Nr 4 - ITME

Transkrypt

Nr 4 - ITME

P.
K. Kościewicz, W. Strupiński,
...
PLCaban,
ISSN 0209-0058
MATERIAŁY
ELEKTRONICZNE
T. 36 - 2008 NR 4
WPŁYW TRAWIENIA PODŁOŻY 4H-SiC
NA EPITAKSJĘ GaN
Piotr Caban1,2, Kinga Kościewicz1,3, Włodzimierz Strupiński1, K. Pągowska4,
R. Ratajczak4, Marek Wójcik1, Jarosław Gaca1, Andrzej Turos1,4 J. Szmidt2
Przedstawiono wyniki prób osadzania azotku galu na podłożach z węglika krzemu
w technologii epitaksji ze związków metalorganicznych w fazie pary w obniżonym
ciśnieniu (LP MOVPE). W szczególności zbadano wpływ trawienia podłoży oraz ich
odchylenia od osi (0001) na morfologię powierzchni oraz strukturę krystalograficzną
osadzanego GaN. Stwierdzono, że trawienie podłoży ma wpływ na chropowatość
powierzchni warstw epitaksjalnych, ale również poprawia strukturę krystalograficzną. Warstwy GaN zostały scharakteryzowane przy wykorzystaniu pomiarów AFM,
HRXRD, RBS oraz pomiaru efektu Hallà. Zaobserwowano, że najbardziej odpowiednim z analizowanych podłoży do epitaksji GaN jest 4H-SiC są te, które nie mają
odchylenia od osi kryształu (0001).
Słowa kluczowe: LP MOVPE, GaN, 4H-SiC
WSTĘP
Znaczna poprawa efektywności przyrządów bazujących na GaN jest możliwa
tylko przez poprawę podłoży, rozumianej, jako zmniejszenie ilości defektów, które
mogą propagować się z podłoża do warstwy oraz dopasowania stałych sieci warstwy
1
2
3
4
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych, ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa,
e-mail:[email protected]
Instytut Mikroelektroniki i Optoelektroniki, Politechnika Warszawska, ul. Koszykowa 75,
00-662 Warszawa
Wydział Inżynierii Materiałowej, Politechnika Warszawska, ul. Wołoska 141,
02-507 Warszawa
Instytut Problemów Jądrowych, 05-400 Świerk/Otwock
5
Wpływ trawienia podłoży 4H-SiC na epitaksję GaN
epitaksjalnej. Najlepszym rozwiązaniem jest zastosowanie podłoży do homoepitaksji
z GaN, co niestety obecnie jest nadal rozwiązaniem zbyt drogim i hamuje rozwój
przyrządów z azotku galu.
Aktualnie uważa się, że najlepszym podłożem do epitaksji jest węglik krzemu
(SiC). Małe niedopasowanie sieciowe (3.4%) pozwala nawet na otrzymanie GaN
o strukturze kubicznej, która jest strukturą o większej symetrii niż struktura wurcytu
i eliminuje efekt polaryzacji kryształu. Inne właściwości SiC są też lepsze niż innych
półprzewodników. Wysokie przewodnictwo termiczne oraz współczynnik rozszerzalności termicznej zbliżony do GaN, klasyfikuje go jako najlepszy materiał podłożowy
do epitaksji GaN, w szczególności do struktur mających zastosowanie w półprzewodnikowych przyrządach mocy. Właściwości SiC pozwalają na zastosowanie go
jako podłoża w strukturach przyrządów wysokiej mocy, o podwyższonej temperaturze pracy i odporności na działanie dużego natężenia pola elektromagnetycznego¸
czyli tak powszechnych dzisiaj urządzeniach telekomunikacji bezprzewodowej (np.:
Wi-Fi, GSM), a w szczególności w systemach radarowych.
Wiadomym jest, że proces przygotowania podłoży ma duży wpływ na otrzymywane na warstwach epitaksjalnych przyrządy i może bardzo zmniejszyć chropowatość warstwy epitaksjalnej. Komercyjne podłoża SiC, ze względu na trudny proces
obróbki kryształu, zwykle pokryte są rysami. Typowy przykład powierzchni płytki
komercyjnej pokazuje Rys.1a. Słaba morfologia podłoża nie jest akceptowalna przy
wzroście warstw epitaksjalnych, istnieją jednak metody przygotowania podłoży do
wzrostu, które wykonują specjalizujące się w tym laboratoria (np. Novasic), nie podając jednak szczegółów procesu obróbki. Istnieją również przykłady przygotowania
podłoży w trakcie wzrostu (in-situ) w specjalnym procesie trawienia [1].
O możliwościach poprawy świadczą warstwy epitaksjalne o bardzo niskiej chropowatość (RMS blisko 0.3 nm), które uzyskano przy wytwarzaniu struktur HEMT
bazujących na GaN [2]. Najniższą chropowatość powierzchni (RMS = 0.18 nm)
udało się uzyskać w przypadku wzrostu GaN na podłożach SiC zorientowanych
wzdłuż płaszczyzny krystalograficznej m kryształu [3]. Udało się także uzyskać
znaczną poprawę doskonałości krystalicznej warstw, o czym świadczy zmniejszenie
szerokości połówkowych refleksu 200 pochodzącego od warstwy epitaksjalnej GaN,
mierzonych za pomocą techniki HRXRD nawet do ~ 50 arcsec [2, 4]. Istnieją również
doniesienia o zaletach wzrostu GaN na zorientowanych podłożach SiC [5].
Celem przeprowadzonych badań było pokazanie wpływu dezorientacji oraz
przygotowania podłoży przed wzrostem GaN na jego strukturę krystalograficzną
i morfologię. Przedstawione badania pokazują, że wzrost azotku galu na podłożach
4H-SiC zorientowanych wzdłuż kierunku (0001), połączony z procesem przygotowania podłoża prowadzi do poprawy jakości uzyskiwanych warstw epitaksjalnych.
6
P. Caban, K. Kościewicz, W. Strupiński, ...
2. EKSPERYMENT
Cześć doświadczalna pracy została podzielona na dwie części. W pierwszej
opisano przygotowanie podłoży do wzrostu, natomiast w drugiej – osadzanie azotku
galu. W prezentowanych badaniach jako podłoża do epitaksji wykorzystano płytki
podłożowe typu N, 4H-SiC o orientacji (0001) oraz z dezorientacją 4º i 8º w kierunku
(11-20). Dla zbadania wpływu domieszkowania podłoża na proces epitaksji wykonano proces osadzania, w którym wykorzystano podłoża 4H-SiC półizolacyjne (SI),
o orientacji (0001) oraz z dezorientacją 8º w kierunku (11-20).
Przygotowanie podłoża oraz epitaksja GaN dotyczyły strony o polarności krzemowej SiC. Płytki podłożowe zostały pocięte na kawałki o rozmiarze 1.5 cm x 1.5 cm,
umyte w alkoholu, wodzie dejonizowanej i wysuszone w azocie. Następnie połowa
z nich została poddana specjalnemu procesowi przygotowania podłoży, który został
opisany poniżej, a pozostała część podłoży został użyta jako podłoża o przygotowaniu
powierzchni takim jak otrzymano od dostawcy komercyjnego płytek „epi-ready”.
Trawienie powierzchni podłoża zostało przygotowane w reaktorze do osadzania
chemicznego w atmosferze gazowej z gorącymi ścianami, z poziomym grzejnikiem
grafitowym pokrytym SiC i TiC, grzanym indukcyjnie przez generator RF. Trawienie
odbywalo sie w mieszaninie H2 + C3H8 [6], w temperaturze ~1600oC przez 10 minut.
Warunki w jakich przeprowadzono procedurę przygotowania podłoży były optymalne
dla podłoży SiC, z odchyleniem 8º od osi kryształu [7]. Aby uzyskać powtarzalność
oraz możliwość porównania wyników eksperymentu trawienie podłoży zostało
przeprowadzone podczas jednego procesu. Następnie osadzono azotek galu, również
podczas jednego procesu wzrostu na podłożach trawionych (oznaczonych E) oraz na
podłożach z powierzchnią przygotowaną przez producenta - podłoży nietrawionych
(oznaczonych N).
Warstwy GaN zostały osadzone na węgliku krzemu ( podłoża z powierzchnią
trawioną i z wykończeniem producenta) w urządzeniu AIX 200/4 RF-S do epitaksji
związków półprzewodnikowych ze związków metalorganicznych w fazie pary w obniżonym ciśnieniu (LP MOVPE). Na początku wzrostu osadzona została, jako warstwa zwilżająca 100 nm warstwa AlN [8-9], a następnie warstwa GaN ~1300 nm.
Źródłem reagentów były: trójmetylek aluminium (TMAl, 20 ml/min), trójmetylek galu (TMGa, 20 ml/min) i amoniak (NH3, 2000 ml/min jednakowo dla AlN
oraz GaN). Temperatura wzrostu dla AlN to 1070ºC i 1115ºC dla GaN. Ciśnienie w
reaktorze zostało ustalone na 50 mbar dla obydwu warstw. Jako gaz nośny został
wykorzystany wodór oczyszczony w oczyszczalnikach palladowych. W przeciwieństwie do osadzania GaN na szafirze z procedury wzrostu usunięto wygrzewanie
podłoży w wodorze w wysokiej temperaturze.
Zbadano wpływ trawienia podłoży SiC oraz dezorientacji podłoża na wzrost GaN
oraz warstwy zwilżającej AlN, natomiast na warstwach osadzonych na podłożach
7
półizolacyjnych zmierzono również efekt Hallà. Morfologia powierzchni podłoży
oraz osadzonych warstw została zanalizowana mikroskopem optycznym z kontrastem
Nomarskiego oraz mikroskopem sił atomowych (AFM).
Pomiary rentgenowskie zostały przeprowadzone przy zastosowaniu wysokorozdzielczego dyfraktometru rentgenowskiego, którego układ optyczny wyposażony
jest w monochromator germanowy Bartelsa wykorzystujący odbicie od płaszczyzn
sieciowych 440. Wykorzystano ceramiczną lampę rentgenowską produkcji firmy
Philips z anodą miedziową wytwarzającą wiązkę promieniowania rentgenowskiego
o długości 0.15405 nm. Mierzono szerokość połówkową σ┴ symetrycznego refleksu 200, pochodzącego od warstwy epitaksjalnej GaN, zarejestrowaną metodą
skanowania przestrzeni odwrotnej kryształu w kierunku prostopadłym (θ/2θ scan
mode) do płaszczyzn odbijających, a także szerokość połówkową σ║ tego refleksu
zarejestrowaną metodą skanowania w kierunku równoległym (ω scan mode) do
wspomnianych płaszczyzn [10].
Pomiary RBS/channeling zostały wykonane przy wykorzystaniu ionów 4He
o energii 3.77 MeV w IIM, Forschungszentrum w Dreźnie.
Wszystkie warstwy GaN osadzone na półizolacyjnych i przewodzących podłożach nietrawionych i trawionych wykazywały wysoką rezystywność (na osadzonych
warstwach nie można zmierzyc efektu Hallà).
3. REZULTATY I DYSKUSJA WYNIKÓW
Efekt polepszenia jakości powierzchni podłoży w wyniku trawienia, miał miejsce
na wszystkich badanych podłożach. Porównanie Rys. 1a z pozostałymi (Rys.1b – 1e)
pokazuje, że podczas przygotowania podłoża mieszanina wodoru i propanu reaguje
z powierzchnią SiC i usuwa z niej rysy.
Analiza otrzymanych warstw oraz efektów trawienia w nanoskali (AFM) wykazala, że proces przygotowania podłoży z odchyleniem od osi kryształu (0001)
zachodzi w odmienny sposób niż dla innych orientacji. Należy zaznaczyć, że zastosowane w procesie przygotowania badanych podłoży warunki trawienia zostały
zoptymalizowane dla podłoży przewodzących tylko dla podłoży typu N, 4H-SiC z 8º
odchyleniem od osi (0001). Wynika to z faktu, że proces ten został opracowany dla
urządzenia CVD wykorzystywanego do homoepitaksji SiC, w której wykorzystuje
się głównie podłoża z 8º odchyleniem od osi (0001).
Dla tej dezorientacji podłoża, wyniki AFM (Rys. 1b-c) pomiaru jednorodności
powierzchni pokazały, że próbki 8E i 8SIE są lepsze niż 8N i 8SIN. W Tabeli 1
przedstawiono rezultaty pomiarów chropowatości dla badanych dezorientacji podłoży.
W przypadku 0N i 0E (Rys. 1d) proces przygotowania podłoży również zmniejszył
chropowatość powierzchni podłoży. Zastosowane warunki trawienia zmieniły wartość
RMS z 1.84 nm do 0.05 nm (Ra z 1.49 nm do 0.11 nm).
8
Rys. 1. Morfologia powierzchni podłoży:
4H-SiC a) nietrawione (8º - odchylenie); b) 8E,
c) 8SIE, d) 0E, e) 4E, - po procesie trawienia
(rozmiar skanu: 5 μm x 5 μm).
Fig. 1. 4H-SiC substrates surface morphology
of: a) as-received substrate (orientation 8º - off
axis); b) 8E, c) 8SIE, d) 0E, e) 4E, - after surface preparation (scan size: 5 μm x 5 μm).
9
Tabela 1. Chropowatość powierzchni mierzona AFM (w nm) dla próbek: nietrawionych
(N) oraz trawionych (E) z różnym odchyleniem od osi, a także warstw GaN osadzonych na
podłożach bez trawienia (N-GaN) i trawionych (E-GaN).
Table 1. The AFM surface roughness results (in nm) for: as-received (N) and etched (E)
differently off-cut substrates and also for GaN layer on the as-received (N-GaN) and etched
(E-GaN) substrates.
Odchylenie podłoża [deg]
0
4
8
8SI
[nm]
N
E
N-GaN
E-GaN
RMS
1.84
0.05
1.90
0.06
Ra
1.49
0.11
1.50
0.14
RMS
1.64
11.39
1.60
7.48
Ra
1.25
9.53
1.36
6.40
RMS
1.75
1.37
2.21
1.36
Ra
1.37
1.22
1.89
1.36
RMS
1.32
0.10
1.31
1.59
Ra
0.96
0.17
1.17
1.26
Niestety proces ten nie nadaje się do trawienia podłoży z odchyleniem 4º , po usunięciu rys, powierzchnia zaczyna trawić się selektywnie i chropowatość powierzchni
dramatycznie wzrasta (Rys. 1e).
Wyniki chropowatości powierzchni warstwy azotku galu osadzonej na analizowanych podłożach przedstawiono w Tabeli 1.
Można wnioskować, że w przypadku warstw osadzanych na podłożach z odchyleniem 8º proces przygotowania podłoży ma wpływ na chropowatość warstwy
GaN tylko w przypadku SiC typu N. Dla SI SiC nie ma poprawy wartości RMS,
natomiast w przypadku warstw trawionych osadzonych na podłożach z odchyleniem
4º warstwa epitaksjalna powiela morfologię podłoża, w rezultacie otrzymana warstwa
jest bardzo chropowata.
Najlepsze wyniki uzyskano dla podłoży z odchyleniem 0º. Chropowatość powierzchni warstwy GaN osadzonej na podłożu 0E osiągnęła najniższą wartość w
porównaniu do podłoży z inną dezorientacją. Dzięki przedstawionemu sposobowi przygotowania podłoża, bez optymalizacji warunkow trawienia tej orientacji,
zdołano zmniejszyć wartość RMS z 1.90 nm (Ra = 1.50 nm) do RMS = 0.06 nm
(Ra = 0.14 nm).
Również odchylenie podłoży ma duży wpływ na epitaksję GaN. Warstwy GaN na
podłożach z odchyleniem od kierunku (0001) charakteryzują się większą wartością
chropowatości powierzchni niż warstwy osadzane na podłożach z 0º odchyleniem
10
od osi kryształu. W przypadku wzrostu na podłożach z odchyleniem na powierzchni warstwy epitaksjalnej pojawia się duża ilość defektów (nanodziurek) (Rys. 2a).
Związane jest to z kształtem powierzchni warstwy zwilżającej AlN. W przypadku
wzrostu na podłożach zorientowanych niejednorodność powierzchni osadzanego
AlN wypełnia GaN i zapewnia przejście z trójwymiarowego do dwuwymiarowego
modu wzrostu warstwy epitaksjalnej. Dzieje się tak również w przypadku podłoży
z odchyleniem, jednak kosztem powstania nanodziurek na powierzchni warstwy
epitaksjalnej. Na Rys. 3 przedstawiono symulację obrazu powierzchni AlN uzyskaną
za pomocą mikroskopu sił atomowych.
Rys. 2. Morfologia powierzchni GaN osadzonego na: a) 4H-SiC 8º - odchylenie (8E),
b) 4H-SiC 0º - odchylenie (0E). Rozmiar skanu 5 μm x 5 μm.
Fig. 2. Surface morphology of a GaN grown on: a) 4H-SiC 8º - off axis (8E), b) 4H-SiC 0º
- off axis (0E). The scan size is 5μm x 5 μm.
W przypadku wzrostu na podłożach z odchyleniem 0º (Fig. 2b), mamy do czynienia z dyslokacjami krawędziowymi, śrubowymi oraz mieszanymi (dla 0E-GaN
gęstość dyslokacji wynosi (3-4) × 108 cm-2) ale w porównaniu z warstwami GaN
osadzonymi na podłożach z odchyleniem, to ciągle niewielka liczba (np. dla 8E-GaN
gęstość dyslokacji wynosi (1-2) × 109 cm-2).
Wyniki pomiarów rentgenowskich zostały przedstawione w Tabeli 2. Poszerzenie σ┴ symetrycznego refleksu 200 pochodzącego od warstwy epitaksjalnej GaN
mierzone w kierunku prostopadłym do płaszczyzn odbijających zależy od wielkości
bloków i od wartości naprężeń, w kierunku wzrostu systemu epitaksjalnego. Jest
ono odwrotnie proporcjonalne do doskonałości krystalicznej systemu w tym kierunku. Natomiast poszerzenie σ║ tego refleksu mierzone w kierunku równoległym do
płaszczyzn odbijających zależy jedynie od lateralnej jakości strukturalnej systemu
epitaksjalnego i jest odwrotnie proporcjonalne do lateralnej doskonałości warstwy.
11
Wyniki rentgenowskie pokazały poprawę struktury krystalograficznej azotku galu osadzanego na podłożach trawionych. Przygotowanie podłoża ma wpływ na mozaikowość
struktury osadzonego GaN poprzez redukcję dezorientacji ziaren (pochylenie i obrót)
względem siebie co można obserwować po zmianie wartości poszerzenia σII.
Rys. 3. Symulacja obrazu powierzchni warstwy zwilżającej AlN osadzonej na podłożu nietrawionym 4H-SiC z 8º odchyleniem otrzymana przez AFM (rozmiar skanu 7 μm x 7 μm)
wraz z przekrojem.
Fig. 3. Surface morphology (AFM) of a AlN wetting layer deposited on a 4H-SiC 8º - off
axis. The scan size is 7 μm x 7 mm.
(a)
(b)
Rys. 4. (a) Widmo random i aligned pomiaru RBS/channeling dla próbki 0o - odchylenia
4H-SiC (0E – trawiona, 0N – nietrawiona); (b) widmo aligned (tylko pik Ga). Grubość próbki
jest liniową funkcją energii jonów rozproszonych [11].
