Charakterisierung von epitaktisch gewachsenen selbstorganisierten InAs Quantendrähten auf InP. Diplomarbeit

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1 Charakterisierung von epitaktisch gewachsenen selbstorganisierten InAs Quantendrähten auf InP Diplomarbeit Humboldt-Universität zu Berlin Mathematisch-Naturwissenschaftliche Fakultät I Institut für Physik eingereicht von Robert Pomraenke geb. am in Berlin Gutachter: Prof. W.T. Masselink Berlin,

2 ii Verzeichnis der verwendeten Abkürzungen 1d 2d 3d AFM ALMBE CBO FFT FWHM GFA GSMBE HH HSK LD LH LPP MBE ML MPPL PL PPL QD QW QWR PF PG RHEED RT SL SO TiSa TEM VBO VdP WL XTEM Eindimensional Zweidimensional Dreidimensional Raster-Kraft-Mikroskopie (atomic force microscopy) Einzellagen-Molekularstrahlepitaxie (atomic layer MBE) Leitungsbanddiskontinuität (conduction band offset) schnelle Fouriertransformation (fast fourier transform) Spektrale Halbwertsbreite (full width at half maximum) Gitterfehlanpassung Gasquellen-Molekularstrahlepitaxie (gas-source MBE) schwere Löcher (heavy holes) Höhenskala Laserdiode leichte Löcher (light holes) Logistic-Power-Peak-Funktion Molekularstrahlepitaxie (molecular-beam epitaxy) Monolage Magnetfeldabhängige Polarisationsabhängige PL Photolumineszenz Polarisationsabhängige PL Quantenpunkt (quantum dot) Quantentopf/Quantenfilm (quantum well) Quantendraht (quantum wire) Polarisationsfilter Polarisationsgrad Reflexionsbeugung hochenergetischer Elektronen (reflection highenergy electron diffraction) Raumtemperatur Übergitter (superlattice) abgespaltene Löcher (split off) Titan-Saphir-Laser Transmissions-Elektronenmikroskopie (transmission electron microscopy) Valenzbanddiskontinuität (valence band offset) Van-der-Pauw Benetzungsschicht (wetting layer) Querschnitts TEM (crosssectional TEM)

3 Inhaltsverzeichnis Verzeichnis verwendeter Abkürzungen ii 1 Einleitung 1 2 Probenherstellung MBE Wachstum RHEED Probenaufbau und Nomenklatur Strukturelle Charakterisierung Raster-Kraft-Mikroskopie AFM-Aufnahmen der optimierten Proben Einfluss der Wachstumsbedingungen Röntgendiffraktometrie Kristallstruktur Beugungstheorie Auswertung Synchrotronmessungen Querschnitts-TEM Zusammenfassung Photolumineszenzuntersuchungen Bändertheorie Simulation der InAs-QWRs Experimenteller Aufbau Tieftemperatur-PL Einfluss der Wachstumsbedingungen Selektive Anregung der InAs-Nanostrukturen Temperaturabhängigkeit Polarisationsabhängige Photolumineszenz Theorie und Erwartung Theoretischer Hintergrund Polarisationsempfindlicher Aufbau Ergebnisse Detektionswellenlängenabhängiger Polarisationsgrad Zusammenfassung iii

4 iv INHALTSVERZEICHNIS 5 Transport VdP-Theorie Ergebnisse Dotierung und InAlAs Beweglichkeitstheorie Einfluss der Wachstumsbedingungen Anisotroper Transport Zusammenfassung Zusammenfassung und Ausblick 79 7 Danke 81 A Model solid theory 83 B Wachstumsprotokolle 85 Literaturverzeichnis 91

5 Kapitel 1 Einleitung Die ersten theoretischen Untersuchungen haben schon vor über 20 Jahren gezeigt, dass Quantendraht- bzw. Quantenpunktlaser aufgrund ihres verstärkten Confinements deutlich effektiver arbeiten als Halbleiterlaser auf der Basis zweidimensionaler Heterostrukturen [1]. Die strahlende Rekombination zeigt in niederdimensionalen Strukturen eine wesentlich höhere Effizienz, der Gain wird höher und der Schwellstrom geringer. Der erste Quantendrahtlaser wurde von Kapon realisiert [2]. Die Quantendrähte wurden erzeugt, indem in vorher geätzten Gräben Material abgeschieden wurde (V-grooved) [3, 4]. Im Gegensatz hierzu werden in dieser Arbeit selbstorganisierte Quantenstrukturen charakterisiert. Beim selbstorganisiertem Wachstum werden die Quantendrähte in einem Prozessschritt erzeugt, während im Fall der Vorstrukturierung mehrere kritische Prozessierungen erforderlich sind, die zu einer geringeren Leistungsfähigkeit führen können. Weiterhin ist es durch das selbstorganisierte Wachstum möglich, eine höhere Quantendrahtdichte zu erreichen, womit der Gain ebenfalls stärker ausfällt. In [5] ist die Realisierbarkeit eines selbstorganisierten Quantendraht-Lasers gezeigt. Eine dritte Möglichkeit des Drahtwachstums sind sogenannte T-Wires (cleaved edge). Hierbei wird die Probe in der Wachstumsanlage gespalten, um 90 gedreht und dann auf der Spaltfläche weitergewachsen [6, 7, 8], wodurch jedoch jeder Draht einzeln gewachsen werden muss. Das in dieser Arbeit untersuchte Materialsystem von InAs-Nanostrukturen in einer InP-Matrix ist von besonderem Interesse, da es mittels der Kombination dieser beiden III-V-Halbleiter möglich ist, über die Größe der Nanostrukturen die für die optische Telekommunikation besonders wichtigen optischen Fenster von 1.3 µm und 1.55 µm abzudecken [9, 10, 11]. Wie im Rahmen dieser Arbeit mittels Photolumineszenzmessungen gezeigt werden wird, ist es möglich die Nanostrukturen qualitativ so gut zu wachsen, dass diese auch bei Raumtemperatur eine ausreichende Effizienz an strahlender Rekombination aufweisen und damit für Laserstrukturen geeignet sind. Ich werde zeigen, dass die spektrale Breite der Lumineszenz im Vergleich zu Werten aus der Literatur gering ist, was für homogene Strukturen spricht. Dadurch ließe sich die maximale Intensität der Laserstrukturen verbessern. Die Photolumineszenz wird auch auf eine Polarisationsabhängigkeit untersucht, da sich mit der Nutzung von verschie- 1

6 2 KAPITEL 1. EINLEITUNG den polarisierten Licht ein Vielfaches an Daten übertragen lässt. Bei hohen Polarisationsabhängigkeiten könnten die Strukturen auch für eine polarisationsempfindliche Detektion genutzt werden [12]. Neben diesen zu erwartenden optischen Anwendungen sind die Quantendrähte aufgrund ihrer Anisotropie auch sehr interessant für die Grundlagenforschung. Die Quantendrähte wachsen im Idealfall parallel und in regelmäßigen Abständen zueinander auf dem Substrat auf. Durch unterschiedliches Dotieren der Schichten ist es möglich, die Fermienergie zu verschieben und damit die laterale Kopplung zwischen den Quantendrähten zu beeinflussen. Ein ähnlicher Effekt lässt sich durch das nachträgliche Anbringen eines Gates erreichen [13], womit die Kopplung der Drähte extern über die Gatespannung kontrolliert werden kann. Auf diese Art wäre es möglich, die Eigenschaften von niederdimensionalen Systemen zwischen 1D- (keine Kopplung) und 2D-Systemen (starke Kopplung) zu untersuchen. Weiterhin sind Quantendrähte für den Einsatz in elektronischen Bauelementen z.b. Transistoren sehr interessant [14, 15]. Hier sind InAs-Quantendrähte in InP aufgrund der hohen Beweglichkeiten besonders vielversprechend. Des weiteren werden Quantendrähte und Quantendots auch in Prototypen von Logik- Bauelementen verwendet [16]. All diese möglichen Einsatzgebiete zeigen, weshalb Quantendrähte in der heutigen Forschung eine große Rolle spielen. Zu dieser Forschung soll mit der vorliegenden Arbeit ein Beitrag geleistet werden. Die Arbeit ist wie folgt strukturiert: Nach einer Einleitung über die Funktionsweise einer MBE-Anlage folgt eine Einführung in die Grundlagen des Wachstums der Strukturen. Hier ist auch eine kurze Übersicht über die Proben, die in dieser Arbeit verwendet wurden, zu finden. Das Wachstum aller Proben wurde mit einem Raster- Kraft-Mikroskop charakterisiert, Übergitter wurden zusätzlich mittels Röntgenbeugung und Transmissions-Elektronen-Mikroskopie untersucht. Nach diesem Wachstumskapitel folgt der Hauptteil meiner Arbeit, die optische Charakterisierung der Strukturen mittels Photolumineszenzmessungen. Im letzten Kapitel findet sich ein kurzer Abschnitt zu ergänzenden Ergebnissen, die mit Transportuntersuchungen erzielt wurden (VdP-Messungen). Ziel dieser Arbeit war es vor allem Quantendrähte zu charakterisieren. Die meisten Untersuchungen wurde aber auch an Quantenpunkten durchgeführt,da diese beim Wachstum simultan auf anderen Substrattypen gewachsen wurden. Damit war es möglich beide System zu untersuchen und die Ergebnisse miteinander zu vergleichen. Zusätzlich wurde Quantenfilme als Referenz charakterisiert.

