaC-Satellit
(und ein Wafer auf diesem) eine höhere Temperatur aufweist als ein SiC-Satellit. Hin-
zu kommt, dass die Satellitentemperatur bei TaC-Beschichtung mit dem verwendeten
EpiTT-Messgerät nicht direkt gemessen werden kann, da die notwendige Emissivitäts-
korrektur nicht in der Software implementiert ist. Um dennoch die für den Vergleich der
Si-Gehalte relevante Wafertemperatur bestimmen zu können, wurde der Al-Gehalt beider
Proben mittels HRXRD
ω
-2
θ
-Scans bestimmt. Zusätzlich wurde über Simulationen des
Wachstumsprozesses, deren Validität in Abschnitt 3.1 gezeigt wurde, die Abhängigkeit der
Materialzusammensetzung von der Wafertemperatur ermittelt. Durch Vergleich mit der
über HRXRD gemessenen Zusammensetzung lässt sich so die reale Wachstumstemperatur
nachträglich bestimmen.
Tabelle 3.3.:
Temperatur T, Druck p und V/III Verhältnis sowie Wachstumsrate
GR
, Al-Gehalt
x
und Si-
Konzentration für die zwei AlGaN-Schichten der bei identischen Bedingungen auf einem
SiC
- und einem
TaC
-beschichteten Satelliten überwachsenen Wafer. Mit (*) gekennzeichnete Wachstumstemperaturen sind
mittels LayTec EpiTT in-situ gemessen, mit (**) gekennzeichnete Temperaturen wurden aus Simulationen und
dem Al-Gehalt errechnet. (SIMS-Profile gemessen von RTG Mikroanalyse GmbH.)
Probe Schicht T (◦C) p (mbar) V/III GR (nm/h) x Si (cm−3)
SiC 1 1050* 200 550 87 0.62 2.3×1016
SiC 2 1140* 200 550 109 0.66 7.2×1017
TaC 1 1103** 200 550 60 0.77 4.5×1016
TaC 2 1215** 200 550 78 0.82 1.6×1018
Die Daten für beide Schichten beider Proben sind in Tabelle 3.3 aufgeführt. Abbildung
3.9 zeigt die Si-Konzentrationen aufgetragen über der Wafertemperatur beim Wachstum.
Die Ergebnisse deuten darauf hin, dass bei identischer Satellitentemperatur auf einem
SiC-beschichteten Satelliten mehr Silizium in das AlGaN eingebaut werden würde als auf
einem TaC-beschichteten Satelliten. Dies ist ein Indiz dafür, dass die SiC-Beschichtung
tatsächlich die Quelle für den unbeabsichtigten Si-Einbau während des Wachstums ist.
Wäre adsorbiertes Silizium im Reaktor die Quelle, so wäre keine starke Abhängigkeit des Si-
Einbaus von der Beschichtung des Satelliten zu erwarten. Auch der Quarzstern als Si-Quelle
sollte relativ unabhängig von der Beschichtung eines einzelnen Satelliten sein. Allerdings
führt die unterschiedliche Emissivität und damit Temperatur der beiden Beschichtungen
auch zu Unterschieden in der Wachstumsrate und Zusammensetzung der AlGaN-Schichten.
Wachstumsrate und -temperatur wiederum beeinflussen beide den Si-Einbau (vgl. Abb.
3.8) und auch ein Einfluss des Al-Gehalts kann nicht ausgeschlossen werden. Aus diesen
48
3.2. Der Siliziumhintergrund in undotiertem Al0.7Ga0.3N
1050 1090 1130 1170 1210
1E16
1E17
1E18
1E19
Si-Konz. (Atome/cm3)
T (°C)
SiC-Waferhalter
TaC-Waferhalter
Abbildung 3.9.:
Mittels SIMS gemessene Si-Konzentrationen in nominell undotierten AlGaN-Schichten, die
gleichzeitig auf zwei Wafern abgeschieden wurden, wobei ein Wafer auf einem SiC-beschichteten Satelliten lag
und der andere auf einem TaC-beschichteten.
Gründen sind eindeutige Schlussfolgerungen zum Einfluss der Beschichtungen auf die
Si-Konzentration hier nicht möglich.
Um die Anzahl der freien Parameter zu verringern, bietet sich der Vergleich von binären
AlN-Schichten an. Dies hat den Vorteil, dass im binären Material keine Zusammensetzungs-
schwankungen auftreten können und dass die Wachstumsrate von AlN im hier betrachteten
Temperaturbereich kaum von der Temperatur abhängt. Es wurden daher mittels SIMS
zwei AlN-Schichten verglichen, die in separaten Wachstumsversuchen bei nominell iden-
tischen Wachstumsbedingungen (Reaktortemperatur
1195◦C
, Druck
50mbar
, V/III 30)
auf Saphir gewachsen wurden, wobei bei einer Probe nur SiC-beschichtete Waferhalter
verwendet wurden, während bei der anderen Probe nur TaC-beschichtete Satelliten ge-
nutzt wurden. Da die Proben nicht speziell für diese Untersuchung gewachsen wurden,
unterscheidet sich die Dicke der AlN-Schichten. Sie beträgt einmal
0.5µm
(auf TaC) und
einmal
1µm
(auf SiC). Außerdem wird der Quarzstern im TaC-Setup nicht verwendet, da
dieses für hohe Wachstumstemperaturen ausgelegt ist. Die SIMS-Profile beider Proben
sind in Abbildung 3.10 zu sehen. Zunächst fällt auf, dass die Si-Profile deutliche Peaks an
der AlN/Al
2
O
3
-Grenzfläche sowie an den Probenoberflächen zeigen. Beide Peaks werden
durch Silizium und Silizium-haltige Verbindungen in der Umgebungsluft verursacht, die
sich während der Lagerung auf den Proben anlagern. Die unterschiedlichen Peakhöhen bei
beiden Proben können daher mit unterschiedlichen Lagerungszeiten erklärt werden. Der
Oberflächenpeak ist ebenfalls für den Abfall der Si-Konzentration in den ersten
100nm
(auf SiC) bzw.
500nm
(auf TaC) verantwortlich, da wie in Abschnitt 2.2.3 beschrieben bei
der
SIMS
ein Teil des Signals immer durch Einschlag der Primärionen in die Seitenwände
des Sputterlochs und die Probenoberfläche erzeugt wird. Mit zunehmender Sputtertiefe
nimmt der Einfluss des störenden Oberflächensignals ab, sodass sich hier ein Absinken
der gemessenen Si-Konzentration ergibt. Der Knick im Siliziumprofil der im SiC-Setup
gewachsenen Probe bei ca.
0.6µm
ist mit hoher Wahrscheinlichkeit ein Messartefakt,
49
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2
1E15
1E16
1E17
1E18
1E19
Si-Konz. (Atome/cm3)
Tiefe (µm)
SiC-Setup
TaC-Setup
105
106
107
108
27Al14N (cts/s)
Abbildung 3.10.:
SIMS-Profile der Si-Konzentration in zwei nominell undotierten AlN-Schichten, die unter
identischen Wachstumsbedingungen hergestellt wurden mit dem Unterschied, dass für eine Probe nur TaC-
beschichtete Satelliten verwendet wurden, während bei der anderen Probe nur SiC-beschichtete Waferhalter
genutzt wurden. Die rechte y-Achse zeigt das Signal des
27
Al
14
N-Moleküls, anhand dessen die AlN/Al
2
O
3
-
Grenzfläche eindeutig identifiziert werden kann. Abbildung aus [167] mit Genehmigung von Elsevier.
welches auf Aufladung der Probe während der SIMS zurückzuführen ist. Ein weiteres Indiz
dafür ist, dass der Knick ebenfalls im zugehörigen AlN-Signal zu sehen ist.
Der Vergleich der beiden Proben zeigt, dass die Si-Konzentration in der Probe, die unter
Verwendung TaC-beschichteter Reaktorteile gewachsen wurde, ungefähr eine Größenord-
nung niedriger ist als in der im SiC-Setup gewachsenen Probe. Eine unterschiedlich starke
Belegung des Reaktors mit Silizium in beiden Fällen erscheint unwahrscheinlich, da weder
die TaC- noch die SiC-beschichteten Teilen zuvor für das Wachstum von n-dotiertem
Material verwendet wurden. Eine Gallium-induzierte Ätzung des Quarzsterns im SiC-Setup
kann hier ausgeschlossen werden, da reines AlN gewachsen wurde. Die Daten bestätigen
daher die Vermutung, dass die SiC-Beschichtung die Hauptquelle für die unbeabsichtigte Si-
Dotierung während des AlGaN-Wachstums im untersuchten Wachstumsparameterbereich,
d.h. vor allem bei Temperaturen oberhalb von 1050◦C ist.
Zwei Mechanismen für die Freisetzung des Silizium scheinen möglich. Zum einen ist bekannt,
dass SiC unter Wasserstoff geätzt wird und flüssiges Silizium freisetzt [
169
]. Koleske et al.
schlagen eine Erhöhung der Ätzrate durch die Beteiligung von Ammoniak vor [
158
], sodass
sich entsprechend hohe Freisetzungsraten ergeben könnten. Alternativ wäre auch eine rein
thermische Zerlegung des SiC möglich, wie sie zum Beispiel für die Synthese von Graphen
aus kristallinem Siliziumkarbid im Ultrahochvakuum bei Temperaturen von
800◦C
bis
1300◦C
genutzt wird [
170
–
173
]. Dafür spricht, dass die in Abbildung 3.8(a) bestimmten
Aktivierungsenergien von
10.4eV
bzw.
11.6eV
im typischen Bereich der publizierten
Sublimationsenergien von Silizium aus Siliziumkarbid liegen (6 bis
12eV
nach [
174
–
176
]).
Die Frage, welcher der beiden Effekte ursächlich ist, lässt sich aus den vorhandenen Daten
nicht abschließend beantworten. Ein möglicher Ansatz wäre eine Probenserie unter Variation
des Wasserstoffflusses. Es ist ebenfalls denkbar, dass die Ätzung des SiC durch Wasserstoff
50
3.3. Einfluss auf Photolumineszenzeigenschaften
für den temperaturunabhängigen Anteil der Si-Dotierung bei geringeren Temperaturen
verantwortlich ist, während die thermische Zerlegung bei höheren Temperaturen relevant
wird.
3.3. Einfluss auf Photolumineszenzeigenschaften
Im letzten Abschnitt dieses Kapitels wird der Einfluss der Wachstumsbedingungen auf
die Photolumineszenzeigenschaften der Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten untersucht. Für die Mes-
sungen wurden die in Abschnitt 3.1 diskutierten und in Tabelle 3.1 aufgeführten Proben
mit
130nm
dicken Einzelschichten verwendet. Sollen Rückschlüsse für optisch gepumpte
Laserstrukturen gezogen werden, so wäre theoretisch die Untersuchung von Quanten-
filmen sinnvoller. Um den Einfluss der Wachstumsbedingungen vergleichen zu können,
ist jedoch insbesondere bei Quantenfilmen eine konstante Zusammensetzung und Dicke
entscheidend, da bereits geringe Schwankungen dieser Größen aufgrund des Quantum
Confined Stark Effect zu Unterschieden in der Emissionswellenlänge und Intensität führen.
Die notwendige Genauigkeit bei Schichtdicke und Materialzusammensetzung war jedoch
bei der verwendeten Vielzahl an Wachstumsparametern mit vertretbarem Aufwand nicht
erreichbar, insbesondere aufgrund des parasitären Gasphasenreaktionen. Daher wurde hier
auf dicke Einzelschichten zurückgegriffen, deren PL-Intensität und Emissionswellenlänge
wesentlich unempfindlicher auf leichte Schwankungen in der Dicke (d=
(130 ±10)nm
) und
Zusammensetzung (x=0.70 ±0.03) reagieren.
2 3 4 5 6
100
101
102
103
104
Probe V2
Tmess=300 K
exc=229 nm
Pexc=20 W/cm²
PL Intensität (b.E.)
Energie (eV)
800600
500
400
300
200
250
BKE
Wellenlänge (nm)
BL
Abbildung 3.11.:
Exemplarisches Raumtemperatur-PL-Spektrum einer bei
1050 ◦C
,
200 mbar
und einem V/III
von 1100 gewachsenen
130 nm
dicken Al
0.7
Ga
0.3
N-Schicht (vgl. Parametersatz V2 in Tab. 3.1). Die gestrichelten
Linien begrenzen die spektralen Bereiche der Defektlumineszenz (DL,
2.7 eV
) und der Bandkantenlumineszenz
(BKL,
5.2 eV
). Der Peak bei
2.71 eV
wird durch die zweite Ordnung des Anregungslasers erzeugt. (PL-Messung
durchgeführt von Dr. Carsten Netzel.)
51
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
Abbildung 3.11 zeigt ein für die untersuchten Proben typisches Photolumineszenzspektrum
aufgenommen bei
300K
. Neben der Bandkantenemission (
BKE
) bei
5.2eV
(
240nm
) ist eine
breite Lumineszenzbande im Bereich zwischen 1.8 und
3.7eV
(335–
690nm
) vorhanden,
die durch strahlende Rekombination unter Beteiligung von Defekten verursacht wird.
Als Ursache für diese Defektlumineszenz (
DL
) wird in der Literatur die Rekombination
zwischen einem tiefen Akzeptorzustand, vermutlich (V
III
-Komplex)
2-
oder V
III3-
, und
entweder einem flachen Donator (Si, O) [
124
,
126
] oder einem Loch im Valenzband [
177
]
diskutiert, wobei aufgrund der spektralen Breite nicht auszuschließen ist, dass mehrere der
genannten Prozesse beteiligt sind.
1050 1080 1110 1140
0.0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
50 100 150 200 1000 2000 3000
BKE-Intensität (b.E.)
T (°C)
p=200 mbar
V/III=550
T=1140°C
V/III=550
p (mbar)
T=1050°C
p=200 mbar
V/III
Abbildung 3.12.:
Integrierte
PL
-Intensität der Bandkantenemission der
130 nm
dicken Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten
bei Raumtemperatur aufgetragen über Wachstumstemperatur T, -druck p und V/III-Verhältnis. (
PL
-Messungen
durchgeführt von Dr. Carsten Netzel.)
In Abbildung 3.12 ist die integrierte Intensität der BKE bei
300K
über den variierten
Wachstumsparametern dargestellt. Für eine Wachstumstemperatur von
1140◦C
sowie für
Reaktordrücke zwischen 100 und
200mbar
zeigt sich eine deutlich erhöhte PL-Intensität.
Im Gegensatz dazu ergab sich für alle bei
1050◦C
und
200mbar
untersuchten V/III-
Verhältnisse eine relative geringe
BKE
-Intensität. Klare Trends sind zunächst nicht er-
kennbar. In Abschnitt 3.2 wurde jedoch bereits gezeigt, dass die Wachstumsbedingungen
den Siliziumgehalt in den nominell undotierten Schichten stark beeinflussen. Unter der
Annahme, dass die unbekannten Silizium-Konzentrationen in den AlGaN-Einzelschichten
ungefähr mit den gemessenen Silizium-Konzentrationen in den unter identischen Bedingun-
gen gewachsenen SIMS-Proben übereinstimmen (Tab. 3.2), kann die Korrelation zwischen
Si-Konzentration und PL-Intensität untersucht werden.
In Abbildung 3.13 ist die integrierte Intensität von
BKE
und
DL
bei
10K
und bei Raumtem-
peratur über der Si-Konzentration aufgetragen. Bei
10K
dominiert die Bandkantenemission
das Spektrum, die aufgrund der bei geringen Temperaturen stark unterdrückten nichtstrah-
lenden Prozesse deutlich heller ist als bei Raumtemperatur. Die Intensität des BKE-Peaks
nimmt allerdings mit steigender Si-Konzentration leicht ab, insbesondere oberhalb von
2
×
10
17 cm−3
, d.h. Ladungsträger rekombinieren entweder verstärkt nichtstrahlend oder
über andere strahlende Übergänge. Passend zur zweiten Option steigt die Intensität der
DL
mit der Si-Konzentration leicht an. Diese Korrelation stützt auch die Annahme, dass
der entsprechende
DL
-Rekombinationsprozess unter Beteiligung von Silizium stattfindet
52
3.3. Einfluss auf Photolumineszenzeigenschaften
(a) (b)
1E16 1E17 1E18
1
10
100
1E16 1E17 1E18
0.01
0.1
1
10 K
BKE
DL
PL-Intensität (b.E.)
Si-Konz. (cm-3)
300 K
BKE
DL
PL-Intensität (b.E.)
Si-Konz. (cm-3)
Abbildung 3.13.:
Integrierte PL-Intensitäten der Bandkantenemission (BKE) und der Defektlumineszenz (DL)
aller AlGaN-Einzelschichten (Tab.3.1, Abb. 3.12) aufgetragen über der Si-Konzentration gemessen in den unter
identischen Bedingungen gewachsenen SIMS-Proben (Tab. 3.2). Links die Intensitäten bei
10 K
, rechts bei
300 K. (PL-Messungen durchgeführt von Dr. Carsten Netzel.)
[
124
,
126
]. Der Anstieg der Defektlumineszenz ist allerdings nicht stark genug, um die
sinkende Intensität der BKE vollständig auszugleichen. Zwei Erklärungen sind denkbar
•Entweder
nichtstrahlende Rekombinationsprozesse nehmen trotz der geringen Pro-
bentemperatur mit zunehmender Siliziumkonzentration zu. In diesem Fall dürfte die
interne Quanteneffizienz der Proben nicht berechnet werden, indem die PL-Intensität
bei
300K
durch die PL-Intensität bei
10K
geteilt wird, da diese Berechnungsmethode
annimmt, dass die IQE bei
10K
gleich Eins ist. Wäre dies der Fall, sollten aber im
Gegensatz zum experimentellen Befund alle Proben bei
10K
unter identischen Anre-
gungsbedingungen dieselbe PL-Intensität haben, da die Schichtstrukturen identisch
sind.
•Oder
die Detektionseffizienz von BKE und DL ist unterschiedlich. Dies ist allein
schon durch die Dispersivität der Optiken gegeben. Die Justage des Aufbaus, sodass
eine möglichst hohe BKE gemessen wird, führt damit unweigerlich dazu, dass eine
geringere DL-Intensität detektiert wird. Unterschiede in der optischen Polarisation
von DL und BKE könnten ebenfalls vorhanden sein und würden zu unterschiedlichen
Auskoppeleffizienzen führen. Die Unterschiede führen dazu, dass die detektierte
Intensität der BKE stärker abfallen würde als die detektierte Intensität der DL
ansteigt, selbst wenn sich im Halbleiter nur das Verhältnis zwischen diesen beiden Re-
kombinationsprozessen verschiebt, ohne dass nichtstrahlende Rekombination auftritt
(vgl. Abschnitt 2.2.4).
Da eine Veränderung der nichtstrahlenden Rekombinationsraten bei
10K
nicht gänzlich
ausgeschlossen werden kann, werden auch bei Raumtemperatur die PL-Intensitäten und
nicht die IQEs verglichen. Bei
300K
zeigen BKE und Defektlumineszenz ein ähnliches
Verhalten mit einer annähernd konstanten Intensität bis zu einer Si-Konzentration von
2
×
10
17 cm−3
gefolgt von einem steilen Anstieg um ca. eine Größenordnung. Da sowohl bei
53
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
10K
als auch bei Raumtemperatur die Intensität der DL mit der Siliziumkonzentration
ansteigt, ist der Übergang zwischen einem tiefen Akzeptor und Silizium [
124
,
126
] deutlich
wahrscheinlicher als der ebenfalls als Ursache diskutierte Übergang zwischen einem tiefen
Akzeptor und einem Loch im Valenzband [177].
Für den Anstieg der BKE-Intensität bei Raumtemperatur bieten sich vier mögliche
Ursachen an. Zum einen haben Uedono et al. und Chichibu et al. mittels Positronen-
Annihilations-Spektroskopie gezeigt, dass moderate Si-Konzentrationen die Dichte von
Gruppe-III-Vakanzen (V
III
) verringern und so die PL-Intensität erhöhen können [
154
,
178
].
Die größte Verbesserung der PL-IQE wurde für eine Si-Konzentration von 3
×
10
17 cm−3
demonstriert, während sich für höhere Si-Konzentrationen ein Abfall der PL-IQE ergab.
Abbildung 3.14(a) zeigt, dass die von Chichibu et al. veröffentlichten Daten mit den
hier präsentieren qualitativ gut übereinstimmen, wobei der Abfall bei höheren Dotier-
konzentrationen nicht beobachtet werden kann, da diese nicht realisiert wurden. Falls
die nichtstrahlende Rekombination bei
10K
vernachlässigbar ist, sollte die Verringerung
der V
III
bei dieser Temperatur keinen Einfluss auf die Intensität der BKE haben. Hat
die nichtstrahlende Rekombination allerdings einen signifikanten Einfluss, so sollte eine
geringere V
III
Dichte auch bei
10K
zu einem Anstieg der Intensität mit zunehmender Silizi-
umkonzentration führen. Dass die
10K
Intensität allerdings mit dem Siliziumgehalt abfällt,
deutet eher darauf hin, dass der positive Effekt des Siliziums nur bei Raumtemperatur
vorhanden ist und daher vermutlich von der Dichte freier Ladungsträger abhängt.
Grundlage für einen weiteren Erklärungsansatz ist, dass in einer einfachen Näherung die
Lebensdauer der strahlenden Rekombination
τrad
direkt proportional zur Ladungsträger-
konzentration ist [179, S. 207f]:
τrad =1
B×(n0+p0+δn)(3.3)
mit der Gleichgewichtselektronendichte
n0
, Gleichgewichtslochdichte
p0
, Überschusselektro-
nendichte
δn
sowie dem Rekombinationskoeffizienten
B
. Eine Erhöhung von
n0
durch die
Dotierung mit Silizium führt also zu einer erhöhten strahlenden Rekombinationsrate, sofern
nicht gegenteilige Effekte überwiegen. Aus den strahlenden (
τrad
) und nichtstrahlenden
(τnr) Lebensdauern kann die interne Quanteneffizienz über
IQE =τnr
τnr +τrad
(3.4)
berechnet werden [
180
]. In Abbildung 3.14(b) ist diese berechnete IQE (für
τnr
=
140ps
[
133
],
p0
=0
cm−3
,
δn
=10
15 cm−3
,
B
=2
×
10
−10 cm3s−1
[
74
]) zusammen mit den aus
den experimentellen PL-Intensitäten bei
300K
und
10K
berechneten PL-IQEs darge-
stellt
1
. Während die totale Änderung der IQE zwischen
1×1016 cm−3
und
4×1017 cm−3
ungefähr mit den Berechnungen übereinstimmt, passt der stufenartige Anstieg bei
2×1017 cm−3
nicht zur Theorie. Es scheint daher unwahrscheinlich, dass die Erhöhung
der strahlenden Rekombinationsrate durch die zusätzlichen freien Ladungsträger die domi-
nierende Ursache für die erhöhte PL-Intensität ist.
1
Auch wenn die Berechnung der IQE über die PL-Intensitäten wie zuvor diskutiert hier möglicherweise
fehlerbehaftet ist, da nichtstrahlende Rekombination bei
10K
nicht ausgeschlossen werden kann, wird
zur besseren Vergleichbarkeit mit der Theorie hier dennoch die PL-IQE dargestellt
54
3.3. Einfluss auf Photolumineszenzeigenschaften
1E16 1E17 1E18
10-4
10-3
10-2
10-1
100
1E16 1E17 1E18
10-4
10-3
10-2
10-1
1E16 1E17 1E18
0
100
200
300
400
(c)
(b)
Al0.7Ga0.3N-Schichten
Chichibu et al., 2013
PL-Intensität (b.E.)
Si-Konz. (cm-3)
(a)
10-5
10-4
10-3
10-2
10-1
100
CL-IQE
Al0.7Ga0.3N-Schichten
Fit nach Basu 2003
PL-IQE
Si-Konz. (cm-3)
Rechnung
(Chandra et al. 1979)
AlN
Al0.7Ga0.3N
OF-Verarmungszone (nm)
Si-Konz. (cm-3)
Oberfläche
Abbildung 3.14.: (a)
Vergleich der Raumtemperatur-PL-Intensität der hier untersuchten Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten
mit Ergebnissen von Chichibu et al. [
154
],
(b)
Vergleich der aus den Intensitäten bei
300 K
und
10 K
berechneten
PL-IQE mit dem durch freie-Ladungsträger-Effekte erwarteten Anstieg der PL-IQE [
179
, S. 207f],
(c)
Berechnete
Ausdehnung der Verarmungszone an der Oberfläche der Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten [
181
] ausgehend von einem
Oberflächenpotential von 1.9 eV [182].
Ein weiterer Effekt, über den die Dotierung die PL-Intensität beeinflussen kann, ist
die Verringerung der Dicke der Verarmungszone an der Halbleiteroberfläche durch die
Reduzierung des Oberflächenpotentials [
183
]. Ein sich von der Oberfläche in den Halbleiter
erstreckendes Potential führt zu einer Verbiegung der Bänder und damit zu einer Trennung
von Elektronen und Löchern. Werden die Ladungsträger getrennt, verringert dies jedoch
die Wahrscheinlichkeit für strahlende Rekombination und damit die PL-Intensität. Unter
der Annahme eines Oberflächenpotentials von
1.9eV
[
182
] ergibt sich nach [
181
] für eine Si-
Konzentration von 1
×
10
16 cm−3
eine
400nm
dicke Oberflächenverarmungszone (Abbildung
3.14(c)), die sich damit weit über die
130nm
dicke Al
0.7
Ga
0.3
N-Schicht hinaus erstreckt.
Um die Dicke der Verarmungszone unter die der AlGaN-Schicht zu reduzieren, ist eine
Si-Konzentration von ca. 1
×
10
17 cm−3
nötig. Dieser Effekt würde den sprunghaften
Anstieg der PL-Intensität oberhalb von 1
×
10
17 cm−3
erklären, da erst ab dieser Dotierung
feldfreie Bereiche in den AlGaN-Schichten vorhanden sind. Außerdem benötigt der Effekt
freie Ladungsträger, sodass sich bei
10K
ein anderes Bild ergeben sollte als bei
300K
.
Die Erklärung über Oberflächenpotentiale und die sich daraus ergebende Verarmungszone
passt daher gut zu den experimentellen Ergebnissen.
Eine vierte mögliche Ursache für den beobachteten Anstieg der PL-Intensität mit der
Si-Konzentration ist die verstärkte Bildung von Donator-gebundenen Exzitonen (Donator
Bound Exciton – DBE). Damit würde sich mit zunehmender Siliziumkonzentration das
Verhältnis von Exzitonen zu freien Elektronen und Löchern vergrößern und damit die
nichtstrahlende Rekombinationsrate reduzieren, da gebundene Exzitonen nicht zu nicht-
strahlenden Rekombinationszentren diffundieren können. Unglücklicherweise können diese
im PL-Spektrum aufgrund der großen Halbwertsbreite der BKE nicht beobachtet werden.
Es ist jedoch bekannt, dass in Bulk-AlGaN die Bindungsenergie von DBEs bei ca.
28meV
liegt [
184
,
185
], sodass bei Raumtemperatur noch ungefähr
50%
der DBEs vorhanden
sein sollten. Ein Einfluss der DBEs bei Raumtemperatur scheint also durchaus möglich.
Unter der Annahme, dass nichtstrahlende Rekombination bei
10K
vernachlässigt werden
kann, sollte die Zunahme von DBEs bei dieser Temperatur keinen signifikanten Einfluss
auf die Intensität haben. Ist die nichtstrahlende Rekombination allerdings relevant, so
55
Kapitel 3. Wachstumsstudien an Al0.7Ga0.3N-Schichten
sollten die DBEs entgegen der experimentellen Ergebnisse zu einem Intensitätsanstieg
mit der Siliziumkonzentration führen. Die Tatsache, dass die Intensität bei
10K
sich
genau entgegengesetzt zu den Raumtemperaturergebnissen verhält, deutet allerdings dar-
auf hin, dass die DBEs hier nicht der dominierende Effekt sind. Die Abschirmung des
Oberflächenpotentials scheint daher als die wahrscheinlichste Ursache für den beobachte-
ten Intensitätsanstieg bei hohen Siliziumkonzentrationen, auch wenn eine abschließende
eindeutige Identifikation hier nicht möglich ist.
3.4. Fazit
Die Untersuchungen dieses Kapitels haben gezeigt, dass die Wachstumsraten und -
effizienzen beim Wachstum von Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten in dem verwendeten Planetenreaktor
stark von der Temperatur, dem Druck und dem V/III-Verhältnis abhängen. Simulatio-
nen des Wachstums stimmen qualitativ und quantitativ gut mit den experimentellen
Ergebnissen überein und zeigen, dass parasitäre Gasphasenreaktionen und die Ätzung von
Gallium durch
NH3
und
H2
für die beobachteten Abhängigkeiten verantwortlich sind. Die
Partikelbildung durch Gasphasenreaktionen wird insbesondere bei hohen Metallorganika-
Flüssen, Reaktordrücken und -temperaturen verstärkt. Die Wachstumsraten variieren
im untersuchten Parameterbereich zwischen 440 und
45nm/h
, was 10 bis
97%
der im
Transportlimit möglichen Raten entspricht. Es sind damit prinzipiell alle untersuchten
Wachstumsparameterkombination für das Wachstum von Quantenfilmen geeignet, wobei
ein Druck von
60mbar
aufgrund der sehr hohen Wachstumsrate eher zu vermeiden ist, da
durch die endlichen Schaltzeiten die Genauigkeit der Schichtdickenkontrolle limitiert ist.
SIMS
-Analysen der Proben zeigen eine deutliche Abhängigkeit der Konzentration von
parasitär eingebautem Silizium von den Wachstumsparametern, während die Kohlenstoff-
und Sauerstoffkonzentrationen konstant unterhalb der Nachweisgrenze von
1×1017 cm−3
bzw. bei
3×1017 cm−3
bis
4×1017 cm−3
liegen. Eine mit einer Arrhenius-Funktion be-
schreibbare Temperaturabhängigkeit und eine annähernd lineare Abhängigkeit von der
Wachstumsrate deuten auf eine temperaturaktivierte Si-Quelle mit einem konstanten Fluss
hin. Durch den Vergleich von AlGaN- und AlN-Schichten, die in Reaktorsetups mit SiC-
und mit TaC-Beschichtungen gewachsen wurden, konnte die SiC-Beschichtung als Haupt-
quelle für das parasitär eingebaute Silizium identifiziert werden. Die wahrscheinlichsten
Mechanismen für die Freisetzung sind die thermische Zerlegung des SiC oder die Ätzung
durch Wasserstoff. Die Identifikation der SiC-Beschichtung als Siliziumquelle ist über den
Fokus dieser Arbeit hinaus relevant, da derartige Beschichtungen in
MOVPE
-Reaktoren
weit verbreitet sind. Die Ergebnisse werden außerdem in Kapitel 5 verwendet, um durch
Wahl entsprechender Wachstumsbedingungen eine möglichst geringe Siliziumhintergrund-
konzentration von ca. 6 ×1016 cm−3zu erzielen.
Die Photolumineszenzspektren der Proben werden von zwei Lumineszenzbanden bestimmt:
•der Bandkantenemission bei 5.2eV,
•
der breiten Defektlumineszenz (DL) zwischen 1.8 und
3.7eV (335–690nm)
, die zu-
mindest teilweise von einer Donator-Akzeptor-Paar-Rekombination zwischen Silizium
und (VIII-Komplex)2- oder VIII3- erzeugt wird.
56
3.4. Fazit
Die Abhängigkeit der Intensität beiden Banden von der Si-Konzentration wurde diskutiert,
wobei das Anstieg der DL mit der Dotierung bei Raumtemperatur die vermutete Beteiligung
von Silizium an den zugehörigen Übergängen stützt. Bei der Bandkantenemission wurden
verschiedene Ursachen für den beobachteten Intensitätsanstieg mit der Si-Konzentration
bei
300K
diskutiert. Die mit der Erhöhung der Dichte freier Ladungsträger einhergehende
Verringerung der strahlenden Lebensdauer scheint als Erklärung aufgrund des beobachteten
sprunghaften Intensitätsanstiegs unwahrscheinlich. Dagegen sind eine Verringerung der
Gruppe-III-Vakanzen, das verstärkte Auftreten Donator-gebundener Exzitonen oder auch
eine Abschirmung des Oberflächenpotentials potentiell geeignet, den Anstieg der Intensität
mit der Siliziumkonzentration zu erklären. Das unterschiedliche Verhalten bei
10K
und
bei
300K
sowie der sehr sprunghafte Intensitätsanstieg deuten allerdings am ehesten auf
das Oberflächenpotential als Ursache hin, da sich erst bei einer Si-Konzentration von ca.
1×1017 cm−3
feldfreie Bereiche in den AlGaN-Schichten ergeben, in denen Ladungsträger
ohne trennendes Potential eine wesentlich höhere Rekombinationswahrscheinlichkeit haben.
Abschließend muss konstatiert werden, dass eine eindeutige Erklärung der beobachteten
Änderung der PL-Intensität mit der Si-Konzentration hier nicht geliefert werden kann. Die
Fragestellung wird in Kapitel 5 erneut aufgegriffen und im Hinblick auf Photolumineszenz,
Kathodolumineszenz sowie optisch gepumptes Lasing untersucht.
57
58
Kapitel 4.
Auswirkungen von Morphologie und
Design auf die Lasereigenschaften
Nachdem im vorangegangenen Kapitel der Einfluss grundlegender Wachstumsparameter auf
das Wachstum von Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten, den parasitären Einbau von Verunreinigungen
sowie die Photolumineszenzeigenschaften dieser Schichten untersucht wurde, werden in
diesem Kapitel die charakteristischen Eigenschaften von AlGaN-Kantenemitterlasern auf
AlN/Saphir-Templates analysiert. Besonderes Augenmerk liegt dabei zum einen auf dem
Einfluss der Oberflächenmorphologie, die bei
ELO
-Templates stark vom Substratfehlschnitt
abhängt, und Auswirkungen auf den Galliumeinbau sowie die Propagation von Versetzungen
hat. Zum anderen wird der Einfluss des Heterostrukturdesigns auf die Lasereigenschaften
untersucht. Da die Aluminiumgehalte der Schichten und die Wellenleiterdicke durch die
Zielwellenlänge von ca.
240nm
und die Anforderungen an optische Wellenführung und
Ladungsträgereinschluss bereits relativ stark festgelegt sind, wurden die Dicke und Anzahl
der Quantenfilme sowie die Cap-Schichtdicke variiert.
In Abschnitt 4.1 wird zunächst auf die Eigenschaften der ersten im Rahmen dieser Disserta-
tion gewachsenen Laserstrukturen eingegangen, anhand derer interessante Fragestellungen
und potentielle Optimierungsmöglichkeiten für weitere Untersuchungen identifiziert werden.
Abschnitt 4.2 beschäftigt sich anschließend mit dem Einfluss des Substrat-Fehlschnitts
auf die morphologischen, kristallinen und optischen Eigenschaften der Laserstrukturen,
während im letzten Abschnitt dieses Kapitels die Anzahl und Dicke der Quantenfilme in
der aktiven Zone variiert und die Auswirkungen auf die Laserschwelle untersucht werden.
4.1. Ausgangslage
Ausgangspunkt für alle weiteren Untersuchungen an Laserstrukturen bildet eine Reihe
von Laserproben mit nominell identischer Schichtstruktur, die bei drei verschiedenen
Wachstumstemperaturen (Wafertemperatur
1060◦C
,
1080◦C
,
1100◦C
) gewachsen wurden.
Die Schichtstruktur ist in Tabelle 4.1 dargestellt. Um trotz der variierenden Tempera-
tur identische Materialzusammensetzungen zu erreichen, wurde der TMGa-Fluss in den
AlGaN-Schichten angepasst, während der TMAl-Fluss konstant gehalten wurde. Bei allen
Temperaturen wurde jeweils ein planares Template (
500nm
AlN auf c-planarem Al
2
O
3
)
und ein ELO-Template (
5µm
AlN auf c-planarem Al
2
O
3
) überwachsen (bzgl. Templates vgl.
Abschnitt 2.1.2). Die verwendeten Saphirsubstrate hatten einen nominellen Fehlschnitt von
59
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
Tabelle 4.1.: Schichtdicken und -zusammensetzungen der Laserstrukturen
Schicht Dicke (nm) Al-Gehalt
Cap 75.0 1.00
Wellenleiter 28.0 0.82
3×(QW 3.2 0.75
QB 8.0 0.82
Wellenleiter 20.0 0.82
Puffer 50.0 1.00
Template >500.0 1.00
0.2°
in m-Richtung, d.h. parallel zum Waferflat. Um die Vergleichbarkeit der Templates zu
gewährleisten, wurden die Laserproben auf Vierteln desselben Templatewafers gewachsen.
Bei
1080◦C
wurde zusätzlich auf einem ELO-Template gewachsen, bei dem das Saphirsub-
strat einen Fehlschnitt von
0.2°
in a-Richtung aufwies, d.h.