Fig. 4. (a) Random and aligned RBS/channeling spectra for 0o off-cut 4H-SiC (0E – etched,
0N – not-etched); (b) aligned spectra (Ga peak only). Thickness of the epilayer is a linear
function of energy [11].
12
Tabela 2. Wyniki XRD FWHM (w arcsec) dla epitaksji AlN(warstwa zwilżająca)/GaN na
4H-SiC typu N ze stopniem dezorientacji 0º, 4º, 8º oraz półizolującej 4H-SiC z odchyleniem
8º oznaczonej jako 8SI. Z powodu bardzo szerokiego piku pochodzącego od SiC nie można
było zmierzyć σ┴ oraz σII dla warstw AlN osadzonych na podłożach z 8º odchyleniem.
Table 2. XRD FWHM results (in arcsec) for AlN (wetting layer)/GaN deposited on 4H-SiC
N-type with the misorientation angle 0º, 4º, 8º and for semiinsulating 4H-SiC 8º off-axis
marked as 8SI. Due to wide peak of the SiC substrates it was not able to get the value of σ┴
and σII for the AlN layers deposited on substrates with 8º off-cut.
Odchyleσ┴ [arcsec]
nie podłoża [deg] N-AlN E-AlN N-GaN
0
87
28
136
4
157
60
199
8
72
8SI
100
σII [arcsec]
E-GaN N-AlN
E-AlN
N-GaN
E-GaN
40
95
85
78
80
123
275
276
197
188
80
206
184
60
78
85
-
-
Jednak, ze względu na wpływ na parametry przyrządów, najważniejszy, jak się
wydaje, jest stopień uporządkowania krystalograficznego w kierunku wzrostu warstwy epitaksjalnej GaN. Miarą tego uporządkowania, jak wcześniej wspomniano,
jest poszerzenie σ┴. Najlepszy wynik uzyskano dla 0N-GaN (FWHM = 40 arcsec)
oraz 8SIE-GaN (FWHM = 78 arcsec).
Pomiary warstw AlN/GaN techniką RBS/channeling pokazały, że przygotowanie
podłoży poprawia jakość krystaliczną osadzanych warstw epitaksjalnych. Jednak
najważniejszy wynik uzyskano dla warstw osadzanych na podłożach trawionych,
zorientowanych (0E). Na Rys. 4a. pokazano widmo RBS/channeling dla GaN osadzonego na podłożu nietrawionym 0N oraz trawionym 0E. Duży pik o energii w zakresie
1900-3000 keV odpowiada rozpraszaniu przez atomy Ga natomiast ciągłe widmo
przy niższych energiach powstaje przez rozpraszanie atomów podłoża. Szerokość
piku pochodzącego od rozpraszania na atomach Ga określa grubość warstwy GaN.
W przypadku próbek osadzanych na 0N i 0E grubość ta wynosi 1500 nm. Widmo
mierzone na próbce o powierzchni próbki zorientowanej (Rys. 4b) prostopadle do
wiązki jonów pokazało właściwą strukturę krystalograficzną badanych warstw. Im
mniejsza wartość rozpraszania, tym mniejsza koncentracja defektów. Duża koncentracja defektów w pobliżu interfejsu SiC/AlN/GaN (w okolicach energii jonów
rozproszonych 2200 keV) jest typowa dla wzrostu heteropitaksjalnego GaN, a w tym
przypadku związane z warstwą zwilżającą AlN. Liczba zgromadzonych defektów,
w tym obszarze, jest trzykrotnie niższa w przypadku wzrostu na podłożach SiC niż
na podłożach szafirowych (Rys. 5) .
Według wyników RBS/channeling warstwa GaN jest zdeformowana od interfejsu
aż do 400 nm od niego. Część warstwy znajdująca się powyżej jest dobrej jakości,
13
jednak można zaobserwować pewne różnice. Przez współczynnik χmin można opisać
stosunek jonów rozproszonych na próbce w pomiarze zorientowanym (aligned) oraz
niezorientowanym (random) do powierzchni próbki. Dla bardzo dobrych warstw
GaN χmin jest bliskie ≈ 1.5%. Dla GaN na podłożach nietrawionych χmin jest ponad
2% podczas gdy dla podłoży trawionych jest równe 1.5%, co jest bardzo dobrym
wynikiem.
Rys. 5. Widma random i aligned pomiaru RBS/channeling dla próbki GaN osadzanej na
podłożu szafirowym.
Fig. 5. Random and aligned RBS/channeling spectra for GaN epilayer deposited on a sapphire
substrate.
Z otrzymanych rezultatów (Rys.6) wynika również fakt, że liczba defektów
gromadzących się na interfejsie podłoże/warstwa zwiększa się wraz ze stopniem
odchylenia podłoża.
Rys. 6. Widma aligned pomiaru RBS/channeling dla próbek 4H-SiC trawionych (E): 0º, 4º
i 8º odchylenia.
Fig. 6. Aligned RBS/channeling spectra for the etched (E) samples 4H-SiC: 0º, 4º i 8º.
14
PODSUMOWANIE
Osadzono azotek galu na podłożach 4H-SiC o różnych dezorientacja 0º, 4º, 8º.
Porównano również wpływ przygotowania podłoży do epitaksji. Pomiary chropowatości powierzchni osadzonego GaN pokazały, że właściwe trawienie podłoży
przed wzrostem ma kluczowy wpływ na powierzchnię osadzonej warstwy. Najlepszy
wynik RMS = 0.06 nm (Ra = 0.14 nm) uzyskano dla warstwy GaN osadzonej na
trawionym podłożu 4H-SiC zorientowanym w kierunku (0001), jest on trzykrotnie
lepszy niż doniesienia literaturowe.
Również wyniki pomiarów rentgenowskich pokazały, że najlepszą jakość
struktury krystalicznej uzyskano dla warstw osadzonych na trawionych podłożach:
4H-SiC 0º - odchylenia. Wysoką jakość GaN na trawionych 4H-SiC z 0º - odchylenia, potwierdziły badania RBE/channeling.
Wyniki przeprowadzonych pomiarów efektu Hallà sugerują wysoką rezystywność otrzymanych warstw.
BIBLIOGRAFIA
[1] Xie Z. X., Wei C. H., Li L. Y., Edgar J. H., Chaudhuri J., Ignatiev C.: MRS Internet J.
Nitride Semicond. Res. 4S1, G3.39, (1999)
[2] di Forte Poisson, M.-A.; Magis, M.; Tordjman, M.; Aubry, R.; Sarazin, N.; Peschang,
M.; Morvan, E.: LP-MOCVD growth of GaAlN/GaN heterostructures on silicon carbide:
application to HEMT devices, J. Crystal Growth, 272, (2004), 305-311
[3] Kawashima T., Nagai T., Iida D., Miura A., Okadome Y., Tsuchiya Y., Iwaya M.,
Kamiyama S., Amano H., Akasaki I.: Epitaxial lateral growth of m-plane GaN and
Al0.18Ga0.82N on m-plane 4H-SiC and 6H-SiC substrates, J. Crystal Growth 298,
(2007), 261–264
[4] M.-A. Di Forte-Poisson, Romann A., Tordjman M., Magis M., J. Di Persio, Jacques
Ch., Vicente P.: LP MOCVD growth of GaN on silicon carbide, J. Crystal Growth 248,
(2003), 533–536
[5] Rudzinski M., Jezierska E., Weyher J. L., Macht L., Hageman P. R., Borysiuk J., Rödle
T. C., Jos H. F., Larsen P. K., Physica Status Solidi, 204, 12, , (2007), 4230-4240
[6] Hallin C., Owman F., Martensson P., Ellison A., Konstantinov A., Kordina O., Janzen E.:
In situ substrate preparation for high-quality SiC chemical vapour deposition, J. Crystal
Growth, 181, (1997), 241-253
[7] Strupinski W., Kosciewicz K., Weyher J., Olszyna A.: International Conference Silicon
Carbide and Related Materials 2007 (ICSCRM2007)
[8] Boeykens S., Leys M.R., Germain M., Belmans R., Borghs G.: Influence of AlGaN
nucleation layers on structural and electrical properties of GaN on 4H-SiC, J. Crystal
Growth., 272, (2004), 312-317
15
[9] Moran B., Wu F., Romanov A.E., Mishra U.K., Denbaars S. P., Speck J. S.: Structural
and morphological evolution of GaN grown by metalorganic chemical vapor deposition
on SiC substrates using an AlN initial layer, J. Crystal Growth, 273, (2004), 38-47
[10] Luger P.: Rentgenografia strukturalna monokryształów, PWN Warszawa 1989
[11] Tesmer J. R., Nastasi M. (red): Handbook of modern ion beam materials analysis, Materials Reasearch Society, Pittsburg, 1995, s. 46, rozdz. 4.2.4.2
SUMMARY
THE INFLUENCE OF THE 4H-SIC SUBSTRATS ETCHING ON
GAN EPITAXY
The influence of surface preparation and off-cut of 4H-SiC substrates on
morphological and structural properties of GaN grown by low pressure metalorganic vapour phase epitaxy was studied. Substrate etching has an impact
on the surface roughness of epilayers and improves its crystal quality. The
GaN layers were characterized by AFM, HRXRD, RBS/channelling and Hall
effect measurements. It was observed that on-axis 4H-SiC is most suitable
for GaN epitaxy and that substrate etching improves the surface morphology
of epilayer.
Key words: LP MOVPE, GaN, 4H-SiC
16
A.
Kowalik,
K. Góra, J. Podgórski, ...
PL ISSN
0209-0058
MATERIAŁY ELEKTRONICZNE
T. 36 - 2008 NR 4
DYFRAKCYJNE ELEMENTY OPTYCZNE
DO FORMOWANIA WIĄZEK ŚWIATŁA
EMITOWANYCH PRZEZ DIODY LASEROWE
Andrzej Kowalik1, Krzysztof Góra1, Jarosław Podgórski1, Anna Rojek1,
Paweł Typa1
Dzięki miniaturowym rozmiarom i niskiej cenie laserowe diody krawędziowe znajdują
coraz szersze zastosowanie jako niezawodne źródła wiązki światła. Duża rozbieżność
i asymetria tych wiązek powoduje jednak, że w przypadku większości aplikacji muszą być one wcześniej transformowane. Ze względu na skomplikowany front falowy
stosowane w tym celu tradycyjne układy optyczne składają się z wielu elementów, co
powoduje znaczny wzrost rozmiarów, ciężaru i ceny systemu. Tracone są w ten sposób
podstawowe zalety związane z zastosowaniem półprzewodnikowych źródeł światła.
Stąd za bardzo istotne uznać należy poszukiwanie rozwiązań, w których wszystkie
funkcje związane z transformacją wiązki światła spełniać będzie pojedynczy element
optyczny. W pracy wskazano na możliwość użycia w tym celu dyfrakcyjnych elementów optycznych o prostej, miniaturowej budowie. Jako przykład zaprezentowano
element służący do formowania wiązki emitowanej przez jednowymiarową macierz
diod laserowych. Główne zalety tego elementu to możliwość koncentracji dużych
energii w małym przekroju wiązki oraz zwarta budowa, pozwalająca na zachowanie
miniaturowych wymiarów źródła wiązki światła.
Słowa kluczowe: dyfrakcyjny element optyczny, laserowa dioda krawędziowa
1. WSTĘP
Istotną i stałą cechą rozwoju techniki w ciągu ostatnich kilkudziesięciu lat jest
postępująca miniaturyzacja. W coraz większej liczbie aplikacji najbardziej pożąda1
e-mail: [email protected]
17
Dyfrakcyjne elementy optyczne do formowania wiązek światła...
nymi cechami urządzeń są ich miniaturowe wymiary pozwalające na konstruowanie
lekkich i zwartych systemów spełniających coraz więcej funkcji, a jednocześnie
materiało- i energooszczędnych. Rozwój w dziedzinie półprzewodnikowych źródeł
światła sprawił, że trend ten w coraz większym stopniu obejmuje również urządzenia
optyczne i optoelektroniczne sprawiając, że fotonika i mikrooptyka stały się w ostatnich latach jednymi z najszybciej rozwijających się dziedzin mikrotechnologii. Diody
świecące (LED) i laserowe diody krawędziowe (LD) dzięki miniaturowym rozmiarom
i niskiej cenie znajdują coraz powszechniejsze zastosowanie jako niezawodne źródła
światła zarówno w produktach powszechnego użytku, jak i w rozwiązaniach z obszaru
zaawansowanych technologii. Efektywna metoda formowania wiązek emitowanych
przez laserowe diody krawędziowe pozostaje jednak nadal problemem otwartym.
Generowany przez nie astygmatyczny front falowy wymaga w przypadku tradycyjnej
optyki refrakcyjnej zastosowania układu składającego się z wielu elementów [1].
W najprostszych rozwiązaniach wykorzystywane są soczewki sferyczne, nie pozwala to jednak na nadanie wiązce symetrycznego przekroju i często związane jest
ze znacznymi stratami energii wynikającymi z braku dopasowania wiązki o dużej
asymetrii do układów o symetrii kołowej. Znacznie lepsze rezultaty osiągane są
przez zastosowanie układów, w których skład wchodzą soczewki cylindryczne [2-3]
lub pryzmaty anamorficzne [4-5]. Duże znaczenie praktyczne ma pierwsze z tych
rozwiązań, stosowane przez wytwórców modułów laserowych, zwłaszcza w przypadku macierzy diod [6]. Zasadniczą wadą takich rozwiązań jest jednak znaczny
wzrost rozmiarów, ciężaru i ceny systemu. Tracone są w ten sposób podstawowe
zalety półprzewodnikowych źródeł światła, tj. wymieniane wcześniej miniaturowe
wymiary i niska cena, a nawet niezawodność, ponieważ złożony układ optyczny
będzie na ogół wymagał okresowego justowania, zwłaszcza w przypadku trudnych
warunków pracy (np. zmiany temperatury, wstrząsy mechaniczne). Stąd za bardzo
istotne uznać należy poszukiwanie rozwiązań, w których wszystkie funkcje związane z transformacją wiązki światła spełniać będzie pojedynczy element optyczny,
w dodatku prosty, miniaturowy i tańszy niż dioda.
Wymagania te najlepiej zdają się spełniać dyfrakcyjne elementy optyczne (DOE).
Przewaga DOE nad elementami konwencjonalnymi (refrakcyjnymi lub odbiciowymi)
wynika przede wszystkim ze względnej łatwości, z jaką w ich przypadku można
wytworzyć funkcję fazową realizującą pożądane przekształcenie frontu falowego.
Daje to o wiele bardziej realną szansę wytwarzania struktur właściwie transformujących światło diod laserowych niż w przypadku rozwiązań wskazujących na
możliwość zastosowaniu pojedynczych elementów refrakcyjnych [7-8], ale których
powierzchnie są tak złożone, że ich wykonanie przy obecnym stanie technologii
byłoby – jeżeli w ogóle możliwe – to z pewnością wyjątkowo trudne. Istotna jest
także planarna budowa DOE, pozwalająca na wytwarzanie lekkich i zwartych
elementów spełniających wymogi związane z integracją struktur optycznych z elementami elektronicznymi i mikromechanicznymi. Co więcej, dzięki takiej budowie
18
A. Kowalik, K. Góra, J. Podgórski, ...
elementy dyfrakcyjne mogą być także dość łatwo replikowane, co zapewnić może
ich tanią masową produkcję.
2. MODELE DYFRAKCYJNYCH KOLIMATORÓW WIĄZKI
LASEROWEJ
Model emisji światła przyjmowany powszechnie dla laserowej diody krawędziowej zakłada generację wiązki astygmatycznej (źródło w postaci szczeliny o długości l) o różnych kątach rozbieżności w osi prostopadłej (2θp) i równoległej (2θr) do
złącza (Rys. 1) [9-12]. Kąt θp jest zazwyczaj kilkukrotnie większy od kąta θr, typowe
wartości to odpowiednio: θp = 150¸300 i θr = 50¸100. Rozbieżna wiązka emitowana
przez diodę będzie więc miała wydłużony eliptyczny przekrój, przy czym różnica
długości osi elipsy będzie szybko rosła wraz z odległością od diody.
Rys. 1. Model wiązki światła emitowanej przez diodę laserową.
Fig. 1. Model of a light beam emitted by a laser diode.
Korekcja astygmatyzmu frontu falowego możliwa jest przez zastosowanie soczewki eliptycznej [13-14]. O ile wykonanie takiego elementu w wersji refrakcyjnej jest trudne i w praktyce jest on zastępowany układem obejmującym soczewkę
cylindryczną i sferyczną, to dzięki zastosowaniu planarnych metod litograficznych
wytwarzanie soczewek eliptycznych w wersji dyfrakcyjnej stało się niewiele trudniejsze od wytwarzanie najprostszych elementów dyfrakcyjnych, to jest siatek dyfrakcyjnych.
19
Działanie eliptycznych soczewek dyfrakcyjnych sprawdzono eksperymentalnie
wykonując fazowe płytki strefowe skupiające wiązkę równoległą w odcinek ogniskowy o zadanej długości l. Soczewki z binarnym profilem fazowym, dla których
przyjęto l = 0.1 mm oraz apertury kątowe θp = 150 i θr = 50, wykonano w procesach
elektronolitografii w warstwie elektronorezystu PMMA naniesionej na szklane podłoża. Obserwacje rozkładu natężenia wiązki w płaszczyźnie ogniskowej potwierdziły
poprawne działanie elementu: fala płaska uginana jest przez płytkę w założony
odcinek ogniskowy (Rys. 2). Taka soczewka - przyjmując odwrotny bieg promieni
– powinna więc zapewnić przekształcenie wiązki emitowanej przez diodę laserową
Rys. 2. Binarna eliptyczna płytka strefowa: a) centralny fragment soczewki wykonanej w
warstwie elektronorezystu PMMA, b) obraz ogniska zarejestrowany kamerą CCD, c) trójwymiarowa mapa rozkładu natężenia światła w płaszczyźnie ogniskowej.
Fig. 2. Binary elliptical zone plate: a) central fragment of the lens fabricated in the PMMA
e-beam resist, b) CCD image of the focal segment created by the lens, c) 3D map of the light
intensity distribution in the focal plane.
w wiązkę równoległą. W przypadku ogólnym skolimowana wiązka miałaby jednak
nadal przekrój eliptyczny. Jedynie umieszczenie elementu w płaszczyźnie, w której
wiązka ma ten sam wymiar w obu prostopadłych kierunkach, to jest w odległości
z1 od źródła określonej w przybliżeniu zależnością:
z1 = 0.5l/[tg(θp) - tg(θr)]
co zapewniałoby wiązce wyjściowej symetryczny, kołowy przekrój. Takie rozwiązanie oferowałoby bardzo korzystną, niewiele większą od l średnicę wiązki a:
a = z1 .tg(θp) = l.tg(θp) /[tg(θp) - tg(θr)]
20
ale dla poprawnego działania wymagałoby submikronowej precyzji umieszczenia
elementu optycznego względem krawędzi emitującej. Wydaje się to pociągać za
sobą konieczność scalenia struktury optycznej z diodą laserową, co gorsza poprzez
wykonanie soczewki na przełomie płytki podłożowej.