7 Kapitel 2 Probenherstellung 2.1 MBE Alle Proben, die im Rahmen dieser Diplomarbeit untersucht wurden, sind in einer Gasquellen-Molekularstrahlepitaxie Anlage (GSMBE) gewachsen worden. Beim epitaktischen Wachstum nimmt die gewachsene Schicht die Kristallstruktur der Unterlage (Substrat) an. Hierzu wird ein erhitztes Substrat in einem Ultrahochvakuum (10 9 Torr) mit Atomen bzw. Molekülen verschiedener Sorten beschossen, die sich dann auf dem Substrat anlagern. Das Ultrahochvakuum ist nötig, damit sich einerseits keine Unreinheiten in die Struktur einbetten können und andererseits die freie Weglänge der Atome größer ist als der Abstand zwischen Quelle und Substrat, da sich nur so ein Molekülstrahl ausbilden kann. Die atomaren Quellen bestehen aus Knudsenzellen, in denen die Atome durch Verdampfung ausgeschieden werden. Die Temperatur der einzelnen Zellen lässt sich separat einstellen, womit sich der Fluss der einzelnen Elemente kontrollieren lässt. Da es möglich ist, jede Quelle separat über Klappen (shutter) zu öffnen und zu schließen, können Strukturen verschiedenster Zusammensetzung gewachsen werden, nur begrenzt durch das Angebot an Zellen. Typische Wachstumsraten betragen eine Monolage (ML) pro Sekunde (ca. 1µm/h) und ermöglichen es, präzise einzelne Atomlagen zu wachsen. Außerdem wird den Atomen genug Zeit gegeben, um sich auf der Wachstumsfront zu organisieren und damit kann eine extrem flache Oberfläche garantiert werden. Ein großer Vorteil einer MBE besteht darin, dass aufgrund des Hochvakuums die in-situ Beobachtung des Wachstums mittels der Reflexionsbeugung hochenergetischer Elektronen (RHEED) möglich ist. Eine detaillierte Beschreibung einer MBE- Anlage ist z.b. in [17] zu finden, deshalb wird hier nicht weiter darauf eingegangen. Mittels unserer GSMBE (Riber 32) sind wir in der Lage III-V Halbleiter zu wachsen. Als Gruppe-III-Elemente stehen in unserer GSMBE In, Ga und Al und als Gruppe-V-Elemente P und As zur Verfügung. Die Strukturen können mit Be p-dotiert oder mit Si n-dotiert werden. In der hier verwendeten GSMBE werden die Gruppe-V-Elemente nicht aus Festkörpern sondern aus Gasen gewonnen. Die Gase Arsin (AsH 3 ) und Phosphin (PH 3 ) werden in den Crackerzellen in Radikale umgewandelt, damit sich As und P auf der Oberfläche anlagern 3

8 4 KAPITEL 2. PROBENHERSTELLUNG kann. Der Druck in der Wachstumskammer steigt durch den frei werdenden Wasserstoff auf ca Torr. Durch die Verwendung von gasförmigen Quellen ist es möglich, den Fluss dieser Elemente genauer zu kontrollieren. 2.2 Wachstum Bei der MBE treffen einzelne Atome verschiedener Elemente auf ein erhitztes Substrat und bilden dort neue Strukturen. Wenn die Atome auf der Wachstumsfront eintreffen, sind folgende Prozesse für die Organisation der einzelnen Atome auf der Oberfläche ausschlaggebend (siehe Abbildung 2.1): Anlagerung auf der Oberfläche Diffusion und Absonderung von Atomen Eindringen in bereits gewachsene Schichten Nukleation (Clusterbildung) thermische Desorption von nicht angelagerten Atomen Abbildung 2.1: Wachstumsprozesse [17] Für diese Prozesse selbst sind die Substrattemperatur, der Fluss der einzelnen Elemente (Temperatur der Zellen) und die Wachstumsrate von entscheidender Bedeutung. Beim III-V-Wachstum ist der Fluss der Gruppe-III-Elemente für die Wachstumsgeschwindigkeit verantwortlich, da sich überschüssige Gruppe V Elemente nicht an der Wachstumsfront anlagern können und sofort desorbiert werden. Allgemein werden drei verschiedene Wachstumsmodi unterschieden: 1. Volmer-Weber-Modus Inselbildung (3d-Wachstum): Bindung der Atome untereinander ist stärker als zum Substrat

9 2.2. WACHSTUM 5 2. Frank-van-der-Merwe-Modus Schichtbildung: Bindung zum Substrat ist stärker als untereinander 3. Stranski-Krastanov-Modus Mischmodus : beim Schichtwachstum reduziert sich die Bindungsstärke zum Substrat, sodass Inselwachstum (3d-Wachstum) entsteht van der Merwe Vollmer-Weber Stranski-Krastanow Abbildung 2.2: Wachstumsmodi [18] Die hier verwendeten III-V-Halbleiter bilden ein Zinkblendekristall 1 mit einer materialspezifischen Gitterkonstanten. Werden unterschiedliche Halbleiter übereinander gewachsen (Heterostrukturen), passt sich die neue Schicht der Unterlage lateral an und es kommt bei unterschiedlichen Gitterkonstanten zu Spannungen (strain). Während die ersten Lagen bei nicht allzu großen Fehlanpassungen gitterangepasst gewachsen werden, wird es mit zunehmender Dicke energetisch günstiger, die Spannungen über Versetzungen abzubauen. Aus dieser Überlegung ergibt sich für alle Heterostrukturen eine kritische Dicke, bis zu der es möglich ist, versetzungsfrei zu wachsen. Die Oberflächenenergie setzt sich aus Verspannungsenergie und Grenzflächenenergie zusammen. Für verspannte Systeme im thermischen Gleichgewicht ist die Oberflächenenergie für flache Oberflächen nicht zwingend die energetisch Günstigste [19]. Damit kann die Ausbildung von drei dimensionalen Strukturen günstiger sein als die Bildung von Versetzungen in einer zwei dimensionalen Schicht. In [20, 21] wird gezeigt, dass die Ausbildung von periodischen Oberflächen am energetisch günstigsten ist. Womit automatisch gewährleistet wird, dass im Idealfall alle Drähte die gleiche Größe haben und in einem gleichmäßigen Abstand zueinander aufwachsen. Die optischen und elektrischen Eigenschaften auf dem kompletten Substrat sind gleich. Beim 3d-Wachstum kommt es zu Verkippungen der Gitterzellen. Gitterzellen am Rand der Strukturen können sich besser entspannen als in der Mitte der Nanostrukturen. Dies ist in Abb. 2.3 verdeutlicht. Da das thermodynamische Gleichgewicht eher für hohe Temperaturen erreicht wird, wird ein 3D-Wachstum bevorzugt bei hohen Substrattemperaturen realisiert. Bei niedrigen Substrattemperaturen reicht die Beweglichkeit der Atome nicht aus, um sich so zu organisieren, dass das Energieminimum erreicht wird [22]. Für das selbstorganisierte Wachstum von Drähten und Punkten ist eine Verspannung unerlässlich [23, 24]. In diesen Arbeiten wird ebenfalls gezeigt, dass beim Wachstum von InAs auf InP die Verspannung auf der Oberfläche entlang der [110]-Kristallrichtung stärker ist als entlang der [ 110]-Richtung. Deshalb 1 siehe Kapitel Kristallstruktur Seite 16

10 6 KAPITEL 2. PROBENHERSTELLUNG Abbildung 2.3: Verkippung der Gitterzellen beim 3d-Wachstum [18] entspannt sich die Oberfläche bevorzugt entlang der [110]-Richtung und es bilden sich Drähte entlang der [ 110]-Richtung. Schon eher wurde gezeigt, dass der Diffusionskoeffizent von In entlang der [110]-Richtung kleiner ist als entlang der [ 110]-Richtung [25, 26]. Aufgrund dieser Anisotropie kann es ebenfalls zur Ausbildung von QWRs kommen. Ob nun aber Drähte oder Punkte gewachsen werden, ist von vielen Faktoren abhängig. In dieser Arbeit wird gezeigt, dass höhere Temperaturen zur Bildungen von Quantenpunkten (QDs) anstatt Quantendrähten (QWRs) führen und ein erhöhter Arsenfluss zu größeren, inhomogeneren QWRs führt. In dem InAs-InP-Materialsystem ist die wesentlich höhere Einbindungswahrscheinlichkeit von As im Gegensatz zu P ein viel untersuchtes Problem. Aufgrund dieser ist es problematisch, ternäre Verbindungen aus As und P zu wachsen und außerdem kommt es beim Wachstum von z.b. InAs auf InP zum Austausch von P durch As, der durch hohe Temperaturen begünstigt wird [27, 28]. In [29] ist es gelungen, InAs-QDs nur über diesen Austausch zu wachsen und in [30] wird gezeigt, dass dieser Austausch bis zu 5ML tief gehen kann. In einer aktuellen Arbeit [31] konnte nachgewiesen werden, dass über das Wachstum einer minimalen GaAs-Zwischenschicht der Austausch stark unterdrückt werden kann, womit sich auch die Beschaffenheit der Grenzschichten verbessern ließ. Die Beschaffenheit des Untergrundes, auf dem die InAs-Schicht gewachsen wird, ist ebenfalls von entscheidender Bedeutung. In [32] wurden identische InAs-Lagen auf den selben Substraten gewachsen. Bei einer Probe ist der InP- Pufferschicht mittels ALMBE gewachsen worden und es sind Punkte entstanden, während bei einem MBE-InP-Puffer Quantendrähte aufgewachsen sind. In meiner Arbeit wird gezeigt, dass die Nutzung von verschiedenen Substraten mit geringen, aber unterschiedlichen Fehlschnitten zu unterschiedlichen Nanostrukturen führt. Die Größe und Dichte der Nanostrukturen lässt sich weiterhin über die Nutzung von hoch indizierten Substraten variieren (z.b. (113) [33]). Das Wachsen von Übergittern kann ebenfalls die Form der Nanostrukturen beeinflussen, da die Verspannungen bis in die nächste Schicht vererbt werden können.