60°
zum Waferflat verdreht.
Da die ELO-Streifen senkrecht zum Waferflat angeordnet sind, die Fehlschnittrichtungen
aber die Ausrichtung der atomaren Stufen auf der Waferoberfläche beeinflussen, ergeben
sich unterschiedliche Winkel zwischen den Oberflächenstufen beim Wachstum und der
ELO-Strukturierung. Im Folgenden wird daher zunächst der Einfluss dieser Variation auf
die Probenmorphologie untersucht, bevor die optischen Eigenschaften mittels Kathodolu-
mineszenz und Photolumineszenz charakterisiert werden und die Lasereigenschaften der
Proben unter optischer Anregung verglichen wird.
Abbildung 4.1 zeigt AFM-Aufnahmen der AlN/Saphir-Templates sowie der bei
1080◦C
gewachsenen Laser-Heterostrukturen. Die Oberflächenmorphologie der Laserproben ist
für alle drei Templatetypen identisch zur Templatemorphologie, d.h. die
200nm
dicke
Heterostruktur mit Ga-Gehalten zwischen 18 und
25%
beeinflusst die Morphologie nur
unwesentlich, was aufgrund der relativ geringen eingebauten Verspannung erwartbar war.
Dieses Ergebnis ist für alle Laserstrukturen identisch, weshalb hier exemplarisch nur
die bei
1080◦C
gewachsenen Proben gezeigt werden. Auf dem planaren Template zeigen
sich V-Pits mit einer Dichte von ca.
8×107cm−2
, welche sich an Schraubenversetzungen
(Dichte laut HRXRD
1.5×107cm−2
) und Inversionsdomänen bilden können [
187
–
189
].
Davon abgesehen ist die Oberfläche glatt mit typischen doppelatomaren Stufen (Abb.
4.1(a, b)). Im Gegensatz dazu sind die Oberflächen auf den m-ELO-Templates frei von
V-Pits, zeigen allerdings wellenförmige Undulationen mit einer Amplitude von ca.
6nm
,
deren Abstand von
3.5µm
dem der Streifen der ELO-Strukturierung entspricht (Abb.
4.1(c, d)). Außerdem ist spiralförmiges Wachstum erkennbar, welches häufig um Schrau-
benversetzungen herum auftritt [
126
,
190
]. Aus dem Verhältnis von der Amplitude zum
Abstand der Undulationen lässt sich über einfache Trigonometrie (
tan θ
=
6nm/3.5 µm
)
näherungsweise der Fehlschnittwinkel zu
0.1°
berechnen. Dies ist deutlich weniger als die
nominellen
0.2°
, bei denen üblicherweise ein Aufeinanderlaufen von Stufen (Step Bunching)
mit sich daraus ergebenden Stufenhöhen von bis zu
15nm
beobachtet wird [
101
,
191
]. Es
ist daher zu vermuten, dass bei den hier untersuchten Proben der reale Fehlschnitt deutlich
geringer war als der nominell angegebene. Auf den a-verkippten ELO-Templates zeigen
60
4.1. Ausgangslage
(a) (c) (e)
(b) (d) (f)
Planares Template m-ELO Template a-ELO Template
Template Heterostruktur
Abbildung 4.1.:
Rasterkraftmikroskop-Aufnahmen der Oberflächen der verwendeten AlN/Saphir-Templates
(oben) sowie der zugehörigen, bei
1080 ◦C
gewachsenen Laserstrukturen (unten). Die weißen Linien deuten
jeweils die Ausrichtung der ELO-Streifen an. (Abbildung aus [186].)
sich größere relativ glatte Bereiche unterbrochen von einzelnen abrupten Stufen mit Höhen
von 6-
10nm
. Durch den um
30°
verdrehten Fehlschnitt sind die ELO-Streifen nicht mehr
erkennbar. Vereinzelt tritt wie auf dem m-ELO Spiralwachstum auf (Abb. 4.1(e, f)).
Um den Einfluss der Probenmorphologie auf die Lumineszenzeigenschaften der Quantenfil-
me zu untersuchen, wurden spektral und räumlich aufgelöste Kathodolumineszenzmessun-
gen durchgeführt. In Abbildung 4.2 sind Übersichtsspektren der bei
1080◦C
gewachsenen
Laserproben dargestellt. Obwohl die Proben gleichzeitig gewachsen wurden, variieren
200 210 220 230 240 250 260 270
0
30000
60000
90000
120000
150000
200 210 220 230 240 250 260 270
0
2000
4000
6000
8000
10000
12000
239 nm
236 nm 80 K
m-ELO
planar
a-ELO
Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
233 nm
240 nm
238 nm
300 K
m-ELO
planar
a-ELO
Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
235 nm
(a) (b)
Abbildung 4.2.:
Kathodolumineszenzspektren der bei
1080 ◦C
auf den verschiedenen Templates gewachsenen
Laserproben, integriert über einen 15
×
15
µm
großen Bereich, gemessen bei
(a) 80 K
und
(b) 300 K
. (Abbildung
aus [186].)
61
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
die Emissionswellenlängen bei Raumtemperatur zwischen 235 und
240nm
. Ursache ist
die unterschiedlich große Verspannung der ELO- und planaren Templates, die zu einer
unterschiedlich großen Verkrümmung der Wafer führt. Je stärker die Wafer verkrümmt
sind, desto mehr heben sie sich partiell vom Probenhalter im Reaktor ab. Dadurch ergeben
sich Unterschiede in der Wachstumstemperatur an der Probenoberfläche, die wiederum zu
Abweichungen im Galliumeinbau führen. Die planaren Templates sind beim Wachstum
am stärksten verspannt und haben daher die geringste Oberflächentemperatur und den
höchsten Ga-Einbau gefolgt von den a-ELO-Templates und den m-ELO-Templates.
Alle Spektren zeigen deutliche Abweichungen von der erwarteten Gaußverteilung. Bei
80K
treten bei kürzeren Wellenlängen die Peaks der Rekombination im Wellenleiter zutage
während auf der langwelligen Seite der Quantenfilmemission zusätzliche Peaks auftreten,
die vermutlich auf Fabry-Perot-Interferenzen innerhalb der Schichtstruktur zurückzuführen
sind. Sowohl bei
80K
als auch bei Raumtemperatur zeigen die Quantenfilme auf a-ELO die
höchste Intensität gefolgt von denen auf m-ELO und auf den planaren Templates, bei denen
aufgrund ihrer wesentlich höheren Versetzungsdichte von ca. 10
10 cm−2
nichtstrahlende
Rekombinationsprozesse verstärkt auftreten. Der Quotient aus Raumtemperatur- und
Tieftemperatur-Intensität kann analog zur Photolumineszenz-
IQE
als Maß für die Material-
qualität genutzt werden. Für die hier gezeigten Proben ergeben sich Effizienzen von
7.6%
(a-ELO),
6.5%
(m-ELO) und
1.8%
(planar). Die Probe auf a-ELO zeigt dabei gleichzeitig
die größte spektrale Halbwertsbreite (ca.
1nm
höher als m-ELO). Potentielle Ursachen
dafür sind z.B. Grenzflächenrauigkeiten [
192
] oder lokale Wellenlängenschwankungen auf-
grund von Verspannung oder Inhomogenitäten in der Quantenfilmdicke/-zusammensetzung.
Aufgrund der beobachteten Oberflächenmorphologie scheinen allerdings lokale Inhomogeni-
täten besonders wahrscheinlich. Um diese Vermutung zu überprüfen, wurde die räumliche
Variation der Kathodolumineszenzspektren untersucht.
Abbildung 4.3(a) und (b) zeigen eine Sekundärelektronenaufnahme und die zugehörige In-
tensitätsverteilung der Kathodolumineszenz bei Raumtemperatur der bei
1080◦C
auf dem
m-ELO-Template gewachsenen Laserprobe. Der Bereich innerhalb des weißen Rechtecks
wurde in 50
×
35 Pixel mit einem Abstand von
100nm
eingeteilt und es wurde für jeden
Pixel ein Spektrum mit einer Integrationszeit von
0.5s
aufgenommen. Die Spektren zeigen
eine gaußförmige Intensitätsverteilung, d.h. die asymmetrischen Spektren in Abbildung 4.2
ergeben sich aus der Überlagerung der symmetrischen Spektren. In Abbildung 4.3(c) und
(d) sind die aus den Spektren extrahierten Verteilungen von Peakintensität und Peakwel-
lenlänge dargestellt. Es zeigt sich, dass die Wellenlänge zwischen 227 und
232nm
variiert,
wobei Bereiche mit langwelligerer Emission gleichzeitig eine höhere Intensität zeigen. Eine
mögliche Erklärung für diesen Effekt ist die Diffusion von Ladungsträgern in die Bereiche
mit geringerer Bandlücke. Dies setzt allerdings Diffusionslängen im Mikrometerbereich vor-
aus. In der Literatur veröffentlichte Diffusionslängen sowohl für Nitrid-Volumenkristalle als
auch für Quantenfilme liegen im Bereich von einigen Hundert Nanometern [
193
–
195
] bis zu
mehreren Mikrometern [
196
,
197
], widersprechen der Vermutung also nicht grundsätzlich.
Auch eine für höhere Al-Gehalte stärkere TM-Polarisation könnte zu einer verringerten
Abstrahlung in c-Richtung führen, der hier beobachtete Wellenlängenunterschied von
4nm
ist dafür aber zu gering [
198
,
199
]. Die längere Emissionswellenlänge wird entweder durch
eine lokal höhere Ga-Konzentration oder durch eine größere Quantenfilmdicke verursacht,
62
4.1. Ausgangslage
5 µm
Intensität
(Counts)
Wellen-
länge
(nm)
(a) (c)
(b) (d)
5 µm
Abbildung 4.3.: (a)
Sekundärelektronenbild der bei
1080 ◦C
auf m-verkipptem ELO gewachsenen Laserstruktur
aufgenommen bei
5 kV
und
1.4 nA
.
(b)
Kathodolumineszenzaufnahme desselben Bereichs bei
300 K
. Das weiße
Rechteck markiert den Bereich, innerhalb dessen die in
(c)
und
(d)
dargestellte Verteilung von Peakintensität
und Peakwellenlänge bestimmt wurde. (Abbildung teilweise aus [186].)
möglicherweise auch durch eine Überlagerung von beidem, da ein verstärkter Ga-Einbau
eine höhere Wachstumsrate zur Folge hat. Es ist bekannt, dass in dicken AlGaN-Schichten
auf
0.2°
m-verkipptem ELO Gallium sich aufgrund seiner im Vergleich zu Aluminium größe-
ren Diffusionslänge verstärkt an den Kanten von mehreren Nanometer hohen Makrostufen
einbaut und so lokal zu einer längeren Emissionswellenlänge führt [
101
,
200
]. An der hier
untersuchten Probe sind derartige Makrostufen allerdings kaum vorhanden. Es ist daher
anzunehmen, dass der erhöhte Galliumeinbau hauptsächlich an den Wachstumsspiralen
stattfindet, die besonders viele Oberflächenstufen anbieten [201, 202].
Auf dem a-verkippten ELO sind größere Stufenkanten vorhanden und wie erwartet zeigt
sich an diesen eine intensivere, rotverschobene Emission (Abb. 4.4(c, d)). Die Stufen führen
zu einer deutlich inhomogeneren Galliumverteilung, welche sich hier in der wesentlich
größeren Wellenlängenvariation von
7nm
äußert. Um die Frage zu beantworten, ob Va-
riationen in der Quantenfilmdicke oder im Ga-Gehalt für die Wellenlängenverschiebung
verantwortlich sind, wurden an ähnlichen Proben mit deutlich ausgeprägten Makrostufen
die in Abbildung 4.5 gezeigten
HAADF
-
STEM
-Aufnahmen sowie EDXS-Messungen ge-
macht. Die Aufnahmen zeigen, dass die Quantenfilme an der Makrostufe sowohl dicker sind
als auch einen leicht erhöhten Galliumgehalt haben. Der Effekt scheint für den untersten
Quantenfilm am stärksten zu sein, dieser wurde jedoch aufgrund von im TEM möglicher-
weise auftretenden Projektionseffekten in der quantitativen Analyse nicht berücksichtigt.
Abseits der Makrostufe haben die Quantenfilme eine Dicke von
(3.0±0.2)nm
während
diese auf der Makrostufe
5nm
(2. QW) bis
3.5nm
(3. QW) beträgt. Der Unterschied im
Ga-Gehalt lässt sich auf 1 at% abschätzen. Eine Wiederholung der Messung an 10 weiteren
63
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
5 µm
Intensität
(Counts)
Wellen-
länge
(nm)
5 µm
(a) (c)
(b) (d)
Abbildung 4.4.: (a)
Sekundärelektronenbild der bei
1080 ◦C
auf a-verkipptem ELO gewachsenen Laserstruktur
aufgenommen bei
5 kV
und
1.4 nA
.
(b)
Kathodolumineszenzaufnahme desselben Bereichs bei
300 K
. Das weiße
Rechteck markiert den Bereich, innerhalb dessen die in
(c)
und
(d)
dargestellte Verteilung von Peakintensität
und Peakwellenlänge bestimmt wurde. (Abbildung teilweise aus [186].)
010 20 30 40 50 60
Intensität (b.E.)
Pixelnummer
QWs auf Makrostufe
QWs auf glattem ELO-AlN
ELO-AlN
AlGaN QWs
Makrostufe
(a) 20 nm
8.5 9.0 9.5 10.0 10.5
Intensität (b.E.)
Energie (keV)
QW auf Makrostufe
QW auf glattem ELO-AlN
(b) (c)
Abbildung 4.5.: (a) HAADF
-
STEM
-Aufnahme von Al
0.75
Ga
0.25
N/Al
0.82
Ga
0.18
N-Quantenfilmen auf ELO-AlN
im Bereich einer Makrostufe.
(b)
Linienscan im Bereich des grauen bzw. schwarzen Pfeils zum Vergleich der
Quantenfilmdicke neben bzw. an der Makrostufe.
(c)
EDXS-Spektren der Ga-K-Kante im grauen/schwarzen
Rechteck zum Vergleich der Galliumkonzentration neben/an der Makrostufe. (Abbildung aus [186].)
64
4.1. Ausgangslage
Makrostufen führte stets zu demselben Ergebnis. Die Ergebnisse bestätigen die Vermu-
tung der gleichzeitigen Erhöhung von Ga-Gehalt und Dicke aufgrund der zunehmenden
Wachstumsrate.
Die Ergebnisse der auf den ELO-Templates gewachsenen Heterostrukturen zeigen die
Wechselwirkung zwischen Oberflächenstruktur und Homogenität der Quantenfilmemission.
In dieses Bild ordnet sich die auf dem planaren Template gewachsene Probe ein, die eine
atomar glatte Oberfläche und eine sehr geringe Wellenlängenvariation von weniger als
2nm
aufweist (Abb. 4.6). Gleichzeitig ist die auf den ELO-Templates beobachtete Korrelation
zwischen Wellenlänge und Intensität hier nicht erkennbar, was darauf hindeutet, dass
die Inhomogenitäten zu gering sind, um einen signifikanten Einfluss auf die räumliche
Verteilung der Emission zu haben.
Tendenziell führen Inhomogenitäten in den Quantenfilmen zu schlechteren Lasereigen-
schaften, insbesondere zu einer erhöhten Schwelle [
203
,
204
]. Unter diesem Gesichtspunkt
scheint daher die planare Probe für eine Laserstruktur am geeignetsten. Die Defektdichte
in planaren Templates ist für Lasing jedoch zu hoch, sodass die Verwendung von ELO-
Templates unumgänglich ist. In Abschnitt 4.2 wird daher untersucht werden, ob sich
durch geringere Fehlschnittwinkel eine homogenere Oberflächenmorphologie auf ELO-
Templates erreichen lässt und wie sich dies auf die Eigenschaften der auf diesen Templates
gewachsenen Laserproben auswirkt.
Neben den auf verschiedenen Templates gewachsenen Proben wurden auch die bei unter-
schiedlichen Temperaturen gewachsenen Proben verglichen. Die Oberflächenmorphologie
und damit auch die Homogenität der Quantenfilmemission unterscheidet sich nicht von den
Intensität
(Counts)
Wellen-
länge
(nm)
5 µm
5 µm
(a) (c)
(b) (d)
Abbildung 4.6.: (a)
Sekundärelektronenbild der bei
1080 ◦C
auf planarem Template gewachsenen Laserstruktur
aufgenommen bei
5 kV
und
1.4 nA
.
(b)
Kathodolumineszenzaufnahme desselben Bereichs bei
300 K
. Das weiße
Rechteck markiert den Bereich, innerhalb dessen die in
(c)
und
(d)
dargestellte Verteilung von Peakintensität
und Peakwellenlänge bestimmt wurde. (Messungen durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
65
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
200 210 220 230 240 250 260
0
20000
40000
60000
80000
200 210 220 230 240 250 260
0
2000
4000
6000
8000
10000
230 nm
231 nm
CL-Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
232 nm
80 K
1060°C
1080°C
1100°C
CL-Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
300 K
1060°C
1080°C
1100°C
234 nm
231 nm
232 nm
(a) (b)
Abbildung 4.7.:
Kathodolumineszenzspektren der auf m-verkipptem ELO bei
1060 ◦C
,
1080 ◦C
und
1100 ◦C
gewachsenen Laserproben bei (a) 80 K und (b) 300K. (Messungen durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
bereits präsentierten Daten und wird daher hier nicht erneut im Detail dargestellt. Abbil-
dung 4.7 zeigt die Kathodolumineszenzspektren der bei den unterschiedlichen Temperaturen
auf m-verkipptem ELO gewachsenen Laserproben. Die unterschiedlichen Emissionswellen-
längen deuten darauf hin, dass trotz Anpassung der TMGa-Flüsse für die verschiedenen
Wachstumstemperaturen nicht ganz identische Schichtzusammensetzungen und -dicken
erreicht wurden. Dividiert man die Intensitäten bei Raumtemperatur durch die bei
80K
,
zeigt sich, dass die bei
1100◦C
gewachsene Probe mit
17.9%
die höchste Effizienz hat,
gefolgt von der bei 1080◦C (7.8%) und der bei 1060◦C gewachsenen Probe (2.5%).
In Photolumineszenzmessungen an denselben Proben (Abb. 4.8(a)) zeigt für alle unter-
suchten Anregungsleistungen die
1080◦C
-Probe die höchste IQE mit einem maximalen
Wert von
22.6%
, gefolgt von der
1100◦C
-Probe (
15%
) und der
1060◦C
-Probe (
11%
). Die
Halbwertsbreiten unterscheiden sich kaum.Vergleicht man die PL-Eigenschaften der bei
1080◦C
auf verschiedenen Templates gewachsenen Proben (Abb. 4.8(b)), fällt auf, dass
die Quantenfilme auf m-verkipptem ELO die höchste IQE aufweisen (
22.6%
), gefolgt von
denen auf a-ELO (
19%
bei
150kW/cm3
). Die Probe auf dem planaren Template weist
aufgrund ihrer hohen Versetzungsdichte eine wesentlich geringere IQE von nur
5%
bei
der höchsten Anregungsleistung auf. Gleichzeitig hat diese Probe wie auch in der CL
eine deutlich geringere spektrale Halbwertsbreite, da sich aufgrund der glatten Oberflä-
che wesentlich weniger Inhomogenitäten bilden. Die PL-IQEs der Proben unterscheiden
sich sowohl beim Vergleich der unterschiedlichen Wachstumstemperaturen als auch beim
Vergleich der unterschiedlichen Templates von den CL-Ergebnissen, wobei die in der
CL
ge-
nerierte Ladungsträgerdichte ungefähr einer PL-Anregungsleistungsdichte von
20kW/cm2
entspricht. Dies deutet darauf hin, dass die bei der CL als Referenz verwendete Temperatur
von
80K
nicht niedrig genug ist, um die nichtstrahlende Rekombination ausreichend zu
unterdrücken und aussagekräftige IQE-Werte bestimmen zu können. Nichtsdestotrotz
lassen sich starke Unterschiede, wie zum Beispiel zwischen den Quantenfilmen auf planaren
und denen auf ELO-Templates auch über CL korrekt erkennen.
Unter optischer Anregung mit einem
193nm
ArF-Excimerlaser zeigten die bei
1080◦C
auf
a- und m-verkipptem ELO gewachsenen Proben TM-polarisierte Laseremission mit Schwel-
66
4.1. Ausgangslage
020 40 60 80 100 120 140
0
5
10
15
20
25
020 40 60 80 100 120 140 160
0
5
10
15
20
25
220 230 240 250 260
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
220 230 240 250 260 270
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Template variiert
Wachstumstemperatur variiert
(b)
IQE (%)
Anregungsleistungsdichte (kW/cm2)
1060°C
1080°C
1100°C
(a)
(d)
(c)
Anregung:
193 nm,
500 Hz,
5 ns
Anregungsleistungsdichte (kW/cm2)
planar
m-ELO
a-ELO
PL Intensität (normiert)
Wellenlänge (nm)
1060°C
1080°C
1100°C
Wellenlänge (nm)
planar
m-ELO
a-ELO
Abbildung 4.8.:
Über temperaturabhängige Photolumineszenzmessungen ermittelte interne Quanteneffizienzen
der
(a)
auf m-verkipptem ELO bei unterschiedlichen Wachstumstemperaturen bzw.
(b)
bei
1080 ◦C
auf
unterschiedlichen Templates gewachsenen Laserproben für verschiedene Anregungsleistungsdichten;
(c)-(d)
Spektren der Proben bei
300 K
. Die Oszillationen entstehen durch Fabry-Perot-Interferenzen im ELO-Template.
Die Anregungsbedingungen in (c) gelten für alle Plots. (Messungen durchgeführt von Christoph Reich.)
lenanregungsleistungsdichten von 15 bzw.
10MW/cm2
(Abbildung 4.9). Die bei
1060◦C
und
1100◦C
gewachsenen Laserstrukturen sowie die Strukturen auf planaren Templates
zeigten kein Lasing. Letzteres ist aufgrund der wesentlich höheren Versetzungsdichten,
die sich auch bereits in den deutlich geringeren IQEs in PL und CL gezeigt haben, nicht
überraschend. In den Photolumineszenzmessungen hatte die bei
1080◦C
gewachsene Probe
die höchste IQE. Zusätzlich haben die bei dieser Temperatur gewachsenen Proben eine
etwas längere Emissionswellenlänge; was auf einen höheren Galliumgehalt in den Quanten-
filmen hindeutet. Dieser wiederum könnte zu einem besseren Einschluss der Ladungsträger
in der aktiven Zone führen und sich so positiv auf die Lasereigenschaften auswirken.
Die erhöhte IQE insbesondere bei hohen Anregungsleistungen würde ebenfalls zu einem
verbesserten Ladungsträgereinschluss passen. Aufgrund der variierenden Wellenlängen
kann nicht abschließend beurteilt werden, inwiefern die Wachstumstemperatur in dem
gewählten Bereich von 1060–
1100◦C
tatsächlich ursächlich für die Unterschiede in der
IQE und dem Laserverhalten ist. Da aber von den untersuchten Proben nur die bei
1080◦C
gewachsenen überhaupt Lasing zeigten, wurde für alle weiteren in diesem Kapitel
untersuchten Laserstrukturen diese Wachstumstemperatur beibehalten.
67
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
0 5 10 15 20 25 30 35
0
200
400
600
800
225 235 245
0
5
10
15
0 5 10 15 20 25 30 35
0
200
400
600
800
1000
1200
230 240 250
0
5
10
15
20
(b)
Integ. PL Intensität (b.E.)
Anregungsleistungsdichte (MW/cm2)
(a)
Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
TM
TE
237 nm
Integ. PL Intensität (b.E.)
Anregungsleistungsdichte (MW/cm2)
Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
TM
TE
241 nm
(a) (b)
Abbildung 4.9.:
Integriert emittierte Intensität aufgetragen über der Anregungsleistungsdichte für die Laser-
strukturen auf
(a)
m-verkipptem und
(b)
a-verkipptem ELO. Die Insets zeigen polarisationsabhängige Spektren
der Proben oberhalb der Laserschwelle. Aus [205] ©2015 IEEE.
Der Vergleich der Kennlinien in Abbildung 4.9 zeigt, dass die Struktur auf m-verkipptem
ELO eine etwas geringere Schwelle zeigt als die auf a-verkipptem ELO. Für die Beurteilung,
ob dieser Unterschied rein zufällig oder auf die unterschiedlichen Templates zurückzuführen
ist, wäre eine Messung von Laserkennlinien an verschiedenen Positionen auf jeder Probe
mit anschließender statistischer Auswertung notwendig. Dies war jedoch aufgrund der
geringen Stabilität der Proben nicht möglich. Allerdings deuten die Unterschiede in der
IQE (Abb. 4.8) sowie die größere laterale Homogenität auf den m-ELO-Templates (Abb.
4.3, 4.4) darauf hin, dass der Unterschied charakteristisch für die Proben ist.
Hinsichtlich der mit >
10MW/cm3
insgesamt sehr hohen Schwellen sei auf die in Abschnitt
2.2 getätigten Aussagen zur Bestimmung optisch gepumpter Laserschwellen, die z.B. von der
Breite des angeregten Streifens und der Verteilung der Anregungsleistungsdichte abhängen,
verwiesen. Trotz dieser Relativierung sind die Schwellenleistungsdichten außergewöhnlich
hoch. Vergleiche mit veröffentlichten Ergebnissen anderer Gruppen zeigen, dass deren
Laserstrukturen in der Regel wesentlich dünnere oder auch gar keine AlN-Cap-Schichten
haben [
88
,
206
]. Verglichen damit ist die Cap-Schicht der hier untersuchten Laser mit
75nm
sehr dick, sodass bei einem Absorptionskoeffizienten von ca. 2
×
10
5cm−1
[
207
] im
Cap bereits
80%
des Pumplichts absorbiert werden. Die Ladungsträgergeneration nimmt
dabei exponentiell mit der Eindringtiefe ab. Mit zunehmender Cap-Dicke erhöht sich
die Wahrscheinlichkeit, dass Ladungsträger rekombinieren, bevor sie die Quantenfilme
erreichen, insbesondere, da die nichtstrahlende Rekombination an der Halbleiteroberfläche
typischerweise stark erhöht ist. Simulationen des optischen Pumpens mit der Software
Silvaco Atlas (siehe Abschnitt 2.2.5.1) bestätigen, dass für eine geringere Cap-Dicke sich
die Ladungsträgerdichte in allen Quantenfilmen erhöht und daher eine stark verringerte
Laserschwelle zu erwarten wäre (Abb. 4.10), auch wenn die berechneten absoluten Schwel-
lenleistungsdichten deutlich von den experimentellen abweichen. Die Simulation zeigt
auch, dass für alle Cap-Dicken die mit der Eindringtiefe der Pumpstrahlung abnehmende
Ladungsträger-Generationsrate zu einer inhomogenen Ladungsträgerverteilung zwischen
68
4.2. Einfluss des Substrat-Fehlschnitts
020 40 60 80 100
2.0x1018
4.0x1018
6.0x1018
8.0x1018
1.0x1019
1.2x1019
1.4x1019
Löcher
Pexc=80 kW/cm²
, oberer QW
, mittlerer QW
, unterer QW
Ladungsträgerkonz. (cm-3)
Cap-Dicke (nm)
Elektronen
(a) (b)
020 40 60 80 100
0
50
100
150
200
Pthr (kW/cm²)
Cap-Dicke (nm)
Abbildung 4.10.: (a)
Simulierte Abhängigkeit der Schwellenleistungsdichte der untersuchten optisch gepumpten
Laser von der Dicke der AlN-Cap-Schicht.
(b)
Abhängigkeit der Ladungsträgerdichte in den
QW
s von der
Cap-Dicke bei einer Anregungsdichte von 80 kW/cm2. Details zur Simulation finden sich auf S. 35.
den
QW
s führt, sodass die Ladungsträgerdichte im oberen
QW
größer ist als den darunter
liegenden.
Aus den Ergebnissen dieses Abschnitts ergeben sich zwei Ansätze für die weitere Untersu-
chung und Verbesserung der optisch gepumpten Laserstrukturen. Zum einen sollte eine
dünnere Cap-Schicht verwendet werden, um zu überprüfen, ob sich dadurch die Schwelle
senken lässt. Zum anderen wurde deutlich, welch großen Einfluss die Versetzungsdichte und
die Oberflächenmorphologie auf das Lasing haben. Der Fehlschnitt der ELO-Templates
wiederum beeinflusst beide Parameter und wird daher im folgenden Abschnitt 4.2 genauer
untersucht werden.
4.2. Einfluss des Substrat-Fehlschnitts
Im vorigen Abschnitt wurde gezeigt, dass die Versetzungsdichte der verfügbaren planaren
AlN/Al
2
O
3
-Templates zu hoch ist, um optisch gepumptes Lasing zu erreichen. Es ist
daher notwendig, ELO-Templates zu verwenden, in denen durch geätzte und anschließend
lateral überwachsene Gräben eine wesentlich stärkere Reduktion der Versetzungsdichte
möglich ist. Diese Gräben beeinflussen jedoch die Oberflächenmorphologie der Heterostruk-
turen, wobei das genaue Verhalten von der Größe des Substratfehlschnitts, dem Winkel
zwischen Fehlschnittrichtung und Gräben sowie den Wachstumsbedingungen des ELO-
Templates abhängt. Während im vorherigen Abschnitt verschiedene Fehlschnittrichtungen
untersucht wurden, wird im Folgenden die Größe des Fehlschnitts in Saphir-m-Richtung
zwischen
0.1°
und
0.2°
variiert. Bei der gewählten Orientierung verlaufen die Fehlschnitt-
induzierten Stufen auf der Waferoberfläche genau parallel zu den ELO-Streifen. Wird der
Fehlschnittwinkel erhöht, so müssen die Oberflächenstufen entweder höher werden oder
dichter zusammen liegen (oder beides). Beim ELO-Wachstum treffen die freistehenden
Streifen erst bei einer Schichtdicke von
>2µm
aufeinander, sodass sich mit zunehmenden
Fehlschnitt ein deutlicher Höhenunterschied ergibt. Enslin und Knauer haben gezeigt,
69
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
dass für die hier untersuchten Templates für einen Fehlschnitt kleiner
0.12°
die Stufen
an den Koaleszenzlinien überwunden werden können, sodass die Oberfläche nur leichte
wellenförmige Undulationenzeigt [
99
,
208
]. Ist der Fehlschnitt aber größer als
0.16°
, laufen
die atomaren Stufen auf den ELO-Streifen auf die Makrostufen an den Koaleszenzlinien
auf und es ergeben sich Stufenhöhen von mehr als 15nm.
Die im Folgenden untersuchten Templates sollten mit nominellen Fehlschnitten von 0.1
und
0.2°
beide beschriebenen Wachstumsmodi abbilden. Es wurden zwei Templatewafer
verwendet, von denen jeweils drei Viertel mit drei verschiedenen Laserstrukturen überwach-
sen wurden. Die Laserstrukturen unterscheiden sich in Dicke und Anzahl der Quantenfilme
und werden in Abschnitt 4.3 genauer analysiert. Die exakten Schichtstrukturen finden sich
in Abbildung 4.15. Die Laserproben werden im Folgenden anhand der Quantenfilmanzahl
benannt als
•SQW (Single Quantum Well – ein Quantenfilm),
•DQW (Double Quantum Well – zwei Quantenfilme),
•QQW (Quadruple Quantum Well – vier Quantenfilme).
Abbildung 4.11 zeigt, dass alle drei Laserstrukturen auf dem
0.2°
-verkipptem ELO-Template
eine geringere Laserschwelle zeigen als auf dem
0.1°
-verkippten. Auch wenn die Unterschiede
im Rahmen der Messungenauigkeit bei SQW und QQW insignifikant sind, sprechen der
identische Trend bei allen drei Strukturen sowie der signifikante Unterschied beim DQW
für einen realen Effekt. Gleichzeitig fällt auf, dass die Schwellen von allen Heterostrukturen
zwischen 1.5 und
2.6MW/cm2
liegen und damit auf 10 bis
20%
der im vorherigen Abschnitt
berichteten Werte verringert werden konnten. Ein Hauptgrund hierfür ist mit hoher
Wahrscheinlichkeit die reduzierte Dicke der AlN-Cap-Schicht von nur noch
20nm
, sodass
ein größerer Teil der generierten Ladungsträger die Quantenfilme erreicht. Der Einfluss
0.2° m-ELO 0.1° m-ELO
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
SQW
DQW
QQW
Schwellenleistungsdichte (MW/cm²)
Template
Abbildung 4.11.:
Gemittelte Laserschwellen der drei untersuchten Heterostrukturen auf
0.1°
bzw.
0.2°
nach
m-verkippten Templates. Die Fehlerbalken sind für ein Vertrauensniveau von
95 %
berechnet. (Messungen
durchgeführt von Martin Martens.)
70
4.2. Einfluss des Substrat-Fehlschnitts
der Cap-Dicke ist damit noch stärker als anhand der Simulationsrechnungen (Abb. 4.10)
vermutet.
Um die geringeren Schwellen auf dem
0.2°
-verkippten Template zu verstehen, ist eine
genauere Charakterisierung der Proben notwendig. AFM-Aufnahmen (exemplarisch in
Abb. 4.12(a, e) für die QQW-Struktur) zeigen das erwartete Verhalten, d.h. Step Bun-
ching auf dem
0.2°
verkippten Template mit einem Stufenabstand, der ungefähr identisch
zu den Abständen der ELO-Streifen ist, sowie leichte Undulationen der Oberfläche und
Spiralwachstum an Schraubenversetzungen auf dem 0.1°verkippten Template. In Katho-
dolumineszenzaufnahmen der QQW-Proben zeigt sich auf dem
0.2°
verkippten ELO eine
erhöhte Intensität an den Kanten der Makrostufen (Abb. 4.12(b)), die mit einer Rotver-
schiebung der Emissionswellenlänge (Abb. 4.12(c), ∆
λ
=
7nm
) durch Ga-Akkumulation
und eine erhöhte QW-Dicke einhergeht (vgl. Abschnitt 4.1). Im Gegensatz dazu zeigen
die Quantenfilme auf
0.1°
verkipptem Template nur leichte Schwankungen der Intensität
aufgrund der durch die ELO-Strukturierung verursachten Bereiche höherer und geringerer
Versetzungsdichte (Abb. 4.12(f)). Zusätzlich ist die im vorherigen Abschnitt beschriebene
Anreicherung von Gallium an Spiralen um Schraubenversetzungen zu beobachten (Abb.
4.12(g)). Die dadurch verursachte Inhomogenität der Emissionswellenlänge aus den Quan-
tenfilmen ist jedoch mit
3.4nm
wesentlich geringer als auf dem
0.2°
verkippten Template.
Anhand der bisherigen Informationen wäre zu vermuten, dass die
0.1°
verkippten Proben
aufgrund ihrer besseren Homogenität geringere Laserschwellen besitzen. Das entgegensetzte
experimentelle Ergebnis lässt sich erst durch Querschnitts-
TEM
-Aufnahmen verstehen
(Abb. 4.12(d, h)). Diese zeigen für das
0.2°
verkippte Template zum einen eine stärkere
Reduktion der Defektdichte im ersten Mikrometer AlN, vermutlich aufgrund einer durch
den höheren Fehlschnitt erzeugten zusätzlichen Inklination der Versetzungen [
191
]. Zum
anderen verlaufen die an den Koaleszenzlinien entstehenden Koaleszenzdefekte häufig
nicht senkrecht wie bei dem
0.1°
verkippten Template, sondern diagonal. Der Grund
für diese Inklination sind die Makrostufen, die wegen des größeren Fehlschnitts an den
Koaleszenzstellen entstehen. Während des Wachstums propagieren die Makrostufen entlang
der Oberfläche und ziehen die Koaleszenzdefekte mit sich. Dadurch kreuzen sie senkrecht
verlaufende Versetzungen und reduzieren deren Dichte, sodass sich im Bereich der Hete-
rostruktur auf dem
0.2°
verkippten Template eine verringerte Versetzungsdichte (Tabelle
4.2) ergibt. Es fällt allerdings auf, dass in der abgebildeten
TEM
-Aufnahme nicht alle
Koaleszenzgrenzen diagonal verlaufen, während gleichzeitig im AFM-Bild die Makrostufen
Tabelle 4.2.:
Über
HRXRD ω
-Scans ermittelte Halbwertsbreiten der AlN-(0002)- und (30
¯
3
2)-Reflexe sowie
die über
STEM
bestimmten
TDD
s im Bereich der Quantenfilme für die auf
0.1°
bzw.
0.2°
verkippten Tem-
plates gewachsenen Heterostrukturen. Aufgrund der großen Eindringtiefe bilden die Röntgenmessungen die
unterschiedlichen Versetzungsdichten im Bereich der Quantenfilme nicht so klar ab wie die
STEM
-Ergebnisse.