W celu uzyskania symetrycznego przekroju wiązki zaproponować można także
inne rozwiązanie, znacznie bliższe możliwościom technologicznym, polegające na
zastosowaniu elementu dyfrakcyjnego o funkcji optycznej rozdzielonej pomiędzy dwa
uzupełniające się profile dyfrakcyjne, wykonane na przeciwległych powierzchniach
płaskorównoległego podłoża. Zadanie pierwszego profilu polega na takim ugięciu
wiązki, by ta docierając do drugiej powierzchni miała ten sam przekrój w obu
osiach (np. poprzez zmniejszenie rozbieżności wiązki w płaszczyźnie prostopadłej
i zwiększenie w płaszczyźnie równoległej do złącza), a zadanie profilu drugiego
- na wytworzeniu płaskiego frontu falowego. Ideę takiej integracji dwóch uzupełniających się profili autorzy przedstawili w pracy [15] rozważając strukturę, której
pierwsza powierzchnia dyfrakcyjna wykonana jako cylindryczna płytka fazowa
(CZP) doprowadza do częściowej kolimacji wiązki w kierunku prostopadłym do
złącza, a druga dokonuje ostatecznej kolimacji w obu osiach za pomocą elementu
sferycznego (SZP) (Rys. 3).
Rys. 3. Kolimacja wiązki diody laserowej za pomocą elementu o dwóch powierzchniach
fazowych: CZP - cylindryczna płytka strefowa, SZP – sferyczna płytka strefowa.
Fig. 3. Double-sided diffractive element for collimation of a laser diode beam: CZP - cylindrical zone plate, SZP - spherical zone plate.
Działanie elementów o dwóch powierzchniach z profilami fazowymi (2SDOE)
sprawdzone zostało doświadczalnie dla struktury dyfrakcyjnej obejmującej kinoformy
odpowiadające soczewkom sferycznym [16]. Stwierdzono korzystne właściwości
ogniskujące takich elementów: ogniska miały dwukrotnie mniejszą średnicę i w kon21
sekwencji ponad 3.5-krotnie większe maksymalne natężenie światła w płaszczyźnie
ogniskowej niż w przypadku analogicznych struktur z tym samym wymiarem krytycznym i jedną powierzchnią dyfrakcyjną. Ponieważ rozdzielenie funkcji optycznej
pozwala nawet dwukrotnie zmniejszyć częstotliwość przestrzenną każdego z profili,
zastosowanie podobnych elementów do kolimacji wiązek emitowanych przez lasery
krawędziowe zapewnić powinno nie tylko uzyskanie wiązki o pożądanym symetrycznym przekroju, ale również możliwość wykonywania elementów o większych
aperturach numerycznych, co jest szczególnie istotne ze względu na duże rozbieżności wiązki w płaszczyźnie prostopadłej do złącza. Wytworzenie struktur 2SDOE
wymaga jednak użycia dwukrotnie większej liczby procesów technologicznych oraz
dwustronnego centrowania wzorów.
Przedstawiony powyżej model emisji światła, właściwy dla wiązek emitowanych
przez diody laserowe o małej mocy, dla których długość emitera l nie przekracza
zazwyczaj kilku mikrometrów, nie może być przyjmowany jako całkowicie poprawny
dla diod dużej mocy. Wysoka moc takich diod osiągana jest m.in. poprzez znaczne
zwiększenie poprzecznego wymiaru warstwy aktywnej (zazwyczaj l > 50 μm), co
powoduje, że na krawędzi emitującej pojawia się kilka źródeł promieniowania i to
zmieniających swoje położenie oraz intensywność w zależności od warunków pracy
diody. Pełna kolimacja takiej wiązki możliwa jest tylko w osi prostopadłej do złącza.
W płaszczyźnie równoległej transformowana wiązka po przejściu przez układ optyczny zawsze będzie miała pewną rozbieżność δ, wynikającą z odległości skrajnych
źródeł na krawędzi emitującej oraz ogniskowej układu f w tej płaszczyźnie: δ ≈ l/f.
W przypadku diod dużych mocy wymagana jest jednak na ogół nie tyle dokładna
kolimacja, ile uzyskanie w zadanej odległości od źródła wiązki o jak największym
natężeniu, to jest maksymalnie zogniskowanej. Zazwyczaj również dla osiągnięcia
wysokiej mocy stosowane są nie pojedyncze diody, lecz ich macierze obejmujące
od kilku do kilkudziesięciu diod (najczęściej w postaci tzw. linijek laserowych).
Najważniejszą funkcją elementu optycznego staje się wtedy skierowanie wiązek
emitowanych przez poszczególne diody do tego samego ogniska. Proponowane
przez nas rozwiązanie spełniające powyższe wymagania opiera się na wykorzystaniu
macierzy dyfrakcyjnych soczewek eliptycznych wykonanych na wspólnym podłożu jako przylegające do siebie fazowe płytki strefowe o prostokątnych aperturach.
Zasada działania takiego koncentratora przedstawiona jest na Rys. 4.
22
Rys. 4. Schemat formowania wiązki emitowanej przez jednowymiarową matrycę diod laserowych za pomocą układu soczewek dyfrakcyjnych.
Fig. 4. The basic scheme of the diffractive concentrator for laser diode beams shaping.
Każdej diodzie odpowiada soczewka eliptyczna o osi optycznej przesuniętej
w stosunku do emitera tak, by kierować wiązkę do tego samego punktu leżącego na
osi układu w zadanej odległości z2. Jednocześnie każda z soczewek formuje w tej
odległości wiązkę o takim samym przekroju. Niezależnie od liczby emiterów przekrój wiązki uzyskiwany dla całego układu jest więc identyczny z przekrojem wiązki
uzyskiwanym dla pojedynczej diody. Odległość z1 oraz wymiary apertur soczewek
wx, wy podyktowane są odległością d pomiędzy diodami (modułem macierzy diod)
oraz rozbieżnością wiązki w obu osiach i wynoszą:
z1= d/tg(θr),
wx = d,
wy = 2z1 tg(θp).
Minimalny przekrój wiązki ay w płaszczyźnie prostopadłej do emiterów wynika
jedynie z ograniczeń dyfrakcyjnych:
ay = 2.λ/sin(θp),
a w płaszczyźnie równoległej ze względu na nieuniknioną rozbieżność wynosi:
ax = 2.z2.l.tg(θr)/(d-l).
Oczywiście dobierając odpowiednio ogniskowe w obu płaszczyznach można
nadać wiązce kształt symetryczny (kwadrat o boku równym lub większym od ax).
23
3. TECHNOLOGIA WYTWARZANIA FAZOWYCH ELEMENTÓW
DYFRAKCYJNYCH
3.1. Ograniczenia technologiczne i dyfrakcyjne
Kluczowe znaczenie dla zastosowania DOE do kształtowania wiązek światła
emitowanych przez diody laserowe ma możliwość uzyskania elementów o wysokiej
wydajności dyfrakcyjnej i dużych aperturach numerycznych NA, pozwalających
efektywnie kolimować wiązki o dużej rozbieżności. Z technologicznego punktu
widzenia oznacza to konieczność wytwarzania struktur o submikronowych, gęsto
upakowanych elementach i wielopoziomowym profilu fazowym, którego wymiary muszą być kontrolowane z dokładnością nawet kilku nanometrów. Wynika to
z podstawowych zależności wiążących wydajność dyfrakcyjną η oraz wysokość h
i minimalny wymiar porzeczny stopni fazowych wmin z liczbą poziomów fazowych
L i aperturą numeryczną NA elementu:
⎛ sin(π / L) ⎞
η =⎜
⎟
⎝ π /L ⎠
2
h=
λ
L ⋅ Δn
wmin = (1/ L)
λ
NA
gdzie: λ - długość fali światła, Δn – różnica współczynników załamania materiału
elementu i otaczającego go ośrodka, L ≥ 2.
Wyższą wydajność uzyska się przyjmując większą liczbę poziomów fazowych
– dla L = 32 będzie ona równa niemal 100% (η32L= 99.7%). Jednocześnie jednak
nawet dla laserów o małych kątach rozbieżności wiązki oraz emitujących fale z zakresu podczerwieni (przyjmując np. 2ΘP = 400 i λ = 808 nm) wysokość stopni fazowych takiej struktury wykonywanej na podłożu kwarcowym (n = 1.54) musiałaby
wynosić poniżej 50 nm, a ich minimalna szerokość 75 nm. Mając na względzie tak
wysokie wymagania wymiarowe warto zwrócić uwagę na efektywność zwiększania
liczby poziomów fazowych. Przechodząc od 2 do 4 i od 4 do 8 poziomów osiągamy
znaczny wzrost wydajności – najpierw dwukrotny, a następnie o prawie 20%. Dalsze podwajanie liczby poziomów może już tylko w niewielkim stopniu zwiększyć
sprawność elementu o ~ 4% przy przejściu od 8 do 16 i o 1% przy przejściu od 16
do 32 poziomów. Jednocześnie każdemu podwojeniu liczby poziomów towarzyszy
dwukrotne zwiększenie wymagań wymiarowych, nawet jeśli możliwych do spełnienia, to z pewnością zwiększających wielokrotnie koszty wykonania struktur i co
gorsza, niekoniecznie gwarantujących ich lepszą jakość (nawet bardzo małe błędy
bezwzględne, rzędu kilku nanometrów, powodować będą znaczne błędy względne).
Stąd za optymalne uznać można dążenie do wytwarzania – o ile pozwalają na to
możliwości technologiczne – struktur z ośmioma poziomami fazowymi o teoretycznej
wydajności dyfrakcyjnej równej 95%.
24
Istotne ograniczenia wynikają także ze ścisłej teorii dyfrakcyjnej. Podane powyżej trzy zależności mogą być przyjmowane jako dokładne tylko dla elementów
spełniających warunki skalarnej teorii dyfrakcyjnej, to jest elementów, dla których
okres struktury Λ jest wielokrotnie większy zarówno od długości fali światła λ, jak
i od wysokości reliefu H (H = λ/Δn). Tylko wtedy można przyjąć z dobrym przybliżeniem, że skokowa zmiana profilu nie wprowadza, oprócz przesunięcia fazy
o 2π, żadnych zaburzeń pola optycznego. W rzeczywistości nieciągłość na granicy
stref powoduje modulację amplitudy i fazy. Związane z tym efekty będą pomijalne
w odległościach znacznie większych od λ, lecz stają się istotne dla stref o szerokości Λ < 5λ, powodując w przypadku struktur o wielu poziomach wyraźny spadek
wydajności dyfrakcyjnej – nawet poniżej wydajności struktur o dwóch poziomach
fazowych [17]. Wydajność tych ostatnich ulega zresztą tylko niewielkim fluktuacjom
i dla stref powyżej 2λ może być przyjmowana za niezmienną i równą wydajności
określonej skalarnie. Z punktu widzenia projektowania DOE wynika z tego ważny
wniosek: przy zmniejszającym się okresie struktury zastosowanie mniejszej liczby
poziomów fazowych oznaczać może nie tylko łatwiejszą technologię wytwarzania,
lecz także wyższą wydajność dyfrakcyjną.
Teoretycznie wymienionym powyżej ograniczeniom przeciwdziałać można
poprzez zwiększenie rozmiaru stref wynikające z zastąpienia profilu o skoku fazy
2π profilem odpowiadającymi zmianie fazy o k.2π (Λ(k2
)= kΛ(2
)) [18]. Jednak
w przypadku kinoformów o skokowej, a nie ciągłej zmianie fazy (kinoformów
schodkowych) takie rozwiązanie zamiast ułatwiać, komplikuje wykonanie struktury
ponieważ wydajność dyfrakcyjna zależy od liczby poziomów przypadających na
zmianę fazy o 2π, to k-krotne zwiększenie wysokości profilu powoduje, że liczba
stopni wzrosnąć powinna również k-krotnie (L(k2π)= k x L(2π)) [19]. W rezultacie
szerokość i wysokość stopni pozostaje taka sama jak dla stref 2π, a do otrzymania
profilu zastosowana musi być większa liczba procesów, do tego wykonywanych
w trudniejszych warunkach, ponieważ głębokość reliefu jest większa. Ze względów
technologicznych należy więc przyjąć, że dla kinoformów schodkowych wysokość
profilu fazowego nie powinna przekraczać 2π. Proponowane poniżej rozwiązanie
spełnia ten warunek i jednocześnie pozwala na wytwarzanie elementów o wymiarze
minimalnym odpowiadającym strukturze o dwóch poziomach fazowych, a o wydajności dyfrakcyjnej wyższej niż osiągana dla takich profili.
3.2. Elementy dyfrakcyjne o zmiennej liczbie poziomów fazowych
Istota rozwiązania polega na zastąpieniu profilu o stałej liczbie poziomów profilem o zmiennej liczbie stopni fazowych, zależnej od lokalnego okresu struktury
∆(x,y) i dobranej tak, by ich szerokość nie była mniejsza niż wymiar krytyczny cd,
a więc by zachowany był warunek:
25
Λ ( x, y )
≥ cd
Li
gdzie: Li – lokalna liczba poziomów fazowych, Li= 2i, i=1,2...n.
Przez wymiar krytyczny rozumie się przy tym minimalny wymiar struktury, dla
którego – biorąc po uwagę zarówno ograniczenia technologiczne, jak i dyfrakcyjne
– wydajność profilu odbiega w niewielkim stopniu od wyznaczonej zgodnie z teorią
skalarną.
Schemat profilu o zmiennej liczbie poziomów fazowych (ZLP) pokazano na
Rys. 5. Zwraca uwagę fakt, że ze względu na przesunięcia fazowe pomiędzy poszczególnymi obszarami profil taki wymaga wykonania dodatkowego procesu wprowadzającego zmianę fazy o /Ln (w przypadku pokazanym na rysunku o /8).
Rys. 5. Schemat profilu dyfrakcyjnego o zmiennej liczbie poziomów fazowych: cd – wymiar
krytyczny struktury, 2L÷8L – liczba poziomów fazowych.
Fig. 5. Diffractive profile with variable number of the phase steps: cd – critical dimension,
2L÷8L – number of the phase level.
Teoretyczną wydajność dyfrakcyjną η takich profili w zależności od ich apertury numerycznej NA przedstawiono na Rys. 6 na przykładzie soczewek sferycznej
i cylindrycznej (wydajność soczewek eliptycznych będzie miała wartości pośrednie w zależności od stosunku długości osi). Rozważono profile o maksymalnie
ośmiu poziomach. Taką liczbę stopni fazowych soczewki miałyby w części środkowej, a w miarę powiększania NA ich liczba zmniejszałaby się najpierw do czterech, a następnie dwóch. Zmiany wydajności wyznaczano na podstawie stosunku
powierzchni zajmowanych przez poszczególne profile. Abstrahując od możliwości
technologicznych przyjęto przy tym, że wymiar krytyczny równy jest długości fali
światła dla jakiego projektowane są soczewki, uwzględniając w ten sposób warunek
zachowania wydajności dyfrakcyjnej na poziomie określonym teorią skalarną.
26
Rys. 6. Wydajność dyfrakcyjna soczewek o zmiennej liczbie stopni fazowych.
Fig. 6. Diffraction efficiency of zone plates with variable number of the phase steps.
Jak wynika z wykresu w całym zakresie apertur numerycznych powyżej 0.125
(granica pomiędzy profilem 8- i 4-poziomowym) wydajność soczewek ZLP jest
wyższa niż ich odpowiedników ze stałą liczbą poziomów fazowych (poziome linie
η4L=0.81 i η2L= 0.405). W przypadku granicznym wynikającym z przyjętego wymiaru krytycznego, to jest dla NA = 0.5, wydajność soczewki sferycznej pozostaje
nadal o ponad 20%, a cylindrycznej nawet o ponad 50% wyższa niż możliwa do
uzyskania przy zastosowaniu profili standardowych. Jeżeli weźmie się pod uwagę, że najmniejszy wymiar stopni elementów ZLP jest taki sam jak dla struktury
o dwóch poziomach fazowych (a więc czterokrotnie większy niż dla elementów
o 8 poziomach), oraz że w czasie wytwarzania struktury unika się krytycznego
centrowania najwęższych zewnętrznych stref [20], to zarówno z punktu widzenia
wydajności dyfrakcyjnej, jak i wymagań technologicznych rozwiązanie takie uznać
można za bardzo korzystne.
3.3. Binarna metoda elektronolitograficzna
Najbardziej zaawansowaną metodą generacji wzorów mikrostruktur jest w chwili
obecnej elektronolitografia. W procesach wytwarzania DOE jest ona wykorzystywana
w dwojaki sposób: bądź do bezpośredniej rejestracji fazowego lub amplitudowego
profilu struktury poprzez zróżnicowanie dawek ekspozycji (tzw. metody analogowe)
[21-22], bądź do wykonywania kompletów fotomasek, z których – podobnie jak
w przypadku układów półprzewodnikowych – kopiowane są kolejne poziomy fazowe
struktury (metody binarne) [23-24]. Obie metody, analogowa i binarna, mają jednak
27
istotne wady nie pozwalające na pełne wykorzystanie rozdzielczości oferowanej
przez elektronolitografię. W przypadku metody analogowej dotyczą one przede
wszystkim ograniczonej kontroli profilu fazowego, w przypadku metody binarnej
– ograniczonej dokładności wzorów wskutek nieuniknionych błędów centrowania
i mniejszej rozdzielczości metod optycznych, a ich skutkiem jest ograniczenie bądź
częstotliwości przestrzennej, bądź wydajności dyfrakcyjnej elementu [20].
Wady te eliminuje w istotnym stopniu binarna metoda elektronolitograficzna,
którą szerzej omówiono w pracy [20]. Jej istota polega na wykorzystaniu wiązki
elektronów zarówno do generacji wzorów, jak i ich wzajemnego centrowania w kolejnych procesach litograficznych. Naświetlony i wywołany wzór stanowi w każdym
procesie maskę do formowania profilu fazowego w procesach reaktywnego trawienia
jonowego. Metoda taka stwarza najkorzystniejsze warunki kontrolowania wymiarów
poprzecznych (bezpośrednia generacja wzoru wiązką elektronów), wysokości profilu
fazowego (głębokość trawienia niezależna od grubości warstwy maskującej), jak
i zapewnia największą dokładność centrowania kolejnych poziomów technologicznych, niemożliwą do osiągnięcia innymi metodami, a mającą zasadniczy wpływ na
jakość i wydajność profili dyfrakcyjnych [20, 25-26].
Rys. 7. Schemat procesu wytwarzania soczewki dyfrakcyjnej o ośmiu
poziomach fazowych.
Fig. 7. Fabrication scheme of an
8-phase level diffractive lens.
28
Zastosowanie zasady, w myśl której głębokość trawienia podwajana jest w każdym kroku technologicznym, pozwala na uzyskanie w n etapach struktury o L = 2n
poziomach. Schemat metody na przykładzie wytwarzania soczewki o 8 poziomach
fazowych w 3 kolejnych procesach trawienia przedstawiono na Rys. 7.