11 2.3. PROBENAUFBAU UND NOMENKLATUR RHEED RHEED (Reflection High Energy Electron Diffraction) gehört heute zu den Standardmethoden zur in-situ-überwachung des Wachstums einer MBE- Anlage. Beim RHEED werden hochenergetische Elektronen (einige kev) unter extrem kleinen Winkel (1-3 ) auf die Probe geschossen und dort gestreut. Aufgrund des kleinen Winkels wird das Beugungsbild nur von den obersten Schichten beeinflusst und die Überwachung der Wachstumsfront ist möglich, ohne das Wachstum zu beeinflussen. Eine Oberfläche wird im reziproken Raum nicht durch Punkte sondern durch Stäbe repräsentiert. Weiterhin ist die Ewaldkugel aufgrund der höheren Wellenlänge der Elektronen im Vergleich zur Röntgenstrahlung bei z.b. Röntgenbeugungsexperimenten wesentlich größer und schneidet im reziproken Raum mehrere Stäbe gleichzeitig. 2 Sichtbar wird ein charakteristisches Beugungsmuster in Abhängigkeit von der Beschaffenheit der Oberfläche. Da klare Unterschiede zwischen zweidimensionalem und dreidimensionalem Wachstum bestehen [34], ist der Übergang zwischen beiden Wachstumsmodi deutlich zu erkennen. Die Qualität des Wachstum lässt sich über die Beschaffenheit des RHEED-Musters abschätzen. Über die Intensitätsoszillationen des Beugungsmusters kann das Wachstum einzelner Schichten überwacht werden, weil bei Fertigstellung einer Schicht die Beugungsintensität am größten und bei halb fertiggestellten Schichten die Intensität am kleinsten ist. Während des Wachstums der InAs-Schichten wurde durch die Veränderung des Beugungsmusters beobachtet, dass sich zuerst eine 2d-Schicht bildete, bevor es bei höheren Schichtdicken zum Einsatz des dreidimensionalen Wachstum kam. Deshalb ist klar, dass die InAs-Nanostrukturen im Stranski-Krastanov- Modus gewachsen wurden. 2.3 Probenaufbau und Nomenklatur Alle im Rahmen dieser Arbeit untersuchten Proben wurden von Dipl. Phys. O. Bierwagen auf [001]-orientierten halb-isolierenden Fe-dotierten InP-Substraten gewachsen. Da bei den Transportuntersuchungen Probleme mit den Ladungsträgern an der Substratgrenzfläche auftreten (Parallelleitung), wurde bei allen Proben auf dem Substrat eine ca. 110nm dicke, gitterangepasste InAlAs-Schicht gewachsen [35]. Auf diese Schicht wurde dann eine ca. 500nm dicke InP-Schicht aufgewachsen, um einen Einfluss von zusätzlichen Verspannungen bei nicht exakt gitterangepassten InAlAs-Wachstum auszuschließen und eine gute Wachstumsoberfläche für die InAs-Nanostrukturen zu garantieren. Auf dem InP-Puffer wurden die jeweiligen InAs-Strukturen gewachsen, die für die Transport- und optischen Untersuchungen mit InP überdeckt wurden (capped). Somit sind die InAs-Schichten von InP als Matrixmaterial umgeben. Am Ende wurde die InAs-Schicht unter exakt gleichen Wachstumsbedingungen erneut auf die Deckschicht gewachsen, um diese direkt mit einem Raster-Kraft- Mikroskop (atomic force microscopy AFM) untersuchen zu können. 2 kurze Einführung in die Beugungstheorie im Kapitel zur Röntgenbeugung Seite 17

12 8 KAPITEL 2. PROBENHERSTELLUNG Diese Arbeit umfasst hauptsächlich die Charakterisierung von Übergittern. Hierbei wurden anstatt der einen vergrabenen InAs-Schicht mehrere InAs- Schichten nur separiert durch eine InP-Zwischenschicht gewachsen. Der Aufbau einer Probe mit 14 vergrabenen Schichten und einer offenen Schicht ist in Abb anhand einer TEM-Aufnahme (Seite 27) zu sehen. Für die Transportuntersuchungen war es nötig, zusätzliche Ladungsträger in die InAs-Nanostrukturen einzubetten. Aus diesem Grund wurde die InP-Zwischenschicht nahe dem InAs mit Si (n-dotierung) oder Be (p-dotierung) dotiert (Modulationsdotierung). Die Wachstumsprotokolle für ausgewählte Proben sind im Anhang zu finden. Im Rahmen dieser Diplomarbeit wurde eine Vielzahl von Proben mit den AFM- und VdP-Messungen standardmäßig charakterisiert, um optimale Wachstumsbedingungen für das Wachstum von QWRs zu finden. Eine kurze Übersicht über die Proben, auf die sich im Rahmen dieser Arbeit hauptsächlich bezogen wird, ist in Tab. 2.1 zu finden. Wachstumslauf Beschreibung Lage InAs 3d-Nanostrukturen Lage InAs 3d-Nanostrukturen (InP-Zwischenschicht 10nm) Lage InAs 3d-Nanostrukturen (InP-Zwischenschicht 10nm) Lage InAs 3d-Nanostrukturen (InP-Zwischenschicht 5nm) Lage InAs 3d-Nanostrukturen (InP-Zwischenschicht 20nm) Lage InAs 2d-Nanostrukturen QW Lage InAs 2d-Nanostrukturen QW (nur 9Ȧ InAs) Tabelle 2.1: Probenübersicht Die InAs-Schichten bestehen aus 12Ȧ abgeschiedenen InAs. Die erste Zahl in der Lagenanzahl bezieht sich auf die Anzahl der vergrabenen Schichten. Die Angabe +1 bezeichnet bei allen Proben die offene Schicht für die AFM- Untersuchungen. Während eines Wachstumslaufes wurde simultan auf Substraten mit verschiedenen Fehlschnitten gewachsen. Es wurden folgende Substrattypen verwendet: exakt orientiert, ab jetzt n in meinen Probenbezeichnungen 2 Fehlschnitt zur [110]-Richtung, Stufen entlang [ 110]-Richtung - o 2 Fehlschnitt zur [ 110]-Richtung, Stufen entlang [110]-Richtung - p 2 Fehlschnitt zur [100]-Richtung, Stufen entlang [010]-Richtung - q Der zweiprozentige Fehlschnitt resultiert in einem Stufenabstand von 8.4nm. Es wird sich bei den AFM-Untersuchungen zeigen, dass sich auf den Substraten n und o längliche Strukturen entlang der [ 110]-Richtung bilden, während es auf den Substraten p und q zur Bildung von Quantenpunkten kommt, da hier die bevorzugte Drahtrichtung nicht mit der Stufenrichtung korrespondiert. Die Bezeichnungen der Proben innerhalb dieser Arbeit bestehen aus einer vierstelligen Zahl, die den Wachstumslauf und einem Buchstaben (n,o,p oder q), der den Substrattyp angibt.

13 Kapitel 3 Strukturelle Charakterisierung 3.1 Raster-Kraft-Mikroskopie Zur Überprüfung des Wachstums wurden alle Proben mit einem Raster-Kraft- Mikroskop (atomic force microscope AFM) untersucht. Hierbei wird eine extrem kleine Spitze mit einem Krümmungsradius von ca. 50nm über die Oberfläche der Probe geführt, um diese abzutasten. Die Spitze ist an einem Cantilever befestigt, der wiederum einen Laserstrahl reflektiert. Die Position dieses Reflexes gibt Aufschluss über die Auslenkung des Cantilevers und damit über die Kraftwirkung zwischen Probe und Spitze. Die Kraft wird vor allem durch die Van-der-Waals-Wechselwirkung zwischen Probe und Spitze bestimmt. Bei jedem Abtastschritt wird die Höhe der Probe über eine Piezosteuerung nachgeregelt, sodass die Position des Reflexes konstant bleibt. Die Spannung des Piezos gibt damit direkten Aufschluss über die Topografie der Probe. Die laterale Auflösung beträgt ca. 1nm, während die Höhenauflösung bei ca. einem Angström liegt. Eine detaillierte Beschreibung ist in [36] zu finden. Die so erzeugten Aufnahmen können aber nur einen ersten Eindruck über die Probenstruktur geben und lassen sich quantitativ schwer auswerten. Ursache ist die Spitze, die im Vergleich zu den hier untersuchten Strukturen relativ groß ist. Die Spitze kann physisch nicht zwischen zwei Drähte fahren. Weiterhin arbeitet das verwendete AFM (Park Scientific, am PDI Berlin) nicht im Vakuum, wodurch sich Unreinheiten an der Spitze anlagern können. Die AFM-Aufnahmen wurden genutzt, um den Einfluss der Wachstumsparameter auf die Bildung der Nanostrukturen zu untersuchen. Hierbei kommt es deshalb nicht auf die exakten Formen und Größen der Strukturen sondern hauptsächlich auf den Vergleich zwischen verschiedenen Proben an AFM-Aufnahmen der optimierten Proben In Abb. 3.1 sind AFM-Bilder für Proben, auf die im Rahmen dieser Diplomarbeit noch näher eingegangen wird, zusammengestellt. Alle Aufnahmen bilden einen Abtastbereich der Größe 1µm 1µm ab und ihre Horizontale ist entlang der [ 110]-Kristallrichtung orientiert. Einige Bilder bestehen aus zwei Einzelbildern, bei denen die Horizontale des unteren Bereiches entlang der [110]-Richtung 9