Fehlschnitt XRD FWHM (00) TDD (STEM)
(◦) (0002) (30¯
32) (cm−2)
0.1 150 500 3–5×109
0.2 160 400 1–2×109
71
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
mAlN
mAlN
(a)
mAlN
mAlN
240.4 nm
233.4 nm
239.8 nm
236.4 nm
(e)
(b) (f)
(c) (g)
(d) (h)
Abbildung 4.12.: (a) AFM, (b) pan-CL und (c) CL-Map innerhalb des weißen Quadrats der Oberfläche der
auf dem
0.2°
-verkippten ELO-Templates gewachsenen
QQW
-Laserstruktur sowie
(d)
Querschnitts-
ADF
-
STEM
-
Aufnahme. Die Vergrößerung zeigt die Versetzungsdichtereduktion in den ersten Mikrometern, die weißen Pfeile
markieren von den Koaleszenzlinien ausgehende Korngrenzen;
(e), (f), (g), (h)
identische Aufnahmen für die
auf
0.1°
-verkippten Templates gewachsene QQW-Laserstruktur. (CL-Aufnahmen gemessen von Dr. Ute Zeimer,
STEM-Aufnahmen gemessen von Dr. Anna Mogilatenko.)
72
4.2. Einfluss des Substrat-Fehlschnitts
von glatten Bereichen unterbrochen sind. Die wahrscheinlichste Ursache für dieses Verhal-
ten sind leichte Inhomogenitäten im Substratfehlschnitt oder im Heterostrukturwachstum,
die lokal zur Ausbildung oder Verhinderung von Makrostufen führen.
Insgesamt zeigen die Ergebnisse, dass für die untersuchten Proben offensichtlich der positive
Einfluss der verringerten Versetzungsdichte auf den
0.2°
verkippten Templates gegenüber
der erhöhten Inhomogenität der Quantenfilmzusammensetzung überwiegt, sodass sich eine
niedrigere Laserschwelle auf diesen Templates ergibt. Es wurde allerdings auch deutlich,
dass geringfügige Änderungen des Fehlschnitts bereits zu starken Unterschieden in der
Morphologie und Homogenität der Heterostruktur führen können. Aus den diskutierten
Daten kann daher nicht allgemeingültig abgeleitet werden, dass ein Fehlschnitt von
0.2°
generell zu geringeren Laserschwellen führt. Im Gegenteil zeigt die Wiederholung des
Experiments mit Templates von einer anderen Charge, auf denen drei Laserstrukturen
gewachsen wurden, die sich in ihrem Dotierprofil unterscheiden (vgl. Kapitel 5), exakt
entgegengesetzte Resultate. In diesem Fall hatten zwar beide Templates einen nominellen
Fehlschnitt von
0.2°
, die
REM
- und
CL
-Aufnahmen in Abbildung 4.13 zeigen jedoch
deutlich, dass eine Probe Makrostufen mit der typischen Galliumakkumulation ausbildet,
während die andere die für einen geringeren Fehlschnitt typische homogene Emission mit
Spiralwachstum an Schraubenversetzungen aufweist. Dies deutet stark darauf hin, dass
der Fehlschnitt bei der Probe ohne Makrostufen <0.12°beträgt (nach [208]).
Alle drei Laserstrukturen, die jeweils auf beiden Templates gewachsen wurden, zeigen
konsistent, aber im Gegensatz zu den vorherigen Ergebnissen, auf dem Template ohne
Makrostufen geringere Schwellen (Abb. 4.14). Der einzige auffallende Unterschied zwischen
diesen Proben und den zuvor untersuchten ist, dass hier die Makrostufen keine größeren
241.6 nm
249 nm
(c) (f)
242.4 nm
245.2 nm
(a) (d)
(b) (e)
Abbildung 4.13.: (a)
Sekundärelektronenbild,
(b)
Kathodolumineszenzsignal und
(c)
Wellenlängenverteilung
innerhalb des weißen Rechtecks für die Probe mit Makrostufen;
(d), (e), (f)
vergleichbare Aufnahmen für die
Probe ohne Makrostufen. (Messungen durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
73
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
Makrostufen keine Makrostufen
500
1000
1500
2000
2500
Probe 1
Probe 2
Probe 3
Schwelle (kW/cm²)
Template
Abbildung 4.14.:
Gemittelte Laserschwellen der drei untersuchten Heterostrukturen auf einem Template mit
und einem ohne Makrostufen. Die Fehlerbalken sind für ein Vertrauensniveau von 95 % berechnet.
Unterbrechungen zeigen. Dies könnte zum einen zu einer größeren mittleren Inhomogenität
der Quantenfilme führen und zum anderen die optischen Streuverluste im Resonator
erhöhen und somit zu einer höheren Schwelle führen.
Aus den gegensätzlichen Ergebnissen der beiden untersuchten Probensätze muss geschluss-
folgert werden, dass die Auswirkungen des Substratfehlschnitts auf die Laserschwelle
bei Wachstum auf ELO-AlN/Saphir-Templates nicht vorhersagbar sind, sondern von der
exakten Ausprägung der Templateeigenschaften und der Heterostruktur abhängen. Eine
Möglichkeit zur Vermeidung dieses Unsicherheitsfaktors wäre der Wechsel hin zu unstruk-
turierten Templates mit entsprechend geringen Versetzungsdichten oder zu einkristallinen
AlN-Substraten.
4.3. Variation der Quantenfilmanzahl und -dicke
In Abschnitt 4.2 wurde der Einfluss des Substratfehlschnitts anhand mehrerer Laser-
heterostrukturen mit unterschiedlicher Quantenfilmanzahl und -dicke untersucht. Die
Unterschiede zwischen diesen Heterostrukturen und damit der Einfluss der aktiven Zone
auf die Lasereigenschaften sollen im Folgenden genauer analysiert werden.
Der exakte Aufbau der drei Heterostrukturen ist in Abbildung 4.15 dargestellt. Indem Dicke
d
QW
(1.5, 3,
6nm
) und Anzahl N
QW
(4, 2, 1) der Quantenfilme gleichzeitig, aber in entge-
gengesetzter Richtung variiert wurden, wurde das Gewinnvolumen
Vgain =dQW ×NQW
konstant gehalten. Ebenso wurde die Gesamtdicke der wellenführenden Schichten (Wellen-
leiter + Quantenfilme) konstant gehalten, um annähernd die gleiche vertikale Feldverteilung
der optischen Mode zu erreichen. Leichte Unterschiede in der Verteilung ergeben sich
dennoch, da die variierende Quantenfilmanzahl das Brechungsindexprofil geringfügig ver-
74
4.3. Variation der Quantenfilmanzahl und -dicke
8 nm
4 x 1.5 nm Al0.7Ga0.3N QWs
81 nm 20 nm
ELO AlN
Al0.82Ga0.18N
AlN
2 x 3 nm Al0.7Ga0.3N QWs 6 nm Al0.7Ga0.3N QW
5 µm
QQW DQW SQW
Abbildung 4.15.:
Schichtaufbau der drei Laserheterostrukturen mit 4 (Quadruple Quantum Well,
QQW
), 2
(Double Quantum Well, DQW) und 1 (Single Quantum Well, SQW) Quantenfilm.
ändert. Wellenleitersimulationen zeigen allerdings, dass diese Unterschiede im Fernfeld
zu einer Schwankung der Halbwertsbreite von <
0.7°
führen und der Überlapp zwischen
optischer Mode und Quantenfilmen für alle Proben zwischen 5.9 und
6.3%
liegt. Die
Heterostrukturen wurden zum einen auf den im vorherigen Abschnitt vorgestellten
0.1°
und
0.2°
verkippten ELO-Templates mit niedriger Versetzungsdichte gewachsen (vgl. Tab.
4.2, im Folgenden abgekürzt als N01 und N02) sowie zusätzlich auf einem ebenfalls
0.1°
verkippten ELO-Template mit einer wesentlich höheren Versetzungsdichte im Bereich von
10
10 cm−3
(im Folgenden H01). Die Ursache für diese erhöhte Defektdichte sind wahrschein-
lich Abweichungen im Oberflächenzustand des Saphirsubstrats sowie im Sauerstoffangebot
während der AlN-Nukleation, die hier jedoch nicht weiter untersucht werden sollen. Viel
mehr soll der Einfluss der Quantenfilmanzahl/-dicke bei unterschiedlicher Kristallqualität
analysiert werden.
Unter optischer Anregung mit einem
193nm
Excimerlaser zeigten alle Heterostrukturen
auf den Templates mit niedriger Versetzungsdichte Lasing, während auf dem Template mit
hoher Versetzungsdichte nur für die
QQW
-Struktur Lasing beobachtet wurde. Abbildung
4.16 zeigt die mittleren Schwellenleistungsdichten sowie eine beispielhafte Kennlinie mit
Laserspektrum. Es fällt auf, dass die Schwelle auf H01 ungefähr doppelt so hoch ist wie
auf N01 und N02. Außerdem zeigte nur die
QQW
-Struktur Lasing, während diese auf den
anderen Templates jeweils die höchsten Laserschwellen aufwies. Die niedrigste Schwelle
hat auf N01 der
SQW
und auf N02 der
DQW
. Aufgrund der innerhalb der statistischen
Schwankungen relativ geringen Unterschiede ist die Signifikanz dieser Differenzierung
jedoch unsicher. Mit größerer Sicherheit lässt sich sagen, dass die Schwellen für beide
Strukturen mit zunehmender Quantenfilmanzahl/abnehmender Quantenfilmdicke tenden-
ziell zunehmen. Die Ursache für die konsistent geringeren Schwellen auf N02 im Vergleich
zu N01 wurde bereits in Abschnitt 4.2 diskutiert.
Um die Ursache der beobachteten Schwellenunterschiede zwischen
SQW
,
DQW
und
QQW
auf den verschiedenen Templates besser zu verstehen, wurden Kathodolumineszenzmes-
sungen gemacht, sowie der optische Pumpprozess mit der Software Silvaco Atlas simuliert.
Abbildung 4.17 zeigt die Kathodolumineszenzaufnahmen der Heterostrukturen auf N01
und N02. Es sind die für das jeweilige Template typischen Merkmale zu beobachten,
75
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
(a) (b)
01000 2000 3000
0
5000
10000
15000
230 240 250
0
2k
4k
6k
8k
1 2 3 4
0
1000
2000
3000
4000
5000
6000
integr. PL Intensität (b.E.)
Anregungsleistungsdichte (kW/cm2)
Pth = 1810 kW/cm2
MW/cm²
= 242 nm
FWHM = 0.97 nm
PL Intensität (b.E.)
Wellenlänge (nm)
H01
N01
N02
Schwelle (kW/cm²)
Quantenfilmanzahl
6 3 1.5
Quantenfilmdicke (nm)
Abbildung 4.16.: (a)
Exemplarische Kennlinie und Laserspektrum der SQW-Struktur auf N01 (Abb. aus
[
209
]);
(b)
mittlere Schwellenleistungsdichten aller Proben, die Lasing gezeigt haben. Dabei bezeichnen N01
und N02 die Proben auf ELO-Templates mit niedriger Versetzungsdichte (Tab. 4.2) und H01 die
0.1°
verkippte
Probe mit hoher Versetzungsdichte (10
10 cm−2
). Die Fehlerbalken sind für ein Vertrauensniveau von
95 %
berechnet (Eine Berechnung für H01 war nicht möglich, da nur eine Kennlinie aufgenommen werden konnte.).
(Messungen durchgeführt von Martin Martens.)
d.h. auf N01 hellere und dunklere Streifen aufgrund der durch das ELO verursachten
variierenden Versetzungsdichte sowie Spiralwachstum an Schraubenversetzungen, an denen
sich Gallium bevorzugt anlagert. Dieselben Spiralen sind auch auf N02 vereinzelt erkenn-
bar, deutlicher fallen jedoch die Stufenkanten aufgrund ihrer durch Galliumakkumulation
rotverschobenen, intensiveren Lumineszenz auf, wie sie bereits aus Abschnitt 4.2 bekannt
ist. Die Inhomogenität ist auf N02 für alle Heterostrukturen größer als auf N01 und nimmt,
in Übereinstimmung mit Ergebnissen von Hangleiter et al. [
210
], auf beiden Templates
mit zunehmender Quantenfilmdicke zu.
Bei Betrachtung der Kathodolumineszenzspektren der Proben (Abb. 4.18) fällt auf, dass
bei
80K
mit zunehmender Quantenfilmdicke die Intensität der Quantenfilmemission immer
weiter abnimmt, während der kurzwelligere Peak der Wellenleiteremission an Intensität
gewinnt. Gleichzeitig verschiebt sich die Emission zu größeren Wellenlängen. Bei Raum-
temperatur ist für die SQW-Strukturen nur noch die Wellenleiteremission erkennbar,
aber kein Quantenfilmpeak. Die wahrscheinlichste Ursache hierfür ist die Trennung der
Ladungsträgerwellenfunktionen durch den Quantum Confined Stark Effect (
QCSE
) mit
zunehmender Quantenfilmdicke
1
. Berechnungen mit Silvaco Atlas zeigen, dass der Überlapp
von Elektronen- und Lochwellenfunktion von
77%
(
1.5nm
QW) auf
18%
(
6nm
QW) ab-
nimmt (Abb. 4.19). Der geringe Überlapp verringert die Wahrscheinlichkeit für strahlende
Rekombination offensichtlich so stark, dass diese bei Raumtemperatur kaum noch auftritt.
Für die Laserschwelle ist dies potentiell vorteilhaft, da die verringerte strahlende Rekom-
binationsrate den Aufbau von Besetzungsinversion bei geringeren Anregungsleistungen
ermöglicht [211].
1QCSE
wird hier sowohl für die Beeinflussung der Bandkanten durch die Polarisationsfelder als auch für
die resultierende Rotverschiebung der Emissionswellenlänge verwendet.
76
4.3. Variation der Quantenfilmanzahl und -dicke
236.8
233.9
nm
241.1
236.4
nm
242.2
237.5
nm
237.7
232.2
nm
243.0
234.1
nm
243.4
234.2
nm
(a) (b) (c)
(d) (e) (f)
1.5 nm QQW 3 nm DQW 6 nm SQW
N01
N02
mAlN
mAlN
mAlN
mAlN
mAlN
mAlN
Abbildung 4.17.:
Kathodolumineszenzaufnahmen (ohne Wellenlängenselektion) und Verteilung der Peakwel-
lenlänge in den durch weiße Quadrate markierten Bereichen für
(a, d)
die QQW-,
(b, e)
die DQW- und
(c,
f)
die SQW-Struktur auf
(a–c)
dem N01-Template und
(d–f)
dem N02-Template. Alle Aufnahmen wurden
bei
80 K
gemacht. Die Wellenlängenverteilungen in (d) und (f) sind durch aufladungsbedingte Drift verzerrt.
(Messungen durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
Abbildung 4.20 zeigt für alle 9 Proben die aus der Simulation bestimmten und die experi-
mentellen Schwellen. Für die Simulation wurden die Shockley-Read-Hall-Lebensdauern aus
den unterschiedlichen Versetzungsdichten der jeweiligen Templates nach dem Modell von
Karpov und Makarov [
133
] berechnet, welches um einen versetzungsdichteunabhängigen
Term für die nichtstrahlende Rekombination an Punktdefekten erweitert wurde (Details
siehe Abschnitt 2.2.5.1). Für H01 wurden außerdem basierend auf den Berechnungen
von Liau et al. [
138
] aufgrund der hohen Versetzungsdichte höhere optische Verluste in
77
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
0.0
5.0x106
1.0x107
1.5x107
2.0x107
210 220 230 240 250 260
0.0
2.0x106
4.0x106
6.0x106
220 230 240 250 260 270
CL-Intensität (bel.E.)
QQW
DQW
SQW
80 K
80 K
300 K
300 K
auf N02 (mit Step Bunching)
CL-Intensität (bel.E.)
Wellenlänge (nm)
auf N01 (ohne Step Bunching)
Wellenlänge (nm)
Abbildung 4.18.:
Kathodolumineszenzspektren der drei Heterostrukturen auf N01 (links) und N02 (rechts),
einmal bei 80 K (oben) und bei Raumtemperatur (unten). (Messungen durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
0 1 2 3 4 5 6 7
0
20
40
60
80
100
Wellenfkt.-Überlapp (%)
QW-Dicke (nm)
h+
e-
e-h+
e-h+
Abbildung 4.19.:
Berechneter Überlapp der Elektronen- und Lochwellenfunktion in Abhängigkeit von der
Quantenfilmdicke für die hier untersuchten Heterostrukturen im ungepumpten Zustand. Die Insets zeigen
Elektron- und Lochwellenfunktion innerhalb eines Quantenfilms (gestrichelte Linien). Die Berechnungen wurden
mit Silvaco Atlas durchgeführt.
78
4.3. Variation der Quantenfilmanzahl und -dicke
1234
0
1
2
3
4
1234 1234
4
6
8
10
(a) auf N02
Experiment
Simulation
exp. Schwelle (MW/cm²)
Quantenfilmanzahl
6 3 1.5
Quantenfilmdicke (nm)
(b) auf N01
Experiment
Simulation
Quantenfilmanzahl
6 3 1.5
Quantenfilmdicke (nm)
0
50
100
150
200
sim. Schwelle (kW/cm²)
exp. Schwelle (MW/cm²)
(c) auf H01
Experiment
Simulation
Quantenfilmanzahl
6 3 1.5
Quantenfilmdicke (nm)
200
300
400
500
sim. Schwelle (kW/cm²)
Abbildung 4.20.:
Experimentell bestimmte und über Simulationen berechnete Laserschwellen für die SQW,
DQW und QQW-Heterostruktur auf (a) N02, (b) N01 und (c) H01.
Höhe von
155cm−1
im Resonator angenommen. Die aus den
CL
-Messungen ersichtlichen
Unterschiede in der Homogenität der Quantenfilme wurden in den Simulationen nicht
berücksichtigt, da eine adäquate Implementierung nur schwer möglich gewesen wäre.
Experimentelle und simulierte Schwellen unterscheiden sich ungefähr um einen Faktor 20,
zeigen unter Berücksichtigung dieses konstanten Faktors aber ein sehr ähnliches Verhalten.
Auf N02 und N01 erhöht sich auch in der Simulation die Schwelle mit zunehmender
Quantenfilmanzahl, wobei die im Experiment geringere Schwelle des DQW auf N02 nicht
korrekt wiedergegeben wird. Auf H01 zeigt die Simulation die geringste Schwelle für den
QQW, d.h. der auf den Templates mit niedriger Versetzungsdichte beobachtete Trend
kehrt sich um. Dies passt zu dem experimentellen Befund, dass nur der QQW überhaupt
Lasing zeigt, auch wenn die Simulation die Schwellenunterschiede sicherlich unterschätzt,
da sonst der abrupte Wechsel von ‚Lasing‘ zu ‚kein Lasing‘ nicht zu erklären wäre. Der
hohe absolute Unterschied zwischen den simulierten und den experimentellen Schwellen
wird zum einen durch die in Abschnitt 2.2.5 gemachten Aussagen zur Schwierigkeit bei der
Bestimmung optisch gepumpter Laserschwellen relativiert (gemessene Schwellen potentiell
Faktor
2-10
zu hoch). Zum anderen erfolgte die Simulation nur eindimensional, d.h.
die laterale Modenverteilung und die Gewinnführung in dieser Richtung wurden nicht
berücksichtigt. Es ist jedoch zu erwarten, dass diese zu einer Erhöhung der Schwellen in
der Simulation führen [212, 213].
Für die Abnahme der Schwelle auf N01 und N02 mit abnehmender Quantenfilmzahl/zuneh-
mender Quantenfilmdicke erscheinen drei Ursachen wahrscheinlich. Zum einen erhöht sich
wie bereits bei der Auswertung der CL-Messungen diskutiert mit der Quantenfilmdicke
auch der Einfluss des
QCSE
. Als zweiter relevanter Effekt kommt die nichtstrahlende
Rekombination an Heterogrenzflächen infrage, die bei der
QQW
-Struktur allein aufgrund
der größeren Anzahl von Grenzflächen zu einem größeren Ladungsträgerverlust führen
sollte. Drittens führt die inhomogene Ladungsträgergeneration bei optischer Anregung in
DQW
und
QQW
wie bereits in Abschnitt 4.1 beschrieben zu einer inhomogenen Verteilung
der Ladungsträger auf die Quantenfilme. Abbildung 4.21(a) zeigt die in der Simulation
berechneten Elektronen- und Löcherdichten in den
QW
s der drei Heterostrukturen auf
79
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
Pexc=100 kW/cm²
Elektronen
Löcher
1 2 3 4
0.8
1.0
1.2
1.4
1.6
Ladungsträgerkonz. (1019 cm-3)
QW-Anzahl
tiefster QW
oberer QW
tiefster QW
oberer QW
6 3 2 1.5
QW-Dicke (nm)
40 60 80 100 120 140
-6.0
-5.8
-5.6
-5.4
-5.2
-0.2
0.0
0.2
Energie (eV)
Tiefe (nm)
Valenzband
Leitungsband
(a) (b)
Abbildung 4.21.: (a)
Simulierte Verteilung der Elektronen- und Löcherdichten in den
QW
s der drei He-
terostrukturen
SQW
,
DQW
und
QQW
auf N01 bei einer Anregungsleistungsdichte von
100 kW/cm2
.
(b)
Bandverlauf in der
QQW
-Struktur bei derselben Anregungsleistung zur Verdeutlichung der durch den
QCSE
verursachten Potentialbarrieren zwischen den QWs.
dem N01-Template bei einer Anregungsleistungsdichte von
100kW/cm2
, d.h. unterhalb
der Laserschwelle. Wie erwartet ist die Ladungsträgerkonzentration in den tieferen
QW
s
deutlich geringer als in den oberen. Der Effekt wird durch den
QCSE
begünstigt, da die
Verkippung der Bänder zu Potentialbarrieren zwischen den Quantenfilmen führt (Abb.
4.21(b)). Die Verteilung ist für Löcher aufgrund ihrer kürzeren Diffusionslängen
Ln,p
inhomogener als für Elektronen (
Ln,p
=
qDn,pτnr
, vgl. Tab. A.1). Durch die erhöhte
nichtstrahlende Rekombination an Heterogrenzflächen sinkt auch die mittlere Ladungsträ-
gerdichte in den Quantenfilmen mit zunehmender
QW
-Anzahl ab. Beim
QQW
liegt der
oberste Quantenfilm deutlich näher an der Oberfläche als bei
SQW
und
DQW
und damit
in einem Bereich mit wesentlich höherer Ladungsträgergenerationsrate, was die erhöhte
Elektronendichte in diesem QW erklärt.
Um zu prüfen, ob die inhomogene Ladungsträgerverteilung, der
QCSE
oder die Grenzflä-
chenrekombination für den Anstieg der Laserschwellen mit der
QW
-Anzahl verantwortlich
sind, wurde die Simulationen für die Heterostrukturen auf N01 einmal ohne Berücksich-
tigung der Polarisationsfelder, d.h. ohne
QCSE
und einmal ohne Berücksichtigung der
Grenzflächenrekombination wiederholt. Die Ergebnisse sind in Abbildung 4.22(a) dar-
gestellt und zeigen, dass ohne
QCSE
die Schwelle für alle Laserstrukturen absinkt, der
ursprüngliche Trend aber erhalten bleibt, während ohne nichtstrahlende Grenzflächenre-
kombination der
QQW
die geringste Schwelle zeigt. Aufgrund dieser Trendumkehr kann
die inhomogene Anregung der Quantenfilme als Ursache für den Schwellenverlauf ausge-
schlossen werden. Dass auch der
QCSE
nicht ausschlaggebend ist, scheint zunächst im
Widerspruch zu den CL-Ergebnissen zu stehen, die einen deutlich Einfluss des
QCSE
zeigen. Vergleicht man jedoch die in der Simulation berechneten emittierten Leistungen
unterhalb der Schwelle, so zeigt sich in Übereinstimmung mit den CL-Messungen, dass
diese für niedrige Anregungsleistungen beim
QQW
und
DQW
höher sind als beim
SQW
80
4.3. Variation der Quantenfilmanzahl und -dicke
1 2 3 4
80
90
100
110
120
130
140
150
sim. Schwelle (kW/cm²)
Quantenfilmanzahl
original
ohne QCSE
ohne Grenzflächenrekomb.
6 3 1.5
Quantenfilmdicke (nm)
(a) (b)
10-6 10-4 10-2 100102104106
10-22
10-18
10-14
10-10
10-6
10-2
102
104105106
10-10
10-6
10-2
102
emittierte opt. Leistung (W)
Anregungsleistungsdichte (W/cm²)
QQW
DQW
SQW
em. opt. Leistung (W)
Anregungsleistungsdichte (W/cm²)
Abbildung 4.22.: (a)
Aus der Simulation ermittelte Schwellen für die Heterostrukturen auf N01 unter
Berücksichtigung von Polarisationsfeldern und Grenzflächenrekombination (schwarz), ohne Polarisationsfelder
(rot) und ohne Grenzflächenrekombination (blau).
(b)
Kennlinien der Heterostrukturen auf N01 ober- und
unterhalb der Schwelle. Der Inset zeigt einen Ausschnitt im Bereich der Schwelle vergrößert.
(Abb. 4.22(b)). Die Simulationsergebnisse deuten daher darauf hin, dass der
QCSE
bei
den hier untersuchten Proben insbesondere für geringe Anregungsleistungen zu einem
Absinken der optischen Leistung mit zunehmender Quantenfilmdicke führt. Bei höheren An-
regungsleistungen werden die internen Felder jedoch durch die eingebrachten Ladungsträger
zunehmend abgeschirmt, sodass letztendlich die mit der Quantenfilmanzahl zunehmende
nichtstrahlende Rekombination an Heterogrenzflächen dafür verantwortlich ist, dass der
6nm dicke SQW die geringste Laserschwelle aufweist.
Das Verhalten der Laserschwellen auf N02 und H01 lässt sich anhand der simulierten
Gewinnkurven (Abb. 4.23) besser verstehen. Die Gewinnkurven stellen den modalen Gewinn
der Grundmode über der Anregungsleistungsdichte dar. Die optischen Verluste legen fest,
bei welchem modalen Gewinn Lasing einsetzt. In der Abbildung ist jeweils markiert,
welche Heterostruktur bei einem bestimmten modalen Gewinn die geringste Laserschwelle
hätte. Auf N02 hat der
SQW
die geringste Schwelle, sofern ein modaler Gewinn von
<145cm−1
ausreichend ist, um die Verluste auszugleichen und Lasing zu erreichen. Für
einen Gewinn zwischen 145 und
155cm−1
last der
DQW
zuerst und darüber der
QQW
. Für
geringe optische Verluste bestimmt die Transparenzanregungsleistungsdichte die Schwelle
maßgeblich. Aufgrund des konstanten Gewinnvolumens
Vgain
=
dQW ×NQW
sollte diese für
alle Proben annähernd konstant sein. Erst der Einfluss der Grenzflächenrekombination führt
zu dem in der Simulation erkennbaren Anstieg der Transparenzdichte mit zunehmender
Quantenfilmanzahl. Für hohe optische Verluste hingegen hat der maximal erreichbare
Gewinn größeren Einfluss auf die Schwelle als die Transparenzdichte. Da die Zustandsdichte
invers proportional zur Quantenfilmdicke ist, kann mit dünneren Quantenfilmen ein größerer
Materialgewinn erzielt werden [
214
, S. 23], [
215
, S. 54]. Außerdem wird der mit der Dicke
abnehmende Überlapp zwischen optischer Mode und dem einzelnen Quantenfilm in den
81
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
0100 200 300 400 500
0
50
100
150
200
250
0100 200 300 400 500
0
50
100
150
200
250
1.5 nm QQW
3 nm DQW
6 nm SQW
Modaler Gewinn (cm-1)
Anregungsleistungsdichte (kW/cm²)
auf N02
6.0 nm SQW
3.0 nm DQW
1.5 nm QQW
auf H01
6.0 nm SQW
3.0 nm DQW
1.5 nm QQW
1.5 nm QQW
6 nm SQW
Modaler Gewinn (cm-1)
Anregungsleistungsdichte (kW/cm²)
(a) (b)
Abbildung 4.23.:
Simulierte Gewinnkurven der verschiedenen Heterostrukturen auf
(a)
N02 und
(b)
H01. Es
ist jeweils eingezeichnet, bei welchem modalen Gewinn welche Heterostruktur die geringste Schwelle hätte.
hier untersuchten Proben durch die größere Anzahl an Quantenfilmen ausgeglichen, sodass
sich für die dünnen Quantenfilme auch ein größerer maximaler modaler Gewinn ergibt.
Für N01 und N02 wurden in der Simulation interne optische Verluste von
30cm−1
ange-
nommen, sodass unter Berücksichtigung der Auskoppelverluste ein modaler Gewinn von
50cm−1
notwendig ist, um Lasing zu erreichen. Daher zeigt der SQW vor DQW und QQW
die geringste Schwelle. Dies stimmt auf N01 auch mit den experimentellen Daten überein.
Auf N02 hat jedoch im Experiment der DQW eine geringere Schwelle. In der Simulation
wurde für N02 die gegenüber N01 geringere Versetzungsdichte berücksichtigt, nicht jedoch
die vermutlich aufgrund der Makrostufen erhöhten optischen Streuverluste. Würde man
in der Simulation die optischen Verluste soweit erhöhen, dass der Schwellengewinn bei
ca.
147cm−1
liegt, so hätte der DQW vor SQW und QQW die geringste Schwelle wie im
Experiment beobachtet. Allerdings wäre diese dann deutlich höher als auf N01. Daraus
ergeben sich zwei Schlussfolgerungen:
1.
Die Simulation mit den verwendeten Parametern ermöglicht zwar ein tieferes Ver-
ständnis der experimentell beobachteten Ergebnisse, gibt die reale Situation aber
nicht exakt wieder. Eine bessere Anpassung wäre eventuell durch die Wahl anderer
Parameter oder durch die Berücksichtigung weiterer Effekte möglich.
2.
Eine mögliche Erklärung für die Schwellenunterschiede auf N02 ist, dass die optischen
Verluste durch die Makrostufen soweit erhöht werden, dass der DQW vor SQW
vor QQW die geringste Schwelle zeigt, während gleichzeitig durch die verringerte
Versetzungsdichte die Schwellen aller drei Strukturen soweit abgesenkt werden, dass
sie unter den auf N01 beobachteten Schwellen liegen.
Für die Heterostrukturen auf H01 sind die Gewinnkurven aufgrund der geringeren SRH-
Lebensdauern etwas verschoben, die generellen Trends ändern sich jedoch nicht (Abb.
4.23(b)). Veröffentlichungen verschiedener Gruppe [
138
,
216
,
217
] deuten darauf hin, dass
hohe Versetzungsdichten auch zu einer Erhöhung der optischen Verluste durch Streuung
an den Versetzungen führen können. Nach der von Liau et al. [
138
] verwendeten Formel
82
4.4. Fazit
sind für eine Versetzungsdichte von 10
10 cm−2
Streuverluste von bis zu
140cm−1
möglich,
während diese bei einer
TDD
von 10
9cm−2
nur
15cm−1
betragen. Davon ausgehend, dass
die optischen Verluste von
30cm−1
für die niedrige
TDD
realistisch sind, ergäben sich für
die hohe
TDD
damit Verluste von ca.
155cm−1
. Dies führt in der Simulation dazu, dass
der QQW vor dem DQW vor dem SQW die geringste Schwelle hat. Der experimentelle
Befund, nach dem auf H01 nur die QQW-Struktur Lasing zeigt, deutet darauf hin, dass die
Berechnungen von Liau et al. zumindest qualitativ zutreffen und die erhöhten optischen
Verlusten bei den untersuchten Proben zu einer deutlichen Erhöhung der Laserschwellen
führen. Die Ergebnisse stimmen außerdem mit numerischen Berechnungen von Yeo et
al. überein, nach denen bei erhöhten optischen Verlusten eine größere Anzahl dünnerer
Quantenfilme zu geringeren Schwellen führt [218].
4.4. Fazit
In diesem Kapitel wurde der Einfluss des Substratfehlschnitts der
ELO
-AlN/Saphir-
Templates und des Heterostrukturdesigns auf die Lasereigenschaften untersucht. An einem
ersten Satz von Laserproben auf
ELO
-Templates mit variierenden Fehlschnittrichtungen
wurde der Einfluss der Oberflächenmorphologie auf die Homogenität der Quantenfilm-
emission deutlich, da es an Makrostufen zur Anreicherung von Gallium und damit zu
einer Rotverschiebung der Emissionswellenlänge kommt. Unter optischer Anregung wurde
Laseremission bei einer Wellenlänge von
237nm
demonstriert. Die mit
>10MW/cm2
sehr
hohen Schwellen wurden teilweise auf die große Dicke der AlN-Cap-Schicht zurückgeführt,
die zu einer Ladungsträgergeneration fernab der Quantenfilme führt, sodass diese zum Teil
rekombinieren bevor sie in die QWs diffundieren können.
An diese Ergebnisse anknüpfend wurde bei der zweiten Probenserie die Capdicke von
75nm
auf
20nm
reduziert und es ergaben sich deutlich geringere Laserschwellen im Be-
reich von 1 bis
2MW/cm2
. Heterostrukturen mit variierender Quantenfilmdicke/-anzahl
und variierender Dotierung wurden auf
ELO
-Templates mit Fehlschnittwinkeln von ent-
weder
0.1°
oder
0.2°
in Saphir-m-Richtung gewachsen. Für einen Fehlschnitt von
0.2°
bilden sich
>15nm
hohe Stufen an den Koaleszenzlinien der ELO-Streifen, an denen es
zu der bereits zuvor beobachteten Galliumakkumulation kommt. Gleichzeitig sind die
Versetzungen an der Koaleszenzgrenze an die Makrostufe gepinnt, sodass sie mit dieser
diagonal durch die Heteroschichten verlaufen, andere Durchstoßversetzungen schneiden
und so die Versetzungsdichte insgesamt reduzieren. Auf dem
0.1°
verkippten Templates
bilden sich keine Makrostufen, sondern nur leichte Höhenundulationen, sodass sich eine
homogenere Quantenfilmemission ergibt. Die Versetzungen an den Koaleszenzgrenzen pro-
pagieren vertikal und es kommt zu keiner weiteren Versetzungsdichtereduktion. Während
eine erhöhte Quantenfilmhomogenität sich typischerweise positiv auf die Laserschwelle
auswirkt, wirken Versetzungen als Zentren nichtstrahlender Rekombination und optische
Streuzentren negativ. Aufgrund dieser gegensätzlichen Effekte zeigte die Hälfte der Proben
geringere Laserschwellen auf dem
0.1°
verkippten Template, während die andere Hälfte auf
dem
0.2°
verkippten Template geringere Schwellen aufwies. Letztendlich hängt es daher
von der exakten Ausprägung der Templateeigenschaften und der Heterostruktur ab, ob
83
Kapitel 4. Auswirkungen von Morphologie und Design auf die Lasereigenschaften
Makrostufen zu einer Verringerung oder Erhöhung der Schwelle führen. Da außerdem
die Herstellerangaben zum Fehlschnitt in der Regel nicht ausreichend genau sind, um
den gewünschten Wachstumsmodus zu garantieren, scheint die Abkehr von strukturierten
ELO
-Templates und der Wechsel hin zu unstrukturierten Templates mit entsprechend
geringen Versetzungsdichten oder zu einkristallinen AlN-Substraten ratsam.
Im letzten Abschnitt wurde der Einfluss von Quantenfilmanzahl (1–4) und -dicke (1.5–
6nm
)
auf die Laserschwelle untersucht, wobei durch entgegengesetzte Variation beider Parameter
das Gewinnvolumen konstant gehalten wurde. Durch Wachstum auf
ELO
-Templates mit
variierender Versetzungsdichte konnte zusätzlich der Einfluss der Verluste auf das opti-
male Design der aktiven Zone analysiert werden. Die Ergebnisse zeigen, dass für geringe
optische Verluste ein Einzel- oder Doppelquantenfilm aufgrund der verringerten Anzahl
von Heterogrenzflächen vorteilhaft für geringe Laserschwellen ist, da die nichtstrahlende
Rekombination an den Grenzflächen einen signifikante Verlustmechanismus ausmacht. Der
Quantum Confined Stark Effect hingegen zeigt zwar bei geringen Anregungsleistungen
einen deutlichen Einfluss auf die strahlende Rekombination, ist aber für die Laserschwellen
der hier untersuchten Proben nicht entscheidend, da die Polarisationsfelder bei den für
Lasing notwendigen Ladungsträgerdichten abgeschirmt werden. Außerdem deuten die
Resultate darauf hin, dass hohe Versetzungsdichten nicht nur aufgrund der erhöhten
SRH
-Rekombination nachteilig sind, sondern auch zu einer Erhöhung der optischen Streu-
verluste im Resonator führen können. Auf den Templates mit höheren Verlusten wies
der Vierfachquantenfilm aufgrund der größeren erreichbaren Verstärkung eine niedrigere
Laserschwelle auf.
84
Kapitel 5.