4. EKSPERYMENT
Zaproponowane rozwiązania sprawdzono eksperymentalnie wykonując element
dyfrakcyjny, którego zadaniem było formowanie wiązki emitowanej przez macierz
diod laserowych dużej mocy. Projekt przygotowano uwzględniając jednowymiarowe
macierze (tzw. linijki diod) wytwarzane w ITME, obejmujące osiem laserów krawędziowych o mocy 2 W, długości fali światła λ = 808 nm, module d = 0.5 mm i długości krawędzi emitującej l = 0.1 mm. Założono uzyskanie wiązki o kwadratowym
przekroju 2 x 2 mm2 w odległości ~ 50 mm od źródła przyjmując apertury kątowe
θp = 230 i θr = 50 zapewniające wykorzystanie ponad 90% promieniowania emitowanego przez linijkę. Zgodnie z modelem koncentratora przedstawionym w pkt. 2
konsekwencją tych założeń jest element dyfrakcyjny składający się z 8 eliptycznych
strefowych płytek fazowych o aperturach wx= 0.5 mm, wy = 1.94 mm, ogniskowych
fx = 2.176 mm i fy = 2.190 mm oraz odległościach z1 = 2.286 mm i z2 = 45.720 mm.
Fragment struktury pokazano na Rys. 8.
Rys. 8. Zewnętrzny fragment elementu dyfrakcyjnego obejmującego 8 soczewek eliptycznych.
Fig. 8. Outer fragment of the 8-element elliptical lens array.
29
W projektach soczewek przyjęto profil dyfrakcyjny o zmiennej liczbie stopni
fazowych, obejmujący 2 i 4 poziomy fazowe z wymiarem krytycznym 0.8 μm, o teoretycznej wydajności dyfrakcyjnej 65%. Struktury wykonano na monokrystalicznych
podłożach kwarcowych (płytki o średnicy 50 mm i grubości 0.8 mm) posługując
się binarną metodą elektronolitograficzną. Do naświetlania wzorów w warstwie
elektronorezystu (PMMA-350k) użyto elektronolitografu ZBA-20 Carl-Zeiss-Jena
(obecnie VISTEC), a do formowania profilu fazowego w podłożu kwarcowym zastosowano procesy reaktywnego trawienia jonowego we fluorometanie z dodatkiem
tlenu (CF4+4%O2) prowadzone w reaktorze planarnym RDE300 Alcatel.
Uzyskano struktury o wydajności dyfrakcyjnej wynoszącej 61%, a więc w niewielkim stopniu odbiegającej od założonej, co świadczy o poprawnym wykonaniu
profilu fazowego.
Po rozcięciu podłoża na pojedyncze elementy (na płytce wykonywano jednocześnie 12 koncentratorów) wytworzone układy optyczne zmontowano z linijkami diod
laserowych w standardowych obudowach TO3 (Rys. 9). Do obserwacji i pomiarów
rozkładu natężenia wiązki użyto kamery cyfrowej LaserCamIII z oprogramowaniem
BeamViemAnalizer firmy Coherent. Stwierdzono poprawne działanie systemu soczewek dyfrakcyjnych transformujących światło emitowane przez diody.
Rys. 9. Macierz diod laserowych w standardowej obudowie TO3 z elementem dyfrakcyjnym
formującym wiązkę.
Fig. 9. Laser diode bar in a standard package TO3 equipped with the diffractive beam concentrator.
W zadanej odległości uzyskano wiązkę o niemal kwadratowym przekroju 2 x 2 mm2
(Rys. 10). Stromy przebieg rozkładu natężenia w osi równoległej do krawędzi emitujących (brak rozmycia wiązki) wskazuje na wysoką precyzję układu soczewek
30
dyfrakcyjnych. Za istotną zaletę tak zaprojektowanego elementu uznać należy także
wyrównanie natężenia światła w przekroju formowanej wiązki wynikające z nakładania się wiązek światła emitowanych przez poszczególne diody linijki. Z punktu
widzenia miniaturyzacji korzystne są także małe wymiary układu optycznego (maksymalny wymiar koncentratora odpowiada długości linijki), dzięki czemu może być
on z powodzeniem montowany w standardowych obudowach diod laserowych.
Rys. 10. Kształt wiązki formowanej przez 8-elemntowy układ dyfrakcyjny: a) obraz wiązki
zarejestrowany kamerą CCD, b) rozkład natężenia wiązki wzdłuż osi równoległej do krawędzi
emitującej.
Fig. 10. Beam spot focused by the 8-element concentrator: a) CCD image of the beam cross-section, b) intensity distribution of the beam spot in direction parallel to the emitting edge.
5. PODSUMOWANIE
W pracy zaproponowano zastosowanie dyfrakcyjnych elementów optycznych do
transformacji wiązek światła emitowanych przez laserowe diody krawędziowe.
Przedstawiono modele takich elementów oparte na wykorzystaniu eliptycznych
fazowych płytek strefowych oraz technologię ich wytwarzania w procesach elektronolitografii i reaktywnego trawienia jonowego.
Ideę kolimatorów dyfrakcyjnych sprawdzono eksperymentalnie wykonując
element przeznaczony do formowania wiązki emitowanej przez jednowymiarową
macierz diod laserowych. Zgodnie z założeniami struktura, którą zaprojektowano
jako układ soczewek eliptycznych o prostokątnej aperturze, pozwoliła na uzyskanie
w zadanej odległości wiązki o dużym i bardziej równomiernym niż w przypadku pojedynczych diod natężeniu oraz symetrycznym przekroju. Podstawowe zalety takich
struktur to zdolność do efektywnej koncentracji wiązek emitowanych przez diody
31
oraz prosta i zwarta budowa pozwalająca na zachowanie miniaturowych rozmiarów
półprzewodnikowych źródeł światła.
LITERATURA
[1] Lerner E. J.: Diode arrays boost efficiency of solid-state lasers, Laser Focus World,
(1998), 97-103
[2] Liew S. K., Carlson N. W.: Method of obtaining a collimated near-unity aspect ratio
beam from DFB-GSE laser with good beam quality, Appl. Opt. 31, (1992), 2743
[3] Tari T., Richter P.: Correction of astigmatism and ellipticity of an astigmatic Gaussian
beams, Opt. Quant. Electron. 26, (1994), 903
[4] Fantone S. D.: Anamorphic prism: a new type, Appl. Opt. 30, (1991), 5008-5009
[5] Marchant A. B.: Focusing elliptical laser beams, Appl. Opt. 23, (1984), 670
[6] http://www.doriclenses.com/article_details.php?rubid=27
[7] Xiao-qun Z., Ann B. N. K., Seong K. S.: Single aspherical lens for deastigmatism,
collimation, and circularization of a laser beam, Appl. Opt. 39, (2000), 1148–1151
[8] Serkan M., Kirkici H.: Optical beam-shaping design based on aspherical lenses for circularization, collimation, and expansion of elliptical laser beams, Appl. Opt. 47, (2008),
5489–5499
[9] Serkan M., Kirkici H., Cetinkaya H.: Off-axis mirror based optical system design for
circularization, collimation, and expansion of elliptical laser beams, Appl. Opt. 46,
(2007), 5489–5499
[10] Miler M., Pala J., Aubrecht I., Hradil M.: Off-axis colimation of diode laser beams by
means of single-element holographic diffractive optics, Optics and Lasers in Eng. 44,
(2006), 991-1007
[11] Xiao-qun Z., Ann B. N. K., Seong K. S.: Single aspherical lens for deastigmatism,
collimation, and circularization of a laser beam, Appl. Opt. 39 , (2000), 1148–1151
[12] Sinzinger S., Brenner K. H., Moisel J., Spick T., Testorf M.: Astigmatic gradient-index elements for laser-diode collimation and beam shaping, Appl. Opt. 34, (1995),
6626-6632
[13] Gomez-Reino C., Cuadrado J. M., Perez M. V.: Elliptical and hyperbolic zone plates,
Appl. Opt. 19, (1980),1541-1545
[14] Jaroszewicz Z., Kołodziejczyk A., Mouriz D., Sochacki J.: Generalized zone plates
focusing light into arbitrary line segments, J. Mod. Opt. 40, (1993), 601-612
[15] Kowalik A., Góra K., Adamkiewicz G., Ziętek M., Mikuła G., Kołodziejczyk A., Jaroszewicz Z.: Efficient diffractive collimator for edge-emitting laser diodes, Proc. Soc.
Photo-Opt. Instrum. Eng. 6189, (2006), 61871E
[16] Kowalik A., Góra K., Jaroszewicz Z., Podgórski J., Typa P.: Dyfrakcyjne elementy
optyczne o dwóch powierzchniach fazowych, IX Konferencja Naukowa Technologia
Elektronowa ELTE 2007, Kraków, 4-7.09.2007
32
[17] Noponen E., Turunen J., Vasara A.: Parametric optimization of multilevel diffractive
optical elements by electromagnetic theory, Applied Optics 31, (1992), 5910-5912
[18] Jaroszewicz Z., Staronski R., Sochacki J., Righini G.: Planar fresnel lens with multiple
phase jump, Pure Applied Optics 3, (1994), 667-677
[19] Jaroszewicz Z., Kołodziejczyk A., Kowalik A., Restrepo R.: Determination of phase step
errors of blazed lithographic gratings by inspection of their diffraction efficiencies, Opt.
Eng,. 40, (2001), 692-697
[20] Kowalik A., Góra K., Jaroszewicz Z., Kołodziejczyk A.: Multi-step electron beam
technology for the fabrication of high performance diffractive optical elements, Microelectronic Engineering, 77, (2005), 347-357
[21] Kley E. B.: Continuous profile writing by electron and optical lithography, Microelectronic Engineering, 34, (1997), 261-298
[22] Daschner W., Larsson M., Lee S. H: Fabrication of monolithic diffractive optical elements
by the use of e-beam direct write on a analog resist and a single chemically assisted
ion-beam-etching step, Applied Optics, 34, 1995, 2534-2539
[23] Pawlowski E., Engel H., Ferstl M., Fuerst W., Kuhlow B.: Two-dimensional array of
AR-coated diffractive microlenses fabricated by thin film deposition, Proc. SPIE, 1751,
(1993), 13-21
[24] Stern M. B.: Binary optics: a VLSI-based microoptics technology, Microelectronic
Engineering, 32, (1996), 369
[25] Farn M. W., Goodman J.: Effect of VLSI fabrication on kinoform efficiency, Proc. SPIE,
1211, (1990), 125-136
[26] Kuittinen M., Turunen J.: Mask misalignment in photolithographic fabrication of resonance-domain diffractive elements, Optics Communications, 142, (1997), 14-18
SUMMARY
DIFFRACTIVE OPTICAL ELEMENTS FOR LASER DIODE
BEAMS SHAPING
Recent years have shown a rapid growth in the application of edge emitting laser
diodes (LDs). They are small, efficient, low voltage, and have operating lifetimes
much larger than conventional light sources. However, the output beams of the laser
diode are highly divergent and astigmatic, thus for almost all applications they have
to be first reshaped. Because of complicated wave front, conventional refractive
optics fulfilling such a task usually consists of two or more elements, what results
in a significant increase of the system size, cost, and assembly difficulties. In this
way the most important advantages of LDs, that is their small size and simplicity, are wasted. Therefore it is interesting to integrate all optical functions of the
33
reshaping system within a single microoptical element. The aim of this paper is to
present simple and compact diffractive elements that can be used to transform light
beams emitted by laser diodes. As an example, a single-element beam concentrator
for linear LD array is demonstrated, consisting of a line of rectangularly apertured
elliptical diffractive microlenses. It was proved that such a system generates in the
output plane a regular spot with a relatively uniform density. Its main advantages
lie in simplicity, possibility to concentrate a large amount of light in a small spot
and to preserve the compactness of LDs.
Słowa kluczowe: diffractive optical element, LD
34
A.
Maląg,
E. Dąbrowska, M. Teodorczyk.
PL ISSN
0209-0058
T. 36 - 2008 NR 4
DYNAMIKA NAGRZEWANIA OBSZARU AKTYWNEGO
DIOD LASEROWYCH Z SYMETRYCZNĄ
I ASYMETRYCZNĄ HETEROSTRUKTURĄ
– PORÓWNANIE METODĄ CZASOWO-ROZDZIELCZEJ
SPEKTROSKOPII
Andrzej Maląg1, Elżbieta Dąbrowska1, Marian Teodorczyk1
Przedstawiono wyniki prac porównawczych nad diodami laserowymi dużej mocy
o symetrycznej i asymetrycznej konstrukcji heterostruktury, na pasmo 800 nm. Istotą
konstrukcji asymetrycznej jest zastosowanie pasywnej warstwy falowodowej po stronie
n, przez co rozkład pola optycznego generowanego promieniowania przesuwa się na
tę stronę. Związane z tym zmniejszenie strat na swobodnych nośnikach umożliwia
zwiększenie mocy emitowanego promieniowania diod laserowych poprzez rozszerzenie (w płaszczyźnie prostopadłej do złącza) przesuniętego rozkładu pola optycznego
i wydłużenie rezonatora. Przesunięcie pola optycznego na stronę n umożliwia jednocześnie zmniejszenie grubości warstwy p-emitera, przez co oczekiwane jest zmniejszenie
rezystancji (termicznej i elektrycznej) heterostruktury. Zostało to potwierdzone przez
pomiary niestacjonarnych procesów cieplnych techniką czasowo-rozdzielczej spektroskopii. W pracy impulsowej diod laserowych zaobserwowano znacznie mniejsze
przesunięcie termiczne widma promieniowania w ciągu pierwszych mikrosekund od
czoła impulsu w przyrządach skonstruowanych na bazie heterostruktury asymetrycznej
w porównaniu z diodami wykonanymi z heterostruktur symetrycznych. Tak szybkie
(rzędu pojedynczych μs) procesy cieplne mogą być związane tylko z najbliższym otoczeniem warstwy aktywnej, zatem głównie z wysokorezystywną warstwą p-emitera.
W artykule przedstawiono technikę badania procesów cieplnych w obszarze aktywnym
DL metodą czasowo-rozdzielczej spektroskopii z zastosowaniem kamery ICCD firmy
Andor. Ze względu na rozdzielczość czasową znacznie poniżej 1 μs (z bramką do 2 ns),
technika ta dostarcza informacji o szybkich, niestacjonarnych procesach w obszarze
aktywnym i jego najbliższym otoczeniu. Jest zatem bardzo pomocna w ocenie konstrukcji przyrządów.
1
35
Dynamika nagrzewania obszaru aktywnego diod laserowych....
Przedstawione wyniki pokazują, że konwencjonalna technika wyliczania rezystancji
termicznej diod pracujących w warunkach CW może prowadzić do wniosków niezgodnych z wnioskami z pomiarów techniką czasowo-rozdzielczej spektroskopii. Wskazano
możliwe przyczyny tych rozbieżności.
Słowa kluczowe: dioda laserowa, heterostruktura, procesy cieplne, rozdzielczość
czasowa, spektroskopia, sprawność energetyczna
1. WSTĘP – POWODY WPROWADZENIA ASYMETRII DO
KONSTRUKCJI HETEROSTRUKTUR DLA DIOD
LASEROWYCH DUŻEJ MOCY
Parametrem charakteryzującym najbardziej ogólnie diody laserowe (DL) dużej
mocy jest tzw. „jaskrawość” (B - brightness), w którym zawarta jest sprawność energetyczna i parametry charakteryzujące jakość emitowanej wiązki promieniowania:
B = P/(AΩ) ,
gdzie A = deffW,
deff = d/Γ
(1)
P oznacza tu moc promieniowania DL osiąganą jako wynik zwiększania sprawności energetycznej przyrządu i podwyższania wartości granicznych, takich jak próg
katastroficznej degradacji luster (COD) lub próg przegrzania w objętości obszaru
aktywnego, A oznacza efektywną powierzchnię szczeliny emitującej DL, W – szerokość paska aktywnego (czyli falowodu wzmocnieniowego w płaszczyźnie złącza), deff
- efektywną grubość falowodu w płaszczyźnie prostopadłej do złącza (⊥) definiowaną
jako iloraz grubości d warstwy aktywnej [studni kwantowej (QW)] i współczynnika
wypełnienia [Γ – confinement factor (3)]. Ω oznacza kąt bryłowy określający dwuwymiarowo rozbieżność wiązki promieniowania.
Sprawność energetyczna ηPCE (PCE - power conversion efficiency) jest parametrem określającym, jaka część dostarczonej mocy elektrycznej U⋅I (gdzie U – napięcie
przyłożone oraz I - prąd płynący przez DL) emitowana jest jako moc optyczna P:
η pce =
S ( I − I th )
P
=
,
I ⋅U
I (V0 + IR s )
ηd = ηi
αm
,
αi +α m
gdzie
S = η d ( hν / e )
α m = (2 L ) ln (R f Rr )
−1
−1
(2a)
(2b)
S [W/A] oznacza tu nachylenie charakterystyki P-I (mocowo-prądowej) DL i bezpośrednio wiąże się z zewnętrzną sprawnością kwantową ηd , hν oznacza energię kwantu
promieniowania, e – ładunek elektronu, Ith – prąd progowy, V0 – napięcie uzyskane
przez ekstrapolację stycznej do charakterystyki I-V diody dla I > Ith do osi pionowej
(I = 0; w przybliżeniu równe wartości napięcia na „kolanku” charakterystyki I-V diody (we współrzędnych liniowych), Rs – rezystancję szeregową (mierzoną jako styczną
36
A. Maląg, E. Dąbrowska, M. Teodorczyk.
do charakterystyki I-V dla I w pobliżu Ith), ηi – wewnętrzną sprawność kwantową,
αi wewnętrzne (nienasycalne) straty w objętości rezonatora, αm – straty na lustrach,
L – długość rezonatora, Rf i Rr – współczynniki odbicia przedniego i tylnego lustra.
Wyrażenie (2a) jest słuszne dla liniowego zakresu charakterystyki P-I. W praktyce, dla wysokich wysterowań (I >> Ith) wzrastająca temperatura obszaru aktywnego
powoduje wzrost Ith oraz spadek ηd, co objawia się zakrzywieniem charakterystyk
P-I i szybkim spadkiem PCE. Efekt ten można ograniczyć jeśli możliwa jest minimalizacja rezystancji heterostruktury – elektrycznej Rs [co wynika z zależności (2a)
i z faktu ograniczenia wydzielania ciepła Joule’a] oraz termicznej RT, co poprawia
skuteczność chłodzenia.
W nowoczesnych konstrukcjach DL uzyskiwane są już bardzo wysokie sprawności energetyczne [1-4]. Ciągle utrzymuje się jednak zainteresowanie coraz większą
mocą optyczną z pojedynczego emitera (indywidualnej DL z jednym paskiem aktywnym). Jest to związane z rozwojem układów pompowania optycznego w różnych
konfiguracjach. Zwiększenie mocy optycznej z emitera odbywać się może dwoma
głównymi sposobami:
•
•
podwyższenia progowej gęstości mocy optycznej, powyżej której następuje COD
- przez doskonalenie technologii pasywacji luster i pokryć dielektrycznych;
podwyższenia progu COD przez powiększenia powierzchni emitującej (na lustrze
laserowym - A we wzorach (1)). Głównie chodzi o zwiększenie deff, ponieważ
dla W > 100 μm nie uzyskuje się istotnego zwiększenia mocy w przypadku, gdy
wyprowadzenie promieniowania z DL ma być realizowane przez światłowód
(o typowej średnicy rdzenia 100 μm, NA ≤ 0.22 ). Powiększenie deff odbywa się
poprzez projektowanie heterostruktur o coraz niższym parametrze Γ [5-9]:
Γ = ∫ P ( y ) dy
d
∫
∞
−∞
P ( y ) dy ;
P∝ E
2
(3)
gdzie: P i E – moc i natężenie pola elektrycznego fali prowadzonej w falowodzie
heterostruktury. Obniżanie Γ powoduje wzrost gęstości prądu progowego (Jth) [7],
co prowadzi do spadku PCE. Dla skompensowania tego efektu konieczne jest wydłużanie rezonatora (wzrost L) [7-9]. Skutkuje to jednocześnie obniżeniem obu rezystancji, jednak, jak wynika z (2b), wzrost L oznacza zmniejszenie strat na lustrach
(αm), zatem dla utrzymania dużej sprawności (S, ηd) krytyczne staje się zagadnienie
minimalizacji wewnętrznych strat w rezonatorze (αi). Jest to problem projektowania
i wzrostu epitaksjalnego heterostruktury. Obniżenie Γ oznacza, że fala w rezonatorze
w większości prowadzona jest w warstwach otaczających QW i głównym składnikiem
αi są właśnie straty na swobodnych nośnikach w tych warstwach.