14 10 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG (a) n HSK:15Ȧ (b) o HSK:30Ȧ (c) p HSK:30Ȧ (d) 1532q HSK:200Ȧ hohe Wachstumstemperatur Lagen (e) n HSK:35Ȧ (f) o HSK:30Ȧ (g) p HSK:70Ȧ (h) q HSK:50Ȧ Lagen im Abstand 10nm (i) n HSK:50Ȧ (j) o HSK:25Ȧ (k) p HSK:100Ȧ (l) q HSK:65Ȧ Lagen im Abstand 10nm (m) n HSK:30Ȧ (n) o HSK:40Ȧ (o) p HSK:140Ȧ (p) q HSK:60Ȧ Lagen im Abstand von 5nm (q) n HSK:15Ȧ (r) o HSK:20Ȧ (s) p HSK:60Ȧ (t) q HSK:60Ȧ Lagen im Abstand von 20nm Abbildung 3.1: optimierte Proben 1µm 1µm

15 3.1. RASTER-KRAFT-MIKROSKOPIE 11 orientiert ist, da zwischen beiden Aufnahmen die Probe um 90 gedreht wurde. Auf diesen Bildern ist eindeutig zu erkennen, dass die anisotrope Struktur von den Proben stammt und keinen Spitzeneffekt der AFM darstellt, da sich sonst die länglichen Strukturen nicht mitdrehen würden. Neben dem Substrattyp ist die Höhenskala (HSK) jeweils unter den Abbildungen angegeben. Die HSK entspricht dem schwarz-weiß-kontrast der Bilder. In einigen Bildern sind Verschmierungen aufgrund von Verunreinigungen an der Spitze zu erkennen (z.b. in Abb. 3.1(c,p)). Dies zeigt, dass AFM-Aufnahmen nur bedingt für eine absolute Auswertung geeignet sind und somit für Größenangaben auf andere Messmethoden wie Photolumineszenz, Röntgenbeugung oder auch TEM zurückgegriffen werden sollte. Trotz etwaiger Probleme mit der Spitze ist dennoch klar zu erkennen, dass sich auf den Substraten ohne Fehlschnitt (n) und auf denen mit der Stufenrichtung entlang der bevorzugten Drahtrichtung (o) Drähte in Richtung der [ 110]- Richtung bilden, während auf den anderen beiden Substraten (p,q) Punkte entstehen, die zugleich höher sind als die Drähte. Bei gleicher Abscheidungsmenge kann die geringere Oberflächenbedeckung der QDs im Vergleich zu QWRs nur über ein höheres Wachstum ausgeglichen werden. Ähnliche Ergebnisse wurden in [37] veröffentlicht. In den AFM-Aufnahmen scheinen die QDs wesentlich höher zu sein als die QWRs. Bei den PL-Messungen wird sich hier jedoch nur ein Höhenunterschied von 2-3ML ergeben. Dies kann damit erklärt werden, dass die Spitze zwar zwischen zwei Punkte aber aufgrund ihrer Größe nicht komplett zwischen zwei Drähte eindringen kann. Damit erscheinen die Drähte zu flach. Beachtenswert ist die Probe 1532q (Abb.3.1(d)), bei der deutlich eine Ausrichtung der Punkte entlang der [010]-Richtung zu erkennen ist, was auch der Stufenausrichtung dieses Substrattypes entspricht. Diese Probe wurde im Vergleich zu den normalen Wachstumsbedingungen bei erhöhter Substrattemperatur gewachsen, wodurch sich das thermodynamische Gleichgewicht besser einstellen konnte. Es konnte gezeigt werden, dass beim Wachstum von InAs auf InP die Strukturierung der Unterlage für das dreidimensionale Wachstum von entscheidender Bedeutung ist. Durch den jeweiligen Fehlschnitt werden den Strukturen bevorzugte Anlagerungsplätze an den Stufenkanten angeboten. Nur falls diese mit der bevorzugten Drahtrichtung korrespondieren, können sich QWRs ausbilden. Bei optimierten Wachstumsbedingungen ist es zu dem möglich, QWRs auf glatten Oberflächen zu wachsen (n-substrat). Ersichtlich ist aber auch, dass die Proben deutliche Inhomogenitäten aufweisen. Die Strukturen einer Probe haben leicht unterschiedliche Höhen, laterale Ausdehnungen und die Dichte der Strukturen variiert ebenfalls leicht. Durch das selbstorganisierte Wachstum werden die Strukturen inhomogener als z.b. beim Wachstum von Drähten in vorher geätzten Gräben [38] oder beim Wachstum von T-Wires [6, 7]. Dies zeigt sich auch an einer deutlich größeren spektralen Breite der Photolumineszenz (der Unterschied liegt ca. bei einer Größenordnung). Durch eine weitere Optimierung der Wachstumsbedingung sollte es möglich sein, die Inhomogenitäten so zu verringern, dass die Vorteile des selbstorganisierten Wachstums, wie eine hohe Drahtdichte und weniger

16 12 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG kritische Prozessschritte, deutlicher zum Tragen kommen. Mit den PL-Messungen wird festgestellt werden, dass die Probe 1509n eine unerwartete Lumineszenz aufweist, welche sich mit dem AFM-Bild (Abb. 3.1(i)) erklären lässt. Bei den Proben 1511 (Abb. 3.1(m,o)) ist die Qualität der QWRs schlechter als bei den restlichen Proben. Aufgrund der geringen Zwischenschicht scheint es zu starken Relaxationen beim Wachstum gekommen zu sein, was sich mit den PL-Messungen dieser Probe bestätigen lässt. Quantitative Auswertung (a) 1µm 1µm 30nm, 110 entlang der (b) Profillinie: laterale Periodizität ca. Drähte 20nm 1468o - 1 Lage, Substrat mit Fehlschnitt (c) 1µm 1µm 35nm, obere Teil Probe (d) Profillinie: laterale Periodizität ca. um 90 gedreht, 110 entlang der Drähte 20nm 1492n - 5 Lagen im Abstand von 10nm, Substrat ohne Fehlschnitt Abbildung 3.2: AFM Bilder mit zugehöriger Profillinie Es wurde versucht, die laterale Periodizität der QWRs anhand einer Fouriertransformation der AFM-Bilder zu bestimmen. Allerdings reichte die Periodizität nicht aus, um zu einem eindeutigen Ergebnis zu gelangen. Da der Versuch

17 3.1. RASTER-KRAFT-MIKROSKOPIE 13 die Periodizität mittels Röntgenbeugung zu bestimmen ebenfalls fehlschlug, wurde mittels einer Profillinie in den AFM-Bildern der laterale Abstand der Nanostrukturen näherungsweise ermittelt. Aufgrund der Qualität der Spitze und dem damit verbundenen Faltungseffekt können diese Ergebnisse aber nur einen ersten Eindruck geben. Exemplarisch ist dies in Abb. 3.2 für zwei AFM- Bilder zu sehen. Im oberen Teil ist eine kurze Profillinie senkrecht zu den Drähten gezeigt, um die Größenordnung der lateralen Abstände zu zeigen. Wie zu erkennen ist, liegt der Abstand im Bereich von 20nm. Die Wahl der Position der Profillinie ist mit einer gewissen Willkür verbunden. Aus diesem Grund wurde der mittlere Abstand zwischen den Drähten ermittelt, indem aus einer Profillinie über den gesamten Bildausschnitt die Anzahl der Drähte abgeschätzt wurde, um eine größere Statistik zu erhalten. Die Anzahl der Drähte konnte damit auf (44±4)Drähte innerhalb von 1µm abgeschätzt werden. Damit ergibt sich eine laterale Periodizität von (23±2)nm. Da auch die Position einer Profillinie mit einer gewissen Willkür verbunden ist, wurde zusätzlich über alle Profillinien entlang der Richtung senkrecht zur Profillinie summiert und die sich ergebende Profilliniensumme ausgewertet. Das Ergebnis ist in Abb. 3.2d zu sehen. Hier wurde die Profilliniensumme sowohl entlang als auch parallel zu den QWRs bestimmt. Der Unterschied entlang beider Richtung ist deutlich zu erkennen. Aus der Modulation dieser gemittelten Profillinie ergibt sich ebenfalls eine laterale Periodizität von (23±2)nm. Damit lässt sich die Dichte der Drähte mit (4.5±0.5)10 5 cm 1 abschätzen. Der Abstand bei der Auswertung der AFM-Bilder, die unschärfer sind (z.b. 3.1r), war deutlich höher und betrug bis zu ca. 40nm. Bei diesen Aufnahmen hatte die Spitze wahrscheinlich eine schlechtere Qualität und es konnten nicht alle Drähte aufgelöst werden. Der laterale Abstand im Bereich von ca. 23nm wurde, auch für eine Probe, bei der aus der AFM-Auswertung eine größerer lateralen Abstand ermittelt wurde, durch TEM-Aufnahmen bestätigt. In jedem Fall sind die Strukturen stärker lateral (>20nm) als entlang der Wachstumsrichtung (<10nm) ausgedehnt. Damit ist die Höhe in diesen Strukturen die am stärksten begrenzte Dimension und ergibt das stärkste Confinement. Bei gleicher abgeschiedener InAs-Menge steigt die Höhe der Nanostrukturen von QWs über QWRs zu QDs. Ein Anstieg in der Höhe führt damit zu einem geringeren Confinement und damit einer Rotverschiebung der Photolumineszenz. Für Proben eines Wachstumslaufs zeigte sich sowohl mit den AFM- als auch der PL-Messung ausnahmslos, dass die QDs auf den Substraten (p,q) im Vergleich zu den QWRs auf den Substraten (n,o) höher sind. Die Länge der Drähte ist selbst auf einer Probe sehr unterschiedlich. Auf einigen Proben kann die mittlere Länge mit 200nm abgeschätzt werden. In [32] wird von über 1µm langen InAs-QWRs auf InP berichtet, sodass das Wachstum der Proben noch weiter optimiert werden muss Einfluss der Wachstumsbedingungen In der ersten Phase dieser Diplomarbeit wurde eine Vielzahl an Proben untersucht, die bei unterschiedlichen Wachstumsbedingungen gewachsen wurden, um