Einfluss von Siliziumdotierung auf
Quanteneffizienz und Laserschwelle
In Abschnitt 3.3 wurde gezeigt, dass die Dotierung mit Silizium einen positiven Einfluss
auf die Photolumineszenzeigenschaften von AlGaN-Schichten haben kann. Es konnte
jedoch nicht abschließend geklärt werden, welcher physikalische Effekt den beobachteten
Resultaten zugrunde liegt. Im folgenden Kapitel soll daher zum einen untersucht werden,
ob die Siliziumdotierung auch zu einer Verringerung der Schwelle von optisch gepumpten
Lasern führen kann. Zum anderen soll versucht werden zu klären, welche physikalischen
Effekte für die beobachteten Änderungen verantwortlich sind. Um diese Fragestellungen
beantworten zu können, wurde in insgesamt 13 Laserstrukturen die Siliziumkonzentration
zwischen
6×1016 cm−3
und
1×1019 cm−3
variiert, wobei entweder nur die Quantenfilme,
nur die Quantenbarrieren oder die gesamte Heterostruktur dotiert wurden (Abb. 5.1). Die
Dotierung unterschiedlicher Schichten sollte Rückschlüsse auf die wirksamen physikalischen
Effekte zulassen, da z.B. eine durch das Silizium verursachte verstärkte Ladungsträgerloka-
lisation oder donatorgebundene Exzitonen nicht wirksam werden, wenn nur die Barrieren
dotiert sind, während beispielsweise eine Erhöhung der Dichte freier Ladungsträger in den
Quantenfilmen auch bei Dotierung der Barrieren stattfindet.
Aufgrund der Ergebnisse in Kapitel 4 wurde die Heterostruktur mit einem Doppelquanten-
film und einer
20nm
dünnen AlN-Cap-Schicht gewachsen. Die Wachstumsbedingungen
wurden gemäß den Erkenntnissen aus Kapitel 3.2 geändert, um eine möglichst
niedrige
8 nm
65 nm 20 nm
ELO AlN
AlN
5 µm
Quantenfilme dotiert Barrieren dotiert alles dotiert
100 nm AlN
ELO AlN
2 x 3.5 nm Al0.68Ga0.32N QWs
25 nm Al0.8Ga0.2N WG
Abbildung 5.1.:
Schichtstruktur und Dotierprofile der Laserheterostrukturen. Die schraffierten Bereiche zeigen
an, welche Schichten mit Silizium dotiert wurden.
85
Kapitel 5. Einfluss von Siliziumdotierung auf Quanteneffizienz und Laserschwelle
Tabelle 5.1.:
Übersicht über die für die einzelnen Heterostrukturen verwendeten Templatewafer A-G (gleicher
Buchstabe = gleiches Template). Die Templates wurden so verteilt, dass (a) der Einfluss der Dotierkonzentration
in einer Schicht verglichen werden kann und (b) identische Dotierkonzentrationen in unterschiedlichen Schichten.
(a)
dotierte Siliziumkonzentration (cm−3)
Schichten 6×1016 1×1017 5×1017 1×1018 1×1019
Quantenfilme A A A D
Barrieren B B B B
alles C C C C G
(b)
dotierte Siliziumkonzentration (cm−3)
Schichten 6×1016 1×1017 5×1017 1×1018 1×1019
Quantenfilme D E F G
Barrieren D E F G
alles F D E F G
Siliziumhintergrunddotierung
von
6×1016 cm−3
zu erreichen. Um den Einfluss von Varia-
tionen der Templatewafereigenschaften besser einschätzen zu können, wurde jede Hete-
rostruktur auf 2 Viertelwafern gewachsen. Der Vergleich der identischen Heterostrukturen
auf unterschiedlichen Templates ermöglicht eine Abschätzung des Einflusses des Template-
wafers, während das Wachstum unterschiedlicher Heterostrukturen auf Vierteln desselben
Templates dessen Einfluss eliminiert. Die Viertelwafer wurden daher so eingesetzt, dass
einmal der Einfluss unterschiedlicher Dotierkonzentrationen in derselben Schicht verglichen
werden kann und einmal der Unterschied zwischen identischen Dotierkonzentrationen in
verschiedenen Schichten (vgl. Tab. 5.1).
Die Laserschwellen aller Proben wurden unter optischer Anregung mit einem
193nm
ArF-Excimerlaser ermittelt. Außerdem wurden in temperaturabhängigen Photolumines-
zenzmessungen die interne Quanteneffizienz und die spektrale Linienbreite bestimmt. Einige
Proben wurden im Rasterelektronenmikroskop mittels Kathodolumineszenz untersucht.
5.1. Einfluss der Dotierhöhe
Zunächst soll der Einfluss der Dotierhöhe auf die Lasereigenschaften untersucht werden.
Dazu werden die Dotierung der Quantenfilme, Barrieren und der gesamten Heterostruktur
separat voneinander betrachtet. Es werden nur die Proben analysiert, die mit der in Tabelle
5.1(a) dargestellten Templateverteilung gewachsen wurden.
5.1.1. Quantenfilmdotierung
Abbildung 5.2 zeigt den Einfluss der Si-Dotierkonzentration auf die Laserschwelle, die
interne Quanteneffizienz und die spektrale Linienbreite für die Proben, bei denen nur die
Quantenfilme dotiert wurden.
86
5.1. Einfluss der Dotierhöhe
1E17 1E18 1E19
500
1000
1500
2000
2500
3000
3500
4000
Pthr
IQE300K
FWHM10K
Pthr (kW/cm²)
Si-Konz. (cm-3)
=75 meV
=1.3%
=1370 kW/cm²
0
1
2
PL-IQE (%)
0
50
100
150
200
PL-FWHM (meV)
Abbildung 5.2.:
Laserschwelle unter optischer Anregung, PL-IQE und spektrale Halbwertsbreite bei
10 K
aufgetragen über der Siliziumkonzentration in den Quantenfilmen für die Proben, bei denen nur die Quantenfilme
dotiert sind. Die Datenpunkte bei einer Si-Konzentration von 6
×
10
16 cm−3
stellen zum Vergleich die Ergebnisse
für eine nominell undotierte Heterostruktur dar. (PL-Messungen durchgeführt von Dr. Carsten Netzel.)
Es zeigt sich gegenüber der undotierten Heterostruktur eine leichte Verringerung der
Laserschwelle, wobei diese bis zu einer Siliziumkonzentration von
1×1018 cm−3
kaum vari-
iert, sich jedoch für
1×1019 cm−3
mehr als verdoppelt. Obwohl die Änderungen zwischen
1×1017 cm−3
und
1×1018 cm−3
im Rahmen der statistischen Schwankung der Messer-
gebnisse insignifikant sind, verhalten sich diese indirekt proportional zur IQE, d.h. eine
Erhöhung der IQE korreliert mit einer Verringerung der Schwelle (während die Linienbreite
quasi konstant bleibt). Der positive Zusammenhang zwischen IQE und Laserschwelle
ist in der Literatur vielfach beschrieben worden [
219
–
221
]. Die hier beobachtete Korre-
lation deutet daher darauf hin, dass die Variation der Laserschwellen real ist und die
geringste Schwelle für eine Siliziumkonzentration von
5×1017 cm−3
in den Quantenfilmen
erreicht wird. Dies passt sehr gut zu den Photolumineszenz-Ergebnissen aus Abschnitt
3.3, aber auch zu Resultaten von Chichibu et al. [
154
,
180
], die sowohl eine Verringerung
der Gruppe-III-Vakanzen und eine damit einhergehende Erhöhung der IQE als auch eine
verbesserte laterale Quantenfilmhomogenität für Siliziumkonzentrationen im Bereich von
ca.
3×1017 cm−3
zeigen. Kathodolumineszenz-Mappings der hier untersuchten Proben
zeigen ebenfalls eine leichte Abnahme der Wellenlängenvariation für Si-Konzentrationen
bis
1×1018 cm−3
(Abb. 5.3). Die Unterschiede sind allerdings gering und könnten auch
zufälliger Natur sein.
Für eine Dotierkonzentration von
1×1019 cm−3
steigen sowohl die Schwelle als auch die
IQE an. Dieses Verhalten lässt sich erst unter Berücksichtigung der spektralen Linienbreite
der PL verstehen, welche für
1×1019 cm−3
ebenso wie die Wellenlängenverschiebung in der
CL stark ansteigt, da die zunehmende Dichte von Siliziumatomen die Bandstruktur lokal
verzerrt und so die Inhomogenität der Bandlücke in den Quantenfilmen erhöht. Dies führt
einerseits zu einer größeren
FWHM
in der PL und anderseits zu einer verstärkten Lokali-
sation der Ladungsträger, sodass diese nicht zu nichtstrahlenden Rekombinationszentren
87
Kapitel 5. Einfluss von Siliziumdotierung auf Quanteneffizienz und Laserschwelle
245.2
242.4
nm
244.6
242.4
nm
247.7
245.1
nm
244.7
241.0
nm
Si=1×1017 cm-3 Si=5×1017 cm-3
Si=1×1018 cm-3 Si=1×1019 cm-3
Abbildung 5.3.:
Kathodolumineszenz-Mappings der Emissionswellenlängen der Heterostrukturen mit dotierten
Quantenfilmen, aufgenommen bei
80 K
in einem 5
×
2.5
µm2
großen Bereich. Die Wellenlängenvariation
beträgt
2.8 nm
(
1×1017 cm−3
),
2.6 nm
(
5×1017 cm−3
),
2.2 nm
(
1×1018 cm−3
) und
3.7 nm
(
1×1019 cm−3
).
(Messungen durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
diffundieren können. Dadurch ergibt sich zwar eine erhöhte IQE [
222
,
223
], die Inhomoge-
nität der Quantenfilme wirkt sich allerdings in der Regel negativ auf die Laserschwelle aus
[203, 204, 224, 225].
5.1.2. Barrierendotierung
Werden ausschließlich die Barrieren dotiert, so ergibt sich gegenüber der nominell undo-
tierten Struktur zunächst eine leichte Verringerung der Laserschwelle, die dann jedoch
mit zunehmender Siliziumkonzentration ansteigt (Abb. 5.4). Im Gegensatz zur Quanten-
filmdotierung ist hier also höchstens für die geringste Dotierung eine Verringerung der
Laserschwelle durch das Silizium zu erkennen, wobei selbst dieser Effekt gegenüber der
Messunsicherheit sehr gering ist. Dies passt zu der im vorigen Abschnitt aufgestellten
These, dass die Verringerung der
VIII
sowie eventuell eine Homogenisierung der Quanten-
filmzusammensetzung für die beobachtete Schwellenverringerung bei Dotierung der
QW
s
verantwortlich sind, da beide Effekte hier in den Barrieren auftreten würden und damit
kaum Einfluss auf die Rekombination in den Quantenfilmen haben. In Übereinstimmung
damit variiert die Peakwellenlänge in den CL-Mappings nur wenig und ohne eindeutigen
Trend (Abb. 5.5). Der verringerte Einfluss der Dotierung zeigt sich auch darin, dass die La-
serschwelle für eine Si-Konzentration von
1×1019 cm−3
im Gegensatz zu den Ergebnissen
bei der
QW
-Dotierung kaum ansteigt. Allerdings ist die IQE mit mehr als
12%
gegen-
über
0.8%
bei einer Si-Konzentration von
1×1018 cm−3
deutlich erhöht. Eine mögliche
Erklärung dafür ist die durch die Dotierung erhöhte Konzentration freier Ladungsträger
im Quantenfilm, die zu einer höheren strahlenden Rekombinationsrate führen sollte (vgl.
Abschnitt 3.3, [
179
, S. 207f]). Abbildung 5.6 zeigt, dass die theoretischen Berechnungen
für diesen Effekt gut mit der experimentellen
IQE
-Entwicklung übereinstimmen. Außer-
dem wird deutlich, dass wie auch im Experiment beobachtet keine Auswirkungen dieses
88
5.1. Einfluss der Dotierhöhe
1E17 1E18 1E19
1000
1500
2000
2500
3000
Pthr (kW/cm²)
Si-Konz. (cm-3)
0
10
20
PL-IQE (%)
=56 meV
=11%
=320 kW/cm²
0
50
100
150
Pthr
IQE300K
FWHM10K
PL-FWHM (meV)
Abbildung 5.4.:
Laserschwelle unter optischer Anregung, PL-IQE und spektrale Halbwertsbreite bei
10 K
aufgetragen über der Siliziumkonzentration in den Quantenbarrieren für die Proben, bei denen nur die Barrieren
dotiert sind. Die Datenpunkte bei einer Si-Konzentration von
6×1016 cm−3
stellen zum Vergleich die Ergebnisse
für eine nominell undotierte Heterostruktur dar. (PL-Messungen durchgeführt von Dr. Carsten Netzel.)
244.2
241.9
nm
244.8
242.4
nm
244.9
242.0
nm
241.9
239.0
nm
Si=1×1017 cm-3 Si=5×1017 cm-3
Si=1×1018 cm-3 Si=1×1019 cm-3
Abbildung 5.5.:
Kathodolumineszenz-Mappings der Emissionswellenlängen der Heterostrukturen mit dotierten
Barrieren, aufgenommen bei
80 K
in einem 5
×
2.5
µm2
großen Bereich. Die Wellenlängenvariation beträgt
2.3 nm
(
1×1017 cm−3
),
2.9 nm
(
5×1017 cm−3
),
2.5 nm
(
1×1018 cm−3
) und
2.9 nm
(
1×1019 cm−3
). (Messungen
durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
Effekts auf die Laserschwelle zu erwarten sind, da die durch optische Anregung injizierte
Ladungsträgerdichte wesentlich höher ist als die durch die Siliziumdotierung erzeugte.
Als Ursache für die mit der Siliziumkonzentration in den Barrieren leicht ansteigende
Laserschwelle kommt die ebenfalls ansteigende spektrale Linienbreite in Frage. Eine
derartige Verbreiterung wurde bereits mehrfach für Si-dotierte AlGaN- und GaN-Schichten
berichtet und entweder mit Si-induzierten Fluktuationen der Bandpotentiale [
226
,
227
]
oder mit einer durch das Silizium verursachten erhöhten Rauigkeit und Inhomogenität
89
Kapitel 5. Einfluss von Siliziumdotierung auf Quanteneffizienz und Laserschwelle
1E17 1E18 1E19
0
5
10
80
85
90
95
100
exp. PL-IQE (Barrieren dot.)
Fit nach Basu 2003
Popt=70 W/cm²
ebd. für Popt=1 MW/cm²
PL-IQE (%)
Si-Konz. (cm-3)
Abbildung 5.6.:
Vergleich der experimentell ermittelten PL-IQE mit der theoretischen Abhängigkeit der IQE
von der Konzentration freier Ladungsträger nach Basu et al. [
179
, S. 207f] (vgl. Abschnitt 3.3,
τnr
= 250
ps
,
B
=2
×
10
−10 cm3s−1
,
p0
=0
cm−3
). Die rote Kurve wurde für die tatsächliche Anregungsleistung bei der PL
berechnet (Ladungsträgerkonz.
δn
in QWs 10
16 cm−3
), die blaue Kurve zeigt den Fall unter Anregung nahe
der Laserschwelle (δn=1020 cm−3). Zur Abschätzung der Ladungsträgerdichte siehe Anhang S. 107.
der Zusammensetzung erklärt [
228
,
229
]. Auch wenn bei den hier untersuchten Proben
die emittierenden Quantenfilme undotiert sind, können die genannten Effekte dennoch
das Emissionsspektrum beeinflussen. Potentialfluktuationen in der Nähe der Grenzflächen
verschieben die Energieniveaus in den Quantenfilmen, erhöhte Rauigkeiten setzen sich in
die Quantenfilme fort. Auch wenn dies zunächst im Widerspruch zu den Ergebnissen für
die Quantenfilmdotierung zu stehen scheint, ist es durchaus möglich, dass sich aufgrund
der größeren Dicke der dotierten Schicht hier andere Effekte ergeben. Beispielsweise ist
eine Siliziumakkumulation an der Kristalloberfläche während des Wachstums denkbar,
die ab einer bestimmten Bedeckung zu Aufrauung führt. Neben der Beeinflussung der
Materialqualität könnte auch Band Filling an der Verbreiterung des Spektrums beteiligt
sein, wenn die Dotierelektronen in die Quantenfilme relaxieren. Auch in diesem Fall ergäbe
sich ein stärkerer Effekt als bei Quantenfilmdotierung, da mehr Dotierelektronen vorhanden
sind. Allerdings sollte bei Band Filling in Quantenfilmen die spektrale Verbreiterung direkt
proportional zur Ladungsträgerdichte sein [
230
], was hier nicht der Fall ist. Der Effekt
kann also keine alleinige Erklärung für die beobachtete Erhöhung der Linienbreite liefern.
5.1.3. Dotierung aller Schichten
Die Serie der Proben, in denen die gesamte Heterostruktur dotiert wurde, weist drei Be-
sonderheiten auf. Erstens gibt es hier einen Datenpunkt für eine Siliziumkonzentration von
6×1016 cm−3
, was der Hintergrunddotierung entspricht. Zweitens gibt es in
Abbildung 5.7
keine Ergebnisse für eine Dotierung von
1×1019 cm−3
, da die Probe kein Lasing zeigte
und die PL-Spektren soweit blauverschoben waren, dass sie aufgrund des verwendeten
90
5.1. Einfluss der Dotierhöhe
1E17 1E18 1E19
1000
1500
2000
2500
3000
Pthr (kW/cm²)
Si-Konz. (cm-3)
0
1
2
PL-IQE (%)
70
80
90
100
110
120
130
Pthr
IQE300K
FWHM10K
=0.9%
=180 kW/cm²
PL-FWHM (meV)
=17 meV
Abbildung 5.7.:
Laserschwelle unter optischer Anregung, PL-IQE und spektrale Halbwertsbreite bei
10 K
aufgetragen über der Siliziumkonzentration für die Proben, bei denen die gesamte Heterostruktur dotiert ist.
(PL-Messungen durchgeführt von Dr. Carsten Netzel.)
Kantenfilters bei
229nm
nicht auswertbar waren. Drittens ist die Variation von Schwelle,
IQE und FWHM verglichen mit den vorher untersuchten Proben sehr gering.
Der leichte Abfall der Laserschwellen mit steigender Dotierkonzentration korreliert wie
schon bei der Quantenfilmdotierung mit einer Zunahme der IQE, sodass auch hier von
einer Verringerung der V
III
als Ursache ausgegangen werden kann. Die Abnahme der
Schwelle selbst für eine Siliziumkonzentration von
1×1018 cm−3
kann mit diesem Effekt
basierend auf den Ergebnissen von Chichibu et al. [
154
] allerdings nicht erklärt werden, da
diese für Si
>4×1017 cm−3
eine Zunahme der V
III
und eine Abnahme der CL-IQE zeigen.
Es ist daher möglich, dass die hier beobachtete, innerhalb der Fehlerbalken insignifikante,
Schwellenabnahme Messungenauigkeiten geschuldet und nicht real ist. Die Erhöhung der
IQE wiederum kann durch die erhöhte Dichte freier Ladungsträger erklärt werden, welche
sich nicht auf die Laserschwelle auswirkt (vgl. Abb. 5.6). Der Anstieg der spektralen
Linienbreite ist mit
17meV
sehr gering und wird vermutlich durch Band Filling, mit der
Dotierkonzentration ansteigende Potentialfluktuationen oder eine Kombination aus diesen
Effekten verursacht. Band Filling erscheint hier als Ursache im Gegensatz zur Barrie-
rendotierung etwas wahrscheinlicher, da zum einen die verfügbare Ladungsträgermenge
noch einmal erhöht ist und zum anderen die beobachtete Abhängigkeit eher mit dem
theoretisch erwarteten linearen Trend übereinstimmt. In den CL-Mappings in Abbildung
5.8 zeigt sich nur für die mit
1×1018 cm−3
dotierte Probe eine leicht erhöhte Variation
der Peakwellenlänge. Auffallend ist allerdings die starke Blauverschiebung der Wellenlänge
für eine Siliziumkonzentration von
1×1019 cm−3
. Das für
1×1019 cm−3
ebenfalls darge-
stellte Sekundärelektronenbild zeigt außerdem eine hohe Dichte von Löchern/Pits auf der
Oberfläche, die bei den anderen Proben nicht auftraten. Während für die Bildung von Pits
im Allgemeinen verschiedenste Ursachen möglich sind [
187
,
231
–
233
], ist in diesem Fall
91
Kapitel 5. Einfluss von Siliziumdotierung auf Quanteneffizienz und Laserschwelle
245.3
242.6
nm
244.6
242.0
nm
245.4
242.7
nm
245.9
242.8
nm
Si=6×1016 cm-3 Si=1×1017 cm-3
Si=5×1017 cm-3 Si=1×1018 cm-3
Si=1×1019 cm-3 234.1
231.8
nm
Si=1×1019 cm-3, SE
Abbildung 5.8.:
Kathodolumineszenz-Mappings der Emissionswellenlängen der vollständig dotierten Hete-
rostrukturen, aufgenommen bei
80 K
in einem 5
×
2.5
µm2
großen Bereich. Die Wellenlängenvariation beträgt
2.7 nm
(
6×1016 cm−3
),
2.7 nm
(
1×1017 cm−3
),
2.6 nm
(
5×1017 cm−3
),
3.1 nm
(
1×1018 cm−3
) und
2.3 nm
(
1×1019 cm−3
). Für die höchste Dotierkonzentration ist außerdem eine Sekundärelektronenaufnahme abgebildet.
(Messungen durchgeführt von Dr. Ute Zeimer.)
die Ausbildung an Durchstoßversetzungen unter Stabilisierung der (10
¯
1
1)-Flächen durch
Si-Segregation auf diesen am wahrscheinlichsten [155, 188, 234, 235].
Um die Ursache der Blauverschiebung sowie der nicht erreichbaren Lasertätigkeit zu klären,
wurden
STEM
-Aufnahmen der mit Si-Konzentrationen von
1×1017 cm−3
,
1×1018 cm−3
und
1×1019 cm−3
dotierten Heterostrukturen angefertigt. Ausschnitte, die die aktive Zone
zeigen, sind in Abbildung 5.9(a–c) dargestellt. Für Dotierkonzentrationen von
1×1017 cm−3
und
1×1018 cm−3
sind wohldefinierte Quantenfilme mit einer Dicke von
3.5nm
, abrupten
Grenzflächen und einem deutlichen Materialkontrast erkennbar. Für die höchste Dotie-
rung von
1×1019 cm−3
hingegen sind die Quantenfilme kaum erkennbar, ihr mittlerer
Galliumgehalt ist deutlich geringer und die Grenzflächen sind nicht klar definiert. Es ist
bekannt, dass ein dünner Siliziumfilm auf der AlGaN-Oberfläche während des Wachstums
als Antisurfactant wirkt, dreidimensionales Wachstum begünstigt und daher z.B. für das
Wachstum von Quantenpunkten genutzt werden kann [
236
–
239
]. Derselbe Effekt tritt mit
hoher Wahrscheinlichkeit hier auf. Während des Wachstums sammelt sich an der Kristallo-
berfläche Silizium an, welches die Diffusionslänge der Galliumadatome vergrößert, dadurch
ihre Desorptionswahrscheinlichkeit erhöht und so zu einem verringerten und verzögerten
Galliumeinbau führt. Abbildung 5.9(d–f) zeigt auch, dass die hohe Siliziumdotierung zu
einem Abknicken von Versetzungen führt, was nach Forghani et al. mit dem verstärkten
92
5.2. Dotierung verschiedener Schichten
10 nm
10 nm
10 nm
Si=1×1017 cm-3
Si=1×1018 cm-3
Si=1×1019 cm-3
3.5 nm
3.5 nm
AlN
AlN:Si
AlN
AlN:Si
100 nm
AlN
AlN:Si
100 nm
100 nm
~7 nm
(a)
(b)
(c)
(d)
(e)
(f)
Abbildung 5.9.: (a–c) HAADF
-
STEM
-Aufnahmen der Quantenfilme der vollständig dotierten Heterostrukturen
mit Si-Konzentrationen von
1×1017 cm−3
,
1×1018 cm−3
und
1×1019 cm−3
, aufgenommen bei Raumtempe-
ratur. Für die höchste Dotierung ist die Lage der Quantenfilme angedeutet.
(d–f) ADF
-
STEM
-Aufnahmen der
gesamten Heterostruktur, die den Verlauf der Durchstoßversetzungen zeigen. (Messungen durchgeführt von Dr.
Anna Mogilatenko.)
Einbau der Si-Atome auf der kompressiven Seite der Verspannungsdipole um diese Verset-
zungen erklärt werden kann [
240
]. Die kompressive Verspannung wird dadurch teilweise
kompensiert, sodass ein tensiler Verspannungsanteil übrig bleibt. Während das Abknicken
von Versetzungen theoretisch die Wahrscheinlichkeit für deren Annihilation erhöht, ist
die Versetzungsdichte in den hier untersuchten Proben zu gering, sodass dieser potentiell
positive Effekt keine signifikanten Auswirkungen hat. Die Aufrauung und Inhomogenität
der Quantenfilme sowie die hohe Dichte von Pits, welche als nichtstrahlende Rekombi-
nationszentren für Ladungsträger sowie als optische Streuzentren dienen können, zeigen
deutlich, dass eine hohe Siliziumdotierung
>1×1018 cm−3
der gesamten Heterostruktur
sich nachteilig sowohl auf die Materialqualität als auch auf die optischen Eigenschaften
auswirkt.
5.2. Dotierung verschiedener Schichten
Nachdem der Einfluss variierender Siliziumkonzentrationen in den einzelnen Schichten
verglichen wurde, soll nun anhand der zweiten Hälfte des Probensatzes (Tab. 5.1(b)) für
jede Dotierung der Einfluss in den verschiedenen Schichten verglichen werden. Für diesen
Vergleich sind die bisher gezeigten Ergebnisse weniger geeignet, da die unterschiedlichen
Templatewafer die Eigenschaften der Heterostruktur beeinflussen könnten, auch wenn sie
nominell identisch sein sollten. Für die im Folgenden betrachteten Proben wurden die
Viertelwafer eines Templates daher immer so verteilt, dass jeweils die drei Heterostrukturen
mit identischem Dotierlevel in Quantenfilmen, Barrieren oder allen Schichten auf drei
93
Kapitel 5. Einfluss von Siliziumdotierung auf Quanteneffizienz und Laserschwelle
Vierteln desselben Templatewafers gewachsen wurden. Die Laserschwellen, internen Quan-
QW QB alle
0.1
1
10
100 Si-Konzentration (cm-3):
1x1017 1x1018
5x1017 1x1019
PL-IQE (%)
dotierte Schichten
undot.
QW QB alle
90
100
110
150
160
170
180
190
200
210
PL-FWHM (meV)
dotierte Schichten
undot.
QW QB alle
500
1000
1500
2000
2500
Pthr (kW/cm²)
dotierte Schichten
undot.
(a) (b)
(c)
Abbildung 5.10.: (a)
Laserschwelle unter optischer Anregung,
(b)
PL-IQE und
(c)
spektrale Halbwertsbreite
bei
10 K
für verschiedene Siliziumkonzentrationen aufgetragen über der dotierten Schichten, d.h. es wurden
entweder nur die Quantenfilme, nur die Quantenbarrieren oder alle Schichten der Heterostruktur dotiert. Die
Si-Konzentration in der nominell undotierten Probe beträgt ca.
6×1016 cm−3
. Die Legende in
(b)
gilt für alle
Plots. (PL-Messungen durchgeführt von Dr. Carsten Netzel.)
teneffizienzen und spektralen Linienbreiten für die verschiedenen Dotierkonzentrationen
sind in Abbildungen 5.10 in Abhängigkeit vom Dotierprofil dargestellt. Die Proben mit
einer Dotierkonzentration von
1×1017 cm−3
wurden unbeabsichtigt auf einem Template
mit starkem Step Bunching gewachsen, was die deutlich erhöhten Schwellen und Halb-
wertsbreiten sowie die verringerte IQE erklärt. Die Absolutwerte der einzelnen Kurven
sollten daher nicht mit einander verglichen werden.
Die Ergebnisse zeigen, dass für Siliziumkonzentrationen von
1×1017 cm−3
und
5×1017 cm−3
sowohl die niedrigste Schwelle als auch die höchste IQE und die geringste
Linienbreite bei Dotierung der Quantenfilme erreicht wird, während eine Dotierung der
Barrieren oder auch eine Dotierung aller Schichten zu höheren Schwellen und niedrigeren
IQEs führt. Daraus ergeben zwei mögliche Schlussfolgerungen:
94
5.2. Dotierung verschiedener Schichten
•
Entweder das Silizium hat einen positiven Effekt und senkt die Laserschwelle ab.
Dann ist dieser Effekt bei Dotierung der Quantenfilme offenbar am stärksten, hängt
also nicht von der Dichte freier Ladungsträger, sondern von der Dichte der Dotiera-
tome ab, da freie Ladungsträger auch bei Barrierendotierung in die Quantenfilme
diffundieren. Als wahrscheinlichster Effekt erscheint damit wie bereits in Abschnitt
5.1.1 beschrieben die Verringerung der Gruppe-III-Vakanzen [154, 180].
•
Oder das Silizium wirkt sich negativ auf die Laserschwelle aus und erhöht diese.
Dann deutet die Tatsache, dass der Effekt bei Dotierung der Barrieren größer ist
als bei Dotierung der Quantenfilme darauf hin, dass der Einfluss mit zunehmender
Dicke der dotierten Schicht bzw. mit zunehmender abgeschiedener Siliziummenge zu-
nimmt. Eine Möglichkeit hierfür wäre die Aufrauung der Oberfläche beim Wachstum
[
227
,
228
], wobei die damit einhergehende Grenzflächenrauigkeit zu einer erhöhten
Inhomogenität der Quantenfilmdicke führt. Alternativ kann die erhöhte Menge freier
Elektronen zu einer stärkeren Abschirmung des QCSE und damit zu einem größeren
Überlapp der Ladungsträgerwellenfunktionen in den Quantenfilmen führen, sodass
die sich daraus ergebende Erhöhung der strahlenden Rekombinationsrate die für
Inversion notwendige Anregungsleistung erhöht (vgl. Abschnitt 4.3).
Der Vergleich der Laserschwellen bei einer Dotierung von
1×1017 cm−3
und
5×1017 cm−3
mit denen einer undotierten Heterostruktur (vgl. Abb. 5.2, 5.4, 5.7, 5.10)
1
deutet darauf
hin, dass das Silizium eher einen positiven Einfluss auf die Schwelle hat, diese also absenkt.
Die Verringerung der V
III
kann daher mit hoher Wahrscheinlichkeit als wichtigster Effekt
für Siliziumkonzentrationen bis 5 ×1017 cm−3identifiziert werden.
Die im Vergleich zur Barrierendotierung leicht erhöhten Schwellen bei Dotierung aller
Schichten (obwohl hier auch die QWs dotiert sind) zeigen allerdings, dass auch ein gewisser
negativer Einfluss vorhanden sein muss. Eine Erhöhung der Inhomogenitäten als potentielle
Ursache war auf den CL-Maps nicht erkennbar (Abb. 5.3, 5.5, 5.8), d.h. falls dieser Effekt
vorhanden ist, muss er sich auf Längenskalen von <
100nm
abspielen. Berechnungen der
Ladungsträgerwellenfunktionen in den Quantenfilmen mit Silvaco Atlas zeigen allerdings für
alle Dotierkonzentrationen einen Anstieg des Wellenfunktionsüberlapps durch Abschirmung
des QCSE bei Dotierung der Barrieren bzw. der gesamten Heterostruktur (Abb. 5.11). Dies
könnte zu einer leichten Erhöhung der Laserschwellen beitragen, da die mit zunehmendem
Wellenfunktionsüberlapp ansteigende spontane Emission ein Verlustmechanismus für das
Lasing ist.
Für Dotierkonzentrationen ab
1×1018 cm−3
ist genau das Gegenteil zum eben beschrie-
benen Verhalten zu beobachten, d.h. sowohl die Proben, in denen nur die QWs dotiert
sind als auch die, in denen alle Schichten dotiert sind, zeigen eine höhere Schwelle und
eine geringere IQE als die Proben mit ausschließlich dotierten Barrieren. Gleichzeitig sind
zumindest für
1×1018 cm−3
die Schwellen und Linienbreiten, aber auch die IQEs aller
Proben geringer als bei der undotierten Heterostruktur (Abb. 5.10). In Übereinstimmung
mit den Ergebnissen von Chichibu et al. kann davon ausgegangen werden, dass oberhalb
einer Siliziumkonzentration von
5×1017 cm−3
die Dichte von Gruppe-III-Vakanzen wieder
1
Aufgrund des Step Bunchings auf dem für eine Dotierung von
1×1017 cm−3
verwendeten Template
können für diese Dotierung nicht die in Abb. 5.10 dargestellten Daten verglichen werden.
95
Kapitel 5. Einfluss von Siliziumdotierung auf Quanteneffizienz und Laserschwelle
1
QW QB alle
0.30
0.35
0.40
0.45
0.50
0.55
0.60
0.65
Wellenfkt.-Überlapp
dotierte Schichten
Si-Konz. (cm-3):
1x1017
5x1017
1x1018
1x1019
Abbildung 5.11.:
Mittlerer Überlapp der Elektronen- und Lochwellenfunktion in den Quantenfilmen ohne
äußere optische Anregung, berechnet mit Silvaco Atlas.
ansteigt [
154
], sodass diese als nichtstrahlende Rekombinationszentren wirken, was sich
besonders bei Dotierung der Quantenfilme negativ auf die Laserschwelle auswirkt. Dies
erklärt, warum die Proben, in denen nur die Barrieren dotiert sind, eine geringe Schwelle
zeigen.
Als mögliche Ursache für die bei einer Siliziumkonzentration von
1×1018 cm−3
unabhän-
gig vom Dotierprofil gegenüber dem undotierten Fall geringeren Schwellen kommt eine
Homogenisierung der Materialzusammensetzung sowie eine Verbesserung der Grenzflächen-
qualität durch das Silizium in Frage [
241
–
243
]. Die größere Homogenität kann auch die
verringerte IQE erklären, da wie bereits in Abschnitt 5.1.1 argumentiert, Inhomogenitäten
die Diffusion von Ladungsträgern zu nichtstrahlenden Rekombinationszentren verhindern.
Für eine Dotierkonzentration von
1×1019 cm−3
in allen Schichten haben
STEM
-Auf-
nahmen gezeigt, dass derart hohe Si-Konzentrationen zu einer starke Aufrauung und
dadurch sehr inhomogenen Quantenfilmen mit einem deutlich verringerten Galliumgehalt
führen (Abb. 5.9). Gleichzeitig erhöht sich höchstwahrscheinlich die Dichte der Gruppe-III-
Vakanzen weiter, sodass die deutlich erhöhten Schwellen bei Quantenfilmdotierung leicht
nachvollziehbar sind. Die Aufrauung ist bei Dotierung der Barrieren noch nicht ganz so
stark ausgebildet, führt aber bereits zu einer erhöhten Schwelle. In der PL-IQE wird dies
durch die höhere Konzentration freier Ladungsträger ausgeglichen.
5.3. Fazit
In diesem Kapitel wurde der Einfluss der Siliziumdotierung auf die spontane und stimulierte
Emission in AlGaN-Lasern untersucht. Dabei wurde sowohl die Siliziumkonzentration
zwischen
1×1017 cm−3
und
1×1019 cm−3
variiert als auch das Dotierprofil, d.h. es waren
96
5.3. Fazit
entweder die Quantenfilme, die Barrieren oder die gesamte Heterostruktur dotiert. Der
Vergleich der
PL
-
IQE
, der Linienbreite der spontanen Emission und der Laserschwellen
führt zu folgenden Ergebnissen:
•
Siliziumkonzentrationen bis
1×1018 cm−3
wirken sich unabhängig davon, welche
Schichten dotiert werden, tendenziell positiv auf die Laserschwelle unter optischer
Anregung aus.
•
Bis
5×1017 cm−3
ist dabei eine Dotierung der Quantenfilme günstiger als eine Barrie-
rendotierung, während für höhere Siliziumkonzentrationen undotierte Quantenfilme
vorteilhafter sind. Dies kann mit einer Verringerung (Si
<5×1017 cm−3
) und an-
schließenden Erhöhung der als nichtstrahlende Rekombinationszentren wirkenden
Gruppe-III-Vakanzen durch die Dotierung erklärt werden.
•
Auch für eine Siliziumkonzentration von
1×1018 cm−3
sind die Laserschwellen gerin-
ger als im undotierten Fall. Die ebenfalls deutlich geringeren spektralen Linienbreiten
in der PL lassen eine Homogenisierung der Zusammensetzung und eine Verbesse-
rung der Grenzflächenqualität als Ursache vermuten. Dies steht auch im Einklang
mit der beobachteten Verringerung der IQE, die von leichten Fluktuationen der
Zusammensetzung in der Regel profitiert.
•
Eine Dotierkonzentration von
1×1019 cm−3
führt für alle Dotierprofile zu einem
deutlichen Anstieg der Schwelle oder dem Ausbleiben von Lasing. Ursache ist die
Wirkung des Siliziums als Antisurfactant, sodass es zu steigenden Inhomogenitäten,
Aufrauung und der Bildung von V-Pits kommt. Die hohe Konzentration freier
Ladungsträger ermöglicht für geringe Anregungsleistungen deutlich erhöhte interne
Quanteneffizienzen.