Obniżanie domieszkowania warstw falowodowych i ograniczających (emiterów)
jest jednym z częściej stosowanych rozwiązań prowadzących do obniżenia αi, jednak
37
granicą tego postępowania staje się niedopuszczalny wzrost rezystancji elektrycznej.
Na Rys.1 przedstawiono rozwiązanie, w którym warstwy ograniczające mają tylko
częściowo obniżone domieszkowanie (w pobliżu QW – w strefie największego natężenia fali prowadzonej). Jest to konstrukcja opracowana w ITME (DBSCH-SQW
– double barrier separate confinement heterostructure - single quantum well) [10],
jednak rozwiązania z profilem domieszkowania w emiterach są wcześniejsze [np.
11-12].
Rys. 1. Schemat heterostruktury symetrycznej DBSCH-SQW dla diod laserowych dużej mocy.
Linia czarne – profil składu (Al-content), linie niebieskie - profile domieszkowania Zn i Si;
linie czerwone - obliczone rozkłady pola optycznego dla dwóch wersji projektowych (wersje.
C i C’). Profil składu (Al-content) podany tylko dla wersji C.
Fig. 1. Scheme of symmetric heterostructure design DBSCH SQW for high-power laser
diode. Black lines – Al-content distribution, blue lines - doping profiles (Zn, Si); red lines
– calculated optical field distributions for two design versions (C and C’). Al-content given
only for C-version.
Alternatywnym rozwiązaniem prowadzącym do obniżenia αi jest wprowadzenie
asymetrii do heterostruktury, mające na celu przesunięcie pola optycznego na stronę
n. Wiąże się to z zależnością współczynnika absorpcji od koncentracji swobodnych
nośników (n, p) [13]
αi ≅ αfc = 3⋅10 -18 n + 7⋅10 -18 p
(4)
zatem, przy danej koncentracji swobodnych nośników straty po stronie n są wyraźnie
mniejsze niż po stronie p złącza. Dodatkowo, mniejsza masa efektywna elektronów
(większa ruchliwość), w porównaniu z dziurami, pozwala na niższe domieszkowanie po stronie n dla uzyskania określonej rezystywności. Efektywne przesunięcie
pola optycznego może być zrealizowane przez wbudowanie pasywnej warstwy
falowodowej (passive waveguide) do heterostruktury po stronie n. Schemat takiej
heterostruktury i zamodelowany rozkład pola optycznego dla modu podstawowego
i kilku wyższych modów jest pokazany na Rys. 2. Przedstawiona asymetryczna
38
heterostruktura (A-DBSCH-SQW) opracowana w ITME na pasmo 780 - 790 nm,
nawiązuje do konstrukcji DBSCH i do wcześniejszych prac dotyczących konstrukcji
asymetrycznych na pasmo 0.85 – 1 μm [8, 14-15].
Rys. 2. Schemat heterostruktury asymetrycznej A-DBSCH-SQW. Linia czarna – profil składu
(x); linia czerwona – obliczony rozkład pola optycznego dla modu podstawowego (współczynnik wypełnienia Γ0 = 0.0180, d/Γ = 0.83 mm), linie szare - rozkłady pola wyższych modów
poprzecznych (Γ1 = 0.0014, Γ2 = 0.0031, Γ3 = 0.0034).
Fot. 2. Scheme of asymmetric heterostructure design A-DBSCH-SQW. Black line – composition profile (x); red line - calculated optical field distribution for the fundamental
transverse mode (of the confinement factor Γ0 = 0.0180, d/Γ = 0.83 mm), grey lines –
field distributions of higher transverse modes– (Γ1 = 0.0014, Γ2 = 0.0031, Γ3 = 0.0034..
Widoczna jest wyraźna preferencja modu podstawowego (Γ0 >> Γm, m = 1, 2...),
zapewniająca jednomodową (w kierunku ⊥) pracę przyrządów. Z modelowania komputerowego wynika, że nieregularny (dwa maksima, Rys. 2), rozkład pola optycznego
tego modu w rezonatorze i na lustrach DL przy płaskim froncie fazowym prowadzi
do regularnego rozkładu kątowego promieniowania (charakterystyk promieniowania
w strefie dalekiej – far-field - FF). Regularny (zbliżony do gaussowskiego) rozkład
kątowy modu podstawowego - teoretyczny i eksperymentalny (dla DL zasilanej
impulsowo) przedstawiono na Rys. 3.
Z porównania heterostruktur z Rys.1 i Rys.2 wynika znacznie mniejsza odległość
warstwy aktywnej (QW) od powierzchni (zatem od chłodnicy) w konstrukcji asymetrycznej. Jest to możliwe dzięki przesunięciu rozszerzonego (wskutek obniżenia
wartości Γ) rozkładu pola optycznego na stronę n. Grubość warstwy p-emitera
AlGaAs zmniejszona została z 3 μm w strukturze symetrycznej (Rys. 1) do 0.6 μm
w strukturze asymetrycznej. Związane z tym obniżenie rezystancji Rs i RT, powoduje
poprawę cieplnych charakterystyk heterostruktury asymetrycznej.
39
Rys. 3. Znormalizowany, teoretyczny i eksperymentalny kątowy rozkład promieniowania podstawowego modu poprzecznego DL wykonanej z heterostruktury asymetrycznej
(A-DBSCH).
Fig 3. Normalized, calculated and measured directional characteristics of fundamental transverse mode of LD manufactured from asymmetric heterostructure (A-DBSCH).
Zastosowane metody pomiarowe i wyniki badań tych charakterystyk opisane są
w dalszej części pracy.
2. IMPULSOWY POMIAR WZROSTU TEMPERATURY OBSZARU
AKTYWNEGO DIODY LASEROWEJ METODĄ CZASOWOROZDZIELCZEJ SPEKTROSKOPII Z ZASTOSOWANIEM
KAMERY ICCD
Procesy cieplne w obszarze aktywnym DL badane były metodą czasowo-rozdzielczej spektroskopii z zastosowaniem kamery ICCD firmy Andor. Sposób pomiaru
przedstawia Rys. 4. Widmo promieniowania DL w tej pracy mierzone było w odcinkach czasu (bramkach) 40 ns - bardzo krótkich w stosunku do zastosowanego
czasu trwania impulsu laserowego (40 μs). W następujących po sobie impulsach
laserowych mierzono charakterystyki widmowe (w czasie trwania bramki) w kolejno
przesuwanych momentach czasowych względem czoła impulsu. W opisanych poniżej
pomiarach to przesunięcie bramki wynosiło 1 μs lub 250 ns. W ten sposób otrzymuje
się czasową ewolucję widma promieniowania DL w trakcie trwania impulsu.
40
Rys. 4. Sposób wykonywania pomiarów spektralnych z rozdzielczością czasową przy pomocy
kamery ICCD. Na tle impulsów optycznych rejestrowanych fotodiodą (zatem scałkowanych
po całym widmie promieniowania) zilustrowano sekwencję czasową próbkowania w tej
pracy.
Fig. 4. The way of time-resolved spectral measurements using ICCD camera. The time sequence of sampling utilized in this work has been illustrated against the shape of optical pulses
recorded with photodiode (then integrated over the emission spectrum).
Rodzinę takich charakterystyk (w trzech reprezentacjach) dla narastających
amplitud impulsu prądowego dla szerokopaskowej DL (W = 0.1 mm, L = 1 mm)
z heterostruktury symetrycznej DBSCH przedstawia Rys. 5. 39 bramek przesuwanych
kolejno o 1 μs obejmuje cały czas trwania impulsu laserowego. W lewej kolumnie widoczne są przesunięcia widma w czasie trwania impulsu [40 μs, z pierwszą
charakterystyką widmową zmierzoną (w czasie bramki) z opóźnieniem 0.2 μs od
czoła impulsu], dla kolejnych wartości I od 1.2 do 2.8 A. Zastosowany został kod
kolorowy dla intensywności sygnału: od niebieskiego (intensywność ≅ 0) do czerwonego. W prawej kolumnie widoczne są konwencjonalne widma, będące pionowymi
‚przekrojami’ charakterystyk z lewej kolumny dla wybranych momentów czasowych,
począwszy od pierwszej bramki (czarny wykres, 0.2 μs od czoła), co 5 μs. W środkowej kolumnie przedstawiony jest komplet pobranych „próbek” widm (bramek)
we współrzędnych 3D. Wykres ten jest dość trudny do interpretacji, ale uwidacznia
czasową ewolucję maksimum sygnału optycznego na wejściu monochromatora.
Przesunięcie widma w kierunku długofalowym jest skutkiem nagrzewania DL
w trakcie trwania impulsu. Wzrost temperatury (T) można ocenić ze znanej zależności
(dla omawianej grupy materiałowej i zakresu długości fali λ):
dλ/dT = 0.27 ÷ 0.29 nm/degC
(5)
41
LD a7 (epi 212)
Rys. 5.
42
→
Rys. 5. Seria czasowo-rozdzielczych charakterystyk spektralnych mierzonych z odstępem
1 μs pomiędzy kolejnymi próbkami (bramkami) impulsu laserowego o długości 40 μs, DL
skonstruowano z heterostruktury symetrycznej (DBSCH). Kolejne „trójki” charakterystyk w
serii odpowiadają narastającej amplitudzie impulsu sterującego. W tym i w dalszych rysunkach, dla narastającego wysterowania diody skale pionowe charakterystyk spektralnych są
unormowane.
Fig. 5. Series of time-resolved spectra taken with the 1 μs time distance between successive samples (gates) of laser pulse of 40 μs duration. DL based on symmetric heterostructure (DBSCH).
Successive „triples” of characteristics in series are for increasing drive pulse amplitudes. In this and
in further figures, for increasing drive current magnitude of spectral characteristics are normalized.
43
Jak widać z Rys. 5, przesunięcie widma jest coraz szybsze dla rosnącego I (widać
to szczególnie dla I > 1.5 A, przy czym Ith ≅ 0.5 A dla tej diody). Dioda najszybciej
nagrzewa się w ciągu pierwszych 7 – 3 μs. Widać to szczególnie na charakterystykach z lewej oraz prawej kolumny, gdzie przesunięcie pierwszego widma (0.2 μs
od czoła, czarna linia) względem następnego (5 μs od czoła) jest znacznie większe
niż przesunięcie widma w ciągu reszty impulsu. Tak szybkie zmiany temperatury
studni kwantowej (QW) muszą być związane z jej najbliższym otoczeniem. Stała
czasowa wzrostu temperatury rzędu pojedynczych μs opisuje transport ciepła z QW
do p-kontaktu, przy założeniu jego stabilizacji temperaturowej [16]. W tym obszarze
największą rezystancję cieplną stanowią warstwy AlGaAs. Po pierwszych mikrosekundach stała czasowa procesu termicznego wzrasta, wskazując na nagrzewanie
większej objętości wokół chipa. AlGaAs jest w ogóle materiałem o największej
rezystywności cieplnej w całym układzie zmontowanej diody laserowej [17].
Dla rosnących wartości I (Rys. 5) widać wzrastającą szybkość (dλ/dt) przesuwania
się grup najsilniejszych modów podłużnych w kierunku długofalowym (wzrastające
nachylenie żółtych....czerwonych linii). Dla czasów ponad ~ 5 μs od czoła impulsu
nachylenie to zależy w dużym stopniu od rezystancji cieplnych poza chipem DL, np.
od jakości lutowania. Towarzyszący temu brak przesuwania się obwiedni charakterystyk spektralnych jest efektem specyficznym dla tej diody, na razie niewyjaśnionym.
Widać to szczególnie dla I = 2.2 oraz 2.5 A. Ewolucja czasowa widma dla I = 2.8
A jest już obrazem nieodwracalnej szybkiej degradacji. Trzeba zaznaczyć, że dla
DL na pasmo 800 nm o podanych rozmiarach (L, W) typowe graniczne wartości
wysterowania zapewniające niezawodną pracę ciągłą (CW) są rzędu 1.5 A.
Na Rys. 6 przedstawiona jest analogiczna grupa czasowo-rozdzielczych charakterystyk spektralnych z ‚gęstszym’ próbkowaniem. 40 bramek przesuwanych kolejno
co 0.25 μs obejmuje pierwsze 10 μs impulsu laserowego. Pozwala to zaobserwować
pewne szczegóły procesów cieplnych. Tu lepiej widać skracający się ze wzrostem
I czas szybkiego nagrzewania DL w ciągu pierwszych μs trwania impulsu.
Można oczekiwać, że skrócenie czasu bramki spowoduje zwężenie charakterystyki spektralnej lub zmniejszenie ilości obserwowanych modów podłużnych,
co wiąże się z przyjętym na ogół modelem konkurencji modów (przy poszerzeniu
niejednorodnym wzbudzenie danego modu powoduje nasycenie wzmocnienia, co
w połączeniu z efektami autokolimacyjnymi stwarza warunki dla wzbudzenia innych
modów, kosztem tego pierwszego). Wykonano zatem pomiary spektralne tej samej
DL przy stałym wysterowaniu (impulsy prądowe 40 μs, 200 Hz, I = 1.8 A) z bramką
o malejącej szerokości 40, 10, 5 oraz 2 ns. Dla skompensowania malejącego sygnału optycznego zwiększano odpowiednio wzmocnienie (powielenie fotoelektronów
- gain) kamery ICCD. Wyniki przedstawione są na Rys. 7.
44
LD a7 (epi 212)
Rys. 6.
→
45
Rys. 6. Seria charakterystyk spektralnych analogiczna do przedstawionych na Rys. 5, ale
z „zagęszczonym” próbkowaniem: odstęp pomiędzy kolejnymi próbkami skrócony jest do
250 ns. Zatem skanowany jest odcinek pierwszych 10 μs impulsów laserowych.
Fig. 6. Series of characteristics similar to these shown in Fig. 5, but with denser sampling: the
distance between sequential samples is reduced to 250 ns. Therefore the first 10 μs segment
of laser pulses is scanned.
46
LD a7 (epi 212)
Rys. 7. Niezależność czasowo-rozdzielczych charakterystyk
spektralnych od długości bramki
przy stałym (I = 1.8 A) wysterowaniu diody laserowej.
Fig. 7. Independence of the
measured spectrum on the gate
width at constant laser diode drive current (I = 1.8 A).
47
Widać, że zmierzone charakterystyki spektralne i ich ewolucja w czasie nie zależą
od szerokości bramki. Można to przypisać mikro-niejednorodnościom szerokiego
obszaru aktywnego DL dużej mocy - praca wielomodowa jest skutkiem jednoczesnej
emisji z wielu wąskich obszarów (włókien), w których zachowana jest jeszcze równowaga termodynamiczna, formujących się spontanicznie (a przez to niestabilnych
czasowo i przestrzennie).
Z przedstawionych możliwości pomiarowych z zastosowaniem kamery ICCD,
szczególnie rozdzielczości czasowej wynika, że można analizować procesy rzutujące na charakterystyki spektralne emisji zachodzące w przeciągu pojedynczych
mikrosekund, a nawet szybsze. Należą do nich procesy cieplne w bezpośrednim
otoczeniu QW.
3. PORÓWNANIE PRZEBIEGU NAGRZEWANIA OBSZARU
AKTYWNEGO W DIODACH LASEROWYCH O KONSTRUKCJI
SYMETRYCZNEJ I ASYMETRYCZNEJ
Charakterystyki widmowe diod laserowych wykonanych z asymetrycznej heterostruktury A-DBSCH SQW (Rys. 2) o geometrii analogicznej do diod charakteryzowanych na Rys. 5 (L = 1 mm, W = 0.1 mm) przedstawione są na Rys. 8. Zakres
wysterowań również jest podobny (1.2 – 2.5 A). Widoczna jest zasadnicza różnica
w wielkości przesunięcia widma w przeciągu pierwszych 5 –10 μs od startu impulsu. Grzanie QW w strukturze asymetrycznej jest znacznie mniejsze, jednocześnie
zachowany jest efekt przyspieszania tego przesunięcia dla wzrastających amplitud
impulsu I. Wskazuje to na zmniejszenie Rth w najbliższym sąsiedztwie QW, w szczególności pomiędzy QW, a blokiem chłodzącym.
Jak wspomniano wcześniej, materiałem o największej rezystancji cieplnej w całym układzie jest AlGaAs [17], z drugiej strony, stała czasowa wzrostu temperatury
rzędu pojedynczych μs opisuje transport ciepła z obszaru aktywnego do (stabilizowanej) podstawy [16]. Można z tego wnosić, że czynnikiem „odpowiedzialnym”
za różnice w cieplnym zachowaniu konstrukcji symetrycznej i asymetrycznej diod
jest różnica rezystancji cieplnej, wynikająca z różnej grubości warstw p-emitera
(rezystywności cieplne są podobne z powodu podobnych składów AlGaAs).
Opisana możliwość zmniejszenia rezystancji termicznej p-emitera jest ważnym
elementem projektowania diod laserowych dużej mocy. Ma to jednak sens tylko w
przypadku możliwości utrzymania szerokości rozkładu pola optycznego poprzez
przesunięcie go na stronę n. Jest to istotą konstrukcji asymetrycznych heterostruktur
i wydaje się czynić je perspektywicznymi.
48
LD f5 (epi 222)
Rys. 8.
→
49
Rys. 8. Seria czasowo-rozdzielczych charakterystyk spektralnych z odstępem 1 μs – analogiczna do serii przedstawionej na Rys. 5, ale teraz dla DL skonstruowanej z heterostruktury
asymetrycznej (A-DBSCH).
Fig. 8. Series of time-resolved spectra taken with the 1 μs distance between sequential samples
(gates) – analogous to that shown in Fig. 5, but now for LD manufactured from asymmetric
heterostructure (A-DBSCH).
50
LD f5 (epi 222)
Rys. 9. Seria charakterystyk spektralnych z „zagęszczonym” próbkowaniem (odstęp pomiędzy kolejnymi próbkami: 250 ns) dla diody z heterostruktury asymetrycznej.
Fig. 9. Series of characteristics with denser sampling (the distance between sequential samples
of 250 ns) for the laser diode with asymmetrical heterostructure.