18 14 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG die optimalen Bedingungen für ein Drahtwachstum zu finden. Die hauptsächlich untersuchten Parameter sind der Fluss des Gruppe-V-Elementes, die Substrattemperatur sowie der Einfluss des Matrixmaterials. Alle folgenden AFM-Aufnahmen decken erneut einen Bereich von 1µm 1µm ab und die Horizontale der Bilder ist entlang der [ 110]-Kristallrichtung orientiert. Arsenfluss Die AFM-Bilder von drei ausgewählten Proben, bei denen nur die Flussrate des Arsens variiert wurden, sind in Abb. 3.3 zu finden. Es ist deutlich zu erkennen, dass sich bei starkem Arsenfluss eher höhere und kürzere Nanostrukturen bilden, während bei zu geringem Fluss keine ausgeprägten länglichen Strukturen aufwachsen. In [39] wird gezeigt, dass sich während einer Wachstumspause nur bei ausreichend hohen Arsenflüssen aus einer 2d-Schicht 3d-Strukturen bilden. Bei einem stärkeren Arsenfluss kommt es auf InP zu einem erhöhtem As-P-Austausch, sodass höhere und breitere Nanostrukturen gewachsen werden [40]. (a) 1484o: 0.4sccm HSK30Ȧ (b) 1468o: 0.8sccm HSK30Ȧ (c) 1508o: 2.0sccm HSK75Ȧ Abbildung 3.3: AFM Aufnahmen für Proben bei verschiedenen Arsen Flüssen Substrattemperatur Der Einfluss der Substrattemperatur auf die Morphologie der Oberfläche lässt sich mittels Abb. 3.4 nachvollziehen. Alle drei Proben wurden bei unterschiedlichen Temperaturen aber sonst gleichen Wachstumsbedingungen gewachsen. Es wird deutlich, dass sich bei erhöhten Wachstumstemperaturen auf dem Substrat ohne Fehlschnitt QDs bilden, während bei tiefen Temperaturen ein QW gewachsen wird. Der QW ist jedoch nicht perfekt, sondern zeigt deutliche Ansätze eines 3d-Wachstums. Die Höhenskala des QWs ist etwas höher, die PL-Energie wird jedoch die erwartete Rotverschiebung der QWRs zeigen. Die Transportmessungen zeigen ebenfalls den QW-Charakter der Probe 1522 im Vergleich zur Auf den Substraten mit Fehlschnitten kam es auch bei nicht optimalen Temperaturen je nach Fehlschnitt zur Ausbildung der typischen Strukturen allerdings in deutlich schlechterer Qualität (nicht gezeigt). Die QWRs auf dem o-substrat zeigen bei erhöhter Substrattemperatur ein ähnliches Aussehen wie bei einem erhöhten Arsenfluss (ähnlich zu Abb. 3.3c). Wie bereits erwähnt, ist für die Bildung von dreidimensionalen Strukturen eine gewisse Mindestmobilität (also Mindesttemperatur) erforderlich, damit

19 3.1. RASTER-KRAFT-MIKROSKOPIE 15 (a) 1522n: T=400 C HSK20Ȧ (b) 1468n: T=426 C HSK15Ȧ (c) 1532n: T=460 C HSK200Ȧ Abbildung 3.4: AFM Aufnahmen für Proben bei verschiedenen Temperaturen die Atome sich überhaupt selbst organisieren können und sich die Spannungen nicht über Versetzungen in einer 2d-Schicht abbauen [39, 22]. Es gibt auch die Möglichkeit, erst bei tiefen Temperaturen eine 2d-Schicht zu wachsen und dann durch Erhöhung der Temperatur die Bildung von Quantendrähten anzuregen [32, 41, 42]. Ist die Wachstumstemperatur jedoch zu hoch, entstehen kürzere anstatt längliche Strukturen. Dies kann ebenfalls mit einem stärkeren As-P- Austausch bei höheren Temperaturen erklärt werden [27, 28]. Matrixmaterial Als weiterer Parameter wurde das Matrixmaterial variiert und der Einfluss auf die Strukturbildung untersucht. Wie oben gezeigt, kam es beim Wachstum auf InP auf den n-,o-substraten zur Bildung von QWRs und auf den p-,q-substraten zum QD-Wachstum. In Abb. 3.5 sind Bilder für das Wachstum auf InAlAs und InGaAs gezeigt. Bei den gewählten Wachstumsbedingungen entstehen unabhängig vom Fehlschnitt auf InAlAs immer QDs, während auf InGaAs immer QWRs aufgewachsen sind. Aus diesem Grund ist in Abb. 3.5 jeweils der Substrattyp gezeigt, bei dem auf InP der andere Nanostrukturtyp entsteht. In [43] wird berichtet, dass auf exakt orientierten Substraten zwischen InAlAs Punkte und zwischen InGaAs längliche Strukturen entstehen. Dies wird mit einer unterschiedlichen Oberflächenrauhigkeit aufgrund verschieden starker In-Segregation der InAlAs- und InGaAs-Pufferschichten erklärt. (a) 1394o: InAlAs HSK50Ȧ (b) 1475q: InGaAs HSK50Ȧ Abbildung 3.5: AFM Aufnahmen für Proben auf verschiedenen Matrixmaterialien

20 16 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG 3.2 Röntgendiffraktometrie Kristallstruktur Alle im Rahmen dieser Arbeit untersuchten Halbleiter kristallisieren in der Zinkblendestruktur (Abbildung 3.6b). Diese besteht aus zwei fcc-gittern (Abbildung 3.6a), die gegeneinander um ein Viertel der Raumdiagonalen verschoben sind und bei binären Verbindungen jeweils von einer Atomsorte besetzt werden. Die fcc-struktur selbst besteht aus einer kubischen Einheitszelle, die sowohl auf allen Ecken, als auch auf allen Flächenmittelpunkten von einem Atom besetzt wird (fcc - face centered cubic). (a) fcc-struktur mit primitiver, rhomboedrischer Einheitszelle [44] (b) Einheitszelle der Zinkblendestruktur [45] Abbildung 3.6: Einheitszellen In dieser Arbeit werden alle Richtungen in der Art [xyz] indiziert. Zum Beispiel ist die [ 110]-Richtung (bevorzugte Richtung für InAs-Quantendrähte auf InP), die Winkelhalbierende des zweiten Quadranten der xy-ebene. Netzebenen werden wie in der Kristallographie üblich mit ihren Millerschen Indizes (hkl) bezeichnet. Die Miller-Indizes einer Netzebene ergeben sich aus den Kehrwerten ihrer Achsenschnittpunkte, indem diese mit einer ganzen Zahl so multipliziert werden, dass alle Indizes möglichst kleine ganze Zahlen ergeben. Eine Netzebene mit den Achsenschnittpunkten (2,1,3) hat z.b. die Millerschen Indizes (3,6,2) und wird mit (362) bezeichnet. Die Normale einer Netzebene mit den Millerschen Indizes (hkl) zeigt stets in die Richtung [hkl]. Die (hkl)-netzebene bildet mit allen parallelen Ebenen, die einen vielfachen Abstand, des Abstandes der (hkl)-ebene zum Ursprung, zur (hkl)-ebene haben, eine (hkl)-netzebenenschar. Der Netzebenenabstand innerhalb einer (hkl)-netzebenenschar kann bei bekannter Gitterkonstante a für eine kubische Struktur einfach berechnet werden: d hkl = a h 2 + k 2 + l 2. (3.1) Aufgrund der periodischen Struktur eines Kristalls sind alle physikalischen Eigenschaften invariant gegenüber einer Translation um einen Basisvektor des