97
98
Zusammenfassung und Ausblick
Im Rahmen dieser Arbeit wurden der Einfluss der Wachstumsbedingungen und des
Heterostrukturdesigns auf die Eigenschaften optisch gepumpter Halbleiterlaser auf AlGaN-
Basis mit Emissionswellenlängen im tiefen UV (240–
250nm
) untersucht. Ziel war es,
anhand dieses Modellsystems allgemeingültige Erkenntnisse über limitierende Effekte und
Möglichkeiten zu deren Überwindung in AlGaN-Lasern zu gewinnen, die sich auch auf
andere Pumpkonzepte oder sogar auf völlig andere Bauelemente übertragen lassen.
Im ersten Teil der Arbeit wurde der Einfluss der Temperatur, des Drucks und des V/III-
Verhältnisses während des Wachstums von
130nm
dicke Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten auf das
MOVPE
-Wachstum selbst, die Fremdatomkonzentration im Kristall sowie die Photo-
lumineszenzeigenschaften der Schichten analysiert. Der Vergleich der experimentellen
Wachstumsraten und Materialzusammensetzungen mit Simulationsrechnungen zeigt eine
exzellente Übereinstimmung und trägt wesentlich zum Verständnis der relevanten Effekte
bei. Anhand der Simulationen zeigt sich, dass die parasitäre AlGaN-Partikelbildung in
der Gasphase zu einem deutlichen Verlust an Ausgangsstoffen führt und durch hohe
Metallorganika-Flüsse, Reaktordrücke und Temperaturen verstärkt wird, sodass die Wachs-
tumsrate teilweise auf nur
10%
der im Transportlimit möglichen Werten absinkt. Für
Gallium hemmt zusätzlich die Ätzung durch Wasserstoff die effektive Wachstumsrate.
Die Analyse der Hintergrundkonzentration von Fremdatomen zeigt für Sauerstoff
(
<4×1017 cm−3
) und Kohlenstoff (
<1×1017 cm−3
) keine Abhängigkeit von den Wachs-
tumsparametern im untersuchten Bereich. Die Siliziumkonzentration hingegen variiert
zwischen
9×1015 cm−3
und
4×1017 cm−3
und zeigt eine Arrhenius-artige Abhängig-
keit von der Wachstumstemperatur sowie eine annähernd lineare Abhängigkeit von der
Wachstumsrate. Beide Korrelationen deuten darauf hin, dass die Quelle für das Silizium
einen temperaturabhängigen, konstanten Si-Fluss erzeugt. Durch den Austausch der SiC-
beschichteten Reaktorteile gegen TaC-beschichtete und das vergleichende Wachstum von
AlGaN-Schichten in beiden Setups konnte gezeigt werden, dass das SiC die Hauptquelle für
den parasitären Siliziumeinbau ist. Diese Erkenntnis ist für das
MOVPE
-Wachstum von
Nitriden allgemein relevant, da die entsprechenden SiC-Beschichtungen in vielen Reaktoren
verwendet werden.
Photolumineszenzspektren der Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten weisen neben der Bandkantenemissi-
on bei
5.2eV
eine breite Defektlumineszenz im Bereich zwischen 1.8 und
3.7eV
auf, deren
Intensität mit der Siliziumkonzentration ansteigt und die vermutlich auf
eine
Donator-
Akzeptor-Paar-Rekombination zwischen Silizium und (V
III
-Komplex)
2-
oder V
III3-
zurückzu-
führen ist. Auch die Emission von der Bandkante zeigt einen Anstieg der Raumtemperatur-
Intensität mit der Siliziumkonzentration, der sich sprunghaft bei
einer
Konzentration von ca.
2×1017 cm−3
vollzieht. Als wahrscheinlichste Ursache hierfür erscheint die Abschirmung
des Oberflächenpotentials durch die freien Ladungsträger.
99
Zusammenfassung und Ausblick
Im zweiten Teil der Arbeit wurden zunächst die Eigenschaften der ersten unter optischer
Anregung Lasing zeigenden AlGaN-Heterostrukturen untersucht, um die Ausgangslage für
weitere Untersuchungen zu definieren. Die erreichte Emissionswellenlänge von
237nm
ist
die bisher kürzeste erreichte Laserwellenlänge für auf einem Saphirsubstrat gewachsene
AlGaN-Laser. Die Proben zeigten sehr hohe Laserschwellen von
>10MW/cm2
und einen
deutlichen Einfluss der Oberflächenmorphologie der AlN/Saphir-Templates. Hohe Stufen
auf der Templateoberfläche führen zu einer lateral inhomogenen Quantenfilmemission
durch Galliumanlagerung an diesen Stufen. Simulationen deuten darauf hin, dass die hohen
Laserschwellen zumindest teilweise auf die große Dicke der AlN-Cap-Schicht von
75nm
und die starke Absorption des Pumplasers in dieser zurückzuführen ist.
Als Konsequenz wurden die folgenden Laserproben mit einer nur
20nm
dicken Cap-Schicht
gewachsen und zeigten deutlich geringere Schwellen im Bereich von 1–
2MW/cm2
. Durch
Variation des Substratfehlschnitts zwischen
0.1°
und
0.2°
wurde die Oberflächenmorpho-
logie der Templates verändert und der Einfluss auf die Lasereigenschaften untersucht.
Templates mit geringerem Fehlschnitt zeigten glattere Oberflächen ohne Makrostufen.
Gleichzeitig führt der größere Fehlschnitt auf den strukturierten ELO-Templates zu einer
verringerten Versetzungsdichte durch das Abknicken von Versetzungen an den Koaleszenz-
linien, welches jedoch erst durch die Makrostufen initiiert wird. Von sechs verschiedenen
Laserheterostrukturen zeigten drei geringere Schwellen auf den Templates mit
0.2°
Fehl-
schnitt, während die drei anderen auf den Templates mit
0.1°
Fehlschnitt niedrigere
Schwellen hatten. Es muss daher geschlussfolgert werden, dass das Wechselspiel der positi-
ven und negativen Einflüsse des Fehlschnitts von minimalen Änderungen abhängt und die
resultierende Schwellenänderung nicht vorhersagbar ist. Zur Umgehung dieses Problems
scheint der Übergang zu unstrukturierten Templates oder AlN-Substraten sinnvoll.
Abschließend wurde in diesem Teil der Einfluss der Quantenfilmdicke und -anzahl auf
die Laserschwelle untersucht, wobei das Gewinnvolumen konstant gehalten wurde, indem
Dicke (
6nm
,
3nm
,
1.5nm
) und Anzahl (1, 2, 4) gegenläufig variiert wurden. In der spon-
tanen Emission zeigt sich mit zunehmender Quantenfilmdicke eine deutliche Abnahme
der Intensität aufgrund des Quantum Confined Stark Effects (QCSE). Die Laserschwellen
reproduzieren dies jedoch nicht, sondern sind für den Vierfachquantenfilm am höchsten.
Simulationsergebnisse deuten darauf hin, dass dies vor allem durch die erhöhte nichtstrah-
lende Rekombination an der größeren Anzahl von Heterogrenzflächen verursacht wird. Der
QCSE hingegen spielt aufgrund der Abschirmung bei hohen Ladungsträgerdichten eine
untergeordnete Rolle.
Der letzte Teil der Arbeit greift, auf den bisherigen Laserergebnissen aufbauend, die
Frage des Siliziumeinflusses wieder auf. Basierend auf den Erkenntnissen der Al
0.7
Ga
0.3
N-
Schichten wurden Wachstumsbedingungen gewählt, die zu einer möglichst geringen Sili-
ziumhintergrundkonzentration führen. Bei diesen Bedingungen wurden Laserstrukturen
gewachsen, in denen unterschiedliche Schichten (Quantenfilme, Barrieren oder gesamte
Heterostruktur) unterschiedlich hoch mit Silizium (
7×1016 cm−3
bis
1×1019 cm−3
) dotiert
wurden. Durch Vergleich der Photolumineszenz-, Kathodolumineszenz- und Lasereigen-
schaften dieser Proben konnte eine Verringerung (Si
<5×1017 cm−3
) und anschließende
Erhöhung der Gruppe-III-Vakanzen als wesentlicher Effekt identifiziert werden, der zu
100
leicht verringerten Laserschwellen bei Si-Dotierungen im Bereich von 1–
5×1017 cm−3
führt.
Für eine Siliziumkonzentration von
1×1018 cm−3
spricht vieles für eine sich positiv aus-
wirkende Homogenisierung der Materialzusammensetzung und Grenzflächen. Dotierungen
von
1×1019 cm−3
hingegen führen zu einer deutlichen Erhöhung der Schwellen oder dem
Ausbleiben von Lasing. Das Silizium wirkt hier als Antisurfactant, sodass es zu steigenden
Inhomogenitäten, Aufrauung und der Bildung von V-Pits kommt.
Abbildung 5.12 zeigt, dass durch die im Rahmen der Arbeit gewonnenen Erkenntnisse die
Schwellen der Laser signifikant reduziert werden konnten.
10/2013 01/2015 04/2016
0
2
4
6
8
10
12
14
16 mittlere Schwellen
Bestwerte
Pthr (MW/cm²)
Datum
Abbildung 5.12.:
Im Rahmen dieser Arbeit erzielte Abnahme der Laserschwellen von AlGaN-
Quantenfilmstrukturen unter optischer Anregung bei 193 nm.
Die Ergebnisse zum Einfluss des Substratfehlschnitts bei Verwendung strukturierter Tem-
plates sind nicht nur für Laser, sondern auch für LEDs relevant. Sie unterstreichen die
Wichtigkeit der Entwicklung unstrukturierter Templates oder AlN-Substrate.
Grenzflächenrekombination in Nitriden ist bisher wenig untersucht worden. Die gewonne-
nen Resultate lassen weiterführende Untersuchungen in dieser Richtung sinnvoll erscheinen,
insbesondere da bei LEDs häufig die Quantenfilmanzahl erhöht wird, um die Ladungsträ-
gerdichte und damit Droop-Effekte zu reduzieren.
Die Siliziumdotierung der Quantenfilme führte im Experiment sowohl zu niedrigeren
Laserschwellen als auch zu einer erhöhten spontanen Emission. Es wäre interessant, diesen
Ansatz auf LEDs und langwelligere Nitridlaserdioden zu übertragen und zu überprüfen,
ob ähnliche Ergebnisse erreicht werden können.
101
102
Anhang A.
Herleitungen, Proben und Parameter
103
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
A.1. Herleitungen und Erläuterungen
Im Folgenden sollen einige der im Rahmen der Arbeit verwendeten Formeln näher erläutert
bzw. hergeleitet werden.
Molare Flüsse und Partialdrücke während der MOVPE
Der Fluss der verschiedenen Gase in und aus dem MOVPE-Reaktor während des Wachstums
wird über Massenflussregler (Einheit Liter/Minute) und Druckregler (Einheit Millibar)
gesteuert. Für die stattfindenden Reaktionen sind in der Regel jedoch die molaren Flüsse
und Partialdrücke der einzelnen Stoffe im Reaktor relevant. Die Berechnung dieser Größen
wird im Folgenden gezeigt (aus [244]).
Die Metallorganika TMAl und TMGa liegen in flüssiger Form in Bubblern vor, die kontrol-
liert in Laudabädern bei einer konstanten Temperatur
TTMAl
=
17◦C
und
TTMGa = 0◦C
gehalten werden. Ihr temperaturabhängiger Dampfdruck lässt sich über
pMO(TBubbler)[mbar] = 10A−B/T ×1013.25
760 (A.1)
berechnen, wobei
A
und
B
Materialkonstanten sind, die häufig für die Druckberechnung
in Torr in der Literatur aufgelistet sind (Tab. A.11, [
245
,
246
]). Über den Bubblerdruck
und den Trägergasfluss (hier H
2
) durch den Bubbler können die molaren Flüsse
QMO
in
den Reaktor gesteuert und über die ideale Gasgleichung auch berechnet werden:
piV=NikBT(A.2)
Ni
NAt[mol/min] = pMO(TBubbler)[mbar] ×V
t[ml/min]
kB[J/K] ×TBubbler[K] ×NA[1/mol] ×104(A.3)
Der Volumenfluss
V/t
aus dem Bubbler kann aus dem Trägergasfluss
QH2
in den Bubbler
(bezogen auf die Standardatmosphäre
pstd
=
1013.25hPa
) und dem Bubblerdruck
pBubbler
berechnet werden:
QMO[mol/min] = pMO(TBubbler)[mbar] ×QH2[ml/min]×pstd
pBubbler
8.314 ×104[J/(K mol)] ×TBubbler[K] (A.4)
Die Formel ist so nur für TMGa gültig, welches in der Gasphase als Monomer vorliegt. TMAl
dagegen liegt als Dimer vor [
247
, S.160], sodass sich der molare Fluss durch Multiplikation
von Formel A.4 mit 2 ergibt. Der Partialdruck der Metallorganika im Reaktor lässt sich
aus ihrem Dampfdruck im Bubbler und dem Fluss durch den Bubbler sowie dem Fluss
durch den Reaktor berechnen:
pMO,Reaktor[mbar] = pMO(TBubbler)[mbar] ×QH2[ml/min]×pstd
pBubbler
Qtot[ml/min]×pstd
pReaktor
(A.5)
104
A.1. Herleitungen und Erläuterungen
Ammoniak als Gruppe-V-Ausgangsstoff liegt bereits in gasförmiger Form vor. Die Berech-
nung des molaren Flusses und des Partialdrucks ist daher direkt aus dem Volumenfluss
und dem Reaktordruck möglich:
QNH3[mol/min] = QNH3[ml/min]
Vm
(A.6)
pNH3[mbar] = pReaktor[mbar] ×QNH3[ml/min]
Qtot[ml/min](A.7)
Das V/III-Verhältnis wird aus dem Quotienten der molaren Flüsse von NH
3
und den
Metallorganika berechnet.
Die Residenzzeit der Moleküle im Reaktor als Maß für den für Reaktionen zur Verfügung
stehenden Zeitraum kann nicht einfach berechnet werden, da sie nicht nur von den
Gasflüssen, sondern auch von den Reaktionsraten abhängt. Unter Vernachlässigung der
chemischen Reaktionen kann die Residenzzeit
τ
jedoch über das Reaktorvolumen
VReaktor
und den Gesamtvolumenfluss Qtot abgeschätzt werden:
τ=VReaktor
Qtot
(A.8)
Unter Berücksichtigung der Tatsache, dass
Qtot
üblicherweise bezogen auf den Standard-
druck angegeben wird, ergibt sich
τ=VReaktor
Qtot ×pstd
pReaktor
(A.9)
Die Residenzzeit ist also näherungsweise direkt proportional zum Reaktordruck und indi-
rekt proportional zum Gesamtgasfluss.
Liste der verwendeten Symbole:
A,BDampfdruckparameter (Tab. A.11, S. 117)
kBBoltzmann-Konstante (Tab. A.11, S. 117)
NiTeilchenzahl der Komponente i
NAAvogadro-Konstante (Tab. A.11, S. 117)
piDruck der Komponente i
pMO Dampfdruck der Metallorganika im Bubbler
pstd Standarddruck (Tab. A.11, S. 117)
pBubbler Bubblerdruck
pReaktor Reaktordruck
pMO,Reaktor Partialdruck der Metallorganika im Reaktor
pNH3 Ammoniak-Partialdruck im Reaktor
QMO Molarer Fluss der Metallorganika
QH2 Wasserstoff-Volumenfluss
Qtot Gesamtvolumenfluss in den Reaktor
QNH3 Ammoniakfluss (molar/Volumen)
105
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
TTemperatur
TBubbler Bubblertemperatur
tZeit
τResidenzzeit der Moleküle im Reaktor
V,VmVolumen, molares Volumen (Tab. A.11, S. 117)
Berechnung der QW-Dicke aus HRXRD-Messungen
Wie bereits in Abschnitt 2.2.1 beschrieben gibt es bei der Bestimmung der Quantenfilmdicke
und -zusammensetzung aus
ω
-2
θ
-Scans der AlGaN- und AlN-(0002)-Peaks von QW-Stacks
mit Quantenfilmdicke, Barrierendicke und Quantenfilmzusammensetzung zu viele freie
Parameter, um diese eindeutig bestimmen zu können. Nur die Dicke
dSL
der sich aus
QW
und QB ergebenden Übergitterschichten
dSL =dQW +dQB (A.10)
ist direkt aus dem Abstand der Interferenzpeaks messbar. Da beim Wachstum derartiger
Stacks aber stets der TMAl-Fluss in Barriere und QW identisch gehalten und für den QW
nur TMGa zugeschaltet wurde, kann über die Näherung, dass beim AlGaN-Wachstum die
AlN-Wachstumsrate
GRAlN
und die GaN-Wachstumsrate
GRGaN
voneinander unabhängig
sind
1
, ein Zusammenhang zwischen den Wachstumsraten
GRQW
,
GRQB
und dem Al-Gehalt
xhergestellt werden:
GRQW =dQW
tQW
(A.11)
GRQB =dQB
tQB
=GRAlN (A.12)
wobei
tQW
und
tQB
die jeweiligen Wachstumszeiten sind. Unter der Annahme, dass der
QW genau zum Anteil
x
aus AlN besteht, welches mit derselben Wachstumsrate wie die
Barriere wächst, gilt aber auch:
GRAlN =dAlN
tQW
(A.13)
=x×dQW
tQW
(A.14)
Aus A.12 und A.14 folgt
=⇒dQB
tQB
=x×dQW
tQW
(A.15)
1
Diese beeinflussen sich aber aufgrund der Gasphasenreaktionen gegenseitig (vgl. Abschnitte 2.1.1.1,
3.1).
106
A.1. Herleitungen und Erläuterungen
Durch Einsetzen von A.15 in Gleichung A.10 können entwender dQW oder dQB eliminiert
werden, sodass durch Umstellen
dQB
bzw
dQW
in Abhängigkeit von
x
und den bekannten
Größen dSL,tQW und tQB darstellen lassen:
dQB =dSL × 1 + tQW
x×tQB !−1
(A.16)
dQW =dSL × 1 + x×tQB
tQW !−1
(A.17)
Durch freie Variation der Zusammensetzung kann die Simulation an die Messkurve ange-
passt und so x,dQW und dQB bestimmt werden.
Abschätzung der über PL generierten Ladungsträgerdichte
In mehreren Abschnitten dieser Arbeit wird die über Photolumineszenz im Halbleiter
generierte Ladungsträgerdichte abgeschätzt. Eine relativ simple Möglichkeit, dies zu tun
ist, zunächst über das Bouguer-Lambert’sche Gesetz [
56
,
57
] die absorbierte Lichtleistung
Pabs
aus der Anregungsleistung
Pexc
, dem Absorptionskoeffizienten
α
für die Anregungs-
wellenlänge λexc und der Dicke dder absorbierenden Schichten zu berechnen:
Pabs = 0.8Pexc 1−e−αd(A.18)
Der Vorfaktor berücksichtigt, dass bei senkrechtem Einfall ca.
20%
der Anregungsleistung
reflektiert werden. Anschließend kann unter Annahme einer Generationseffizienz von 1 (ein
Elektron-Loch-Paar je Photon) sowie unter Berücksichtigung der Ladungsträgerlebensdauer
τ
und der Energie
Ephot
der anregenden Photonen die Anzahl
n0
generierter Elektron-
Loch-Paare berechnet werden:
n0=τPabs
Ephot
(A.19)
Aus dem Radius
r
des Anregungsspots und der Absorbtionsdicke
d
wiederum lässt sich
das Anregungsvolumen
Vexc
=
πr2d
bestimmen, sodass über den Quotienten die Dichte
n
der Elektron-Loch-Paare berechnet werden kann:
n=n0
πr2d(A.20)
Die Ladungsträgerlebensdauer kann häufig nur grob geschätzt werden und auch die Größe
des Anregungsspots ist oft nicht exakt bekannt. Die berechnete Ladungsträgerdichte kann
daher nur als grober Richtwert dienen und die zu erwartende Größenordnung angeben.
Als Sonderfall ist die Ladungsträgerdichte in Quantenfilmen bei gleichzeitiger Absorption
in den umliegenden Schichten zu erwähnen, wie sie in Abschnitt 5.1.2 verwendet wird.
In diesem Fall wurde davon ausgegangen, dass alle in den absorbierenden Wellenleiter-
schichten generierten Ladungsträger in die Quantenfilme relaxieren. Da die Gesamtdicke
aus Wellenleiter- und Quantenfilmschichten weniger als
100nm
betrug, die notwendige
Diffusionslänge also weniger als 50nm, scheint diese Annahme realistisch.
107
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
Berechnung der SRH-Lebensdauern aus der TDD
Die Lebensdauer nichtstrahlender Rekombinationsprozesse, auch als Shockley-Read-Hall-
Rekombination bezeichnet, hängt stark von den Materialeigenschaften der betrachteten
Halbleiterschicht ab. Insbesondere Durchstoßversetzungen, aber auch Punktdefekte dienen
als Zentren für nichtstrahlende Rekombination, da sie zu Störungen des periodischen
Kristallpotentials führen und, wenn sie geladen sind, freie Ladungsträger anziehen. Für die
Berechnung der in den Simulationen verwendeten nichtstrahlenden Lebensdauern wurde
das von Karpov und Makarov [
133
] für GaN entwickelte Modell verwendet, welches Durch-
stoßversetzungen als akzeptorartige Zustände betrachtet. Die Lebensdauern
τn
und
τp
von
Elektronen und Löchern können dann in Abhängigkeit von der
TDD
, den Ladungsträger-
diffusivitäten
Dn
,
Dp
, den thermischen Geschwindigkeiten
vn
,
vp
, der Gitterkonstanten
a
und dem Anteil Selektrisch aktiver Zentren im Versetzungskern berechnet werden:
τTDD
n,p = (4πDn,p ×TDD)−1×"2Dn,p
avn,pS−3
2−ln πa2×TDD#(A.21)
Die thermische Geschwindigkeit ist dabei über die effektiven Massen definiert:
vn,p =v
u
u
t
3kBT
m∗
n,pm0
(A.22)
Das Modell von Karpov und Makarov berücksichtigt nur die Rekombination an Durch-
stoßversetzungen. Messungen an Heterostrukturen auf AlN-Substraten, die typischerweise
TDDs
<1×107cm−2
aufweisen, führen allerdings zu Lebensdauern im Bereich von 200–
800ps
[
248
–
250
]. Dies deutet darauf hin, dass Punktdefekte ebenfalls eine wichtige Rolle
für die nichtstrahlende Lebensdauer spielen [
251
]. Daher wurde für die nichtstrahlende
Rekombination an Punktdefekten eine zweite, von der TDD unabhängige Lebensdauer
τPD postuliert und die kumulierte Lebensdauer τnr über die Kehrwerte berechnet:
1
τnr
=1
τTDD
+1
τPD
(A.23)
Alle für die Berechnung verwendeten Parameter sind Tabelle A.1 aufgeführt. In den Simu-
lationen wurden aufgrund des hohen Al-Gehalts aller Schichten der Einfachheit halber
die Werte für AlN verwendet. Sofern für AlN keine verlässlichen Werte verfügbar waren,
wurden die von GaN benutzt
2
. Zur Abschätzung von
τPD
n,p
wurden die bereits zitierten
Lebensdauermessungen von AlGaN auf AlN-Substraten herangezogen und analog zu dem
Modell von Karpov und Makarov eine Differenz zwischen Elektronen- und Löcherlebensdau-
er von ca. einer Größenordnung angenommen, da die Einfangwahrscheinlichkeit sowohl bei
Durchstoßversetzungen als auch bei Punktdefekten von den thermischen Geschwindigkeiten
und Diffusivitäten der Ladungsträger abhängen sollte.
2
Für die Diffusivitäten in AlN ergaben Messungen von Ščajev et al. und Podlipskas et al. Werte zwischen
0.4cm2/s
und
2.8cm2/s
[
252
,
253
]. Eine näherungsweise Übereinstimmung mit den Diffusivitäten in
GaN scheint daher gegeben.
108
A.1. Herleitungen und Erläuterungen
Tabelle A.1.:
Für die Berechnung der nichtstrahlenden Lebensdauer nach Karpov und Makarov [
133
] verwendete
Materialparameter.
Bezeichnung Symbol Einheit AlN GaN Quelle
effektive Elektronenmasse m∗
nm00.3 0.19 [83]
effektive Löchermasse m∗
pm00.42 1 [83]
therm. Geschw. (Elektronen) vncm/s 2.15 ×1072.6 ×107
therm. Geschw. (Löcher) vpcm/s 1.80 ×1079.4 ×106
Diffusivität (Elektronen) Dncm2/s – 2.6 [193]
Diffusivität (Löcher) Dpcm2/s – 0.12 [193]
Gitterkonstante a0Å 3.112 3.189 [83]
Anteil elektrisch aktiver
Zentren im Versetzungskern
S– – 0.5 [133]
Elektronen-Lebensdauer f. nicht-
strahlende Rekomb. an Punktdef.
τPD
nps 35 –
Löcher-Lebensdauer f. nicht-
strahlende Rekomb. an Punktdef.
τPD
pps 350 – [249]
Abbildung A.1 zeigt die berechneten nichtstrahlenden Lebensdauern in Abhängigkeit von
der Versetzungsdichte einmal mit und einmal ohne Berücksichtigung von Punktdefekten.
1071081091010 1011
1ps
10ps
100ps
1ns
10ns
100ns
1µs
10µs SRH-Lebensdauern für AlN:
p Karpov, Makarov
n Karpov, Makarov
p mit Punktdefekten
n mit Punktdefekten
TDD (cm-2)
Abbildung A.1.:
Nach dem Modell von Karpov und Makarov für AlN berechnete nichtstrahlende Lebens-
dauern einmal ohne und einmal mit Berücksichtigung von nichtstrahlender Rekombination an Punktdefekten
(τPD
p=350ps,τPD
n=35ps).
109
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
Berechnung der optischen Streuverluste an Versetzungen
Ergebnisse verschiedener Autoren deuten darauf hin, dass eine hohe
TDD
zu verstärkter
Lichtstreuung führt [
138
,
216
,
217
]. Dieser Mechanismus wurde daher basierend auf dem
von Liau et al. vorgeschlagenen Modell bei der Festlegung der internen optischen Verluste
für die Lasersimulationen berücksichtigt. Grundlage des Modells ist die Phasenverschiebung
zwischen Bereichen der optischen Welle, die an Versetzungen den Weg durch eine zusätzliche
Atomebene zurücklegen und solchen, die dies nicht tun. Die theoretische Herleitung basiert
auf der Brechungsindexvariation durch das Verspannungsfeld der Versetzung. Für die
Streuverluste
α
einer ebenen Welle der lateralen Ausdehnung
w
und der Wellenlänge
λ
ergibt sich
α=2
3 2πδ
λ!2
×EDD ×w(A.24)
wobei
EDD
die Dichte der Stufenversetzungen und
δ
der durch eine Stufenversetzung
verursachte optische Weglängenunterschied ist, der über
δ=−1−2ν
4(1 −ν)n3pbE(A.25)
aus dem Poissonverhältnis
ν
, dem Brechungsindex
n
, dem elasto-optischen Koeffizienten
p
und Burgersvektor
bE
der Stufenversetzungen berechnet werden kann. Die verwendeten
Materialparameter sind in Tabelle A.2 aufgeführt. Abbildung A.2 zeigt die zu erwartenden
Streuverluste in einem 15µm breiten Resonator mit einem mittleren Al-Gehalt von 0.8.
1E8 1E9 1E10
0
20
40
60
80
100
120
140
opt. Streuverluste (cm-1)
Stufenversetzungsdichte (cm-2)
Abbildung A.2.:
Nach dem Modell von Liau et al. [
138
] berechnete optische Streuverluste durch Stufenverset-
zungen in einem 15 µm breiten Resonator mit einem mittleren Al-Gehalt von 0.8.
110
A.1. Herleitungen und Erläuterungen
Tabelle A.2.:
Für die Berechnung der Streuverluste nach Liau et al verwendete Materialparameter. Für
AlxGa1-xGaN wurde linear interpoliert.
Bezeichnung Symbol Einheit AlN GaN Quelle
Poissonverhältnis ν– 0.191 0.210 [199]
elasto-optischer Koeff. p– -0.130 -0.103 [254]
Burgersvektor von
Stufenversetzungen beÅ3.113 3.189 –
Bestimmung der Ungenauigkeit statistischer Messungen
Wurde ein im Rahmen dieser Arbeit gezeigtes Ergebnis, wie z.B. die Laserschwellen durch
Mehrfachmessung an verschiedenen Probenpositionen gewonnen, so wurden in der Regel
der Mittelwert und die statistische Ungenauigkeit für ein Vertrauensniveau von
95%
berechnet.
Sind die Ergebnisse der nEinzelmessungen die xi, so berechnet sich der Mittelwert über
¯x=1
n
n
X
i=1
xi(A.26)
und die Standardabweichung des Mittelwerts über
s¯x=v
u
u
t
1
n(n−1)
n
X
i=1
(xi−¯x)2(A.27)
Die Vertrauensgrenzen können durch Multiplikation von
s¯x
mit dem Parameter
τ
berechnet
werden, wobei
τ
entsprechend der Freiheitsgrade und dem gewünschten Vertrauensniveau
aus der Student’schen t-Verteilung entnommen werden kann. Für den hier beschriebenen
Fall ist die Anzahl der Freiheitsgrade gleich
n−
1. In Tabelle A.3 sind die
τ
-Werte für das
in dieser Arbeit gewählte Vertrauensniveau von
95%
aufgeführt. Dies bedeutet, dass der
wahre Wert mit einer Wahrscheinlichkeit von 95% im Intervall [¯x−τs¯x, ¯x+τs¯x]liegt.
Tabelle A.3.: τ
-Werte der Student’schen t-Verteilung in Abhängigkeit von der Anzahl der Messwerte
n
für ein
Vertrauensniveau von 95 %.
n τ n τ n τ n τ
6 2.447 11 2.201 16 2.120
2 4.303 7 2.365 12 2.179 17 2.110
3 3.182 8 2.306 13 2.160 18 2.101
4 2.776 9 2.262 14 2.145 19 2.093
5 2.571 10 2.228 15 2.131 20 2.086
111
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
A.2. Probendaten
Im Folgenden werden alle untersuchten Proben unterteilt nach Probenserien aufgelistet.
A.2.1. AlGaN-Schichten für Wachstumsstudien
AlGaN-Schichten für Wachstumsstudien wurden in Kapitel 3 diskutiert. Alle Proben
wurden, soweit nicht anders angegeben, auf planaren AlN/Saphir-Templates (
500nm
AlN
auf c-planarem Saphir) gewachsen. Als erstes wurde stets eine
50nm
dicke AlN-Schicht
gewachsen, um die Templateoberfläche, an der in der Regel Verunreinigungen wie z.B.
Silizium-haltige Moleküle aus der Umgebungsluft angelagert sind, zu vergraben und eine
saubere Oberfläche für die weiteren Schichten bereitzustellen.
Tabelle A.4.:
In Abschnitt 3.1 und 3.3 analysierte AlGaN-Einzelschichten. Der Al-Gehalt wurde über HRXRD-
ω
-
2
θ
-Scans des (0002)-Reflexes bestimmt während die Schichtdicken aus den in-situ gemessenen Wachstumsraten
berechnet wurden.
Probe T p V/III Al-Gehalt Schichtdicke
Name
Nummer
(◦C) (mbar) (nm)
T1 E4797 1050 200 550 0.68 128
T2 E4798 1080 200 550 0.72 125
T3 E4802 1110 200 550 0.73 125
T4 E4807 1140 200 550 0.73 132
P1 E4816 1140 60 550 0.71 132
P2 E4815 1140 100 550 0.73 123
P3 E4812 1140 150 550 0.72 128
P4 E4807 1140 200 550 0.73 132
V1 E4871 1050 200 550 0.69 128
V2 E4872 1050 200 1110 0.69 142
V3 E4870 1050 200 2250 0.71 138
V4 E4873 1050 200 3320 0.71 139
In Abschnitt 3.2 wird die Hintergrundkonzentration von Kohlenstoff, Sauerstoff und
Silizium bei verschiedenen Wachstumsbedingungen untersucht. Zu diesem Zweck wurden
drei Proben mit je vier AlGaN-Schichten auf planaren AlN/Saphir-Templates gewachsen.
Die Wachstumsbedingungen und Schichtdicken der AlGaN-Schichten sind in Tabelle
A.5 dargestellt und entsprechen denen der Einzelschichten in Tabelle A.4. Zwischen den
AlGaN-Schichten wurden ca.
30nm
dicke AlN-Schichten gewachsen, während gleichzeitig
der variierte Wachstumsparameter (T, p, V/III) graduell auf den Zielwert für die nächste
Schicht eingestellt wurde. Die AlN-Schichten dienen durch das fehlende Gallium gleichzeitig
als in der
SIMS
erkennbare Trennschichten. Den Abschluss jeder Probe bildet eine
>100nm
dicke AlN-Schicht, da die
SIMS
typischerweise erst ab einer Tiefe von ungefähr
100nm
verlässliche Ergebnisse liefert.
112
A.2. Probendaten
Tabelle A.5.:
Wachstumsbedingungen und über die in-situ Wachstumsrate berechnete Schichtdicken der
AlGaN-Schichten in den Proben zur Bestimmung von C-, O- und Si-Konzentration mittels
SIMS
(Abschnitt 3.2).
Die Al-Gehalte wurden nicht explizit bestimmt, sollten aber aufgrund der identischen Wachstumsbedingungen
ungefähr den in Tabelle A.4 aufgeführten Al-Gehalten entsprechen.
Schicht T (◦C) p (mbar) V/III Schichtdicke (nm)
Probe P
E5032
1 1140 200 550 105
2 1140 150 550 108
3 1140 100 550 116
4 1140 60 550 127
Probe T
E5033
1 1050 200 550 105
2 1080 200 550 102
3 1110 200 550 112
4 1140 200 550 114
Probe V
E5034
1 1050 200 550 117
2 1050 200 1100 113
3 1050 200 2200 115
4 1050 200 3300 107
Tabelle A.6.:
Wachstumsbedingungen sowie Wachstumsrate WR und Al-Gehalt x für die zwei AlGaN-Schichten
der bei identischen Bedingungen auf einem SiC- und einem TaC-beschichteten Satelliten überwachsenen Wafer.
Mit (*) gekennzeichnete Wachstumstemperaturen sind mittels LayTec EpiTT in-situ gemessen, mit (**)
gekennzeichnete Temperaturen wurden aus Simulationen und dem Al-Gehalt errechnet.
Probe Beschichtung Schicht T p V/III WR x
(◦C) (mbar) (nm/h)
E5142-5 SiC 1 1050* 200 550 87 0.62
E5142-5 SiC 2 1140* 200 550 109 0.66
E5142-10 TaC 1 1103** 200 550 60 0.77
E5142-10 TaC 2 1215** 200 550 78 0.82
113
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
Tabelle A.7.:
Wachstumsbedingungen sowie Wachstumsrate WR und Schichtdicke von zwei AlN-Schichten,
die bei annähernd identischen Bedingungen unter Verwendung SiC-beschichteter bzw. TaC-beschichteter
Reaktorteile auf c-planaren Saphirwafern gewachsen wurden. Als Temperatur ist in diesem Fall die auf der
Rückseite des Suszeptors gemessene Prozesstemperatur T
proc
gegeben, da die Satellitentempereratur in-situ
auf den TaC-beschichteten Waferhaltern nicht direkt gemessen werden kann.
Probe Beschichtung Tproc p V/III WR Schichtdicke
(◦C) (mbar) (nm/h) (nm)
E4914-1 SiC 1190 50 30 1500 1000
E4934-1 TaC 1200 50 30 1500 500
A.2.2. Laserproben
Die in dieser Arbeit untersuchten Laserproben sind in der Regel sowohl auf planaren als auch
auf ELO-Templates, teilweise mit unterschiedlichen Fehlschnittwinkeln und
-
richtungen,
gewachsen worden. Bei Wachstum auf ELO-Templates können aufgrund der Streuung an
der ELO-Strukturierung keine verlässlichen in-situ Daten zur Wachstumsrate gewonnen
werden, weshalb das zusätzliche Wachstum auf einem planaren Templates sinnvoll ist.
Da die Schichtstrukturen bereits in den Kapiteln 4 und 5 aufgeführt sind, werden im
Folgenden nur die eindeutigen Probenbezeichnungen sowie die verwendeten Templates
und die variierten Parameter gelistet.
Tabelle A.8.:
Liste der in Abschnitt 4.1 analysierten Laserproben. Variiert wurde die Wachstumstemperatur der
Heterostruktur. Es sind der vom Hersteller angegebene nominelle Fehlschnittwinkel und die Fehlschnittrichtung
im Saphir aufgeführt (vgl. Abb. 2.5). Falls Ergebnisse vermuten lassen, dass die nominellen Werte nicht korrekt
sind, sind auch die vermuteten realen Werte angegeben.