51
Na Rys. 9 widoczna jest analogiczna do Rys. 6 grupa czasowo-rozdzielczych
charakterystyk spektralnych z „gęstszym” próbkowaniem. Skanowany jest teraz
odcinek pierwszych 10 μs impulsu laserowego z rozdzielczością 0.25 μs. Oprócz
skracającego się ze wzrostem amplitudy impulsu prądowego czasu nagrzewania DL
w ciągu pierwszych μs trwania impulsu, widoczne są dla I ≥ 2.2 A efekty o charakterze oscylacyjnym. Wyraźniej niż na Rys. 8 widoczne jest szybkie ‚przestrajanie’
DL o ~ 0.2 nm z okresem ~1.7 μs. Podobne efekty szybkiego przełączania częstotliwości na krótkie (rzędu 1 μs) odcinki czasu, nie zawsze periodycznie, zostały
zaobserwowane dla innych diod z tej heterostruktury. Mechanizm nie jest jeszcze
rozpoznany. Możliwe, że obserwujemy pewne oscylacyjne rozwiązania równania
transportu ciepła.
Porównanie dynamiki przestrajania termicznego diody skonstruowanej z heterostruktury asymetrycznej (A-DBSCH, epi 222, projektowanej na pasmo 790 nm)
i diod z dwóch heterostruktur symetrycznych (wykonanych według jednego projektu
DBSCH, epi 238 i epi 212, projektowanych na pasmo 810 nm), przy jednakowym
poziomie wysterowania impulsowego (I = 2 A) przedstawione jest na Rys. 10a
i Rys. 10b dla dwóch omówionych wyżej sekwencji pomiarowych (tzn. z krokiem
0.25 μs i 1 μs). Potwierdza się znacznie mniejsze przesunięcie termiczne widma
DL z heterostrukturą asymetryczną w porównaniu z diodami wykonanymi z heterostruktur symetrycznych. Przypisanie tego mniejszej rezystancji termicznej warstwy
p-emitera pośrednio potwierdzone jest przez podobne zachowanie diod z różnych
heterostruktur symetrycznych.
Interesujące jest, że wyniki te mogą nie być potwierdzone w konwencjonalnych, statycznych pomiarach DL pracujących przy zasilaniu prądem stałym (CW).
Z charakterystyk CW, mocowo-prądowych i napięciowo-prądowych (P-I-V) oraz
spektralnych przedstawionych na Rys. 11a-b wyznaczyć można rezystancje termiczne
(RT) trzech diod z wymienionych heterostruktur. Mierząc wzrost temperatury ΔT
obszaru aktywnego DL wynikający ze wzrostu prądu diody [z przesunięcia widma,
poprzez zależność (5)], wyznaczyć można RT z zależności:
RT =
(U ⋅ I − P )
ΔT
opt 1.2 A
(
− U ⋅ I − Popt
)
0.8 A
gdzie: U, Popt oznacza napięcie i moc optyczną wyznaczone z charakterystyk P-I-V
dla dwóch prądów I, w tym przypadku I1 = 0.8 A oraz I2 = 1.2 A. ΔT jest przyrostem
temperatury związanym z tym wzrostem prądu zasilania, wartość U · I – Popt oznacza
moc rozproszoną DL. Tak policzone wartości RT dla kilku diod z wymienionych heterostruktur ujęte są w postaci Tab. 1. Z tabeli tej i Rys. 11a wynikają podobne wartości
zewnętrznej sprawności kwantowej (η) wybranych diod. Różnice w wartościach
mocy rozproszonej wynikają z różnych prądów progowych i w przypadku DL z epi
212, wysokich napięć w kierunku przewodzenia spowodowanych zbyt wysoką rezy52
stancją p-kontaktu. Rzutuje to na wyliczone wartości RT . O ile zmierzone wartości
ΔT w przybliżeniu potwierdzają wyniki pomiarów czasowo-rozdzielczych (choć na
stacjonarną wartość ΔT wpływ mają też dodatkowe elementy, jak jakość montażu),
to wyliczone wartości RT dają obraz całkiem odmienny, w szczególności diody z symetrycznej heterostruktury epi 212 mają najniższe rezystancje termiczne.
Tabela 1. Wykaz parametrów przykładowych DL z trzech porównywanych heterostruktur.
Parametry Ith, η, Δλ wyznaczono z charakterystyk CW, wzrost temperatury ΔT wyliczono
z zastosowaniem zależności (5), ΔP = U · I – Popt oraz RT wyliczono z (6).
Table 1. Specification of the parameters of exemplary LDs coming from three heterostructures
under comparison. Data Ith, η, Δλ were taken from CW characteristics, diode self-heating ΔT
is calculated using eq. (5), ΔP = U · I – Popt and RT is calculated from eq. (6).
epi222
Δλ [nm]
ΔT [deg]
ΔP [W]
RT [deg/W]
η [W/A]
Ith [A]
c5
1.57
6.28
0.506
12.40
0.881
0.513
d7
1.25
5.0
0.479
10.44
f5
1.25
5.0
0.58
8.62
0.765
0.588
c4
1.5
5.36
0.482
11.11
0.853
0.329
c6
1.81
6.46
0.438
14.7
0.968
0.326
c9
1.53
5.46
0.439
12.44
0.874
0.325
1.96
7.26
1.007
7.21
0.987
0.507
1.72
6.37
0.953
6.68
0.893
0.562
asym
epi238
0.907
0.533
sym
epi212
a4
sym
g4
53
A-DBSCH LD d1 (epi 222)
DBSCH LD c4 (epi 238)
DBSCH LD g4 (epi 212)
54
Rys. 10a.
A-DBSCH LD d1 (epi 222)
DBSCH LD c4 (epi 238)
Rys. 10b.
DBSCH LD g4 (epi 212)
Rys. 10. Porównanie przebiegów przestrajania termicznego w diodzie wykonanej na bazie
heterostruktury asymetrycznej i w diodach wykonanych z dwóch (nominalnie identycznych)
heterostruktur symetrycznych: a) bramkowanie z odstępem 1 μs; b) z odstępem 250 ns.
Fig. 10. Comparison of transient thermal-spectral-shift of the LD made from asymmetric
heterostructure with diodes manufactured from two (nominally identical) symmetric heterostructures.: a) the distance between sequential 40-ns-gates of 1 μs, b) the distance of 250 ns.
55
(a)
(b)
Rys. 11. Charakterystyki CW diod laserowych z heterostruktur porównywanych na Rys. 10
(w tej samej kolejności). Kolumna (a): charakterystyki P-I-V, kolumna (b): charakterystyki
spektralne dla trzech poziomów wysterowania diod. Temperatura podstawy stabilizowana:
Tbase = 20ºC.
Fig. 11. CW characteristics of LDs coming from heterostructures compared in Fig. 10 (in the
same sequence). P-I-V characteristics in column (a) and spectral characteristics in column
(b) - all for three drive current values. Base temperature stabilized at 20ºC.
56
Wytłumaczenie tej anomalii leży w definicji RT (wzór (6)). Wzrost mocy rozproszonej ΔP = U · I – Popt (wynikający z charakterystyk P-I-V) w danej konstrukcji
prowadzi na ogół także do większej różnicy mocy rozproszonej w mianowniku
(6). Zakłada się w tym ogólnym ujęciu, że moc rozproszona jest źródłem wzrostu
T (że ośrodek jest jednorodny, a ciepło generowane w całym obszarze) i wtedy wyrażenie (6) jest słuszne. Można sobie jednak wyobrazić sytuację, gdy część mocy
rozproszonej nie powoduje znaczącego wzrostu T złącza. Jest tak np. w przypadku
wysokorezystywnego p-kontaktu, gdzie wydzielane ciepło Joule’a jest kierowane
wprost do chłodnicy, a obszar aktywny jest odizolowany od tego źródła ciepła przez
warstwę p-emitera (np. AlGaAs) o bardzo dużej rezystywności cieplnej. W takim
przypadku wyliczone wartości RT mogą być małe, co jest informacją mylącą, jak
widać z porównania opisanego pomiaru statycznego i wcześniej opisanych czasowo-rozdzielczych pomiarów spektralnych. Istota pomyłki tkwi w niemożności
rozróżnienia położenia źródeł generacji ciepła w praktycznie najczęściej stosowanej
zależności (6) wynikającej z prostego modelu przyrządu.
4. PODSUMOWANIE
Z porównania niestacjonarnych procesów cieplnych rejestrowanych techniką
czasowo-rozdzielczej spektroskopii w diodach laserowych pracujących impulsowo
wynika znacznie mniejsze przesunięcie termiczne widma w ciągu pierwszych mikrosekund od czoła impulsu w przyrządach skonstruowanych na bazie heterostruktury
asymetrycznej w porównaniu z diodami wykonanymi z heterostruktur symetrycznych.
Jest to wynikiem znacznego zmniejszenia grubości warstwy p-emitera (AlGaAs
o dużej rezystywności cieplnej) w strukturze asymetrycznej. Zmniejszenie grubości
warstwy p-emitera stało się tam możliwe dzięki przesunięciu pola optycznego na
stronę n – w kierunku mniejszych strat na swobodnych nośnikach.
Możliwość zmniejszenia rezystancji termicznej p-emitera jest ważnym elementem
projektowania diod laserowych dużej mocy, jednak tylko w przypadku możliwości
poszerzenia rozkładu pola optycznego poprzez przesunięcie go na stronę n. Jest to
istotą konstrukcji asymetrycznych heterostruktur i wydaje się czynić je perspektywicznymi.
W pracy przedstawiono technikę badania procesów cieplnych w obszarze aktywnym DL metodą czasowo-rozdzielczej spektroskopii z zastosowaniem kamery
ICCD firmy Andor. Ze względu na rozdzielczość czasową znacznie poniżej 1 μs
(z bramką do 2 ns), technika ta dostarcza informacji o szybkich niestacjonarnych
procesach w obszarze aktywnym i jego najbliższym otoczeniu. Jest zatem ona bardzo
pomocna w ocenie konstrukcji przyrządów.
W trakcie obserwacji procesu nagrzewania obszaru aktywnego DL po włączeniu
impulsu prądowego zaobserwowano krótkie (rzędu 1 μs) fluktuacje widma (przestra57
janie lasera) o charakterze incydentalnym, lub periodyczne - o okresie rzędu 2 μs.
Mają one różny charakter dla DL z różnych heterostruktur, są zależne od amplitudy
impulsu. Ich przyczyna pozostaje do wyjaśnienia.
Konwencjonalna technika wyliczania rezystancji termicznej diod pracujących w
warunkach CW może prowadzić do błędnych wyników. Wynika to z nie rozróżniania
źródeł mocy rozproszonej, podczas gdy nie wszystkie z nich przyczyniają się do
wzrostu temperatury obszaru aktywnego. Do dokładnego opisu niezbędny jest zatem
bardziej szczegółowy model zjawisk generacji i rozchodzenia się ciepła.
PODZIĘKOWANIE
Autorzy dziękują pracownikom Samodzielnej Pracowni Epitaksji Związków Półprzewodnikowych (Z-15.1) za wykonanie heterostruktur, oraz pracownikom Zakładu
Zastosowań Materiałów AIIIBV (Z-20) za przeprowadzenie procesów technologicznych
(processing) na płytkach.
LITERATURA
[1] Leisher P. et al.: Mode control for high performance laser diode structures, Proc. SPIE,
6952, (2008), 69520C-1 - 69520C-11
[2] Wang J. et al.: High-efficiency diode lasers at high output power, Appl. Phys. Lett., 74,
11, (1999), 1525-1527
[3] Li L. et al.: High-efficiency 808 nm InGaAlAs-AlGaAs double-quantum-well semiconductor lasers with asymmetric waveguide structures, IEEE PTL, 20, 8, (2008),
566-568.
[4] Michel N. et al.: High-wall plug efficiency broad area laser bar with strain-compensated
quantum well, Materiały (CD) z konferencji ISLC’2008 (The 21st IEEE International
Semiconductor Laser Conference, 14–18.09.2008, Sorrento), 103
[5] Botez D.: Design considerations and analytical approximations for high continuous-wave
power, broad-waveguide diode lasers, Appl. Phys. Lett., 74, 21, (1999), 3102-3104
[6] Botez D.: High power, Al-free diode lasers, Compound Semiconductors, 5, 6, July/August, (1999), 24–29
[7] Wade J. K. et al.: High continuous wave power 0.8 μm band, Al-free active region diode
lasers, Appl. Phys. Lett., 70, 2, (1997), 149-151
[8] Petrescu-Prahova I. et al.: 253 mW/μm maximum power density from 9xx nm epitaxial
layer structures with d/Γ greater than 1 μm, Materiały (CD) z konferencji ISLC’2008
(The 21st IEEE International Semiconductor Laser Conference, 14 – 18.09.2008, Sorrento), 135
58
[9] Knauer A. et al.: High-power 808 nm lasers with a super-large optical cavity, Semiconductor Sci. Technol., 20, 6 (2005), 621-624
[10] Maląg A. et al.: High power low vertical beam divergence 800 nm-band double-barrier-SCH GaAsP/(AlGa)As laser diodes, IEEE PTL, 18, 15, (2006), 1582 –1584
[11] Emanuel M.A. et al.: High-efficiency AlGaAs-based laser diode at 808 nm with large
transverse spot size, IEEE PTL, 8, 10, (1996), 1291-1293
[12] Emanuel M.A. et al.: High-power InAlGaAs-GaAs laser diode emitting near 731 nm,
IEEE PTL, 9, 11, (1997), 1451-1453
[13] Casey H.C.,Jr., M.B.Panish: Heterostructure lasers, Academic Press, New York, 1978
[14] Buda M. et al.: Low-loss low–confinement GaAs-AlGaAs DQW laser diode with optical
trap layer for high-power operation, IEEE PTL, 11, 2, (1999), 161-163
[15] Iordache G. et al.:High power CW output from low confinement asymmetric structure
diode laser, Electron. Lett., 35, 2, (1999), 148-149
[16] Ito M., Kimura T,: Stationary and transient thermal properties of semiconductor laser
diodes, IEEE JQE, QE-17, 5, (1981), 787-795
[17] Duda E. et al.: Thermal resistance and temperature distribution in double-heterostructure
lasers: calculation and experimental results, IEEE JQE, QE-15, 8, (1979), 812-816
SUMMARY
DYNAMICS OF ACTIVE REGION SELF-HEATING IN LASER
DIODES BASED ON SYMMETRIC AND ASYMMETRIC
HETEROSTRUCTURE DESIGN – A COMPARISON BY TIME–
RESOLVED SPECTROSCOPY
The results of comparative investigations on 800-nm-band high-power laser
diodes based on symmetric and asymmetric heterostructure design are presented.
The idea of asymmetric heterostructure design is the insertion of a passive waveguide layer at the heterostructure’s n-side whereby a field distribution of generated
radiation shifts toward this side. Resulting decrease in free-carrier loss allows increasing of emitted radiation power by widening (perpendicular to the junction plane)
of shifted optical field distribution and by laser cavity elongation. The shift of the
optical field distribution toward the heterostructure n-side makes simultaneously
possible a reduction of p-cladding layer thickness, which should cause a decrease
of its thermal and electrical resistances. This has been confirmed by time-resolved
spectroscopy measurements of transient thermal processes in laser diodes. In pulse
operation, distinctly less thermal shift of lasing spectrum during the first (2 to 5)
59
microseconds after the pulse start has been observed in asymmetric-design devices
compared to symmetric ones. Such fast thermal processes can be connected only
with the nearest vicinity of the active region i.e. mainly with the highly resistive
p-cladding layer.
Presented results show that conventional steady-state technique of thermal resistance measurements for CW operating laser diodes can sometimes lead to conclusions inconsistent with these obtained by the time-resolved spectroscopy. Possible
reasons of the discrepancy are indicated.
Key word: laser diode, hterostructure, self-heating, spectroscopy, time-resolution,
power conversion efficiency
60
M.
Wójckik,
J. Gaca, A. Turos, ...
PL ISSN
0209-0058
T. 36 - 2008 NR 4
BADANIE HETEROSTRUKTUR ZWIĄZKÓW AIIIN
ZAWIERAJĄCYCH WARSTWY ULTRACIENKIE
Marek Wójcik1, Jarosław Gaca1,Andrzej Turos1, Włodzimierz Strupiński1,
Piotr Caban1,3, Jolanta Borysiuk1, A.P. Pathak2, N. Sathish2
Niedopasowanie sieciowe pomiędzy szafirowym podłożem i warstwą epitaksjalną GaN
prowadzi do powstawania naprężeń i dyslokacji niedopasowania. Jest ono także główną
przyczyną trudności, na jakie napotyka wzrost epitaksjalny warstw związków AIIIN.
Próby rozwiązania tego problemu polegają m.in. na stosowaniu warstwy buforowej
[1-3]. Niekiedy może ona zawierać supersieć o bardzo krótkiej fali modulacji składu
chemicznego, która obniża gęstość dyslokacji, a także poprawia strukturę docelowej
warstwy epitaksjalnej [4-5]. W artykule prezentowane są wyniki badań systemów
epitaksjalnych związków AIIIN, odkładanych na podłożu szafirowym o orientacji 001,
dotyczące struktury warstw AlN, AlGaN oraz GaN o bardzo małej grubości, a także
cech budowy krystalicznej warstwy buforowej i jej wpływu na wzrost i strukturę
docelowej warstwy epitaksjalnej GaN.
Słowa kluczowe: heterostruktura, AIIIN, warstwa buforowa, XRD
1. PODSTAWY TEORETYCZNE
Określanie profilu składu chemicznego heterostruktur polega na porównywaniu
eksperymentalnego rentgenowskiego profilu dyfrakcyjnego z profilem obliczonym
na podstawie założonego modelu. Jeżeli oba profile są dobrze dopasowane, to
1
2
3
School of Physics, University of Hyderabad, Hyderabad, India
Institute of Microelectronics and Optoelectronics, Warsaw University of Technology,
Koszykowa 75, 00-662 Warsaw
61
Badanie heterostruktur związków AIIIN....
uprawnione jest wnioskowanie, że realna struktura kryształu niewiele różni się od
struktury opisanej teoretycznie.
Teoria pozwalająca wyprowadzić równania propagacji pół falowych w krysztale
to dynamiczna teoria dyfrakcji promieniowania rentgenowskiego. Została ona rozwinięta niezależnie przez Lauego i Darwina. W teorii Lauego równania Maxwella
dla ośrodka ciągłego przekształcane są do postaci równań Takagi – Taupina [6-7],
uwzględniających okresowość kryształu, co pozwala na zapisanie potencjału rozpraszającego za pomocą funkcji Blocha. W teorii Darwina [9, 10, 12] zakłada się,
że kryształ jest dyskretnym zbiorem płaszczyzn atomowych. Rozpatruje się także
wielokrotne odbicia promieni rentgenowskich, co prowadzi do uwzględniania zjawiska ekstynkcji.
Ze względu na łatwość z jaką można modelować kryształ wielowarstwowy i na
możliwą do osiągnięcia dokładność określenia jego składu chemicznego, do opracowania algorytmów obliczeniowych wykorzystano dynamiczną teorię dyfrakcji
promieniowania rentgenowskiego w ujęciu darwinowskim [11].