21 3.2. RÖNTGENDIFFRAKTOMETRIE 17 direkten Gitters ( a 1, a 2, a 3 ). Damit bietet es sich an, das direkte Gitter in einem Fourierraum abzubilden, um das sogenannte reziproke Gitter zu erhalten. Die Basisvektoren des reziproken Gitters ergeben sich aus den Basisvektoren des direkten Gitters zu: g 1 = 2π a 2 a 3 a 1 ( a 2 a 3 ) und zyklisch. (3.2) Während ein mikroskopisches Bild (z.b. eine TEM-Aufnahme) ein Abbild des direkten Gitters darstellt, bildet eine Beugungsaufnahme (z.b. Röntgenbeugung) das reziproke Gitter ab. Über (3.2) stehen beide Gitter in einer direkten Beziehung zueinander. Weiterhin folgt aus der Periodizität, dass sich jede Funktion im direkten Gitter als Fouriersumme im reziproken Gitter darstellen lässt: f( r) = G f G e i G r mit G = h g 1 + k g 2 + l g 3, (3.3) wobei h,k und l die Millerschen Indizes der Netzebene sind, die durch den jeweiligen reziproken Gittervektor repräsentiert wird. Im reziproken Gitter wird jede Netzebene durch einen Punkt repräsentiert (siehe Abb. 3.8). Die Lage dieses Punktes ergibt sich aus der normalen Richtung der Ebene sowie dem inversen Netzebenenabstand (mal 2π). Für eine ausführliche Einführung sei auf die Standardliteratur von H. Ibach/ H. Lüth [44] und C. Kittel [45] verwiesen Beugungstheorie Da die Gitterkonstante für alle III-V-Halbleiter im Bereich von einigen Å liegt, ist für die Strukturuntersuchung auf atomarer Ebene extrem kurzwelliges Licht nötig. Hochenergetische Röntgenstrahlung kann durch Elektronenbeschuss einer Kupferkathode erzeugt werden. Die Elektronen schlagen Elektronen aus den unteren Energieschalen des Kupfers und die nachrückenden Elektronen des Kupfers geben ihre Energie dann in Form von charakteristischer Röntgenstrahlung ab. Neben dieser Strahlung entsteht die Bremsstrahlung, die für meine Untersuchungen jedoch nicht relevant ist. Ein sogenannter Kristallkollimator verringert die Strahldivergenz und filtert eine bestimmte Wellenlänge heraus. Für Untersuchungen bei extrem hoher Intensität und geringerer Strahldivergenz kann Synchrotronstrahlung verwendet werden, die entsteht, wenn Elektronen in einem Speicherring durch hohe Magnetfelder abgelenkt werden. Im Kristall wird die einfallende Röntgenstrahlung an allen Atomen in Abhängigkeit von der Atomsorte gestreut (Atomformfaktor) und es entstehen Interferenzerscheinungen. Zur konstruktiven Interferenz der Reflexion von verschiedenen Netzebenen kommt es immer dann, wenn der Gangunterschied zwischen zwei Netzebenen einem Vielfachen der Wellenlänge des Lichtes entspricht (Bragg-Bedingung, Abb. 3.7): 2d sin Θ B = nλ. (3.4) Dieser Sachverhalt kann sehr anschaulich im reziprokem Raum an Hand der

22 18 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG Abbildung 3.7: Bragg-Bedingung Ewaldkonstruktion (Abb. 3.8) verdeutlicht werden. Da die Röntgenstrahlung elastisch gestreut wird, bleibt der Betrag des Wellenvektors k = 2π λ erhalten und damit kommt es zur Interferenz, sobald die Differenz zwischen einfallenden und ausfallenden Wellenvektor dem reziprokem Gittervektor G einer Netzebene entspricht. Dies ist die sogenannte Laue-Bedingung: k = k i k a = G. Zur Veranschaulichung dieser Bedingung wird in das reziproke Gitter eines Kristalls der einfallende Wellenvektor zum Ursprung weisend eingezeichnet. Wird nun um den Ursprung des Wellenvektors ein Kreis mit dem Radius entsprechend dem Wellenvektor gezogen, zeigen alle Schnittpunkte des Kreises mit reziproken Gitterpunkten eine konstruktive Interferenz an. Abbildung 3.8: Ewaldkonstruktion im reziprokem Gitter für den (004)-Reflex Je nachdem an welcher Netzebenenschar es zur konstruktiven Interferenz kommt, wird von der Untersuchung des entsprechenden Reflexes gesprochen. In Abbildung 3.6b ist zu erkennen, dass die Zinkblendestruktur vier äquidistante Netzebenen parallel zur Grundfläche innerhalb der Einheitszelle besitzt. Bei der Untersuchung des (004)-Reflexes überlagern sich alle vier Netzebenen konstruktiv. Beim (002)-Reflex überlagert sich nur jede zweite Netzebene konstruktiv und damit muss jede Ebene mit ihrer direkten Nachbarebene destruktiv überlagern. Bestünde die Zinkblendestruktur nur aus Atomen einer Sorte (Diamantstruktur), wäre aus diesem Grund der (002)-Reflex verboten und würde im Idealfall kein Signal zeigen. In einer Zinkblendestruktur sind aber gerade über diesen Reflex die Unterschiede in den Atomsorten zu erkennen. Beide Ebenen überlagern sich destruktiv; aufgrund verschiedener Atomformfaktoren (propor-

23 3.2. RÖNTGENDIFFRAKTOMETRIE 19 tional zur Kernladungszahl) ergeben sich jedoch unterschiedliche Amplituden in der Beugung. Somit kann ein Signal in Abhängigkeit vom Unterschied beider Atomsorten detektiert werden. Deshalb wird beim (002)-Reflex auch von einem chemisch sensitiven Reflex gesprochen. Dieser Reflex wird für die TEM- Untersuchungen von Bedeutung sein. Für Zinkblendestrukturen sind Reflexe, deren Summe n (=h+k+l) ein Vielfaches von vier oder bei denen alle Indizes ungerade sind, besonders intensiv. Aus diesem Grund werden für Untersuchungen oft der symmetrische (004)- oder die asymmetrischen (113)- bzw. (224)-Reflexe benutzt. Bei symmetrischen Reflexen ist der Einfallswinkel der Röntgenstrahlung zur Probenoberfläche gleich dem Ausfallswinkel, während bei asymmetrischen Reflexen entweder der Einfallswinkel größer als der Ausfallswinkel ist (glancing exit, (hkl) + ) oder entgegengesetzt (glancing incidence,(hkl) ). Die Untersuchungen von symmetrischen Reflexen können nur Aufschluss über die vertikale Verspannung geben, während asymmetrische Reflexe auch Aussagen über die lateralen Verspannungen zulassen. Bei den Untersuchungen eines Reflexes wird innerhalb eines kleinen Winkelbereiches um den jeweiligen Braggwinkel des Substratreflexes die Intensität des gebeugten Röntgenstrahles detektiert. Aufgrund seiner relativ großen Dicke zeichnet sich das Substrat durch einen schmaleren und wesentlich stärkeren Peak im Vergleich zu den gewachsenen Lagen aus. Werden Übergitter (Superlattice, SL) mit Röntgendiffraktometrie untersucht, bewirken sie aufgrund ihrer großen Periode im Ortsraum eine Intensitätsmodulation mit relativ kleiner Periode im Impulsraum (Satelliten). Der Periodizitätsabstand Λ im SL lässt sich aus der Interferenzperiode P mittels (3.4) berechnen: λ/2 Λ = sin [P + θ B ] sin[θ B ]. (3.5) Wird eine nicht gitterangepasste Lage gewachsen, kommt es zu einer Verspannung der Gitterzelle. Beim pseudomorphen Wachstum passt sich die Gitterzelle lateral der Unterlage an und wird aufgrund der elastischen Verspannung tetragonal verzerrt. Falls die gewachsene Gitterkonstante größer ist als die der Unterlage, kommt es zur Kompression (compressive strain) bzw. bei einer kleineren Gitterkonstante zur Dehnung (tensile strain). Komprimierte Gitterzellen werden damit höher, haben einen größeren Netzebenenabstand und ihr Braggreflex liegt bei kleineren Winkeln. Aus dem Winkelabstand Φ zwischen dem Substrat und dem Schichtpeak eines symmetrischen Reflexes kann die senkrechte Gitterfehlanpassung (GFA) bestimmt werden: ( a a ) = ɛ zz = sin[θ B ] sin[θ B + Φ] 1. (3.6) Für kleine Winkel ergibt sich die Näherung ɛ zz = Φ tan[θ B ]. Für pseudomorphe Schichten (entlang der [001]-Richtung gewachsen) lässt sich nun mittels der Elastizitätstheorie die relaxierte GFA a/a bestimmen: a a = C 11 C C 12 ɛ zz, (3.7)