Probe Template Fehlschnitt T (◦C)
nom. real
E4420-2 ELO 0.2◦m 0.1◦m 1100
E4420-5 planar 0.2◦m 1100
E4421-2 ELO 0.2◦m 0.1◦m 1060
E4421-5 planar 0.2◦m 1060
E4422-2 ELO 0.2◦m 0.1◦m 1080
E4422-5 planar 0.2◦m 1080
E4422-11 ELO 0.2◦a 1080
114
A.2. Probendaten
Tabelle A.9.:
Liste der in Abschnitt 4.2 und 4.3 analysierten Laserproben. Variiert wurden Fehlschnitt und
Versetzungsdichte der Templates sowie Quantenfilmanzahl und -dicke. Es sind der vom Hersteller angegebene
nominelle Fehlschnittwinkel und die Fehlschnittrichtung im Saphir aufgeführt. Die Versetzungsdichte wurde bei
den ELO-Templates über TEM und bei den planaren Templates über HRXRD bestimmt.
Probe Template nom. Fehlschnitt TDD QW-Anzahl QW-Dicke
(cm−2) (nm)
E4891-5 ELO 0.1◦m 3 ×1094 1.5
E4891-7 ELO 0.1◦m 1 ×1010 4 1.5
E4891-11 ELO 0.2◦m 1 ×1094 1.5
E4892-2 planar 0.2◦m 2 ×1010 2 3.0
E4892-5 ELO 0.1◦m 3 ×1092 3.0
E4892-7 ELO 0.1◦m 1 ×1010 2 3.0
E4892-11 ELO 0.2◦m 1 ×1092 3.0
E4893-2 planar 0.2◦m 2 ×1010 1 6.0
E4893-5 ELO 0.1◦m 3 ×1091 6.0
E4893-7 ELO 0.1◦m 1 ×1010 1 6.0
E4893-11 ELO 0.2◦m 1 ×1091 6.0
Tabelle A.10.:
Liste der in Kapitel 5 analysierten Si-dotierten Laserproben. Es wurde die Dotierhöhe sowie
die dotierten Schichten variiert. Es sind der vom Hersteller angegebene nominelle Fehlschnittwinkel und die
Fehlschnittrichtung im Saphir aufgeführt. Falls Ergebnisse vermuten lassen, dass die nominellen Werte nicht
korrekt sind, sind auch die vermuteten realen Werte angegeben.
Probe Template Fehlschnitt dot. Schichten Si-Konz.
nom. real (cm−3)
E5279-2 ELO 0.1◦m QWs 1 ×1017
E5279-5 planar 0.1◦m QWs 1 ×1017
E5279-7 ELO 0.1◦m 0.2◦m QWs 1 ×1017
E5280-2 ELO 0.1◦m QWs 5 ×1017
E5280-5 planar 0.1◦m QWs 5 ×1017
E5280-7 ELO 0.1◦m QWs 5 ×1017
E5281-2 ELO 0.1◦m QWs 1 ×1018
E5281-5 planar 0.1◦m QWs 1 ×1018
E5281-7 ELO 0.1◦m QWs 1 ×1018
E5282-2 ELO 0.1◦m 0.2◦m QWs 1 ×1019
E5282-5 planar 0.1◦m QWs 1 ×1019
E5282-7 ELO 0.1◦m QWs 1 ×1019
115
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
Probe Template Fehlschnitt dot. Schichten Si-Konz.
nom. real (cm−3)
E5283-2 ELO 0.1◦m alle 6 ×1016
E5283-5 planar 0.1◦m alle 6 ×1016
E5283-7 ELO 0.1◦m alle 6 ×1016
E5284-2 ELO 0.1◦m alle 1 ×1017
E5284-5 planar 0.1◦m alle 1 ×1017
E5284-7 ELO 0.1◦m 0.2◦m alle 1 ×1017
E5285-2 ELO 0.1◦m alle 5 ×1017
E5285-5 planar 0.1◦m alle 5 ×1017
E5285-7 ELO 0.1◦m alle 5 ×1017
E5286-2 ELO 0.1◦m alle 1 ×1018
E5286-5 planar 0.1◦m alle 1 ×1018
E5286-7 ELO 0.1◦m alle 1 ×1018
E5287-2 ELO 0.1◦m alle 1 ×1019
E5287-5 planar 0.1◦m alle 1 ×1019
E5287-7 ELO 0.1◦m alle 1 ×1019
E5288-2 ELO 0.1◦m QBs 1 ×1017
E5288-5 planar 0.1◦m QBs 1 ×1017
E5288-7 ELO 0.1◦m 0.2◦m QBs 1 ×1017
E5289-2 ELO 0.1◦m QBs 5 ×1017
E5289-5 planar 0.1◦m QBs 5 ×1017
E5289-7 ELO 0.1◦m QBs 5 ×1017
E5290-2 ELO 0.1◦m QBs 1 ×1018
E5290-5 planar 0.1◦m QBs 1 ×1018
E5290-7 ELO 0.1◦m QBs 1 ×1018
E5291-2 ELO 0.1◦m QBs 1 ×1019
E5291-5 planar 0.1◦m QBs 1 ×1019
E5291-7 ELO 0.1◦m QBs 1 ×1019
116
A.3. Konstanten und Materialparameter
A.3. Konstanten und Materialparameter
Tabelle A.11.: Nützliche physikalische Konstanten und Materialparameter
Bezeichnung Symbol Wert Einheit Quelle
Lichtgeschwindigkeit c02.99792458 ×108m/s [255]
Elementarladung e1.60217646 ×10−19 C [255]
Elektronenmasse m09.1093819 ×10−31 kg [255]
Boltzmann-Konstante kB1.38065 ×10−23 J/K [255]
Plancksches Wirkungsquantum A36.6260688 ×10−34 Js [255]
Avogadro-Konstante NA6.022140857 ×1023 mol-1 [256]
molares Volumen (ideales Gas) Vm22.413962 mol/L [257]
Standarddruck pstd 1.01325 bar [258]
Dampfdruckparameter TMAl
(Formel A.1) A8.224 – [245]
Dampfdruckparameter TMAl
(Formel A.1) B2134 K [245]
Dampfdruckparameter TMGa
(Formel A.1) A8.07 – [246]
Dampfdruckparameter TMGa
(Formel A.1) B1703 K [246]
117
Anhang A. Herleitungen, Proben und Parameter
Tabelle A.12.:
In den Simulationen verwendete Materialparameter für AlN und GaN. Die Interpolation für
Al
x
Ga
1-x
N erfolgte für alle Größen außer der Bandlücke linear. Für
Eg
wurde ein Bowingparameter von 0.7
verwendet [21].
Bezeichnung Symbol Einheit AlN GaN Quelle
effektive Elektronenmasse (z) m⊥
em00.33 0.20 [83]
effektive Elektronenmasse (x,y) mk
em00.25 0.18 [83]
Parameter f. eff. Löchermasse A1–-3.95 -7.24 [83]
Parameter f. eff. Löchermasse A2–-0.27 -0.51 [83]
Parameter f. eff. Löchermasse A3–3.68 6.73 [83]
Parameter f. eff. Löchermasse A4–-1.84 -3.36 [83]
Parameter f. eff. Löchermasse A5–-1.92 -3.35 [83]
Parameter f. eff. Löchermasse A6–-2.91 -4.72 [83]
Bandlückenenergie (300K) EgeV 6 3.43 [83, 259]
Spin-Bahn-Aufspaltung ∆so eV -0.164 0.019 [83]
Kristallfeldaufspaltung ∆cr eV 0.01913 0.01413 [22]
Gitterkonstante a0Å3.112 3.189 [22]
Gitterkonstante c0Å4.982 5.186 [83]
Elastische Konstante (z) C33 GPa 382 392 [83]
Elastische Konstante (x,y) C13 GPa 127 100 [83]
Piezoelektrische Konstante (z) e33 C/m21.79 1.27 [131]
Piezoelektrische Konstante (x,y) e31 C/m2-0.5 -0.35 [131]
Spontane Polarisation PSP C/m2-0.081 -0.029 [131]
Elektronenmobilität µecm2/(Vs) 100 100 [128, 130]
Löchermobilität µecm2/(V s) 5 5 [129]
Elektronen-Auger-Koeffizient Cncm6/s 3×10−30 3×10−30 [73, 74]
Löcher-Auger-Koeffizient Cpcm6/s 3×10−30 3×10−30 [73, 74]
Grenzflächenrekombinationsgeschwindigkeit sicm/s 1000 1000 [134, 135]
Oberflächenrekombinationsgeschwindigkeit sscm/s 107107[134]
118
Anhang B.
Verzeichnisse
119
Anhang B. Verzeichnisse
Abkürzungsverzeichnis
Allgemeine Abkürzungen
ADF annulare Dunkelfeldaufnahme (Annular Dark Field)
AFM Rasterkraftmikroskop (Atomic Force Microscope)
b.E. beliebige Einheiten
BKE Bandkantenemission
CL Kathodolumineszenz (Cathodoluminescence)
cw kontinuierlich (continous wave)
DL Defektlumineszenz
DOS Zustandsdichte (Density of States)
DQW Doppelquantenfilm (Double Quantum Well)
EDD Stufenversetzungsdichte (Edge Dislocation Density)
ELO epitaktisches laterales Überwachsen (Epitaxial Lateral Overgrowth)
FIB fokussierter Ionenstrahl (Focused Ion Beam)
FWHM Halbwertsbreite (Full Width at Half Maximum)
GR Wachstumsrate (Growth Rate)
HAADF
annulare Dunkelfeldaufnahme bei großen Winkeln (High Angle Annular Dark
Field)
hh Schwerloch (heavy hole)
HRXRD
Hochauflösende Röntgendiffraktometrie (High Resolution X-Ray Diffraction)
IQE interne Quanteneffizienz
LB Leitungsband
LED Licht emittierende Diode
lh Leichtloch (light hole)
MOVPE Metallorganische Gasphasenepitaxie (Metal Organic Vapor Phase Epitaxy)
MQW Mehrfachquantenfilm (Multi Quantum Well)
PL Photolumineszenz
QB Quantenbarriere (Quantum Barrier)
QCSE Quantum Confined Stark Effect
QQW Vierfachquantenfilm (Quadruple Quantum Well)
QW Quantenfilm (Quantum Well)
REM Rasterelektronenmikroskopie
120
Abkürzungsverzeichnis
RSM
Reciprocal Space Map, zweidimensionale Messung der Intensitätsverteilung
im reziproken Raum
SDD Schraubenversetzungsdichte (Screw Dislocation Density)
SIMS Sekundärionenmassenspektrometrie
SL Übergitter (Superlattice)
so Split-Off
SQW Einzelquantenfilm (Single Quantum Well)
SRH Shockley-Read-Hall
STEM
Rastertransmissionselektronenmikroskopie (Scanning Transmission Electron
Microscopy)
TDD Durchstoßversetzungsdichte (Threading Dislocation Density)
TE transversal elektrisch
TEM Transmissionselektronenmikroskopie
TM transversal magnetisch
UV Ultraviolett, Spektralbereich zwischen 10 nm und 380 nm
VB Valenzband
VIII Gruppe-III-Vakanz, fehlendes Al/Ga-Atom im Kristall
Stoffe und Materialien
Al Aluminium
Al2O3Saphir, Aluminium(III)-oxid
AlGaN Aluminiumgalliumnitrid
AlN Aluminiumnitrid
ArF Argonfluorid
DMAl Dimethylaluminium
DMGa Dimethylgallium
Ga Gallium
GaN Galliumnitrid
H2Wasserstoff
MMAl Monomethylaluminium
MMGa Monomethylgallium
NH3Ammoniak
Si Silizium oder auch Siliziumkonzentration
Si2H6Disilan
121
Anhang B. Verzeichnisse
SiC Siliziumkarbid
TaC Tantalkarbid
TMAl Trimethylaluminium
TMGa Trimethylgallium
Symbole
EAAktivierungsenergie
EgBandlücke
nElektronenkonzentration
pLöcherkonzentration
λWellenlänge
Pthr Schwellenleistungsdichte
Qmolarer oder volumentrischer Fluss
τnr nichtstrahlende Lebensdauer
τrad strahlende Lebensdauer
xStoffmengenanteil von Aluminium
122
Tabellenverzeichnis
Tabellenverzeichnis
1.1. Gitterkonstanten aund csowie Bandlücken Egvon AlN und GaN (aus [22]). 4
3.1.
Übersicht über die gewählten Wachstumsparameterkombinationen aus Wafer-
temperatur T, Reaktordruck p und V/III-Verhältnis . . . . . . . . . . . . . . 38
3.2.
Konzentrationen von Si, C und O in Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten in Abhängigkeit
vonT,pundV/III ................................ 45
3.3.
Wachstumsbedingungen und Si-Konzentration für gleichzeitig auf einem TaC-
und einem SiC-beschichteten Waferhalter gewachsene Proben . . . . . . . . . 48
4.1. Schichtdicken und -zusammensetzungen der Laserstrukturen . . . . . . . . . 60
4.2.
HRXRD-FWHM und Versetzungsdichten in Laserstrukturen auf
0.1°
bzw.
0.2°verkippten ELO-Templates . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71
5.1.
Übersicht über die für die einzelnen Heterostrukturen verwendeten Template-
wafer........................................ 86
A.1.
Für die Berechnung der nichtstrahlenden Lebensdauer nach Karpov und
Makarov [133] verwendete Materialparameter. . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
A.2.
Für die Berechnung der Streuverluste nach Liau et al verwendete Materialpa-
rameter.......................................111
A.3. τ
-Werte der Student’schen t-Verteilung in Abhängigkeit von der Anzahl der
Messwerte nfür ein Vertrauensniveau von 95 %. . . . . . . . . . . . . . . . . 111
A.4. Probenliste der in Abschnitt 3.1 und 3.3 analysierten AlGaN-Einzelschichten 112
A.5.
Proben, Wachstumsbedingungen und Schichtdicken der SIMS-Proben zur
Bestimmung von C-, O- und Si-Konzentration . . . . . . . . . . . . . . . . . 113
A.6.
Wachstumsbedingungen der gleichzeitig auf SiC- und auf TaC-Waferhalter
gewachsenenProben................................113
A.7.
Wachstumsbedingungen sowie Wachstumsrate WR und Schichtdicke von zwei
AlN-Schichten, die bei annähernd identischen Bedingungen unter Verwen-
dung SiC-beschichteter bzw. TaC-beschichteter Reaktorteile auf c-planaren
Saphirwafern gewachsen wurden. Als Temperatur ist in diesem Fall die auf
der Rückseite des Suszeptors gemessene Prozesstemperatur T
proc
gegeben, da
die Satellitentempereratur in-situ auf den TaC-beschichteten Waferhaltern
nicht direkt gemessen werden kann. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114
A.8. Liste der in Abschnitt 4.1 analysierten Laserproben . . . . . . . . . . . . . . 114
A.9. Liste der in Abschnitt 4.2 und 4.3 analysierten Laserproben . . . . . . . . . . 115
A.10. Liste der in Kapitel 5 analysierten Si-dotierten Laserproben . . . . . . . . . . 115
A.11. Nützliche physikalische Konstanten und Materialparameter . . . . . . . . . . 117
A.12. In den Simulationen verwendete Materialparameter für AlN und GaN. . . . . 118
123
Anhang B. Verzeichnisse
Abbildungsverzeichnis
1.1. Einheitszelle sowie Bandlücke und Gitterkonstante von AlGaN . . . . . . . . 4
1.2. Bandstruktur von GaN und AlN am Γ-Punkt .................. 5
1.3.
Schematische Darstellung des Quantum Confined Stark Effect sowie experi-
mentelle Wellenlängenverschiebung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
1.4. Generations- und Rekombinationsprozesse in Halbleitern . . . . . . . . . . . . 10
1.5.
Heterostruktur eines Kantenemitter-Lasers sowie Brechungsindexprofil und
vertikale optische Grundmode . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
1.6. Cut-off-Wellenleiterdicken für verschiedene vertikale Moden . . . . . . . . . . 13
1.7. Schematische Darstellung der Laserbedingung in einem Kantenemitter . . . . 15
2.1. Innen- und Außenansicht der AIX2400 G3 HT MOVPE-Anlage . . . . . . . . 18
2.2. Reaktorquerschnitt in der MOVPE-Simulation mit Temperaturverteilung . . . 19
2.3. Reaktionswege bei der AlGaN-MOVPE . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
2.4. Exemplarische berechnete Stoffverteilungen im MOVPE-Reaktor . . . . . . . 20
2.5.
Schematische Gitteranpassung von AlN auf Saphir und Ausrichtung der Kris-
tallebenenaufdemWafer............................. 21
2.6. Schematische Darstellung der verwendeten AlN/Saphir-Templates . . . . . . . 23
2.7. Einfluss von variierenden Templateeigenschaften auf die Laserschwellen . . . . 23
2.8.
Stabilität des MOVPE-Reaktor anhand der Eigenschaften identischer Stan-
dardstrukturen................................... 24
2.9. Si-Konzentration und spezifischer Widerstand über SiH4/III-Fluss . . . . . . . 25
2.10. REM-Aufnahmen der gespaltenen Laserfacetten . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
2.11. HRXRD-RSM der (¯
1012)-Reflexe einer AlGaN-Laserstruktur . . . . . . . . . 28
2.12. Anregungsvolumen im REM und spektrale Fits bei CL-Mappings . . . . . . . 29
2.13. Exemplarische SIMS-Tiefenprofile mit typischen Features . . . . . . . . . . . 31
2.14.
Illustration der Abhängigkeit der PL-Intensität von der wellenlängenabhängigen
Detektionseffizienz................................. 32
2.15. Schematische Darstellung des Messaufbaus zum optischen Pumpen . . . . . . 33
2.16.
Veranschaulichung der Bestimmung der Laserschwelle über Kennlinie und
Linienbreite..................................... 34
2.17.
Simulationsmodell einer AlGaN-Laserstruktur und berechnete optische Inten-
sitätsverteilung................................... 36
3.1.
Wachstumsraten der
130nm
dicken Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten aufgetragen über
denvariiertenParametern............................. 39
3.2.
AlN- und GaN-Wachstumseffizienzen der Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten aufgetragen
über den variierten Parametern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
3.3.
Vergleich der MOVPE-Simulationen mit den experimentellen Wachstumsraten
und -effizienzen bei verschiedenen Wachstumstemperaturen . . . . . . . . . . 40
3.4.
Vergleich der simulierten Partikeldichte und MMGa-Verteilung mit AlN- bzw.
mit AlGaN-Gasphasenreaktionen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41
3.5. Aus den Simulationen berechnete GaN-Ätzrate . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
124
Abbildungsverzeichnis
3.6.
Experimentell ermittelte und simulierte Wachstumsraten, -effizienzen sowie
berechnete GaN-Ätzrate in Abhängigkeit vom Reaktordruck . . . . . . . . . . 42
3.7.
Experimentell ermittelte und simulierte Wachstumsraten, -effizienzen sowie
berechnete GaN-Ätzrate in Abhängigkeit vom V/III-Verhältnis . . . . . . . . 43
3.8.
Abhängigkeit der Siliziumhintergrundkonzentration von Wachstumstemperatur
undWachstumsrate ................................ 46
3.9.
Si-Konzentrationen für gleichzeitig auf einem TaC- und einem SiC-beschichteten
Waferhalter gewachsene Proben aufgetragen über der Wachstumstemperatur . 49
3.10.
SIMS-Profile der Si-Konzentration in zwei AlN-Schichten, gewachsen unter
ausschließlicher Verwendung von TaC- bzw. SiC-beschichteten Waferhaltern . 50
3.11. Typisches PL-Spektrum einer 130nm dicken Al0.7Ga0.3N-Schicht . . . . . . . 51
3.12.
PL-Intensität der Bandkantenemission der Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten in Abhän-
gigkeit von Wachstumstemperatur, -druck und V/III-Verhältnis . . . . . . . . 52
3.13.
PL-Intensitäten der Bandkanten- und der Defektlumineszenz der Al
0.7
Ga
0.3
N-
Schichten aufgetragen über der Si-Konzentration . . . . . . . . . . . . . . . . 53
3.14.
Vergleich der Abhängigkeit der PL-Intensität der Al
0.7
Ga
0.3
N-Schichten von
der Si-Konzentration mit verschiedenen Modellen . . . . . . . . . . . . . . . . 55
4.1. AFM-Aufnahmen der Templates und der auf diesen gewachsenen Laser . . . . 61
4.2.
CL-Aufnahmen der bei
1080◦C
auf den verschiedenen Templates gewachsenen
Laserproben .................................... 61
4.3.
Sekundärelektronenbild, CL-Aufnahme sowie aus einem CL-Mapping extra-
hierte Intensitäts- und Wellenlängenverteilung einer
1080◦C
auf m-verkipptem
ELO gewachsenen Laserstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
4.4.
Sekundärelektronenbild, CL-Aufnahme sowie aus einem CL-Mapping extra-
hierte Intensitäts- und Wellenlängenverteilung einer
1080◦C
auf a-verkipptem
ELO gewachsenen Laserstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
4.5.
STEM-Aufnahme sowie extrahierte QW-Dicke und Ga-Gehalt in einer Laser-
struktur auf bzw. neben einer ELO-Makrostufe . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
4.6.
Sekundärelektronenbild, CL-Aufnahme sowie aus einem CL-Mapping extra-
hierte Intensitäts- und Wellenlängenverteilung einer
1080◦C
auf planarem
Template gewachsenen Laserstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65
4.7.
CL-Spektren der auf m-verkipptem ELO bei
1060◦C
,
1080◦C
und
1100◦C
gewachsenenLaserproben............................. 66
4.8.
PL-Spektren und anregungsleistungsabhängige IQEs der bei verschiedenen
Temperaturen auf unterschiedlichen Templates gewachsenen Laserproben . . . 67
4.9.
Kennlinien und polarisationsabhängige Spektren der Lasing zeigenden Hete-
rostrukturen .................................... 68
4.10.
Simulierte Abhängigkeit der Schwellenleistungsdichte und der Ladungsträger-
dichte in den QWs von der Dicke der AlN-Cap-Schicht . . . . . . . . . . . . . 69
4.11.
Laserschwellen der drei untersuchten Heterostrukturen auf
0.1°
bzw.
0.2°
nach
m-verkipptenTemplates.............................. 70
4.12.
AFM-, CL- und ADF-STEM-Aufnahmen sowie CL-Mappings der Peakwellen-
länge von auf 0.1°bzw. 0.2°-verkippten ELO-Templates gewachsenen Lasern . 72
125
Anhang B. Verzeichnisse
4.13.
Sekundärelektronen- und CL-Aufnahme sowie Verteilung der Peakwellenlänge
von Laserstrukturen auf ELO-Templates mit und ohne Makrostufen . . . . . 73
4.14.
Gemittelte Laserschwellen der drei untersuchten Heterostrukturen auf einem
Template mit und einem ohne Makrostufen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
4.15. Schichtaufbau der drei Laserheterostrukturen mit 4, 2 und 1 Quantenfilm . . 75
4.16.
Exemplarische Kennlinie und Laserspektrum sowie mittlere Laserschwellen in
Abhängigkeit vom Template und der Quantenfilmanzahl/-dicke . . . . . . . . 76
4.17.
CL-Aufnahmen und Peakwellenlängenverteilung für QQW-, DQW- und SQW-
Laserstrukturen auf Templates mit unterschiedlichem Fehlschnitt . . . . . . . 77
4.18.
CL-Spektren für
1.5nm
QQW-,
3nm
DQW- und
6nm
SQW-Laserstrukturen
auf Templates mit unterschiedlichem Fehlschnitt . . . . . . . . . . . . . . . . 78
4.19.
Berechneter Überlapp der Elektronen- und Lochwellenfunktion in Abhängigkeit
vonderQuantenfilmdicke............................. 78
4.20.
Experimentell bestimmte und über Simulationen berechnete Laserschwellen
für die SQW, DQW und QQW-Heterostruktur auf verschiedenen Templates . 79
4.21. (a)
Simulierte Ladungsträgerverteilung in den Quantenfilmen;
(b)
Bandverlauf
imQQW ...................................... 80
4.22. (a)
Simulierte Laserschwellen als Funktion der Quantenfilmanzahl/-dicke
mit bzw. ohne QCSE und Grenzflächenrekombination;
(b)
Simulierte Laser-
Kennlinien unter- und oberhalb der Schwelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . 81
4.23.
Simulierte Gewinnkurven der verschiedenen Heterostrukturen auf unterschied-
lichenTemplates.................................. 82
5.1. Schichtstruktur und Dotierprofile der Laserheterostrukturen . . . . . . . . . . 85
5.2.
Laserschwelle, PL-IQE und PL-FWHM aufgetragen über der Si-Konzentration
für Proben, bei denen nur die QWs dotiert wurden . . . . . . . . . . . . . . . 87
5.3.
CL-Mappings der Peakwellenlängenverteilung für unterschiedliche Si-Konzen-
trationen bei QW-Dotierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
5.4.
Laserschwelle, PL-IQE und PL-FWHM aufgetragen über der Si-Konzentration
für Proben, bei denen nur die Barrieren dotiert wurden . . . . . . . . . . . . . 89
5.5.
CL-Mappings der Peakwellenlängenverteilung für unterschiedliche Si-Konzen-
trationen bei Barrieren-Dotierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
5.6.
PL-IQE über Si-Konzentration bei Barrieren-Dotierung sowie berechnete Ab-
hängigkeit von der Dichte freier Ladungsträger bei Niederanregung und bei
Hochanregung ................................... 90
5.7.
Laserschwelle, PL-IQE und PL-FWHM aufgetragen über der Si-Konzentration
für Proben, bei denen die gesamte Heterostruktur dotiert wurde . . . . . . . . 91
5.8.
CL-Mappings der Peakwellenlängenverteilung für unterschiedliche Si-Konzen-
trationen bei Dotierung der gesamten Heterostruktur . . . . . . . . . . . . . . 92
5.9. STEM-Aufnahmen der Si-dotierten Laserheterostrukturen . . . . . . . . . . . 93
5.10.
Vergleich der Laserschwellen, PL-IQEs und PL-FHWMs für Dotierung ver-
schiedenerSchichten................................ 94
126
Abbildungsverzeichnis
5.11. Berechneter Überlapp der Elektronen- und Lochwellenfunktion in den Quan-
tenfilmen in Abhängigkeit von der Dotierung in
QW
,
QB
bzw. der gesamten
Heterostruktur................................... 96
5.12.
Im Rahmen dieser Arbeit erzielte Abnahme der Laserschwellen von AlGaN-
Quantenfilmstrukturen...............................101
A.1.
Nach dem Modell von Karpov und Makarov [
133
] für AlN berechnete nicht-
strahlende Lebensdauern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 109
A.2.
Nach dem Modell von Liau et al. [
138
] berechnete optische Streuverluste durch
Stufenversetzungen in einem
15µm
breiten Resonator mit einem mittleren
Al-Gehaltvon0.8..................................110
127
Anhang B. Verzeichnisse
Literaturverzeichnis
[1]
P. Crump, J. Wang, T. Crum, S. Das, M. DeVito, W. Dong, J. Farmer, Y. Feng,
M. Grimshaw, D. Wise, and S. Zhang.
>
360 W and
>
70% efficient GaAs-based
diode lasers. In Proc. SPIE, 5711:21, San Jose, California, USA, March 2005.
http://dx.doi.org/10.1117/12.602577.
[2]
H. Amano, M. Kito, K. Hiramatsu, and I. Akasaki. P-Type Conduction in Mg-
Doped GaN Treated with Low-Energy Electron Beam Irradiation (LEEBI). Jpn. J.
Appl. Phys., 28(12A):L2112, December 1989.
http://dx.doi.org/10.1143/JJAP.
28.L2112.
[3]
S. Nakamura, T. Mukai, M. Senoh, and N. Iwasa. Thermal Annealing Effects on
P-Type Mg-Doped GaN Films. Jpn. J. Appl. Phys., 31(Part 2, No. 2B):L139–L142,
February 1992. http://dx.doi.org/10.1143/JJAP.31.L139.
[4]
S. Nakamura, N. Iwasa, M. Senoh, and T. Mukai. Hole Compensation Mechanism of
P-Type GaN Films. Jpn. J. Appl. Phys., 31(5R):1258, May 1992.
http://dx.doi.
org/10.1143/JJAP.31.1258.
[5]
J. Heber. Nobel Prize 2014: Akasaki, Amano & Nakamura. Nat. Phys., 10(11):
791–791, November 2014. http://dx.doi.org/10.1038/nphys3147.
[6]
H. Yoshida, Y. Yamashita, M. Kuwabara, and H. Kan. Demonstration of an
ultraviolet 336 nm AlGaN multiple-quantum-well laser diode. Appl. Phys. Lett., 93
(24):241106, December 2008. http://dx.doi.org/10.1063/1.3050539.
[7]
F. Giannazzo, G. Fisichella, G. Greco, A. La Magna, F. Roccaforte, B. Pecz, R. Ya-
kimova, R. Dagher, A. Michon, and Y. Cordier. Graphene integration with nitride
semiconductors for high power and high frequency electronics. Phys. Status Solidi
A, 214(4):n/a–n/a, April 2017. http://dx.doi.org/10.1002/pssa.201600460.
[8]
Y. Zhang, S. Krishnamoorthy, F. Akyol, A. A. Allerman, M. W. Moseley, A. M.
Armstrong, and S. Rajan. Design and demonstration of ultra-wide bandgap AlGaN
tunnel junctions. Appl. Phys. Lett., 109(12):121102, September 2016.
http://dx.
doi.org/10.1063/1.4962900.
[9]
N. Ruhnke, A. Müller, B. Eppich, M. Maiwald, B. Sumpf, G. Erbert, and G. Tränkle.
Compact Deep UV System at 222.5 nm Based on Frequency Doubling of GaN Laser
Diode Emission. IEEE Photonics Technol. Lett., 30(3):289–292, February 2018.
http://dx.doi.org/10.1109/LPT.2017.2787463.
[10]
T. Hayashi, Y. Kawase, N. Nagata, T. Senga, S. Iwayama, M. Iwaya, T. Takeuchi,
S. Kamiyama, I. Akasaki, and T. Matsumoto. Demonstration of electron beam laser
excitation in the UV range using a GaN/AlGaN multiquantum well active layer. Sci.
Rep., 7(1):2944, June 2017. http://dx.doi.org/10.1038/s41598-017-03151-8.
128
Literaturverzeichnis
[11]
N. Johnson, B. Cheng, S. Choi, C. Chua, C. Knollenberg, J. E. Northrup, M. Teepe,
T. Wunderer, and Z. Yang. Mid-UV AlGaN lasers on bulk AlN substrates. In Proc.
Int. Workshop Nitrides, pages 2–4, Sapporo, Japan, October 2012.
[12]
H. Kawanishi, M. Senuma, and T. Nukui. Anisotropic polarization characteristics of
lasing and spontaneous surface and edge emissions from deep-ultraviolet (
λ≈
240nm)
AlGaN multiple-quantum-well lasers. Appl. Phys. Lett., 89(4):041126, July 2006.
http://dx.doi.org/10.1063/1.2236792.
[13]
X.-H. Li, T.-T. Kao, M. M. Satter, Y. O. Wei, S. Wang, H. Xie, S.-C. Shen, P. D.
Yoder, A. M. Fischer, F. A. Ponce, T. Detchprohm, and R. D. Dupuis. Demonstration
of transverse-magnetic deep-ultraviolet stimulated emission from AlGaN multiple-
quantum-well lasers grown on a sapphire substrate. Appl. Phys. Lett., 106(4):041115,
January 2015. http://dx.doi.org/10.1063/1.4906590.
[14]
F. A. Ponce, J. S. Major, W. E. Plano, and D. F. Welch. Crystalline structure
of AlGaN epitaxy on sapphire using AlN buffer layers. Appl. Phys. Lett., 65(18):
2302–2304, October 1994. http://dx.doi.org/10.1063/1.112724.
[15] H. Tsuchiya, K. Sunaba, T. Suemasu, and F. Hasegawa. Growth of thick and pure
cubic GaN on (001) GaAs by halide VPE. Journal of Crystal Growth, 198-199:
1056–1060, March 1999. http://dx.doi.org/10.1016/S0022-0248(98)01182-8.
[16]
B. M. Shi, M. H. Xie, H. S. Wu, N. Wang, and S. Y. Tong. Transition between wurtzite
and zinc-blende GaN: An effect of deposition condition of molecular-beam epitaxy.
Appl. Phys. Lett., 89(15):151921, 2006. http://dx.doi.org/10.1063/1.2360916.
[17]
S. V. Novikov, N. M. Stanton, R. P. Campion, R. D. Morris, H. L. Geen, C. T.
Foxon, and A. J. Kent. Growth and characterization of free-standing zinc-blende
(cubic) GaN layers and substrates. Semicond. Sci. Technol., 23(1):015018, 2008.
http://dx.doi.org/10.1088/0268-1242/23/1/015018.
[18]
H. Morkoç. Handbook of Nitride Semiconductors and Devices, Materials Properties,
Physics and Growth, volume 1. Wiley-VCH, Weinheim : Chichester, May 2008.
[19]
L. Vegard. Die Konstitution der Mischkristalle und die Raumfüllung der Atome. Z.
Physik, 5(1):17–26, Januar 1921. http://dx.doi.org/10.1007/BF01349680.
[20]
J. C. Mikkelsen and J. B. Boyce. Atomic-Scale Structure of Random Solid Solutions:
Extended X-Ray-Absorption Fine-Structure Study of GaInAs. Phys. Rev. Lett., 49
(19):1412–1415, November 1982.
http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevLett.49.
1412.
[21]
I. Vurgaftman and J. R. Meyer. Band parameters for nitrogen-containing semi-
conductors. Journal of Applied Physics, 94(6):3675–3696, August 2003.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.1600519.
129
Anhang B. Verzeichnisse
[22]
J. Piprek. Nitride Semiconductor Devices: Principles and Simulation. Wiley-VCH,
Weinheim, January 2007.
[23]
A. Adams. Strained-Layer Quantum-Well Lasers. IEEE J. Sel. Top. Quantum
Electron., 17(5):1364–1373, September 2011.
http://dx.doi.org/10.1109/JSTQE.
2011.2108995.
[24]
C. Persson, A. Ferreira da Silva, R. Ahuja, and B. Johansson. Effective electronic
masses in wurtzite and zinc-blende GaN and AlN. Journal of Crystal Growth, 231(3):
397–406, October 2001. http://dx.doi.org/10.1016/S0022-0248(01)01470-1.
[25]
C. Reich, M. Guttmann, M. Feneberg, T. Wernicke, F. Mehnke, C. Kuhn, J. Rass,
M. Lapeyrade, S. Einfeldt, A. Knauer, V. Kueller, M. Weyers, R. Goldhahn, and
M. Kneissl. Strongly transverse-electric-polarized emission from deep ultraviolet
AlGaN quantum well light emitting diodes. Appl. Phys. Lett., 107(14):142101,
October 2015. http://dx.doi.org/10.1063/1.4932651.
[26]
J. Zhang, H. Zhao, and N. Tansu. Effect of crystal-field split-off hole and heavy-hole
bands crossover on gain characteristics of high Al-content AlGaN quantum well
lasers. Appl. Phys. Lett., 97(11):111105, September 2010.
http://dx.doi.org/10.
1063/1.3488825.
[27]
Z. Bryan, I. Bryan, S. Mita, J. Tweedie, Z. Sitar, and R. Collazo. Strain dependence
on polarization properties of AlGaN and AlGaN-based ultraviolet lasers grown on
AlN substrates. Appl. Phys. Lett., 106(23):232101, June 2015.
http://dx.doi.org/
10.1063/1.4922385.
[28]
H. Morkoç. General Properties of Nitrides. In Handbook of Nitride Semiconductors
and Devices: Materials Properties, Physics and Growth, Volume 1, pages 1–129.
Wiley-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, September 2009.
http://dx.doi.org/10.
1002/9783527628438.ch1.
[29]
F. Bernardini, V. Fiorentini, and D. Vanderbilt. Spontaneous polarization and
piezoelectric constants of III-V nitrides. Phys. Rev. B, 56(16):R10024–R10027,
October 1997. http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.56.R10024.
[30]
E. T. Yu, X. Z. Dang, P. M. Asbeck, S. S. Lau, and G. J. Sullivan. Spontaneous and
piezoelectric polarization effects in III–V nitride heterostructures. Journal of Vacuum
Science & Technology B: Microelectronics and Nanometer Structures Processing,
Measurement, and Phenomena, 17(4):1742–1749, July 1999.
http://dx.doi.org/
10.1116/1.590818.
[31]
F. Bernardini and V. Fiorentini. Macroscopic polarization and band offsets at
nitride heterojunctions. Phys. Rev. B, 57(16):R9427–R9430, April 1998.
http:
//dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.57.R9427.