Znane z literatury metody symulacyjne zastosowane do analizy kształtu pojedynczego piku dyfrakcyjnego umożliwiają także wyznaczanie takich parametrów
strukturalnych, jak długość korelacji wzrostu kolumnowego [12], czy gęstość
dyslokacji [13-14]. We wspomnianych analitycznych metodach wykorzystuje się
[15-16] zależność pomiędzy kształtem refleksu i ważnymi własnościami struktury
krystalicznej, polegającą na tym, że niewielka długość korelacji wzrostu kolumnowego powoduje, że profil refleksu może być opisany funkcją Cauchy’ego, natomiast
wzajemne dezorientacje bloków powodują zmianę kształtu piku na gaussowski. Jeżeli oba zjawiska to znaczy zarówno mała długość korelacji wzrostu kolumnowego
jak i dezorientacja bloków występują jednocześnie, to wówczas profil refleksu jest
splotem profilu gaussowskiego – G(θ) z profilem Cauchy’ego – C(θ) i przybliżany
jest funkcją pseudo – Voita – P(θ) w następujący sposób:
P(θ) = I0 [ηC(θ) + (1 - η) G(θ)]
(1)
gdzie: I0 jest czynnikiem skalującym wysokość refleksu, η parametrem funkcji pseudo Voita,
który może przyjmować wartości z przedziału 0 ≤ η ≤ , a θ jest kątem odbłysku.
Jeżeli pik dyfrakcyjny został zarejestrowany metodą skanowania przestrzeni odwrotnej kryształu równolegle do płaszczyzn odbijających, to poddając analizie jego
kształt można wyznaczyć jego szerokość połówkową βΩ, a także wielkość parametru
funkcji pseudo Voita η. Następnie, posługując się wyrażeniami zaproponowanymi
przez De Kaijsera [17] można określić długość korelacji związaną z rozmiarem
bloków w kierunku równoległym do powierzchni LII :
LII =
62
0,9 λ
β Ω ( 0,017475 + 1,500484η − 0,534156η 2 )sinθ
(2)
M. Wójckik, J. Gaca, A. Turos, ...
a także oraz miarę średniego kąta dezorientacji bloków w stosunku do powierzchni
kryształu αΩ:
α Ω = β Ω ⎡⎣0, 1884446 + 0, 812692 1 − 0, 998497η − 0, 659603η + 0, 44554η 2 ⎤⎦ (3)
gdzie λ jest długością promieniowania rentgenowskiego.
Jeżeli natomiast pik dyfrakcyjny został zarejestrowany metodą skanowania przestrzeni odwrotnej kryształu w kierunku prostopadłym do płaszczyzn odbijających,
to po zmierzeniu jego szerokości połówkowej βΩ/2θ, oraz określeniu wartości liczbowej parametru funkcji pseudo Voita można obliczyć długość korelacji związaną
z rozmiarem bloków w kierunku wzrostu systemu epitaksjalnego [17-19]:
L⊥ =
(
0, 9 λ
)
β Ω / 2θ 0, 017475 + 1, 5000484η − 0, 534156η 2 cosθ
(4)
oraz miarę odkształceń prostopadłych do powierzchni swobodnej kryształu:
β Ω / 2θ ⎡⎣0, 184446 + 0, 182692 1 − 0, 998497η − 0, 6596η + 0, 445542η 2 ⎤⎦ (5)
ε⊥ =
4tgθ
Przedstawione powyżej wyrażenia wykorzystano dla określenia korelacji pomiędzy naprężeniami w supersieci GaN/AlN i w warstwie epitaksjalnej GaN, odłożonej
bezpośrednio na niej.
2. EKSPERYMENT
Wzrost warstw przeprowadzono w urządzeniu do epitaksji AIX 200/4 RF-S
[20-21] z indukcyjnym poziomym reaktorem. Laminarny przepływ gazów roboczych
i układ szybkiego ich przełączania pozwala wymienić atmosferę gazową bardzo
szybko i osadzać warstwy rozdzielone ostrymi interfejsami, których grubości są kontrolowane w zakresie pojedynczych płaszczyzn atomowych. W Tab. 1 prezentowane
są najważniejsze parametry strukturalne wytworzonych systemów epitaksjalnych.
63
Tabela 1. Parametry wytworzonych metodą MOCVD systemów epitaksjalnych.
Table 1. The main structural parameters of investigated samples grown by MOCVD method.
Nr
Proces
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24,25
676
722
723
889
890
891
892
997
998
1001
1002
1004
1011
996
999
1000
1003
1005
1009
1006
1007
1010
1008
249,250
Struktura
Grubości
20x(GaN/AlN) 0,42nm/0,48nm
30x(GaN/AlN) 10nm/10nm
5x(GaN/AlN)
5nm/5nm
5x(GaN/AlN)
5nm/5nm
GaN
template
Warstwa
Warstwa nakry-
buforowa
wająca
2,2μm GaN
1,0μm AlGaN
1,0μm AlGaN
GaN
GaN
GaN
GaN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
AlN
0,1-0,2 μm GaN
0,1-0,2 μm GaN
brak
1,0 μm GaN
brak
brak
1,0 μm GaN
1,0 μm GaN
1,0 μm GaN
1,0 μm GaN
1,0 μm GaN
1,0 μm GaN
brak
brak
brak
brak
brak
brak
0,1 μm GaN
0,1 μm GaN
0,1 μm GaN
0,1 μm GaN
0,1 μm GaN
Zbadano także serię heterostruktur wytworzonych metodą MBE w Institute of
Semiconductor Physics SB RAS w Nowosybirsku przez zespół w składzie: A. Yu.
Nikitin, V.G. Mansurov, K. Zhuravlev. Próbki o numerach 403, 405, 406 należą
do serii, w której warstwy AlN rosły pod różnymi ciśnieniami NH3 Tab. 2. Na tych
warstwach odkładano następnie 3 studnie kwantowe GaN złożone tylko z kilku
płaszczyzn atomowych, rozdzielone barierami AlN. Projektowane grubości studni
oraz barier zawiera Tab. 3, a warunki technologiczne osadzania studni kwantowych
GaN przedstawione są w Tab. 2.
64
Tabela 2. Warunki technologiczne osadzania studni kwantowych.
Table 2. Technological parameters of quantum wall epitaxial growth.
Nr
403
405
406
Ciśnienie NH3 [Torr]
2,7 10-4
3,0 10-5
1,0 10-5
TPROCESU[C]
993
993
993
Grubość AlN [A]
1000
1700
2200
Podstawową techniką pomiarową były skanowania otoczenia wybranego węzła
sieci odwrotnej, w kierunku równoległym (ω scan) i prostopadłym (ω/2θ scan) do
płaszczyzn odbijających, w geometrii dyfrakcyjnej, oraz prostopadłe i równoległe
do swobodnej powierzchni kryształu, w geometrii niskokątowej, umożliwiające
wyznaczenie profilu składu chemicznego w kierunku wzrostu, długości korelacji
i miary odkształceń prostopadłych do kierunku wzrostu, a także oszacowanie gęstości
obiektów niskowymiarowych [22-23].
Związki AIIIN charakteryzują się niskim stopniem uporządkowania krystalicznego
[24-26]. Jednym z możliwych sposobów relaksacji naprężeń jest więc wzrost mozaikowy, kiedy to warstwa składa się z kolumn oddzielonych granicami niskokątowymi. Dla zespołu zjawisk związanych z dyfrakcją promieniowania rentgenowskiego
ważnym efektem opisanej powyżej cechy jest duża szerokość refleksów, a także
ich względnie niskie natężenie, dlatego też, w celu rejestracji profilu pochodzącego
od warstw ultracienkich zastosowano promieniowanie synchrotronowe. Pomiary
wykonano na stanowisku pomiarowym BM 20 – ROBL w Ośrodku Europejskiego
Synchrotronowego Centrum Badawczego – ESRF.
2 ANALIZA STRUKTURY WARSTW CIENKICH
Jak już wspomniano wykorzystanie założeń dynamicznej teorii dyfrakcji promieniowania rentgenowskiego w wersji Darwina umożliwia modelowanie składu
chemicznego każdej płaszczyzny atomowej prostopadłej do wektora dyfrakcji. Cecha
ta pozwala niezwykle dokładnie modelować profil składu chemicznego. Otrzymane
wyniki sugerują, że pośród zbadanych systemów epitaksjalnych (Tab. 1), zawierających wielokrotne studnie kwantowe można wyróżnić dwie grupy: Do pierwszej
z nich należą systemy osadzane na buforze GaN w których, w trakcie odkładania
studni kwantowych nastąpiło wymieszanie materiału studni i bariery.
Do drugiej grupy można zaliczyć systemy osadzane na buforze AlGaN. W ich wypadku obserwuje się, oprócz warstwy powstałej na skutek wymieszania materiałów
studni i bariery, także kilka studni kwantowych oddzielonych barierami.
65
2.1. SYSTEMY EPITAKSJALNE OSADZANE NA BUFORZE GaN
Wyniki otrzymane dla heterostruktury 676, prezentowane na Rys. 1-2, są typowe dla wszystkich próbek należących do grupy materiałów osadzanych na buforze
GaN. Na Rys. 3 przedstawiony jest eksperymentalny i symulowany rentgenowski
profil dyfrakcyjny.
Rys. 1. Rentgenowskie profile dyfrakcyjne: eksperymentalny – górny i teoretyczny – dolny,
dla struktury 676, promieniowanie synchrotronowe o długości fali 0,15396 nm
Fig. 1. X-ray diffraction profiles: experimental – upper and calculated – bottom. Crystal 676,
the wavelength of the synchrotron radiation equals 0,15396 nm.
Profil teoretyczny, prezentowany na Rys. 3, został otrzymany przy założeniu
modelu kryształu złożonego z trzech, licząc od podłoża, warstw:
1) Warstwy buforowej GaN o grubości 2,2 μm,
2) Warstwy Al0,42Ga0,58N o grubości 11,7 nm,
3) Warstwy nakrywającej GaN o grubości 90 nm.
Oba profile charakteryzują się występowaniem silnego refleksu w położeniu 72,90 deg, który powstaje w wyniku odbicia od płaszczyzny 004 w warstwie
GaN i dodatkowego rozmytego piku dyfrakcyjnego pochodzącego od warstwy
Al0,42Ga0,58N.
Profil teoretyczny charakteryzuje się występowaniem, w jego wysokokątowej
części, oscylacji. Brak tych oscylacji w profilu eksperymentalnym, a także duże poszerzenia refleksów świadczą o pojawieniu się w warstwie Al0,42Ga0,58N obszarów
wzajemnej zdezorientowanych. Hipotezę tę potwierdza analiza profilu rentgenowskiego prezentowanego na Rys. 2.
66
Rys. 2. Profil reflektometryczny otrzymany w wyniku skanowania w kierunku równoległym
do powierzchni swobodnej dla struktury 676, promieniowanie synchrotronowe o długości
fali 0,15396 nm. Strzałką zaznaczono składową rozpraszania dyfuzyjnego.
Fig. 2. Reflectometric profile for 676 crystal obtained by means of scan parallel to the surface. The wavelength of the synchrotron radiation equals 0,15396 nm The arrow indicates
the diffusion component of the profile.
Występowanie składowej dyfuzyjnej oznacza, że w objętości warstwy Al0,42Ga0,58N
mogą współistnieć obszary o nieco różnej orientacji. W celu wyjaśnienia czy w tej
warstwie nastąpiła także relaksacja naprężeń zastosowano technikę pomiarową
Grazing Incident Diffraction (GID).
Idea pomiaru polega na tym, że wiązka promieniowania rentgenowskiego pada
pod małym kątem Φ na powierzchnię swobodną kryształu i jednocześnie pod kątem
braggowskim ΘB na wybrane płaszczyzny atomowe, prostopadłe do tej powierzchni.
Pomiar polega na ciągłej zmianie kąta padania θ wiązki promieniowania na płaszczyzny odbijające w otoczeniu kąta braggowskiego θB. Na podstawie otrzymanego
w ten sposób profilu dyfrakcyjnego można ocenić m.in. stopień koherencji badanej
warstwy, a możliwość zmiany kąta padania wiązki Φ na powierzchnię kryształu
zapewnia kontrolę głębokości wnikania. Na Rys. 5 przedstawione są profile dyfrakcyjne otrzymane tą metodą dla różnych kątów padania αf .
67
Rys.3. Profile dyfrakcyjne otrzymane metodą GID dla różnych kątów padania Φ.
Fig. 3. X-ray GID diffraction profile obtained for the another incydent angles.
Zmiana kształtu refleksu w funkcji głębokości wnikania sugeruje, że w krysztale
współistnieją rodziny płaszczyzn sieciowych o tych samych wskaźnikach Millera,
różniące się odległościami międzypłaszczyznowymi. Zmiana charakteru profilów
prezentowanych na Rys. 3 może wynikać ze zmiany pola oświetlonego wiązką
promieniowania synchrotronowego, w funkcji zmiany kąta padania Φ w zakresie od
0,1 deg do 0,5 deg. Rys. 4 przedstawia możliwą interpretację tego zjawiska.
Rys. 4. Schemat dyfrakcji zachodzącej w geometrii GID. Występowanie obszaru nieciągłości
płaszczyzn sieciowych świadczy o braku koherencji sieciowej.
Fig. 4. The GID geometry of the X-ray diffraction. The discontinuity of lattice planes proves
that there is no coherency in the crystal volume.
68
Na powyższym rysunku widoczne są dwa obszary o różnej koncentracji aluminium. Na ich granicy można, w pewnych warunkach, zaobserwować nieciągłość
płaszczyzn sieciowych prostopadłych do powierzchni. Zjawiska dyfrakcyjne zachodzące wewnątrz obszaru nieciągłości płaszczyzn sieciowych powodują rozszczepienie
piku, które świadczy o braku koherencji sieciowej.
Prezentowane wyniki świadczą o tym, że w kryształach osadzanych na buforze
GaN nastąpiło wymieszanie materiału w warstwie pośredniej i zamiast supersieci
GaN/AlN otrzymano warstwę AlGaN o składzie chemicznym odpowiadającym średniemu projektowanemu składowi supersieci. Stwierdzono brak koherencji sieciowej
pomiędzy warstwą AlGaN i warstwą epitaksjalną GaN, a także wzajemną dezorientację
kolumn w obrębie warstwy AlGaN.
2.2. SYSTEMY EPITAKSJALNE OSADZANE NA BUFORZE
AlGaN
Profile dyfrakcyjne tej grupy kryształów charakteryzują się oscylacjami pochodzącymi od supersieci GaN/AlN i świadczącymi o tym, że pewna część wytworzonej
heterostruktury ma charakter periodyczny.
Na Rys. 5 pokazany jest profil dyfrakcyjny kryształu z procesu 723, który
jest typowy dla wszystkich kryształów z omawianej grupy (Tab. 1). Widoczne są
wspomniane wcześniej oscylacje, a także silny refleks pochodzący od płaszczyzn
002 w warstwie nukleacyjnej Al0,2Ga0,8N i szeroki refleks, którego położenie kątowe
odpowiada zarówno warstwie Al0,6Ga0,4N, jak i warstwie podwójnej – studnia, bariera
(3GaN,4AlN). Model kryształu na którego podstawie przeprowadzono symulacje
profilu dyfrakcyjnego prezentowany jest na Rys. 6.
69
Rys. 5. Rentgenowskie profile dyfrakcyjne eksperymentalny – górny i teoretyczny – dolny
dla kryształu 723, promieniowanie synchrotronowe o długości fali 0,15396 nm. Widoczne są
oscylacje, świadczące o periodycznym charakterze systemu epitaksjalnego.
the wavelength of the synchrotron radiation equals 0,15396 nm. The oscillations provides the
information about the periodicity of epitaxial system.
Rys. 6. Model heterostruktury założony do przeprowadzenia symulacji profilu dyfrakcyjnego
dla kryształu z procesu 723.
Fig. 6. The model of the crystal 723 used to symulation of the x-ray diffraction profile.
70
Prezentowany powyżej model heterostruktury potwierdzają także wyniki
uzyskane przy wykorzystaniu transmisyjnej mikroskopii elektronowej (TEM) dla
heterostruktury z procesu 722. Ta heterostruktura różni się od heterostruktury 723
dodatkowo nałożoną warstwą GaN o grubości ~ 0,2 μm. Pozostałe parametry technologiczne były w obu procesach identyczne.
Na obrazie TEM (Rys. 7) wyraźnie widać kolejne interfejsy pomiędzy warstwami
GaN i AlN, co świadczy o tym że przynajmniej część heterostruktury jest periodyczna. Obserwuje się też stopniowy zanik obrazu interfejsów, w miarę zbliżania się do
powierzchni kryształu, co potwierdza hipotezę, że podczas odkładania ekstremalnie
cienkich warstw AlN oraz GaN następuje, po odłożeniu zaledwie 3 lub najwyżej 4
warstw podwójnych, zanik zdolności układu do utrzymania wzrostu dwuwymiarowego, a materiał kolejnych 7 odkładanych warstw zaczyna mieszać się ze sobą.
Rys. 7. Elektronowomikroskopowy obraz heterostruktury z procesu 722. Widoczne interfejsy
pomiędzy kolejnymi warstwami supersieci 3GaN/4AlN, a także interfejs pomiędzy warstwą
Al0,6Ga0,4N i warstwą epitaksjalną GaN .
Fig. 7. TEM image of 722 heterostructure. The interfaces between succeeding layers in the
superlattice 3GaN/4AlN and between Al0,6Ga0,4N and GaN layers are visible.
Na Rys. 8 przedstawione są eksperymentalny oraz symulowany profil dyfrakcyjny
otrzymany dla kryształu z procesu 722. Oscylacje widoczne na profilu dyfrakcyjnym
kryształu 723 stały się obecnie prawie niezauważalne.
71
Rys. 8. Rentgenowskie profile dyfrakcyjne: eksperymentalny – górny i teoretyczny – dolny
dla struktury 722, promieniowanie synchrotronowe o długości fali 0,15396 nm. Widoczne
są szczątkowe oscylacje.
the wavelength of the synchrotron radiation equals 0,15396 nm. The residual oscillations
are visible.
Teoretyczny profil rentgenowski został obliczony przy założeniu, że w krysztale
722 występuje dodatkowa warstwa epitaksjalną GaN o grubości 0.2 μm. Jak widać
obecność jej zmienia kształt profilu dyfrakcyjnego i prawie całkowicie wygasza
obserwowane poprzednio oscylacje, co może świadczyć o tym, że w krysztale 722
wymieszaniu uległo więcej warstw podwójnych niż w krysztale 723.
Ten stan rzeczy może być wywołany procesami zachodzącymi w reaktorze
podczas odkładania względnie grubej warstwy epitaksjalnej GaN, kiedy to układ
przebywa w wysokiej temperaturze i w tym czasie może zachodzić dyfuzyjne mieszanie się materiału pomiędzy warstwami GaN i AlN.
Dla heterostruktur z procesów 722 i 723 wykonano badania powierzchni techniką
mikroskopu sił atomowych. Obrazy AFM wskazują, że powierzchnie kryształów
z obu procesów są chropowate, jednakże powierzchnia kryształu z procesu 722 charakteryzuje się znacznie większą amplitudą nierówności. To także może świadczyć
o tym, że wzrost dodatkowej warstwy GaN wpływa niekorzystnie na stan powierzchni
systemu epitaksjalnego.
72
Profil reflektometryczny prezentowany na Rys. 9 otrzymany przez niskokątowe
skanowanie w kierunku równoległym do powierzchni kryształu 723 wykazuje niewielką składową dyfuzyjną w szczególności w porównaniu do składowej dyfuzyjnej występującej dla kryształu 722 (Rys. 2) oznacza, że uporządkowanie lateralne
kryształów odkładanych na buforze AlGaN jest lepsze niż kryształów odkładanych
na buforze GaN.
Rys. 9. Profil reflektometryczny otrzymany przez skanowanie w kierunku równoległym do
powierzchni dla kryształu 723.