24 20 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG wobei C 11 und C 12 Elastizitätskonstanten sind. Für die hier betrachteten Verbindungen kann der Vorfaktor näherungsweise mit 0.5 abgeschätzt werden. Bei dem Wachstum von dickeren Schichten kann es durch den Einbau von Versetzungen zur Teilrelaxation bis hin zur vollständigen Entspannung kommen. Dabei passt sich die Gitterkonstante nur teilweise lateral der Unterlage oder überhaupt nicht an. Bei einer ternären Verbindung A x B 1 x C kann aus der relaxierten GFA mit der Vergard schen Regel 1 die Komposition der ternären Lage bestimmt werden: x = (1 + a/a)a Substrat a BC a AC a BC. (3.8) Das SL weist ebenfalls eine Winkelverschiebung zum Substratpeak auf, mit der die mittlere Verspannung einer Periode und damit das Verhältnis zwischen den Lagen innerhalb einer Periode bestimmt werden kann Auswertung Abbildung 3.9: Röntgendiffraktometrie Messung am (004)-Reflex Messungen der Beugunsgmuster einiger Proben des symmetrischen (004)- Reflexes wurden am PDI-Berlin von Dipl. Phys. G. Mussler für mich durchgeführt. Die Röntgenkurven für die SL mit 5,10 und 20nm Zwischenschicht sind in Abb. 3.9 zu sehen. Deutlich zu erkennen sind der Substratpeak und auf der linken Seite (kleinere Winkel) die Interferenzen von dem SL. Die SL-Periode Λ wurde mit (3.5) durch eine Abmessung der Abstände und zusätzlich mit einer FFT bestimmt. Die Ergebnisse sind in Tab. 3.1 zusammengefasst. Es ist 1 lineare Näherung für die Gitterkonstante bei ternären Verbindungen

25 3.2. RÖNTGENDIFFRAKTOMETRIE 21 Probe Λ in nm Λ in nm (FFT) 1509n 11.6± o 11.5± o 6.6± n 20.8± o 21.3± p 21.3± Tabelle 3.1: Übergitter Perioden zu sehen, dass jeweils die gewollte Dicke der Zwischenschicht unabhängig vom Fehlschnitt gewachsen wurde. In den Beugungsmustern der Proben 1509 und 1511 ist deutlich ein Peak zu erkennen, der nicht zum SL gehört, da er nicht mit der Periodizität des SL korrespondiert. Dieser stammt von der InAlAs-Pufferschicht, die nicht ganz gitterangepasst zum InP gewachsen wurde. Aus dem Winkelabstand zum Substrat lässt sich mittels (3.6)-(3.8) die Komposition bestimmen. Der In-Anteil wurde zu x=55±1% im In x Al 1 x As bestimmt. Bei der Probe 1513 fällt dies wesentlich schwerer, da sich hier nicht klar ein zusätzlicher Peak erkennen lässt, der nicht zum SL gehört. Der InAlAs-Peak scheint sich in die Nähe des Substratpeaks verschoben zu haben, da auf der Flanke des Substratpeaks eine Schulter zu erkennen ist. Aus diesem Grund wird die Indiumkonzentration auf einen Wert zwischen 52 und 55% abgeschätzt; die 52% entsprechen der Konzentration von zu InP gitterangepasstem InAlAs. Aus der Winkeldifferenz φ zwischen dem SL-Peak nullter Ordnung und dem Substratpeak wurde das Verhältnis zwischen InAs und InP innerhalb einer Periode im SL bestimmt. Die Berechnung erfolgt analog wie die für eine ternäre Verbindung. In erster Näherung wurde angenommen, dass die InAs- Schicht pseudomorph und als 2d-Schicht aufgewachsen ist. Die Tatsache, dass 3d-Strukturen gewachsen wurden, drückt sich in der Breite der Peaks und nicht in der Position aus. Relaxationen führen dazu, dass der SL-Peak in Richtung des Substratpeaks verschoben wird, da aufgrund der lateralen Entspannung die vertikale Gitterkonstante des InAs kleiner wird und sich damit der Gitterkonstanten des InP nähert. Damit wird der InAs-Anteil im SL bei Annahme eines pseudomorphen Wachstums zu gering bestimmt, falls es zu Relaxationen gekommen ist. Die Ergebnisse sind in Tab. 3.2 zusammengefasst. Die InAs- Probe φ in InAs-Anteil in % InAs-Dicke in nm ± ± ± ±100 31±2 2.1± ±40 9.9± ±0.2. Tabelle 3.2: InAs Dicken innerhalb der SL Schicht ist deutlich höher als die geplanten 12Ȧ. Das lässt sich hauptsächlich mit dem As-P-Austausch erklären. Ein kleiner Anteil des erhöhten As-Anteils resultiert aus der Tatsache, dass kein reines InP gewachsen werden kann, son-

26 22 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG dern durch As-Reste in der Anlage InAs x P 1 x (x 2%) gewachsen wurde. Dies konnte mit Hilfe von Röntgenbeugungsmessungen an dicken InP -Schichten [46] und durch Photolumineszensmessung innerhalb dieser Arbeit bestätigt werden ( Selektive Anregung der InAs-Nanostrukturen Seite 43). Wie oben angeführt, würden Relaxationen zu einer geringeren Winkeldifferenz führen, die nur durch einen erhöhten Arsen-Anteil ausgeglichen werden könnten (bei einer festen Winkelverschiebung). Dies ist jedoch nicht in großem Ausmaße zu erwarten, da der As-P-Austausch nicht deutlich über 3ML liegt. Damit kann hier vermutet werden, dass sich die Strukturen allenfalls leicht entspannt haben, was sich mit den TEM-Aufnahmen bestätigen wird Synchrotronmessungen Am DESY Hamburg wurden die QWR-Proben 1509o und 1513o mittels Synchrotronstrahlung anhand der (224) -, (2 24) - und (113) -Reflexe charakterisiert. Die Messungen wurden von Dr. M. Schmidbauer (AG Prof. Köhler, HUB) durchgeführt. In Abb sind die Ergebnisse der Messungen beider Proben in Richtung senkrecht zu den Drähten sowie entlang der Drähte der Probe 1513o zu sehen. Wird der asymmetrische Reflex sowohl senkrecht als auch parallel zu den QWRs gemessen, können die unterschiedlichen Relaxationen beider Richtungen ermittelt werden. Für die Messungen wurde kein einfacher Detektor benutzt sondern eine CCD-Kamera. Auf diese Weise ist es möglich, eine 3d-Abbildung des reziproken Raumes zu erhalten anstatt des normalen 1d-Spektrums. In der Abbildung 3.10 sind Schnitte innerhalb des dreidimensionalen reziproken Raumes zu sehen. 2 Auf den beiden (224)-Bildern ist zu erkennen, dass die Satelliten 2 zur Vertikalen geneigt sind. Dieser Winkel resultiert aus der Tatsache, dass dieses Substrat 2 Fehlschnitt mit den Stufen entlang der [ 110]-Richtung besitzt. Beim (2 24)-Reflex drückt sich diese Tatsache durch die geringer werdende Intensität in [001]-Richtung der Satelliten aus, da der Schnitt entlang der (110)-Ebene durchgeführt wurde. Beim Vergleich der (224)-Messungen beider Proben ist deutlich ein unterschiedlicher Abstand zwischen den Satelliten zu erkennen. Wie bei den vorherigen Röntgenbeugungsmessungen hängt auch hier der Satellitenabstand invers mit dem Abstand der Perioden im Übergitter zusammen. Die Skala ist hier schon in reziproken Einheiten angegeben, sodass dieser Wert nur noch invertiert und anschließend mit 2π multipliziert werden muss. In Übereinstimmung mit den bereits angeführten Ergebnissen ergaben sich folgende Werte: Probe Satellitenabstand in nm 1 SL-Periode in nm ± ± ± ±0.7 Die Satelliten haben in allen Fällen eine Neigung zur Horizontalen von 34. Das entspricht ungefähr dem Winkel zwischen den (224)- und (001)-Ebenen, entlang [1 10] und 2 24 entlang [110]

27 3.2. RÖNTGENDIFFRAKTOMETRIE 23 Log[Intensität] o o q 001 [nm ] q [nm ] q [nm ] q 110 [nm ] Abbildung 3.10: (224)- und (2 24)-Reflexe an der 1513o und 1509o der 35.3 beträgt. Dieses Ergebnis ist völlig unerwartet. Aus diesem Grund wurden die Messungen zusätzlich am (113)- bzw. (1 13) Reflex durchgeführt. Das Ergebnis des (113)-Reflexes ist in Abb zu sehen. Der Neigungswinkel der Satelliten hat sich hier auf ca. 25 verringert. Das entspricht in diesem Fall dem Winkel zwischen (113)- und (001)-Ebene (25.2 ). Damit korrespondiert der Neigungswinkel der Satelliten direkt mit der Einstrahlrichtung und nicht mit der Probe selber. Der Neigungswinkel korrespondiert somit nicht mit einer vertikalen Korrelation in den Strukturen. Dies deutet vielmehr auf Verkippungen in den Strukturen hin. Weitere Aussagen zu dem Neigungswinkel können nicht getroffen werden, da sie einer Simulation bedürfen, die an dieser Stelle nicht durchgeführt werden kann. Sichtbar ist jedoch auf allen Aufnahmen, dass die Satelliten direkt unter der Position des Substratpeak (aufgrund der immensen Intensität nicht gezeigt) liegen (q 110 =30.3nm 1 bei den (224)-Reflexen und q 110 =15.1nm 1 beim (113)- Reflex). Dies zeigt, dass es höchstens zu geringen Relaxationen in der Probe gekommen ist, da sich sonst die Satelliten deutlich entfernt vom Substratpeak befinden würden (in der [110]-Richtung). Wie auf den AFM-Bildern zu erkennen ist, bilden die QWRs ein laterales