130
Literaturverzeichnis
[32]
F. Bernardini and V. Fiorentini. Spontaneous versus Piezoelectric Polarization
in III–V Nitrides: Conceptual Aspects and Practical Consequences. phys. stat.
sol. (b), 216(1):391–398, November 1999.
http://dx.doi.org/10.1002/(SICI)
1521-3951(199911)216:1<391::AID-PSSB391>3.0.CO;2-K.
[33]
F. Bernardini and V. Fiorentini. Polarization fields in nitride nanostructures: 10
points to think about. Applied Surface Science, 166(1):23–29, October 2000. http:
//dx.doi.org/10.1016/S0169-4332(00)00434-7.
[34]
F. Bernardini, V. Fiorentini, and D. Vanderbilt. Accurate calculation of polarization-
related quantities in semiconductors. Phys. Rev. B, 63(19):193201, April 2001.
http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.63.193201.
[35]
F. Bernardini and V. Fiorentini. First-principles calculation of the piezoelectric
tensor d of III–V nitrides. Appl. Phys. Lett., 80(22):4145–4147, May 2002.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.1482796.
[36]
M. Leroux, N. Grandjean, J. Massies, B. Gil, P. Lefebvre, and P. Bigenwald. Barrier-
width dependence of group-III nitrides quantum-well transition energies. Phys. Rev.
B, 60(3):1496–1499, July 1999. http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.60.1496.
[37]
N. Suzuki and N. Iizuka. Effect of Polarization Field on Intersubband Transition
in AlGaN/GaN Quantum Wells. Jpn. J. Appl. Phys., 38(4A):L363, April 1999.
http://dx.doi.org/10.1143/JJAP.38.L363.
[38]
S.-H. Park. Crystal Orientation Effects on Electronic Properties of Wurtzite
GaN/AlGaN Quantum Wells with Spontaneous and Piezoelectric Polarization. Jpn. J.
Appl. Phys., 39(6R):3478, June 2000.
http://dx.doi.org/10.1143/JJAP.39.3478
.
[39]
S.-H. Park and S.-L. Chuang. Spontaneous polarization effects in wurtzite
GaN/AlGaN quantum wells and comparison with experiment. Appl. Phys. Lett., 76
(15):1981–1983, April 2000. http://dx.doi.org/10.1063/1.126229.
[40]
J. Pal, G. Tse, V. Haxha, M. A. Migliorato, and S. Tomić. Second-order piezoelec-
tricity in wurtzite III-N semiconductors. Phys. Rev. B, 84(8):085211, August 2011.
http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.84.085211.
[41]
V. Fiorentini, F. Bernardini, F. Della Sala, A. Di Carlo, and P. Lugli. Effects of
macroscopic polarization in III-V nitride multiple quantum wells. Phys. Rev. B,
60(12):8849–8858, September 1999.
http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.60.
8849.
[42] T. Kolbe, T. Sembdner, A. Knauer, V. Kueller, H. Rodriguez, S. Einfeldt, P. Vogt,
M. Weyers, and M. Kneissl. (In)AlGaN deep ultraviolet light emitting diodes with
optimized quantum well width. phys. stat. sol. (a), 207(9):2198–2200, September
2010. http://dx.doi.org/10.1002/pssa.201026046.
131
Anhang B. Verzeichnisse
[43]
S. Ghosh, U. P. Gomes, and D. Biswas. Optimization of optical and electrical
behaviour of quantum well based GaN-InGaN blue LED. In 2012 Asia Pacific
Conference on Postgraduate Research in Microelectronics and Electronics, pages 188–
191, December 2012. http://dx.doi.org/10.1109/PrimeAsia.2012.6458651.
[44]
S.-H. Park and S.-L. Chuang. Piezoelectric effects on electrical and optical properties
of wurtzite GaN/AlGaN quantum well lasers. Appl. Phys. Lett., 72(24):3103–3105,
June 1998. http://dx.doi.org/10.1063/1.121560.
[45]
J. Hader, J. V. Moloney, B. Pasenow, S. W. Koch, M. Sabathil, N. Linder, and
S. Lutgen. On the importance of radiative and Auger losses in GaN-based quantum
wells. Appl. Phys. Lett., July 2008. http://dx.doi.org/10.1063/1.2953543.
[46]
H. Yoshida, Y. Yamashita, M. Kuwabara, and H. Kan. A 342-nm ultraviolet AlGaN
multiple-quantum-well laser diode. Nat. Photonics, 2(9):551–554, September 2008.
http://dx.doi.org/10.1038/nphoton.2008.135.
[47]
E. Burstein. Anomalous Optical Absorption Limit in InSb. Phys. Rev., 93(3):
632–633, February 1954. http://dx.doi.org/10.1103/PhysRev.93.632.
[48]
T. S. Moss. The Interpretation of the Properties of Indium Antimonide. Proc. Phys.
Soc. B, 67(10):775, 1954. http://dx.doi.org/10.1088/0370-1301/67/10/306.
[49]
M. Feneberg, S. Osterburg, K. Lange, C. Lidig, B. Garke, R. Goldhahn, E. Richter,
C. Netzel, M. D. Neumann, N. Esser, S. Fritze, H. Witte, J. Bläsing, A. Dadgar,
and A. Krost. Band gap renormalization and Burstein-Moss effect in silicon- and
germanium-doped wurtzite GaN up to 10
20
cm
−3
.Phys. Rev. B, 90(7):075203, August
2014. http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.90.075203.
[50]
K. F. Berggren and B. E. Sernelius. Band-gap narrowing in heavily doped many-
valley semiconductors. Phys. Rev. B, 24(4):1971–1986, August 1981.
http://dx.
doi.org/10.1103/PhysRevB.24.1971.
[51]
M. Asif Khan, C. J. Sun, J. W. Yang, Q. Chen, B. W. Lim, M. Zubair Anwar,
A. Osinsky, and H. Temkin. Cleaved cavity optically pumped InGaN–GaN laser
grown on spinel substrates. Appl. Phys. Lett., 69(16):2418–2420, October 1996.
http://dx.doi.org/10.1063/1.117656.
[52]
D. M. Bagnall, Y. F. Chen, Z. Zhu, T. Yao, S. Koyama, M. Y. Shen, and T. Goto.
Optically pumped lasing of ZnO at room temperature. Appl. Phys. Lett., 70(17):
2230–2232, April 1997. http://dx.doi.org/10.1063/1.118824.
[53]
L. Toikkanen, A. Härkönen, J. Lyytikäinen, T. Leinonen, A. Laakso, A. Tukiainen,
J. Viheriälä, M. Bister, and M. Guina. Optically Pumped Edge-Emitting GaAs-Based
Laser With Direct Orange Emission. IEEE Photonics Technol. Lett., 26(4):384–386,
February 2014. http://dx.doi.org/10.1109/LPT.2013.2294726.
132
Literaturverzeichnis
[54]
N. A. Gamov, E. V. Zhdanova, M. M. Zverev, D. V. Peregudov, V. B. Studenov, A. V.
Mazalov, V. A. Kureshov, D. R. Sabitov, A. A. Padalitsa, and A. A. Marmalyuk.
Pulsed electron-beam-pumped laser based on AlGaN/InGaN/GaN quantum-well
heterostructure. Quantum Electron., 45(7):601, 2015.
http://dx.doi.org/10.1070/
QE2015v045n07ABEH015780.
[55]
T. Wunderer, J. Jeschke, Z. Yang, M. Teepe, M. Batres, B. Vancil, and N. Johnson.
Resonator-Length Dependence of Electron-Beam-Pumped UV-A GaN-Based Lasers.
IEEE Photonics Technol. Lett., 29(16):1344–1347, August 2017.
http://dx.doi.
org/10.1109/LPT.2017.2722359.
[56] Pierre Bouguer. Essai d’optique, Sur la gradation de la lumière, 1729.
[57]
Johann Heinrich Lambert. Photometria, Sive de Mensura et Gradibus Luminis,
Colorum et Umbrae. Sumptibus Vidae Eberhardi Klett, Augsburg, 1760.
[58]
J. Shah. Hot Carriers in Semiconductor Nanostructures: Physics and Applications.
Elsevier, December 2012.
[59] M. Fukuda. Optical Semiconductor Devices. John Wiley & Sons, 1999.
[60]
P. K. Basu, B. Mukhopadhyay, and R. Basu. Semiconductor Laser Theory. CRC
Press, June 2015.
[61]
M. Grundmann. The Physics of Semiconductors. Springer Verlag Berlin, Heidelberg,
2010.
[62]
P. Blood. On the dimensionality of optical absorption, gain, and recombination in
quantum-confined structures. IEEE J. Quantum Electron., 36(3):354–362, March
2000. http://dx.doi.org/10.1109/3.825883.
[63]
X. Li, S. Okur, F. Zhang, V. Avrutin, Ü. Özgür, H. Morkoç, S. M. Hong, S. H. Yen,
T. C. Hsu, and A. Matulionis. Impact of active layer design on InGaN radiative
recombination coefficient and LED performance. Journal of Applied Physics, 111(6):
063112, March 2012. http://dx.doi.org/10.1063/1.3699199.
[64]
E. Kioupakis, Q. Yan, D. Steiauf, and C. G. V. de Walle. Temperature and carrier-
density dependence of Auger and radiative recombination in nitride optoelectro-
nic devices. New J. Phys., 15(12):125006, 2013.
http://dx.doi.org/10.1088/
1367-2630/15/12/125006.
[65]
W. Shockley and W. T. Read. Statistics of the Recombinations of Holes and
Electrons. Phys. Rev., 87(5):835–842, September 1952.
http://dx.doi.org/10.
1103/PhysRev.87.835.
[66]
R. N. Hall. Electron-Hole Recombination in Germanium. Phys. Rev., 87(2):387–387,
July 1952. http://dx.doi.org/10.1103/PhysRev.87.387.
133
Anhang B. Verzeichnisse
[67]
W. G. Perry, M. B. Bremser, and R. F. Davis. Cathodoluminescence studies of the
deep level emission bands of AlxGa1- xN films deposited on 6H–SiC (0001). J. Appl.
Phys., 83(1):469–475, 1998.
[68]
C. G. Van de Walle and J. Neugebauer. First-principles calculations for defects and
impurities: Applications to III-nitrides. Journal of Applied Physics, 95(8):3851–3879,
March 2004. http://dx.doi.org/10.1063/1.1682673.
[69]
C. H. Henry and D. V. Lang. Nonradiative capture and recombination by multiphonon
emission in GaAs and GaP. Phys. Rev. B, 15(2):989–1016, January 1977.
http:
//dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.15.989.
[70]
R. Pässler. Temperature dependences of the nonradiative multiphonon carrier capture
and ejection properties of deep traps in semiconductors. I. Theoretical results. phys.
stat. sol. (b), 85(1):203–215, January 1978.
http://dx.doi.org/10.1002/pssb.
2220850122.
[71]
H. J. Queisser. Recombination at deep traps. Solid-State Electronics, 21(11):1495–
1503, November 1978. http://dx.doi.org/10.1016/0038-1101(78)90231-9.
[72]
J. Piprek, F. Römer, and B. Witzigmann. On the uncertainty of the Auger
recombination coefficient extracted from InGaN/GaN light-emitting diode effi-
ciency droop measurements. Appl. Phys. Lett., 106(10):101101, March 2015.
http://dx.doi.org/10.1063/1.4914833.
[73]
J. Yun, J.-I. Shim, and H. Hirayama. Analysis of efficiency droop in 280-nm AlGaN
multiple-quantum-well light-emitting diodes based on carrier rate equation. Appl.
Phys. Express, 8(2):022104, January 2015.
http://dx.doi.org/10.7567/APEX.8.
022104.
[74]
X. Wang, X. Chen, L. Hou, B. Wang, W. Xie, and M. Pan. Role of n-type AlGaN
layer in photoresponse mechanism for separate absorption and multiplication (SAM)
GaN/AlGaN avalanche photodiode. Opt Quant Electron, 47(6):1357–1365, June
2015. http://dx.doi.org/10.1007/s11082-014-0065-2.
[75]
B. Mroziewicz, M. Bugajski, and W. Nakwaski. Physics of Semiconductor Lasers.
Elsevier, January 2017.
[76]
K. J. Ebeling. Integrierte Optoelektronik: Wellenleiteroptik Photonik Halbleiter.
Springer-Verlag, Berlin Heidelberg, 1989.
[77]
S. Nakamura, M. Senoh, S.-i. Nagahama, N. Iwasa, T. Yamada, T. Matsushi-
ta, H. Kiyoku, Y. Sugimoto, T. Kozaki, H. Umemoto, M. Sano, and K. Chocho.
InGaN/GaN/AlGaN-Based Laser Diodes Grown on GaN Substrates with a Funda-
mental Transverse Mode. Jpn. J. Appl. Phys., 37(Part 2, No. 9A/B):L1020–L1022,
September 1998. http://dx.doi.org/10.1143/JJAP.37.L1020.
134
Literaturverzeichnis
[78]
G. H. B. Thompson. A theory for filamentation in semiconductor lasers including
the dependence of dielectric constant on injected carrier density. Opto-Electron., 4
(3):257–310, 1972.
[79]
W. W. Chow, H. Amano, and I. Akasaki. Theoretical analysis of filamentation and
fundamental-mode operation in InGaN quantum well lasers. Appl. Phys. Lett., 76
(13):1647, 2000. http://dx.doi.org/10.1063/1.126123.
[80]
D. Scholz, H. Braun, U. T. Schwarz, S. Brüninghoff, D. Queren, A. Lell, and
U. Strauss. Measurement and simulation of filamentation in (Al, In) GaN laser
diodes. Opt. Express, 16(10):6846–6859, 2008.
[81]
D. Brunner, H. Angerer, E. Bustarret, F. Freudenberg, R. Höpler, R. Dimitrov,
O. Ambacher, and M. Stutzmann. Optical constants of epitaxial AlGaN films
and their temperature dependence. Journal of Applied Physics, 82(10):5090–5096,
November 1997. http://dx.doi.org/10.1063/1.366309.
[82]
M. Kuramoto, C. Sasaoka, N. Futagawa, M. Nido, and A. Yamaguchi. Reduction of
Internal Loss and Threshold Current in a Laser Diode with a Ridge by Selective Re-
Growth (RiS-LD). Phys. Status Solidi A, 192(2):329–334, August 2002.
http://dx.
doi.org/10.1002/1521-396X(200208)192:2<329::AID-PSSA329>3.0.CO;2-A.
[83]
J. Piprek. Semiconductor Optoelectronic Devices: Introduction to Physics and
Simulation. Academic Press, 2003.
[84]
E. Kioupakis, P. Rinke, and C. G. Van de Walle. Determination of Internal Loss in
Nitride Lasers from First Principles. Appl. Phys. Express, 3(8):082101, July 2010.
http://dx.doi.org/10.1143/APEX.3.082101.
[85]
E. Kioupakis, P. Rinke, A. Schleife, F. Bechstedt, and C. G. Van de Walle. Free-
carrier absorption in nitrides from first principles. Phys. Rev. B, 81(24), June 2010.
http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.81.241201.
[86] P. S. Zory. Quantum Well Lasers. Academic Press, 1993.
[87]
T. Meyer, H. Braun, U. T. Schwarz, S. Tautz, M. Schillgalies, S. Lutgen, U. Strauss,
and others. Spectral dynamics of 405 nm (Al, In) GaN laser diodes grown on GaN
and SiC substrate. Opt. Express, 16(10):6833–6845, 2008.
[88]
J. Xie, S. Mita, Z. Bryan, W. Guo, L. Hussey, B. Moody, R. Schlesser, R. Kirste,
M. Gerhold, R. Collazo, and Z. Sitar. Lasing and longitudinal cavity modes in
photo-pumped deep ultraviolet AlGaN heterostructures. Appl. Phys. Lett., 102(17):
171102, 2013. http://dx.doi.org/10.1063/1.4803689.
[89]
CVDSim-Nitride Edition software for modeling of epitaxy (MOVPE, HVPE).
http:
//www.str-soft.com/products/cvdsim/Nitride_Edtion/index.htm.
135
Anhang B. Verzeichnisse
[90]
C. Kleijn. Chemical vapor deposition processes. In Computational Modeling in
Semiconductor Processing, pages 97–230. Artech House, 1995.
[91]
T. G. Mihopoulos, V. Gupta, and K. F. Jensen. A reaction-transport model for
AlGaN MOVPE growth. J. Cryst. Growth, 195(1):733–739, 1998.
[92]
J. Stellmach, M. Pristovsek, Ö. Savaş, J. Schlegel, E. Yakovlev, and M. Kneissl. High
aluminium content and high growth rates of AlGaN in a close-coupled showerhead
MOVPE reactor. J. Cryst. Growth, 315(1):229–232, January 2011.
http://dx.doi.
org/10.1016/j.jcrysgro.2010.06.036.
[93]
J. R. Creighton, W. G. Breiland, M. E. Coltrin, and R. P. Pawlowski. Gas-phase
nanoparticle formation during AlGaN metalorganic vapor phase epitaxy. Appl. Phys.
Lett., 81(14):2626, 2002. http://dx.doi.org/10.1063/1.1510580.
[94]
J. Creighton, G. T. Wang, W. G. Breiland, and M. E. Coltrin. Nature of the parasitic
chemistry during AlGaInN OMVPE. J. Cryst. Growth, 261(2-3):204–213, January
2004. http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2003.11.074.
[95]
E.E. Zavarin, D.S. Sizov, W.V. Lundin, A.F. Tsatsulnikov, R.A. Talalaev, A.V.
Kondratyev, and O.V. Bord. In-situ investigations of GaN chemical unstability
during MOCVD. In Proceedings of the Fifteenth International European Conference
on Chemical Vapor Deposition (EUROCVD-15), 2005-09:299, Bochum, Germany,
2005. Electrochemical Society, NJ, USA.
[96]
E. V. Yakovlev, R. A. Talalaev, A. S. Segal, A. V. Lobanova, W. V. Lundin, E. E.
Zavarin, M. A. Sinitsyn, A. F. Tsatsulnikov, and A. E. Nikolaev. Hydrogen effects
in III-nitride MOVPE. Journal of Crystal Growth, 310(23):4862–4866, November
2008. http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2008.07.099.
[97]
Y. Shvyd’ko. X-Ray Resonators and Other Applications of Bragg Backscattering.
PhD thesis, Universität Hamburg, Habil., 2002, 2002.
http://dx.doi.org/10.
3204/DESY-THESIS-2002-028.
[98]
M. Morita, N. Uesugi, S. Isogai, K. Tsubouchi, and N. Mikoshiba. Epitaxial Growth of
Aluminum Nitride on Sapphire Using Metalorganic Chemical Vapor Deposition. Jpn.
J. Appl. Phys., 20(1):17, January 1981.
http://dx.doi.org/10.1143/JJAP.20.17
.
[99]
A. Knauer, A. Mogilatenko, S. Hagedorn, J. Enslin, T. Wernicke, M. Kneissl, and
M. Weyers. Correlation of sapphire off-cut and reduction of defect density in
MOVPE grown AlN. Phys. Status Solidi B, 253(5):809–813, May 2016.
http:
//dx.doi.org/10.1002/pssb.201600075.
[100]
V. Kueller, A. Knauer, C. Reich, A. Mogilatenko, M. Weyers, J. Stellmach, T. Werni-
cke, M. Kneissl, Z. Yang, C. L. Chua, and N. M. Johnson. Modulated Epitaxial Lateral
Overgrowth of AlN for Efficient UV LEDs. IEEE Photonics Technol. Lett., 24(18):
1603–1605, September 2012. http://dx.doi.org/10.1109/LPT.2012.2210542.
136
Literaturverzeichnis
[101]
U. Zeimer, V. Kueller, A. Knauer, A. Mogilatenko, M. Weyers, and M. Kneissl. High
quality AlGaN grown on ELO AlN/sapphire templates. Journal of Crystal Growth,
377:32–36, August 2013.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2013.04.041
.
[102]
G. L. Miller, D. a. H. Robinson, and J. D. Wiley. Contactless measurement of
semiconductor conductivity by radio frequency-free-carrier power absorption. Review
of Scientific Instruments, 47(7):799–805, July 1976.
http://dx.doi.org/10.1063/
1.1134756.
[103]
R. Collazo, S. Mita, J. Xie, A. Rice, J. Tweedie, R. Dalmau, and Z. Sitar. Progress on
n-type doping of AlGaN alloys on AlN single crystal substrates for UV optoelectronic
applications. Phys. Status Solidi C, 8(7-8):2031–2033, July 2011.
http://dx.doi.
org/10.1002/pssc.201000964.
[104]
F. Mehnke, X. T. Trinh, H. Pingel, T. Wernicke, E. Janzén, N. T. Son, and M. Kneissl.
Electronic properties of Si-doped Al
x
Ga
1-x
N with aluminum mole fractions above
80%. Journal of Applied Physics, 120(14):145702, October 2016.
http://dx.doi.
org/10.1063/1.4964442.
[105]
J. R. van Look, S. Einfeldt, O. Kruger, V. Hoffmann, A. Knauer, M. Weyers, P. Vogt,
and M. Kneissl. Laser Scribing for Facet Fabrication of InGaN MQW Diode Lasers
on Sapphire Substrates. IEEE Photonics Technol. Lett., 22(6):416–418, March 2010.
http://dx.doi.org/10.1109/LPT.2009.2039995.
[106]
A. Krost, G. Bauer, and J. Woitok. High Resolution X-Ray Diffraction. In Optical
Characterization of Epitaxial Semiconductor Layers, pages 287–391. Springer, Berlin,
Heidelberg, 1996. http://dx.doi.org/10.1007/978-3-642-79678-4_6.
[107]
L. Spiess, G. Teichert, R. Schwarzer, H. Behnken, and C. Genzel. Moderne Röntgen-
beugung: Röntgendiffraktometrie für Materialwissenschaftler, Physiker und Chemiker.
Vieweg+Teubner Verlag, 2. Ausgabe, 2009.
[108]
H. Fitouri, M. M. Habchi, and A. Rebey. High-Resolution X-Ray Diffraction of
III–V Semiconductor Thin Films. In X-Ray Scattering. InTech, 2017.
[109]
M. A. Moram and M. E. Vickers. X-ray diffraction of III-nitrides. Rep. Prog. Phys., 72
(3):036502, March 2009. http://dx.doi.org/10.1088/0034-4885/72/3/036502.
[110]
M. E. Vickers, M. J. Kappers, T. M. Smeeton, E. J. Thrush, J. S. Barnard, and
C. J. Humphreys. Determination of the indium content and layer thicknesses in
InGaN/GaN quantum wells by x-ray scattering. J. Appl. Phys., 94(3):1565, 2003.
http://dx.doi.org/10.1063/1.1587251.
[111]
V. Srikant, J. S. Speck, and D. R. Clarke. Mosaic structure in epitaxial thin
films having large lattice mismatch. Journal of Applied Physics, 82(9):4286–4295,
November 1997. http://dx.doi.org/10.1063/1.366235.
137
Anhang B. Verzeichnisse
[112]
C. Roder. Analyse struktureller Eigenschaften von GaN mittels hochauflösender
Röntgenbeugung bei variabler Meßtemperatur. Doktorarbeit, Universität Bremen,
2007.
[113]
T. Böttcher. Heteroepitaxy of Group-III-Nitrides for the Application in Laser Diodes.
PhD thesis, Universität Bremen, 2002.
[114]
C. G. Dunn and E. F. Kogh. Comparison of dislocation densities of primary and
secondary recrystallization grains of Si-Fe. Acta Metallurgica, 5(10):548–554, October
1957. http://dx.doi.org/10.1016/0001-6160(57)90122-0.
[115]
H. Heinke, V. Kirchner, S. Einfeldt, and D. Hommel. X-ray diffraction analysis of the
defect structure in epitaxial GaN. Appl. Phys. Lett., 77(14):2145–2147, September
2000. http://dx.doi.org/10.1063/1.1314877.
[116]
R. Chierchia, T. Böttcher, H. Heinke, S. Einfeldt, S. Figge, and D. Hommel. Mi-
crostructure of heteroepitaxial GaN revealed by x-ray diffraction. J. Appl. Phys., 93
(11):8918–8925, June 2003. http://dx.doi.org/10.1063/1.1571217.
[117]
L. Reimer and G. Pfefferkorn. Raster-Elektronenmikroskopie. Springer-Verlag, März
2013.
[118]
J. Ohnsorge and R. Holm. Rasterelektronenmikroskopie. Thieme Georg Verlag,
Stuttgart, September 1992.
[119]
P. F. Schmidt. Praxis der Rasterelektronenmikroskopie und Mikrobereichsanalyse.
expert Verlag, Renningen, 2. Ausgabe, September 2018.
[120]
A. Yasan, R. McClintock, K. Mayes, D. H. Kim, P. Kung, and M. Razeghi. Photolumi-
nescence study of AlGaN-based 280 nm ultraviolet light-emitting diodes. Appl. Phys.
Lett., 83(20):4083–4085, November 2003.
http://dx.doi.org/10.1063/1.1626808
.
[121]
A. Sasaki, S.-i. Shibakawa, Y. Kawakami, K. Nishizuka, Y. Narukawa, and T. Mukai.
Equation for Internal Quantum Efficiency and Its Temperature Dependence of
Luminescence, and Application to In
x
Ga
1-x
N/GaN Multiple Quantum Wells. Jpn.
J. Appl. Phys., 45(11R):8719, November 2006.
http://dx.doi.org/10.1143/JJAP.
45.8719.
[122]
T. Lu, Z. Ma, C. Du, Y. Fang, H. Wu, Y. Jiang, L. Wang, L. Dai, H. Jia, W. Liu,
and H. Chen. Temperature-dependent photoluminescence in light-emitting diodes.
Sci. Rep., 4:6131, August 2014. http://dx.doi.org/10.1038/srep06131.
[123]
Domnique Drouin, Alexandre Réal Couture, Raynald Gauvin, Pierre Hovington,
Paula Horny, and Hendrix Demers. Casino, July 2017.
[124]
K. B. Nam, M. L. Nakarmi, J. Y. Lin, and H. X. Jiang. Deep impurity transitions
involving cation vacancies and complexes in AlGaN alloys. Appl. Phys. Lett., 86(22):
222108, 2005. http://dx.doi.org/10.1063/1.1943489.
138
Literaturverzeichnis
[125]
N. Nepal, M. L. Nakarmi, J. Y. Lin, and H. X. Jiang. Photoluminescence studies
of impurity transitions in AlGaN alloys. Appl. Phys. Lett., 89(9):092107, 2006.
http://dx.doi.org/10.1063/1.2337856.
[126]
G. Kusch, M. Nouf-Allehiani, F. Mehnke, C. Kuhn, P. R. Edwards, T. Wernicke,
A. Knauer, V. Kueller, G. Naresh-Kumar, M. Weyers, M. Kneissl, C. Trager-Cowan,
and R. W. Martin. Spatial clustering of defect luminescence centers in Si-doped
low resistivity Al
0.82
Ga
0.18
N. Appl. Phys. Lett., 107(7):072103, August 2015.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.4928667.
[127]
Atlas - Device Simulation Software, April 2017.
https://www.silvaco.com/
products/tcad/device_simulation/atlas/atlas.html.
[128]
T. T. Mnatsakanov, M. E. Levinshtein, L. I. Pomortseva, S. N. Yurkov, G. S. Simin,
and M. Asif Khan. Carrier mobility model for GaN. Solid-State Electronics, 47(1):
111–115, January 2003. http://dx.doi.org/10.1016/S0038-1101(02)00256-3.
[129]
M. L. Nakarmi, K. H. Kim, J. Li, J. Y. Lin, and H. X. Jiang. Enhanced p-type
conduction in GaN and AlGaN by Mg-delta-doping. Appl. Phys. Lett., 82(18):
3041–3043, May 2003. http://dx.doi.org/10.1063/1.1559444.
[130]
F. Mehnke, T. Wernicke, H. Pingel, C. Kuhn, C. Reich, V. Kueller, A. Knauer,
M. Lapeyrade, M. Weyers, and M. Kneissl. Highly conductive n-Al
x
Ga
1-x
N layers
with aluminum mole fractions above 80%. Appl. Phys. Lett., 103(21):212109, 2013.
http://dx.doi.org/10.1063/1.4833247.
[131]
I. Vurgaftman, J. R. Meyer, and L. R. Ram-Mohan. Band parameters for III–V
compound semiconductors and their alloys. Journal of Applied Physics, 89(11):
5815–5875, June 2001. http://dx.doi.org/10.1063/1.1368156.
[132] Bernd Witzigmann. Persönliche Kommunikation, März 2015.
[133]
S. Y. Karpov and Y. N. Makarov. Dislocation effect on light emission efficiency
in gallium nitride. Appl. Phys. Lett., 81(25):4721–4723, December 2002.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.1527225.
[134]
D. E. Aspnes. Recombination at semiconductor surfaces and interfaces. Sur-
face Science, 132(1):406–421, September 1983.
http://dx.doi.org/10.1016/
0039-6028(83)90550-2.
[135]
P. Arivazhagan, R. Ramesh, M. Jayasakthi, R. Loganathan, M. Balaji, and K. Baskar.
Structural and Carrier Dynamics of GaN and AlGaN-Based Double Heterostructures
in the UV Region. Journal of Elec Materi, 42(8):2486–2491, August 2013.
http:
//dx.doi.org/10.1007/s11664-013-2632-x.
[136]
J. K. Son, S. N. Lee, H. S. Paek, T. Sakong, H. K. Kim, Y. Park, H. Y. Ryu, O. H.
Nam, J. S. Hwang, and Y. H. Cho. Measurement of optical loss variation on thickness
139
Anhang B. Verzeichnisse
of InGaN optical confinement layers of blue-violet-emitting laser diodes. J. Appl.
Phys., 103(10):103101, 2008. http://dx.doi.org/10.1063/1.2931025.
[137]
M. Martens, C. Kuhn, T. Simoneit, S. Hagedorn, A. Knauer, T. Wernicke, M. Weyers,
and M. Kneissl. The effects of magnesium doping on the modal loss in AlGaN-
based deep UV lasers. Appl. Phys. Lett., 110(8):081103, February 2017.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.4977029.
[138]
Z. L. Liau, R. L. Aggarwal, P. A. Maki, R. J. Molnar, J. N. Walpole, R. C. Williamson,
and I. Melngailis. Light scattering in high-dislocation-density GaN. Appl. Phys.
Lett., 69(12):1665–1667, September 1996.
http://dx.doi.org/10.1063/1.117021
.
[139]
W. W. Chow and M. Kneissl. Laser gain properties of AlGaN quantum wells. Journal
of Applied Physics, 98(11):114502, December 2005.
http://dx.doi.org/10.1063/
1.2128495.
[140]
S. Nakamura, M. Senoh, S.-i. Nagahama, N. Iwasa, T. Yamada, T. Matsushita,
Y. Sugimoto, and H. Kiyoku. Optical gain and carrier lifetime of InGaN multi-
quantum well structure laser diodes. Appl. Phys. Lett., 69(11):1568–1570, September
1996. http://dx.doi.org/10.1063/1.117032.
[141]
M. E. Coltrin, J. Randall Creighton, and C. C. Mitchell. Modeling the parasitic
chemical reactions of AlGaN organometallic vapor-phase epitaxy. Journal of Crystal
Growth, 287(2):566–571, January 2006.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.
2005.10.077.
[142]
D. Zhao, J. Zhu, D. Jiang, H. Yang, J. Liang, X. Li, and H. Gong. Parasitic
reaction and its effect on the growth rate of AlN by metalorganic chemical vapor
deposition. J. Cryst. Growth, 289(1):72–75, March 2006.
http://dx.doi.org/10.
1016/j.jcrysgro.2005.11.083.
[143]
J. Randall Creighton, G. T. Wang, and M. E. Coltrin. Fundamental chemistry and
modeling of group-III nitride MOVPE. J. Cryst. Growth, 298:2–7, January 2007.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2006.10.060.
[144]
M. Dauelsberg, D. Brien, R. Püsche, O. Schön, E. V. Yakovlev, A. S. Segal, and R. A.
Talalaev. Investigation of nitride MOVPE at high pressure and high growth rates
in large production reactors by a combined modelling and experimental approach.
Journal of Crystal Growth, 315(1):224–228, January 2011.
http://dx.doi.org/10.
1016/j.jcrysgro.2010.07.064.
[145]
A. Lobanova, E. Yakovlev, J. Jeschke, A. Knauer, and M. Weyers. Kinetics of AlGaN
metal–organic vapor phase epitaxy for deep-UV applications. Jpn. J. Appl. Phys.,
55(5S):05FD07, April 2016. http://dx.doi.org/10.7567/JJAP.55.05FD07.
[146]
M. Dauelsberg, D. Brien, H. Rauf, F. Reiher, J. Baumgartl, O. Häberlen, A. S.
Segal, A. V. Lobanova, E. V. Yakovlev, and R. A. Talalaev. On mechanisms
140
Literaturverzeichnis
governing AlN and AlGaN growth rate and composition in large substrate size
planetary MOVPE reactors. Journal of Crystal Growth, 393:103–107, May 2014.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2013.08.018.
[147]
F. Brunner, T. Zettler, and M. Weyers. Advanced in-situ control for III-nitride
RF power device epitaxy. Semicond. Sci. Technol., 2018.
http://dx.doi.org/10.
1088/1361-6641/aab410.
[148]
W. Lundin, A. Nikolaev, M. Rozhavskaya, E. Zavarin, A. Sakharov, S. Troshkov,
M. Yagovkina, and A. Tsatsulnikov. Fast AlGaN growth in a whole composition
range in planetary reactor. J. Cryst. Growth, 370:7–11, May 2013.
http://dx.doi.
org/10.1016/j.jcrysgro.2012.09.056.
[149]
U. Honda, Y. Yamada, Y. Tokuda, and K. Shiojima. Deep levels in n-GaN Doped
with Carbon Studied by Deep Level and Minority Carrier Transient Spectroscopies.
Jpn. J. Appl. Phys., 51(4S):04DF04, April 2012.
http://dx.doi.org/10.1143/
JJAP.51.04DF04.
[150]
N. Okada, K. Tadatomo, K. Yamane, H. Mangyo, Y. Kobayashi, H. Ono, K. Ikenaga,
Y. Yano, and K. Matsumoto. Performance of InGaN/GaN light-emitting diodes
grown using NH
3
with oxygen-containing impurities. Jpn. J. Appl. Phys., 53(8):
081001, July 2014. http://dx.doi.org/10.7567/JJAP.53.081001.
[151]
R. Meli, G. Miceli, and A. Pasquarello. Oxygen DX center in In
0.17
Al
0.83
N: Nonra-
diative recombination and persistent photoconductivity. Appl. Phys. Lett., 110(7):
072101, February 2017. http://dx.doi.org/10.1063/1.4975934.
[152]
R. A. Youngman and J. H. Harris. Luminescence Studies of Oxygen-Related Defects
In Aluminum Nitride. J. Am. Ceram. Soc., 73(11):3238–3246, November 1990.
http://dx.doi.org/10.1111/j.1151-2916.1990.tb06444.x.
[153]
X. Tang, F. Hossain, K. Wongchotigul, and M. G. Spencer. Near band-edge transition
in aluminum nitride thin films grown by metal organic chemical vapor deposition.
Appl. Phys. Lett., 72(12):1501–1503, March 1998.
http://dx.doi.org/10.1063/1.
121039.
[154]
S. F. Chichibu, H. Miyake, Y. Ishikawa, M. Tashiro, T. Ohtomo, K. Furusawa,
K. Hazu, K. Hiramatsu, and A. Uedono. Impacts of Si-doping and resultant cation
vacancy formation on the luminescence dynamics for the near-band-edge emission of
Al
0.6
Ga
0.4
N films grown on AlN templates by metalorganic vapor phase epitaxy. J.
Appl. Phys., 113(21):213506, June 2013.
http://dx.doi.org/10.1063/1.4807906
.
[155]
P. Cantu, F. Wu, P. Waltereit, S. Keller, A. E. Romanov, U. K. Mishra, S. P.
DenBaars, and J. S. Speck. Si doping effect on strain reduction in compressively
strained Al
0.49
Ga
0.51
N thin films. Appl. Phys. Lett., 83(4):674–676, July 2003.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.1595133.
141
Anhang B. Verzeichnisse
[156]
S. Fritze, A. Dadgar, H. Witte, M. Bügler, A. Rohrbeck, J. Bläsing, A. Hoffmann,
and A. Krost. High Si and Ge n-type doping of GaN doping - Limits and impact
on stress. Appl. Phys. Lett., 100(12):122104, March 2012. http://dx.doi.org/10.
1063/1.3695172.
[157]
G. Parish, S. Keller, S. P. Denbaars, and U. K. Mishra. SIMS investigations into
the effect of growth conditions on residual impurity and silicon incorporation in
GaN and Al
x
Ga
1-x
N. Journal of Elec Materi, 29(1):15–20, January 2000.
http:
//dx.doi.org/10.1007/s11664-000-0087-3.
[158]
D. D. Koleske, A. E. Wickenden, R. L. Henry, and M. E. Twigg. Influence of MOVPE
growth conditions on carbon and silicon concentrations in GaN. Journal of Crystal
Growth, 242(1–2):55–69, July 2002.
http://dx.doi.org/10.1016/S0022-0248(02)
01348-9.