28 24 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG q 110 [nm ] q [nm ] Abbildung 3.11: (113)-Reflex an der 1513o SL mit quasi unendlich vielen Lagen. Wird die Röntgenstrahlung senkrecht zu den Drähten eingestrahlt ((224)-,(113)-Reflex), sollte ein zusätzlicher Satellit in den Beugungsmustern zu erkennen sein, welcher die Bestimmung der lateralen Periodizität erlauben würde. In [47, 48] wurde dies mit den (113)- und (224)- Reflexen an gewellten Oberflächen gezeigt. Später wurde dieses Verfahren auch erfolgreich bei GaAs-Quantendrähten genutzt [49]. In beiden Abbildungen ist zu erkennen, dass es für die (224)- und (113)-Reflexe keine zusätzlichen Satelliten aufgrund der lateralen Periodizität der Drähte gibt. Die Ordnung der QWRs scheint noch nicht genügend ausgeprägt zu sein, um starke Ordnungspeaks zu erzeugen. In Abb ist jedoch schon zu erkennen, dass die Ausdehnung der Satelliten für die [224]-Richtung größer ist als entlang der [2 24]-Richtung. Je stärker der Satellit ausgedehnt ist, umso größer ist die laterale Entspannung entlang der Einstrahlrichtung. Der (224)-Reflex reagiert sensitiv auf die laterale Entspannung senkrecht zu den Drähten ([110]-Richtung), während der [2 24]-Reflex Aussagen über die laterale Entspannung entlang der Drähte zulässt. Bei dem [224]-Reflex ist ein deutlich ausgedehnterer Satellit zu erkennen, was bedeutet, dass sich die QWRs senkrecht zur Drahtrichtung stärker entspannen als parallel zu ihr. Dies ist verständlich, da sich die Atome entlang des Drahtes auf längeren Distanz dem Substrat anpassen müssen und sich dementsprechend weniger entspannen können. Außerdem ist die laterale Verspannung entlang der [110]-Richtung stärker als in [ 110]-Richtung, womit die Relaxation sowohl eher als auch intensiver einsetzt [23, 24]. Genauer ist dies in den Abb und 3.13 zu erkennen. Hier sind laterale Schnitte senkrecht zur (001)-Ebene gezeigt. Die senkrechte Komponente ist proportional zur Verkippung der Einheitszelle, während die horizontale Komponente Auskunft über die Relaxation und die Verkippung gibt. Die Satelliten innerhalb der (224)-Reflexe sind deutlich breiter, womit die QWR entlang der [110]-Richtung entspannter sind. Die Verkippung scheint in beiden Fällen ähnlich zu sein.

29 3.2. RÖNTGENDIFFRAKTOMETRIE qz=41.84 nm qz=41.27 nm q [nm ] q [nm ] q [nm ] q 110 [nm ] Abbildung 3.12: Entspannungssensitive Abbildungen der Probe 1509o q [nm ] qz=41.59 nm q [nm ] q 110 [nm ] qz=41.62 nm q 110 [nm ] qz=42.17 nm qz=42.21 nm q [nm ] q 110 [nm ] q 110 [nm ] q [nm ] Abbildung 3.13: Entspannungssensitive Abbildungen der Probe 1513o

30 26 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG 3.3 Querschnitts-TEM Für die Resultate der optischen und elektrischen Untersuchungen ist nicht die obersten Lage, welche mittels AFM charakterisiert wurde, entscheidend, sondern die vergrabenen Lagen. Aus diesem Grund wurde die Probe 1513o mittels Transmissions-Elektronen-Mikroskopie (TEM) charakterisiert. Bei einer TEM-Untersuchung wird eine nur wenige 10nm dünne Probe mit einem hochenergetischen Elektronenstrahl durchleuchtet. Die Wellenlänge der hochenergetischen Elektronen liegt im Bereich von ca. 0.01Ȧ, womit wesentlich höhere Ortsauflösungen als mit optischen Mikroskopen erreicht werden können, da die maximale Auflösung von der Wellenlänge der verwendeten Strahlung abhängt. Von besonderem Interesse sind die Unterschiede zwischen den TEM- Untersuchungen parallel und denen senkrecht zur bevorzugten Drahtrichtung. Weiterhin sollte geklärt werden, inwieweit es zu einer vertikalen Korrelation zwischen den einzelnen Schichten kommt. Aus diesem Grund wurden die Proben im Querschnitt untersucht (XTEM). Die Proben wurden derart präpariert, dass die eine Hälfte der TEM-Probe entlang der [ 110]-Richtung und die andere Hälfte entlang der [110]-Richtung durchstrahlt werden konnten. Für die Abbildungen wurden sowohl der chemisch sensitive (002)-Reflex als auch der verspannungssensitive (004)-Reflex im Hell- und Dunkelfeldmodus genutzt. Im Dunkelfeldmodus trägt nur der an den (004)-Netzebenen gebeugte Anteil des Elektronenstrahls zum Bild bei, während im Hellfeldmodus das komplementäre Bild, also der Primärstrahl abzüglich der an den (004)-Ebenen gebeugten Elektronen, zu sehen ist. Beim (002)-Reflex ist der Hellfeldmodus nicht sinnvoll, da die Elektronen aus dem Primärstrahl immer auch an den (004)-Ebenen gebeugt werden. Damit wäre die chemische Sensitivität von einer Verspannungssensitivität überlagert. Die Ergebnisse sind in den folgenden Abbildungen zu sehen. Alle Bilder wurden von Dr. Kirmse (HUB, AG Prof. Neumann) aufgenommen. In Abb ist deutlich das Übergitter der Probe 1513o zu erkennen, welches aus 15 Lagen InAs besteht, die jeweils durch eine 20nm dicke InP- Zwischenschicht getrennt werden. Im unteren Bereich des Bildes ist klar die In x Al 1 x As Schicht sichtbar. Der In-Gehalt wurde mit einer EDXS-Messung (Energy Dispersive X-Ray Spectroscopy) auf x=(60 ± 5)% abgeschätzt. Dies ist in Übereinstimmung mit der Röntgenbeugungsmessung ((55 ± 1)%). Bei der Ausdünnung der Probe mit Hilfe eines Ionenstrahles kann nicht das komplette Indium abgetragen werden und es kommt zu einer Bildung von kleinen Indium-Inseln auf der Probe. Die Punkte auf der Abbildung stellen somit keine Inhomogenitäten dar, sondern stammen aus der Probenpräperation. Bilder mit einer höheren Vergrößerung entlang der Drähte ([ 110]-Richtung) und senkrecht zu diesen ([110]-Richtung) sind in Abb zu sehen. Auf den Bildern des spannungssensitiven (004)-Reflexes ist zu erkennen, dass die QWRs entlang ihrer Längsachse homogen verspannt sind. Senkrecht zu der Drahtrichtung ist die Verspannung wesentlich inhomogener, was sich mit dem Ergebnis der Synchrotronmessung deckt. In den Aufnahmen unter Verwendung des chemisch sensitiven (002)-Reflexes

31 3.3. QUERSCHNITTS-TEM 27 Abbildung 3.14: Wachstumsüberblick 1513o als auch des spannungssensitiven (004)-Reflexes im Dunkelfeldmodus ist der Unterschied entlang beider Richtungen klar zu erkennen. In Abb. 3.15c ist es möglich, einzelne QWRs aufzulösen und damit die Breite der Drähte auf ca. (20±2)nm abzuschätzen. Dies ist im Rahmen der Fehler sowohl konsistent mit den AFM-Messungen als auch mit den Ergebnissen anderer Gruppen [50]. In der Abb.3.15e des (004)-Reflexes im Hellmodus sind deutlich die offenen QWRs zu erkennen. Die Höhe der QWRs wurde anhand einer Profillinie in Abb. 3.15d zu ca. (4±0.5)nm bestimmt. Das Profil selbst ist in Abb. 3.15f zu sehen. Die x-achse wurde derart skaliert, dass der Abstand zwischen zwei Peaks der mittels Röntgenbeugung ermittelten SL-Periode entspricht. Die Höhe der QWRs dieser Probe wurde mit AFM-Messungen zu 2nm bestimmt. Da die PL-Messung ebenfalls Werte im Bereich von 4nm ergeben wird, zeigt sich, dass die AFM-Spitze nicht in der Lage ist, komplett zwischen zwei Drähte zu fahren. Anhand der TEM-Untersuchungen konnte gezeigt werden, dass durch das Überwachsen die Struktur der QWRs erhalten bleibt, sie jedoch schlechter zu erkennen sind als die QWRs innerhalb der offenen Lage. Weiterhin ist auf keinem der Bilder ein Anzeichen von Versetzungen zu erkennen. Diese würden sich als Stapelfehler in Form von diagonalen Linien auf den Bildern zeigen. Ein Beispiel für eine solche Versetzung ist für InAs auf GaAs in [51] zu finden. Eine vertikale Korrelation konnte für die Probe 1513o mit 20nm InP- Zwischenschicht nicht gefunden werden. Allerdings ist sichtbar, dass das Ver-

32 28 KAPITEL 3. STRUKTURELLE CHARAKTERISIERUNG (a) entlang der [ 110] (b) entlang der [110] (004) Spannungs-sensitver Reflex (Dunkelmodus) (c) entlang der [ 110] (d) entlang der [110] (002) chemisch sensitiver Reflex (e) (004)-Hellfeldmodus entlang der [ 110] (f) Grauwertprofil zu Bild d Abbildung 3.15: XTEM Aufnahmen der Probe 1513o