[159]
J.-T. Chen, U. Forsberg, and E. Janzén. Impact of residual carbon on two-dimensional
electron gas properties in Al
x
Ga
1-x
N/GaN heterostructure. Appl. Phys. Lett., 102
(19):193506, May 2013. http://dx.doi.org/10.1063/1.4804600.
[160]
A. Tian, J. Liu, M. Ikeda, S. Zhang, Z. Li, M. Feng, K. Zhou, D. Li, L. Zhang, P. Wen,
F. Zhang, and H. Yang. Conductivity enhancement in AlGaN:Mg by suppressing
the incorporation of carbon impurity. Appl. Phys. Express, 8(5):051001, April 2015.
http://dx.doi.org/10.7567/APEX.8.051001.
[161]
T. F. Kuech, D. J. Wolford, E. Veuhoff, V. Deline, P. M. Mooney, R. Potemski,
and J. Bradley. Properties of high-purity AlxGa1-xAs grown by the metalorganic
vapor-phase-epitaxy technique using methyl precursors. Journal of Applied Physics,
62(2):632–643, July 1987. http://dx.doi.org/10.1063/1.339792.
[162]
H. W. Jang, J. M. Baik, M.-K. Lee, H.-J. Shin, and J.-L. Lee. Incorporation of
Oxygen Donors in AlGaN. J. Electrochem. Soc., 151(8):G536–G540, January 2004.
http://dx.doi.org/10.1149/1.1768951.
[163]
A. Kakanakova-Georgieva, D. Nilsson, and E. Janzén. High-quality AlN layers grown
by hot-wall MOCVD at reduced temperatures. Journal of Crystal Growth, 338(1):
52–56, January 2012. http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2011.10.052.
[164]
M. A. Khan, D. T. Olson, and J. N. Kuznia. High quality AlxGa1-xN grown by
metalorganic chemical vapor deposition using trimethylamine alane as the aluminum
precursor. Appl. Phys. Lett., 65(1):64–66, July 1994.
http://dx.doi.org/10.1063/
1.113075.
[165]
A. Kakanakova-Georgieva, D. Nilsson, X. T. Trinh, N. T. Son, and E. Janzén.
Silicon and Oxygen in High-Al-Content AlGaN: Incorporation Kinetics and Electron
Paramagnetic Resonance Study. Solid State Phenom., 205-206:441–445, 2014.
http:
//dx.doi.org/10.4028/www.scientific.net/SSP.205-206.441.
142
Literaturverzeichnis
[166]
M. Takeuchi, H. Shimizu, R. Kajitani, K. Kawasaki, T. Kinoshita, K. Takada,
H. Murakami, Y. Kumagai, A. Koukitu, T. Koyama, S. F. Chichibu, and Y. Aoyagi.
Al- and N-polar AlN layers grown on c-plane sapphire substrates by modified
flow-modulation MOCVD. Journal of Crystal Growth, 305(2):360–365, July 2007.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2007.04.004.
[167]
J. Jeschke, A. Knauer, and M. Weyers. Si impurity concentration in nominally
undoped Al
0.7
Ga
0.3
N grown in a planetary MOVPE reactor. Journal of Crystal
Growth, 483:297–300, February 2018.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.
2017.12.025.
[168]
H.G.B. Hicks and P.D. Greene. In Gallium Arsenide and Related Compounds:
Proceedings of the Third International Symposium, number 9 in Institute of Physics
Conference Series, page 92. 1971.
[169]
A. A. Burk and L. B. Rowland. The role of excess silicon and in situ etching on
4HSiC and 6HSiC epitaxial layer morphology. Journal of Crystal Growth, 167(3):
586–595, October 1996. http://dx.doi.org/10.1016/0022-0248(96)00293-X.
[170]
A. J. Van Bommel, J. E. Crombeen, and A. Van Tooren. LEED and Auger electron
observations of the SiC(0001) surface. Surface Science, 48(2):463–472, March 1975.
http://dx.doi.org/10.1016/0039-6028(75)90419-7.
[171]
A. Charrier, A. Coati, T. Argunova, F. Thibaudau, Y. Garreau, R. Pinchaux,
I. Forbeaux, J.-M. Debever, M. Sauvage-Simkin, and J.-M. Themlin. Solid-state
decomposition of silicon carbide for growing ultra-thin heteroepitaxial graphite films.
Journal of Applied Physics, 92(5):2479–2484, August 2002.
http://dx.doi.org/10.
1063/1.1498962.
[172]
H. Hibino, H. Kageshima, and M. Nagase. Graphene Growth on Silicon Carbide.
NTT Tech. Rev., 8(8), August 2010.
[173]
W. A. de Heer, C. Berger, M. Ruan, M. Sprinkle, X. Li, Y. Hu, B. Zhang, J. Han-
kinson, and E. Conrad. Large area and structured epitaxial graphene produced by
confinement controlled sublimation of silicon carbide. PNAS, 108(41):16900–16905,
November 2011. http://dx.doi.org/10.1073/pnas.1105113108.
[174]
E. Pearson, T. Takai, T. Halicioglu, and W. A. Tiller. Computer modeling of Si
and SiC surfaces and surface processes relevant to crystal growth from the vapor.
Journal of Crystal Growth, 70(1):33–40, December 1984.
http://dx.doi.org/10.
1016/0022-0248(84)90244-6.
[175]
E. A. Belenkov, E. N. Agalyamova, and V. A. Greshnyakov. Classification and
structure of silicon carbide phases. Phys. Solid State, 54(2):433–440, February 2012.
http://dx.doi.org/10.1134/S1063783412020072.
143
Anhang B. Verzeichnisse
[176]
F. Imoto, J.-I. Iwata, M. Boero, and A. Oshiyama. Microscopic Mechanisms of Initial
Formation Process of Graphene on SiC(0001) Surfaces: Selective Si Desorption from
Step Edges. J. Phys. Chem. C, 121(9):5041–5049, March 2017.
http://dx.doi.
org/10.1021/acs.jpcc.6b11985.
[177]
Q. Yan, A. Janotti, M. Scheffler, and C. G. Van de Walle. Origins of optical
absorption and emission lines in AlN. Appl. Phys. Lett., 105(11):111104, September
2014. http://dx.doi.org/10.1063/1.4895786.
[178]
A. Uedono, K. Tenjinbayashi, T. Tsutsui, Y. Shimahara, H. Miyake, K. Hiramatsu,
N. Oshima, R. Suzuki, and S. Ishibashi. Native cation vacancies in Si-doped AlGaN
studied by monoenergetic positron beams. J. Appl. Phys., 111(1):013512, January
2012. http://dx.doi.org/10.1063/1.3675270.
[179]
P. K. Basu. Theory of Optical Processes in Semiconductors: Bulk and Microstructures.
Series on Semiconductor Science and Technology. Oxford University Press, Oxford,
New York, January 2003.
[180]
S. F. Chichibu, H. Miyake, Y. Ishikawa, K. Furusawa, and K. Hiramatsu. Reduction
in the concentration of cation vacancies by proper Si-doping in the well layers of
high AlN mole fraction Al
x
Ga
1-x
N multiple quantum wells grown by metalorganic
vapor phase epitaxy. Appl. Phys. Lett., 107(12):121602, September 2015.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.4931754.
[181]
A. Chandra, C. E. C. Wood, D. W. Woodard, and L. F. Eastman. Surface and
interface depletion corrections to free carrier-density determinations by hall measu-
rements. Solid-State Electronics, 22(7):645–650, July 1979.
http://dx.doi.org/
10.1016/0038-1101(79)90138-2.
[182]
C. Pietzka, G. Li, M. Alomari, H. Xing, D. Jena, and E. Kohn. Surface po-
tential analysis of AlN/GaN heterostructures by electrochemical capacitance-
voltage measurements. Journal of Applied Physics, 112(7):074508, October 2012.
http://dx.doi.org/10.1063/1.4757932.
[183]
K. Köhler, J. Wiegert, H. P. Menner, M. Maier, and L. Kirste. The surface potential
of GaN:Si. Journal of Applied Physics, 103(2):023706, January 2008.
http://dx.
doi.org/10.1063/1.2831004.
[184]
G. Steude, D. M. Hofmann, B. K. Meyer, H. Amano, and I. Akasaki. The Residual
Donor Binding Energy in AlGaN Epitaxial Layers. phys. stat. sol. (a), 165(2):R3–
R4, February 1998.
http://dx.doi.org/10.1002/(SICI)1521-396X(199802)165:
23.0.CO;2-H.
[185]
B. Neuschl, K. Thonke, M. Feneberg, S. Mita, J. Xie, R. Dalmau, R. Collazo, and
Z. Sitar. Optical identification of silicon as a shallow donor in MOVPE grown
homoepitaxial AlN. Phys. Status Solidi B, 249(3):511–515, March 2012.
http:
//dx.doi.org/10.1002/pssb.201100381.
144
Literaturverzeichnis
[186]
U. Zeimer, J. Jeschke, A. Mogilatenko, A. Knauer, V. Kueller, V. Hoffmann, Christian
Kuhn, T. Simoneit, M. Martens, T. Wernicke, M. Kneissl, and M. Weyers. Spatial
inhomogeneities in Al
x
Ga
1-x
N quantum wells induced by the surface morphology
of AlN/sapphire templates. Semicond. Sci. Technol., 30(11):114008, 2015.
http:
//dx.doi.org/10.1088/0268-1242/30/11/114008.
[187]
B. Pécz, Z. Makkai, M. A. di Forte-Poisson, F. Huet, and R. E. Dunin-Borkowski.
V-shaped defects connected to inversion domains in AlGaN layers. Appl. Phys. Lett.,
78(11):1529, 2001. http://dx.doi.org/10.1063/1.1355996.
[188]
K. S. Son, D. G. Kim, H. K. Cho, K. Lee, S. Kim, and K. Park. Formation of V-
shaped pits in GaN thin films grown on high temperature GaN. J. Cryst. Growth, 261
(1):50–54, January 2004.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2003.08.075
.
[189]
J. Bai, T. Wang, P. Parbrook, I. Ross, and A. Cullis. V-shaped pits formed at the
GaN/AlN interface. J. Cryst. Growth, 289(1):63–67, March 2006.
http://dx.doi.
org/10.1016/j.jcrysgro.2005.10.146.
[190]
J. W. P. Hsu, M. J. Manfra, S. N. G. Chu, C. H. Chen, L. N. Pfeiffer, and R. J.
Molnar. Effect of growth stoichiometry on the electrical activity of screw dislocations
in GaN films grown by molecular-beam epitaxy. Appl. Phys. Lett., 78(25):3980–3982,
June 2001. http://dx.doi.org/10.1063/1.1379789.
[191]
Anna Mogilatenko, Viola Küller, Arne Knauer, J. Jeschke, Ute Zeimer, Markus
Weyers, and Günther Tränkle. Defect analysis in AlGaN layers on AlN templates
obtained by epitaxial lateral overgrowth. Journal of Crystal Growth, 402:222–229,
September 2014. http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2014.06.025.
[192]
S. Hong and J. Singh. Study of the low-temperature line broadening mechanisms for
excitonic transitions in GaAs/AlGaAs modulator structures. Appl. Phys. Lett., 49
(6):331–333, August 1986. http://dx.doi.org/10.1063/1.97158.
[193]
Z. Z. Bandić, P. M. Bridger, E. C. Piquette, and T. C. McGill. The values of
minority carrier diffusion lengths and lifetimes in GaN and their implications for
bipolar devices. Solid-State Electronics, 44(2):221–228, February 2000. http://dx.
doi.org/10.1016/S0038-1101(99)00227-0.
[194]
K. Kumakura, T. Makimoto, N. Kobayashi, T. Hashizume, T. Fukui, and H. Ha-
segawa. Minority carrier diffusion lengths in MOVPE-grown n- and p-InGaN
and performance of AlGaN/InGaN/GaN double heterojunction bipolar transis-
tors. Journal of Crystal Growth, 298(Supplement C):787–790, January 2007.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2006.10.098.
[195]
J. Danhof, H.-M. Solowan, U. T. Schwarz, A. Kaneta, Y. Kawakami, D. Schiavon,
T. Meyer, and M. Peter. Lateral charge carrier diffusion in InGaN quantum wells.
Phys. Status Solidi B, 249(3):480–484, March 2012.
http://dx.doi.org/10.1002/
pssb.201100476.
145
Anhang B. Verzeichnisse
[196]
A. Cremades, M. Albrecht, J. Krinke, R. Dimitrov, M. Stutzmann, and H. P. Strunk.
Effects of phase separation and decomposition on the minority carrier diffusion
length in Al
x
Ga
1-x
N films. Journal of Applied Physics, 87(5):2357–2362, February
2000. http://dx.doi.org/10.1063/1.372187.
[197]
S. Hafiz, F. Zhang, M. Monavarian, V. Avrutin, H. Morkoç, Ü. Özgür, S. Metzner,
F. Bertram, J. Christen, and B. Gil. Determination of carrier diffusion length in
GaN. J. Appl. Phys., 117(1):013106, January 2015.
http://dx.doi.org/10.1063/
1.4905506.
[198]
R. G. Banal, M. Funato, and Y. Kawakami. Optical anisotropy in [0001]-oriented
Al
x
Ga
1-x
/AlN quantum wells (x<0.69). Phys. Rev. B, 79(12):121308, March 2009.
http://dx.doi.org/10.1103/PhysRevB.79.121308.
[199]
B. Neuschl, J. Helbing, M. Knab, H. Lauer, M. Madel, K. Thonke, T. Meisch,
K. Forghani, F. Scholz, and M. Feneberg. Composition dependent valence band
order in c-oriented wurtzite AlGaN layers. Journal of Applied Physics, 116(11):
113506, September 2014. http://dx.doi.org/10.1063/1.4895995.
[200]
G. Kusch, H. Li, P. R. Edwards, J. Bruckbauer, T. C. Sadler, P. J. Parbrook, and
R. W. Martin. Influence of substrate miscut angle on surface morphology and
luminescence properties of AlGaN. Appl. Phys. Lett., 104(9):092114, March 2014.
http://dx.doi.org/10.1063/1.4867165.
[201]
S. Keller, U. K. Mishra, S. P. Denbaars, and W. Seifert. Spiral Growth of InGaN
Nanoscale Islands on GaN. Jpn. J. Appl. Phys., 37(4B):L431, April 1998.
http:
//dx.doi.org/10.1143/JJAP.37.L431.
[202]
M. Funato, R. G. Banal, and Y. Kawakami. Screw dislocation-induced growth spirals
as emissive exciton localization centers in Al-rich AlGaN/AlN quantum wells. AIP
Advances, 5(11):117115, November 2015.
http://dx.doi.org/10.1063/1.4935567
.
[203]
I. Vurgaftman and J. R. Meyer. Effects of bandgap, lifetime, and other nonuniformities
on diode laser thresholds and slope efficiencies. Sel. Top. Quantum Electron. IEEE
J. Of, 3(2):475–484, 1997.
[204]
J. Jeschke, U. Zeimer, L. Redaelli, S. Einfeldt, M. Kneissl, and M. Weyers. Effect of
quantum well non-uniformities on lasing threshold, linewidth, and lateral near field
filamentation in violet (Al,In)GaN laser diodes. Appl. Phys. Lett., 105(17):173501,
October 2014. http://dx.doi.org/10.1063/1.4899298.
[205]
J. Jeschke, M. Martens, A. Knauer, V. Kueller, U. Zeimer, C. Netzel, C. Kuhn,
F. Krueger, C. Reich, T. Wernicke, M. Kneissl, and M. Weyers. UV-C Lasing From
AlGaN Multiple Quantum Wells on Different Types of AlN/Sapphire Templates.
IEEE Photonics Technol. Lett., 27(18):1969–1972, September 2015.
http://dx.doi.
org/10.1109/LPT.2015.2448127.
146
Literaturverzeichnis
[206]
M. Martens, F. Mehnke, C. Kuhn, C. Reich, V. Kueller, A. Knauer, C. Netzel,
C. Hartmann, J. Wollweber, J. Rass, T. Wernicke, M. Bickermann, M. Weyers, and
M. Kneissl. Performance Characteristics of UV-C AlGaN-Based Lasers Grown on
Sapphire and Bulk AlN Substrates. IEEE Photonics Technol. Lett., 26(4):342–345,
February 2014. http://dx.doi.org/10.1109/LPT.2013.2293611.
[207]
O. Ambacher, R. Dimitrov, D. Lentz, T. Metzger, W. Rieger, and M. Stutz-
mann. Growth of GaN/AlN by low-pressure MOCVD using triethylgallium and
tritertbutylaluminium. J. Cryst. Growth, 167(1-2):1–7, September 1996.
http:
//dx.doi.org/10.1016/0022-0248(96)00244-8.
[208]
J. Enslin, A. Knauer, A. Mogilatenko, F. Mehnke, T. Wernicke, K. Bellmann,
V. Kueller, M. Weyers, and M. Kneissl. Effect of the off-cut angle on the morphology
and defect distribution of epitaxially laterally overgrown AlN on c-plane sapphire.
In Poster D6, Lund, Sweden, June 2015.
[209]
J. Jeschke, M. Martens, S. Hagedorn, A. Knauer, A. Mogilatenko, H. Wen-
zel, U. Zeimer, J. Enslin, T. Wernicke, M Kneissl, and M. Weyers. Influence
of template properties and quantum well number on stimulated emission from
Al
0.7
Ga
0.3
N/Al
0.8
Ga
0.2
N quantum wells. Semicond. Sci. Technol., 33(3):035015, 2018.
http://dx.doi.org/10.1088/1361-6641/aaab79.
[210]
A. Hangleiter, J. S. Im, J. Off, and F. Scholz. Optical Properties of Nitride Quantum
Wells: How to Separate Fluctuations and Polarization Field Effects. Phys. Status
Solidi B, 216(1):427–430, November 1999.
http://dx.doi.org/10.1002/(SICI)
1521-3951(199911)216:1<427::AID-PSSB427>3.0.CO;2-K.
[211]
W. W. Chow, H. Amano, T. Takeuchi, and J. Han. Quantum-well width dependence
of threshold current density in InGaN lasers. Appl. Phys. Lett., 75(2):244, 1999.
http://dx.doi.org/10.1063/1.124336.
[212]
W. O. Schlosser. Gain-induced modes in planar structures. Bell Syst. Tech. J., 52(6):
887–905, July 1973.
http://dx.doi.org/10.1002/j.1538-7305.1973.tb01995.x
.
[213]
D. P. Bour, M. Kneissl, L. T. Romano, R. M. Donaldson, C. J. Dunnrowicz, N. M.
Johnson, and G. A. Evans. Stripe-width dependence of threshold current for gain-
guided AlGaInN laser diodes. Appl. Phys. Lett., 74(3):404–406, January 1999.
http://dx.doi.org/10.1063/1.123084.
[214] J. Peter S. Zory. Quantum Well Lasers. Elsevier, December 2012.
[215]
W. W. Chow, S. W. Koch, and M. I. Sargent. Semiconductor-Laser Physics. Springer
Science & Business Media, December 2012.
[216]
G. H. B. Thompson, P. A. Kirkby, and J. E. A. Whiteaway. The analysis of optical
scattering in double-heterostructure and five-layer heterostructure (GaAl) As/GaAs
injection lasers. Quantum Electron. IEEE J. Of, 11(7):481–488, 1975.
147
Anhang B. Verzeichnisse
[217]
F. R. Nash. Threshold current variations and optical scattering losses in (Al,Ga)As
double-heterostructure lasers. J. Appl. Phys., 47(9):3992, 1976.
http://dx.doi.
org/10.1063/1.323222.
[218]
Y. C. Yeo, T. C. Chong, M. F. Li, and W. J. Fan. Analysis of optical gain and
threshold current density of wurtzite InGaN/GaN/AlGaN quantum well lasers. J.
Appl. Phys., 84(4):1813, 1998. http://dx.doi.org/10.1063/1.368338.
[219]
M. Hansen, P. Fini, L. Zhao, A. C. Abare, L. A. Coldren, J. S. Speck, and S. P.
DenBaars. Improved characteristics of InGaN multiple-quantum-well laser diodes
grown on laterally epitaxially overgrown GaN on sapphire. Appl. Phys. Lett., 76(5):
529–531, January 2000. http://dx.doi.org/10.1063/1.125808.
[220]
M. Hansen, J. Piprek, P. M. Pattison, J. S. Speck, S. Nakamura, and S. P. DenBaars.
Higher efficiency InGaN laser diodes with an improved quantum well capping
configuration. Appl. Phys. Lett., 81(22):4275–4277, November 2002.
http://dx.doi.
org/10.1063/1.1524690.
[221] K. Takeda, K. Nagata, T. Ichikawa, K. Nonaka, Y. Ogiso, Y. Oshimura, M. Iwaya,
T. Takeuchi, S. Kamiyama, I. Akasaki, H. Amano, H. Yoshida, M. Kuwabara,
Y. Yamashita, and H. Kan. Internal quantum efficiency and internal loss of ultraviolet
laser diodes on the low dislocation density AlGaN underlying layer. Phys. Status Solidi
(c), 8(2):464–466, February 2011. http://dx.doi.org/10.1002/pssc.201000588.
[222]
S. M. Olaizola, S. T. Pendlebury, J. P. O’Neill, D. J. Mowbray, A. G. Cullis, M. S.
Skolnick, P. J. Parbrook, and A. M. Fox. Influence of GaN barrier growth temperature
on the photoluminescence of InGaN/GaN heterostructures. J. Phys. D: Appl. Phys.,
35(7):599, 2002. http://dx.doi.org/10.1088/0022-3727/35/7/305.
[223]
F.-P. Massabuau, C. Tartan, R. Traynier, W. Blenkhorn, M. Kappers, P. Dawson,
C. Humphreys, and R. Oliver. The impact of substrate miscut on the microstructure
and photoluminescence efficiency of (0001) InGaN quantum wells grown by a two-
temperature method. J. Cryst. Growth, 386:88–93, January 2014.
http://dx.doi.
org/10.1016/j.jcrysgro.2013.10.004.
[224]
V. Hoffmann, A. Mogilatenko, C. Netzel, U. Zeimer, S. Einfeldt, M. Weyers, and
M. Kneissl. Influence of barrier growth schemes on the structural properties and
thresholds of InGaN quantum well laser diodes. Journal of Crystal Growth, 391:
46–51, April 2014. http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2013.12.046.
[225]
P. Wen, S. Zhang, D. Li, J. Liu, L. Zhang, X. Su, K. Zhou, A. Tian, Chang Zeng,
D. Jiang, Z. Liu, and H. Yang. Enhanced temperature characteristic of InGaN/GaN
laser diodes with uniform multiple quantum wells. Semicond. Sci. Technol., 30(12):
125015, 2015. http://dx.doi.org/10.1088/0268-1242/30/12/125015.
[226]
E. F. Schubert, I. D. Goepfert, W. Grieshaber, and J. M. Redwing. Optical properties
of Si-doped GaN. Appl. Phys. Lett., 71(7):921–923, August 1997.
http://dx.doi.
org/10.1063/1.119689.
148
Literaturverzeichnis
[227]
A. Cremades, L. Görgens, O. Ambacher, M. Stutzmann, and F. Scholz. Structural
and optical properties of Si-doped GaN. Phys. Rev. B, 61(4):2812, 2000.
[228]
S. Kurai, F. Ushijima, H. Miyake, K. Hiramatsu, and Y. Yamada. Inhomogeneous
distribution of defect-related emission in Si-doped AlGaN epitaxial layers with
different Al content and Si concentration. Journal of Applied Physics, 115(5):053509,
February 2014. http://dx.doi.org/10.1063/1.4864020.
[229]
S. Kurai, H. Miyake, K. Hiramatsu, and Y. Yamada. Microscopic potential
fluctuations in Si-doped AlGaN epitaxial layers with various AlN molar fracti-
ons and Si concentrations. J. Appl. Phys., 119(2):025707, January 2016.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.4939864.
[230]
D. F. Welch, G. W. Wicks, and L. F. Eastman. Luminescence line shape broadening
mechanisms in GaInAs/AlInAs quantum wells. Appl. Phys. Lett., 46(10):991–993,
May 1985. http://dx.doi.org/10.1063/1.95791.
[231]
Y. Chen, T. Takeuchi, H. Amano, I. Akasaki, N. Yamada, Y. Kaneko, and S. Y.
Wang. Pit formation in GaInN quantum wells. Appl. Phys. Lett., 72(6):710, 1998.
http://dx.doi.org/10.1063/1.120853.
[232]
H. K. Cho, J. Y. Lee, and G. M. Yang. Characterization of pit formation in III-
nitrides grown by metalorganic chemical vapor deposition. Appl. Phys. Lett., 80(8):
1370–1372, February 2002. http://dx.doi.org/10.1063/1.1454215.
[233]
S. B. Thapa, J. Hertkorn, F. Scholz, G. M. Prinz, R. A. R. Leute, M. Feneberg,
K. Thonke, R. Sauer, O. Klein, J. Biskupek, and U. Kaiser. Growth and studies of
Si-doped AlN layers. Journal of Crystal Growth, 310(23):4939–4941, November 2008.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2008.07.091.
[234]
Z. Liliental-Weber, Y. Chen, S. Ruvimov, and J. Washburn. Formation Mechanism
of Nanotubes in GaN. Phys. Rev. Lett., 79(15):2835–2838, October 1997.
http:
//dx.doi.org/10.1103/PhysRevLett.79.2835.
[235]
J. E. Northrup, L. T. Romano, and J. Neugebauer. Surface energetics, pit formation,
and chemical ordering in InGaN alloys. Appl. Phys. Lett., 74(16):2319, 1999.
http:
//dx.doi.org/10.1063/1.123837.
[236]
S. Tanaka, S. Iwai, and Y. Aoyagi. Self-assembling GaN quantum dots on Al
x
Ga
1-x
N
surfaces using a surfactant. Appl. Phys. Lett., 69(26):4096–4098, December 1996.
http://dx.doi.org/10.1063/1.117830.
[237]
H. Hirayama, S. Tanaka, P. Ramvall, and Y. Aoyagi. Intense photoluminescence from
self-assembling InGaN quantum dots artificially fabricated on AlGaN surfaces. Appl.
Phys. Lett., 72(14):1736–1738, April 1998.
http://dx.doi.org/10.1063/1.121168
.
149
Anhang B. Verzeichnisse
[238]
X.-Q. Shen, S. Tanaka, S. Iwai, and Y. Aoyagi. The formation of GaN dots on
Al
x
Ga
1-x
N surfaces using Si in gas-source molecular beam epitaxy. Appl. Phys. Lett.,
72(3):344–346, January 1998. http://dx.doi.org/10.1063/1.120731.
[239]
H. Hirayama, Y. Aoyagi, and S. Tanaka. Fabrication of Self-Assembling AlGaN
Quantum Dot on AlGaN Surfaces Using Anti-Surfactant. Mater. Res. Soc. Internet
J. Nitride Semicond. Res., 4(S1):852–857, 1999/ed.
http://dx.doi.org/10.1557/
S1092578300003525.
[240]
K. Forghani, L. Schade, U. T. Schwarz, F. Lipski, O. Klein, U. Kaiser, and F. Scholz.
Strain and defects in Si-doped (Al)GaN epitaxial layers. Journal of Applied Physics,
112(9):093102, November 2012. http://dx.doi.org/10.1063/1.4761815.
[241]
S. Keller, S. F. Chichibu, M. S. Minsky, E. Hu, U. K. Mishra, and S. P. DenBaars.
Effect of the growth rate and the barrier doping on the morphology and the properties
of InGaN/GaN quantum wells. Journal of Crystal Growth, 195(1):258–264, December
1998. http://dx.doi.org/10.1016/S0022-0248(98)00680-0.
[242]
D.-B. Li, M. Aoki, T. Katsuno, H. Miyake, K. Hiramatsu, and T. Shibata. Influence
of growth interruption and Si doping on the structural and optical properties of
Al
x
GaN/AlN (x
>
0.5) multiple quantum wells. Journal of Crystal Growth, 298:
500–503, January 2007. http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2006.10.197.
[243]
C. Sasaoka, F. Miyasaka, T. Koi, M. Kobayashi, Y. Murase, Y. Ando, and A. A.
Yamaguchi. Surface Morphologies and Optical Properties of Si Doped InGaN Multi-
Quantum-Well Grown on Vicinal Bulk GaN(0001) Substrates. Jpn. J. Appl. Phys.,
52(11R):115601, October 2013. http://dx.doi.org/10.7567/JJAP.52.115601.
[244]
R. Engelhardt. Metallorganische Gasphasenepitaxie und Laseranwendungen von
CdSe/Zn(S,Se) Quantenpunkten. Doktorarbeit, Technische Universität Berlin, Mai
2000.
[245] AkzoNobel. Product Data Sheet TMAl SSG, January 2014.
[246] AkzoNobel. Product Data Sheet TMGa SSG, September 2017.
[247]
K. Seshan. Handbook of Thin Film Deposition Techniques Principles, Methods,
Equipment and Applications, Second Editon. CRC Press, Norwich, N.Y, 1 edition
edition, February 2002.
[248]
T. Wunderer, C. L. Chua, Z. Yang, J. E. Northrup, N. M. Johnson, G. A. Garrett,
H. Shen, and M. Wraback. Pseudomorphically Grown Ultraviolet C Photopumped
Lasers on Bulk AlN Substrates. Appl. Phys. Express, 4(9):092101, August 2011.
http://dx.doi.org/10.1143/APEX.4.092101.
[249]
A. V. Sampath, G. A. Garrett, E. D. Readinger, R. W. Enck, H. Shen, M. Wraback,
J. R. Grandusky, and L. J. Schowalter. Characterization of nanometer scale compo-
sitionally inhomogeneous AlGaN active regions on bulk AlN substrates. Solid-State
150
Literaturverzeichnis
Electronics, 54(10):1130–1134, October 2010.
http://dx.doi.org/10.1016/j.sse.
2010.05.006.
[250]
C. G. Moe, G. A. Garrett, J. R. Grandusky, J. Chen, L. E. Rodak, P. Rotella,
M. Wraback, and L. J. Schowalter. Correlation between optical and electrical
performance of mid-ultraviolet light-emitting diodes on AlN substrates. Phys.
Status Solidi C, 11(3-4):786–789, February 2014.
http://dx.doi.org/10.1002/
pssc.201300686.
[251]
Z. Bryan, I. Bryan, J. Xie, S. Mita, Z. Sitar, and R. Collazo. High internal quantum
efficiency in AlGaN multiple quantum wells grown on bulk AlN substrates. Appl.
Phys. Lett., 106(14):142107, April 2015.
http://dx.doi.org/10.1063/1.4917540
.
[252]
P. Ščajev, S. Miasojedovas, K. Jarašiunas, K. Hiramatsu, H. Miyake, and B. Gil.
Excitation-dependent carrier dynamics in Al-rich AlGaN layers and multiple quantum
wells. Phys. Status Solidi B, 252(5):1043–1049, May 2015.
http://dx.doi.org/10.
1002/pssb.201451479.
[253]
Ž. Podlipskas, R. Aleksiej¯unas, S. Nargelas, J. Jurkevičius, J. Mickevičius, A. Kadys,
G. Tamulaitis, M. S. Shur, M. Shatalov, J. Yang, and R. Gaska. Photomodification
of carrier lifetime and diffusivity in AlGaN epitaxial layers. Current Applied Physics,
16(6):633–637, June 2016. http://dx.doi.org/10.1016/j.cap.2016.03.010.
[254]
S. Y. Davydov. Evaluation of physical parameters for the group III nitrates: BN,
AlN, GaN, and InN. Semiconductors, 36(1):41–44, January 2002.
http://dx.doi.
org/10.1134/1.1434511.
[255] D. Meschede. Gerthsen Physik. Springer-Lehrbuch. Springer Spektrum, 25 edition,
2015.
[256] NIST. CODATA Value: Molar volume of ideal gas (273.15 K, 101.325 kPa), 2014.
[257] NIST. CODATA Value: Avogadro constant, 2014.
[258] ISO 13443:1996 - Natural gas – Standard reference conditions, 2016.
[259]
E. Silveira, J. A. Freitas, S. B. Schujman, and L. J. Schowalter. AlN bandgap
temperature dependence from its optical properties. Journal of Crystal Growth, 310
(17):4007–4010, August 2008.
http://dx.doi.org/10.1016/j.jcrysgro.2008.06.
015.
151
152
Danksagung
Abschließend möchte ich allen Personen danken, die zum Gelingen dieser Dissertation
beigetragen haben:
•
Prof. Dr. Günther Tränkle danke für die Möglichkeit, meine Promotion am Ferdinand-
Braun-Institut durchführen zu können. Ich danke ihm auch für die ausgezeichneten
Arbeitsbedingungen, für das Interesse an meinen Fortschritten und die regelmäßige
Diskussion über diese sowie für seine stete Unterstützung bei extrakurrikularen
Aktivitäten.
•
Prof. Dr. Michael Kneissl danke ich für die Betreuung meiner Arbeit auf Seiten der
Technischen Universität Berlin. Ich danke ihm ebenso dafür, dass er es mir ermöglicht
hat, im Rahmen von Vorträgen, internationalen Konferenzen und eines einjährigen
Forschungsaufenthalts am Palo Alto Research Center mein Wissen zu teilen, zu
mehren und Kontakte mit anderen Wissenschaftlern zu knüpfen.
•
Prof. Dr. Markus Weyers danke ich für die Betreuung meiner Arbeit am Ferdinand-
Braun-Institut, für seine stete Bereitschaft zu Diskussionen, für seine unzähligen
Anregungen und dafür, dass er mir die vielfache Teilnahme an diversen Workshops
ermöglicht hat, auch wenn diese nicht in direktem Zusammenhang mit meinem
Promotionsthema standen.
•Prof. Dr. Ulrich Schwarz danke ich für die Begutachtung dieser Arbeit.
•
Dr. Arne Knauer und Dr. Veit Hoffmann danke ich dafür, dass sie mich in die
Geheimnisse der MOVPE eingewiesen haben.
•
Dr. Carsten Netzel und Helen Lawrenz danke ich für die gewissenhaften Photolumi-
neszenzmessungen und deren Auswertung.
•
Dr. Ute Zeimer und Helen Lawrenz danke ich für die unermüdliche Analyse meiner
vielen Proben am REM und in der CL.
•
Dr. Anna Mogilatenko danke ich für die TEM-Messungen und ihr scheinbar uner-
schöpfliches Wissen zu Nitridhalbleitern.
•
Martin Martens danke ich für die Durchführung der optischen Pumpexperimente
an der TUB sowie für das Design des entsprechenden Messplatzes, sodass auch ich
diesen nutzen konnte.
•
Dr. Hans Wenzel danke ich für die Unterstützung bei Bauelementsimulationen und
bei der Diskussion über die Sinnhaftigkeit von Simulationsergebnissen.
153
•
Den eben Genannten sowie all meinen Kollegen vom Ferdinand-Braun-Institut und
der Technischen Universität Berlin, insbesondere Dr. Moritz Brendel, Dr. Frank
Brunner, Johannes Enslin, Simon Fleischmann, Dr. Sylvia Hagedorn, Christan
Kuhn, Dr. Viola Küller, Dr. Frank Mehnke, Christoph Reich, Dr. Eberhard Richter,
Sebastian Walde und Dr. Tim Wernicke danke ich für die unzähligen Diskussionen
über Ergebnisse, Unsicherheiten und weitere Untersuchungsmöglichkeiten, für das
Feedback zu geplanten Veröffentlichungen und dafür, dass sie auf meine mal mehr,
mal weniger intelligenten Fragen stets ausführliche Antworten gefunden haben.
•
Torsten Petzke, aber auch Olaf Fink, Daniel Schauer und Thomas Tessaro danke ich
für die technische Betreuung der Epitaxieanlage und -infrastruktur. Zweifelslos wäre
die Epitaxie am FBH ohne sie nicht ansatzweise so erfolgreich.
•
Nadine Möller und Claudia Fischer gilt mein Dank für die stete Unterstützung bei
Dienstreisen und anderen administrativen Angelegenheiten.
•
Für die vielen angenehmen Gespräche beim Mittagessen sowie manch andere gemüt-
liche halbe Stunde vielen Dank an Nadine, Claudia, Andre, Simon, Frank, Moritz,
Sebastian und Julian.
•
Meinen Eltern, Geschwistern und Freunden danke ich für ihre Unterstützung, für
ihr stets offenes Ohr, wenn es mal nicht so gut lief, für ihr Verständnis, wenn meine
Anrufe oder Besuche zeitweilig nur sehr spärlich stattfanden und für die Ablenkung
vom Alltag, wenn es dann doch mal dazu kam.
•
Uli danke ich für ihre bedingungslose Unterstützung, die unter anderem, aber längst
nicht nur in leckerem, gesundem Essen, vielen interessanten Gesprächsthemen abseits
der Arbeit, aber auch dem Ertragen meiner häufigen Abwesenheit und gelegentlichen
Frustration ihren Ausdruck fand.
154