Fig. 9. The reflectometric profile obtained by means of scan in the direction parallel to the
surface of 723 crystal.
W podsumowaniu można stwierdzić, że stwierdzono, że porządek chemiczny
supersieci AlN/GaN bardzo silnie zależy od składu chemicznego warstwy buforowej. Gdy skład chemiczny warstwy buforowej jest zbliżony do średniego składu
chemicznego supersieci, obserwuje się wówczas zdecydowaną poprawę porządku
chemicznego supersieci. W kryształach odkładanych na warstwie nukleacyjnej
AlGaN obserwuje się występowanie większej liczby studni GaN rozdzielonych
barierami AlN niż w kryształach odkładanych na warstwie nukleacyjnej GaN, w
tym ostatnim przypadku nastąpiło prawie całkowite wymieszanie materiału warstw
supersieci.
2.3. ANALIZA ODKSZTAŁCEŃ I DŁUGOŚCI KORELACJI
W KIERUNKU WZROSTU
Dla kryształów z odłożoną warstwą nakrywającą GaN przeprowadzono analizę
kształtu refleksu, którą zastosowano zarówno do piku dyfrakcyjnego 004 pochodzą73
cego od warstwy GaN, jak i dla piku dyfrakcyjnego 004 od leżącej pod spodem warstwy AlGaN. Określono zależność długości korelacji wielkości bloków w kierunku
prostopadłym do powierzchni kryształu w warstwie epitaksjalnej GaN i w warstwie
AlGaN w funkcji projektowanej całkowitej grubości supersieci AlN/GaN.
AlN/GaN superlattice
GaN layer
Rys. 10. Zależność długości korelacji wielkości bloków w kierunku prostopadłym do powierzchni kryształu w warstwie epitaksjalnej GaN i w warstwie AlGaN w funkcji projektowanej całkowitej grubości supersieci AlN/GaN.
Fig. 10. Correlation length perpendicular to the surface in the GaN and AlGaN layers versus
total thickness of the AlN/GaN superlattice.
Otrzymany wynik wskazuje na występowanie związku pomiędzy wielkościami
bloków w kierunku osi c w warstwie GaN i w projektowanej supersieci AlN/GaN,
przy czym, o ile wraz ze zwiększaniem grubości supersieci rośnie średni rozmiar
bloku w warstwie GaN, to maleje rozmiar bloku w supersieci. Potwierdza to hipotezę, że wraz ze wzrostem liczby odkładanych warstw podwójnych supersieci
maleje ich jakość krystaliczna. Na uwagę jednak zasługuje to, że jednocześnie ze
zmniejszaniem się jakości krystalicznej supersieci, w funkcji jej całkowitej grubości,
rośnie średni rozmiar bloku w warstwie epitaksjalnej GaN, a więc również polepsza
się jej jakość krystaliczna.
Na Rys. 11 przedstawiono zależność niejednorodnych mikroodkształceń występujących wzdłuż osi c w warstwie epitaksjalnej GaN i w projektowanej supersieci
AlN/GaN od całkowitej grubości supersieci.
74
AlN/GaN superlattice
GaN layer
Rys. 11. Zależność niejednorodnych mikroodkształceń wzdłuż osi c w warstwie epitaksjalnej
GaN i w projektowanej supersieci AlN/GaN od całkowitej grubości supersieci.
Fig. 11. The inhomogeneous strain parallel to the c axis in the GaN and AlN/GaN superlattice
versus total thickness of the superlattice.
Rys. 11 pokazuje zależność pomiędzy wielkością mikroodkształceń wzdłuż
osi c w warstwie GaN i w supersieci AlN/GaN. W miarę, jak rośnie całkowita
grubość projektowanej supersieci obserwuje się zmniejszanie niejednorodnych mikroodkształceń prostopadłych do powierzchni systemu epitaksjalnego i to zarówno
w objętości projektowanej supersieci, jak i w nakrywającej warstwie epitaksjalnej
GaN. W całym przedziale grubości projektowanej supersieci mikroodkształcenia
w warstwie GaN są o jedną czwartą niższe niż w warstwie buforowej.
2.4. WPŁYW SUPERSIECI NA JAKOŚĆ WARSTWY GaN
Zmierzono szerokości połówkowe refleksu 004 zarówno w kierunku równoległym
do powierzchni próbki, jak i w kierunku prostopadłym do niej. Szerokość połówkowa refleksu symetrycznego βΩ mierzona w kierunku równoległym do powierzchni
metodą skanowania ω jest odwrotnie proporcjonalna do lateralnej jakości krystalicznej warstwy epitaksjalnej, a szerokość połówkowa βΩ/2θ mierzona w kierunku
prostopadłym do powierzchni jest odwrotnie proporcjonalna do średniej jakości
struktury w kierunku wzrostu. Miara uśrednionego poszerzenia <β> = (βΩ · βΩ/2θ)1/2
zawiera informację o jakości strukturalnej kryształu.
Otrzymane wyniki świadczą o tym, że zarówno warstwa epitaksjalna GaN, jak
i supersieć AlN/GaN wykazują wspólną cechę, a mianowicie szerokość połówkowa refleksu 004 mierzona równolegle do powierzchni systemu jest kilkukrotnie
75
większa od szerokości połówkowej mierzonej w kierunku prostopadłym do powierzchni. Oznacza to, że porządek krystaliczny, tak w supersieci, jak i w warstwie
GaN, w kierunku wzrostu jest znacznie lepszy niż porządek lateralny. Zależność
uśrednionych szerokości połówkowych od nominalnej liczby okresów supersieci
przedstawia Rys. 12.
Rys. 12. Zależność uśrednionych szerokości połówkowych od nominalnej liczby okresów
supersieci AlN/GaN dla refleksów 004 supersieci oraz warstwy epitaksjalnej GaN o grubości
1 μm.
Fig. 12. The averaged FWHM of 004 reflections versus planned thickness of AlN/GaN superlattice for epitaxial and superlattice reflecting planes.
Obie krzywe mają minima. Najmniejsza uśredniona szerokość połówkowa refleksu 004 pochodzącego od supersieci AlN/GaN (5nm/5nm) odpowiada 10 okresom,
a minimalna szerokość połówkowa refleksu 004 pochodzącego od warstwy epitaksjalnej GaN odłożonej bezpośrednio na danej supersieci odpowiada 15 okresom supersieci. Oznacza to, że najwyższy stopień porządku krystalicznego jest obserwowany
dla supersieci (5nm/5nm) o 10 okresach, a warstwa epitaksjalna GaN o grubości
1 μm charakteryzuje się najwyższym stopniem porządku krystalicznego, gdy rośnie
bezpośrednio na supersieci AlN/GaN (5nm/5nm) która jest złożona z 15 okresów.
2.5. BADANIA ULTRACIENKICH WARSTW AlN/GaN
Wysokokątowy profil dyfrakcyjny wykazuje bardzo dużą czułość na zmiany odległości międzypłaszczyznowych - odkształcenia i wygięcia płaszczyzn sieciowych.
Silnie zależy on od grubości poszczególnych warstw krystalicznych, ich składu
chemicznego oraz od całkowitej grubości heterostruktury. Informacja jaką zawiera
pochodzi z obszaru o głębokości do kilkunastu mikronów. W przypadku bardzo
76
cienkich heterostruktur dla zarejestrowania profilu dyfrakcyjnego, zawierającego dostatecznie dużo szczegółów, należy wykorzystać promieniowanie synchrotronowe.
Profil reflektometryczny wykazuje dużą czułość na zmiany gęstości w kierunku
prostopadłym do powierzchni. Głębokość wnikania promieniowania rentgenowskiego, w zakresie małych kątów padania, bardzo szybko rośnie wraz z ich wzrostem.
Profil reflektometryczny otrzymany metodą skanowania ω (dla dowolnego, ale
ustalonego kąta 2θ) zawiera w sobie informację o warstwie badanej heterostruktury,
której górną granicę stanowi swobodna powierzchnia kryształu, a jej dolna granica
jest ściśle określona miarą kąta 2θ. Tak więc im większy jest ten kąt, tym głębiej
w kryształ wnika wiązka promieniowania rentgenowskiego, i co za tym idzie, tym
grubsza jest warstewka heterostruktury, z której informacja może być analizowana.
Na podstawie przeprowadzonych serii symulacji profili wysokokątowych Rys. 13
i niskokokątowych (Rys 14) stwierdzono, że wykonując numeryczną analizę jednocześnie dla profilu wysokokątowego i dla profilu reflektometrycznego osiąga się
dobre rezultaty. Dlatego profil składu chemicznego ultracienkich warstw GaN/AlN
otrzymanych w procesach 403, 405, 406 został określony przy zastosowaniu metody
jednoczesnej symulacji profili dyfrakcyjnego i reflektometrycznego.
W przypadku badanych heterostruktur występuje tylko niewielka rozbieżność pomiędzy modelami powstałymi w efekcie symulacji profilu wysokokątowego i profilu
reflektometrycznego (Tab. 3), a dla kryształu 403 oba modele są niemal identyczne.
Jest to silna przesłanka zachęcająca do stosowania prezentowanej metodyki.
77
Rys. 13. Rentgenowskie profile dyfrakcyjne: eksperymentalny – górny i teoretyczny – dolny
dla struktury 403,405,406, promieniowanie synchrotronowe o długości fali 0,15396 nm.
405, 406 the wavelength of the synchrotron radiation equals 0,15396 nm.
78
Rys. 14. Rentgenowskie profile reflektometryczne: eksperymentalny – górny i teoretyczny – dolny dla struktury 403,405,406, promieniowanie synchrotronowe o długości fali
0,15396 nm.
Fig. 14. X-ray reflectometric profiles: experimental – upper and calculated – bottom. Crystal
403, 405, 406 the wavelength of the synchrotron radiation equals 0,15396 nm.
79
Tabela 3. Porównanie modeli otrzymanych przez dopasowanie wysokokątowych i niskokątowych profili rentgenowskich.
Tab. 3. The comparison between the models obtained by means of diffraction and reflectometric techniques.
Nr
Skład
chemiczny
403
Al0,88Ga0,12N
Model
dyfrakcyjny
[nm]
8,00
GaN
1,03
1,03
1,03 GaN
1,30 GaN
Al0,88Ga0,12N
7,50
7,50
7,50 Al0,88Ga0,12N
10,00 AlN
GaN
1,55
1,55
1,55 GaN
1,30 GaN
Al0,88Ga0,12N
7,50
7,50
7,50 Al0,88Ga0,12N
10,00 AlN
GaN
2,06
2,06
2,06 GaN
1,30 GaN
AlN
100
100
100 AlN
100 AlN
Al0,87Ga0,13N
7,50
8,88
8,19 Al0,87Ga0,13N
10,00 AlN
GaN
1,29
1,29
1,29 GaN
1,30 GaN
Al0,87Ga0,13N
7,50
8,38
7,94 Al0,87Ga0,13N
10,00 AlN
GaN
1,81
1,81
1,81 GaN
1,30 GaN
Al0,87Ga0,13N
8,00
7,88
7,94 Al0,87Ga0,13N
10,00 AlN
GaN
2,06
2,06
2,06 GaN
1,30 GaN
AlN
170
170
170 AlN
170 AlN
Al0,90Ga0,10N
8,50
7,75
8,13 Al0,90Ga0,10N
10,00 AlN
GaN
1,55
1,42
1,49 GaN
1,30 GaN
Al0,90Ga0,10N
8,50
7,50
8,00 Al0,90Ga0,10N
10,00 AlN
GaN
1,55
1,68
1,62 GaN
1,30 GaN
Al0,90Ga0,10N
8,00
7,38
7,69 Al0,90Ga0,10N
10,00 AlN
GaN
1,81
1,81
1,81 GaN
1,30 GaN
AlN
220
220
220 AlN
220 AlN
405
406
80
Model
reflektometryczny
[nm]
8,50
Model
końcowy
[nm]
Projektowane
grubości
[nm]
8,25 Al0,88Ga0,12N
10,00 AlN
Otrzymane wyniki pokazują, że została przeszacowana szybkość wzrostu bariery
AlN – w rzeczywistości AlGaN o ~ 20%, natomiast grubości ultracienkich studni
GaN są, z wyjątkiem najbliższej powierzchni kryształu w procesie 403, grubsze
od zakładanych. Dodatkowo obserwuje się prawidłowość, polegającą na tym, że
im głębiej w heterostrukturze jest osadzona studnia, tym jej grubość jest większa.
Może to świadczyć o tym, że podczas trwania procesu technologicznego, prędkość
wzrostu studni GaN maleje sukcesywnie.
2.6. OBSERWACJE ROZPRASZANIA DYFUZYJNEGO
Na podstawie analizy danych otrzymanych w procesie dopasowywania profilu
niskokątowego stwierdzono, że kolejne interfejsy bariera AlxGa(1-x)N studnia GaN
oraz studnia – bariera oraz powierzchnia swobodna kryształu charakteryzują się niezerową szorstkością. Szorstkość powierzchni może być skorelowana z szorstkością
interfejsów i wtedy na niskokątowej mapie przestrzeni odwrotnej badanego systemu
epitaksjalnego obserwuje się charakterystyczne, przypominające kształtem banany,
smugi rozpraszania dyfuzyjnego.
Mapę przestrzeni odwrotnej otrzymuje się używając odpowiedniej kombinacji
skanowania na przemian prostopadle do powierzchni kryształu (ω/2θ skanowanie)
i następnie równolegle do powierzchni kryształu (ω skanowanie).
Otrzymane przy zastosowaniu promieniowanie synchrotronowego w ESRF mapy
przestrzeni odwrotnej wykonane w otoczeniu węzła 000 sieci odwrotnej heterostruktur z procesów 403 i 406 są prezentowane na Rys. 15.
Rys. 15. Mapy przestrzeni odwrotnej dla heterostruktur: a – z procesu 403 i b z procesu 406,
widoczne smugi rozpraszania dyfuzyjnego, zaznaczone strzałkami, świadczą o korelacji
interfejsów.
Fig. 15. Reciprocal space maps of the diffusely scattered intensity: a – 403, b – 406 crystals
arrows indicated Bragg-like resonance lines.
81
Na mapach, szczególnie w przypadku heterostruktury z procesu 406, zaznaczają się charakterystyczne kształty – oznaczone strzałkami – świadczące o korelacji
interfejsów. Zjawisko to może towarzyszyć pojawieniu się w objętości heterostruktury obiektów zero wymiarowych np.: kropek kwantowych. Pojawieniu się takich
obiektów towarzyszy charakterystyczne rozpraszanie dyfuzyjne.
PODSUMOWANIE
Zaprezentowano rentgenowską nieniszczącą metodę wyznaczania profilu składu
chemicznego heterostruktur związków AIIIN zawierających ultracienkie warstwy
azotku aluminium i azotku indu, a także supersieci AlN/GaN, o różnym stopniu
porządku krystalicznego [27].
Zbadano wpływ jaki supersieć AlN/GaN, o różnych okresach i liczbie warstw
podwójnych, wywiera na strukturę docelowej warstwy epitaksjalnej azotku galu.
Najwyższy stopień porządku chemicznego i krystalicznego oraz dobrą jednorodność
powierzchni swobodnej warstwy epitaksjalnej GaN stwierdzono w przypadku, gdy
jest ona odkładana na supersieci AlN/GaN, których średni skład chemiczny pokrywa
się ze składem chemicznym warstwy nukleacyjnej AlGaN odkładanej bezpośrednio na podłożu szafirowym. Zastosowanie tej supersieci, jako integralnej części
warstwy buforowej polepsza strukturę nakrywającej warstwy epitaksjalnej GaN.
Analiza niejednorodnych mikroodkształceń i wielkości bloków w grupie kryształów
o względnie niższym stopniu porządku, wskazuje na występowanie korelacji pomiędzy mikroodkształceniami występującymi w warstwie buforowej i w warstwie
nakrywającej [28].
Dla kryształów o wysokim stopniu uporządkowania krystalicznego opracowano
metodę jednoczesnego dopasowywania profilu wysokokątowego i profilu reflektometrycznego i wyznaczono profil składu chemicznego heterostruktur zawierających
potrójne studnie kwantowe GaN o grubości niewiele przekraczającej 1 nm.
Opracowana metoda pozwala: ocenić stopień uporządkowania krystalicznego badanych heterostruktur zawierających studnie kwantowe GaN, rozpoznać deformacje
struktury krystalicznej, a także zidentyfikować zjawiska, które je wywołują. Taka
sytuacja sprzyja podejmowaniu wysiłków, które w przyszłości powinny doprowadzić
do wyeliminowania niekorzystnych zjawisk występujących w procesach wzrostu
epitaksjalnego heterostruktur związków AIIIN.
82
LITERATURA
[1] Tsukihara M., Naoi Y., Sakai S., Li H. D.: GaN growth using a low temperature GaNP
buffer on saphire by metaloorganic chemical vapor deposition, Appl. Phys. Lett., 82,
(2003), 919-921
[2] Song T.L., Chua S. J., Fitzgerald E. A., Chen P., Tripathy S.: Strain relaxation in graded
InGaN/GaN epilayers grown on sapphire, Appl. Phys. Lett., 83, (2003), 1545-1547
[3] Huang D., Reshchikov V., Yun F., King T., Baski A. A., Morkoc H.: Defect reduction
with quantum dots in GaN grown on sapphire substrates by molecular beam epitaxy,
Appl. Phys. Lett., 80, (2002), 216-218
[4] Watanabe K. et al.: Atomic – scale strain field and In atom distribution in multiple
quantum wells InGaN/GaN, Appl. Phys. Lett., 82, 5, (2003),715-117
[5] Hen C. Q.: AlGaN layers grown on GaN using strain – relief interlayers, Appl. Phys.
Lett., 81, (2002), 4961-4963
[6] Takagi S., J. Phys. Soc. Jpn., 26, (1969), 1239
[7] Taupin T.: Bull. Soc. Fr. Mineral. Crystallogr. 87, (1964), 469
[8] Bartels W.J., Honstra J., Lobeek D.J. W.: X-ray diffraction of multilayers and superlattices, Acta Cryst. A42, (1986), 539-545
[9] Darwin C.G.: Philos. Mag. 27,(1914) 315; (1914) 27, 675
[10] Durbin S.M., Follis G. C.: Darwin theory of heterostructure diffraction, Phys. Rev. B,
51, 15, (1995), 10127-10133
[11] Gaca J. et al.: Badanie profilu składu chemicznegoi lateralnej jednorodności studni
kwantowych związków półprzewodnikowych AIIIBV, Materiały Elektroniczne, 33, 1/4,
(2005), 5-42
[12] Metzger T. et al.: Phil. Mag. A, 77, 4, (1998), 1013-1025
[13] Dunn C. O., Koch E. F.: Acta metall., 5, )1957), 548
[14] Fewster P.F.: J. Appl, Crystallogr. 22, 64, (1966)
[15] Gay P., Hirsch P.B., Kelly A.: Acta Metal.,315, (1953)
[16] Schoening F. R. L.: Actacrystallogr. 18, 975,(1965)
[17] De Keijser T.H. et al.: J. Appl. Crystallogr.,16, 309, (1983)
[18] Scherrer P.: Gott. Nachrichten, 2, 98, (1918)
[19] Stokes A. R., Willson A. J. C.: Proc. Phys. Soc. 56, 174, (1994)
[20] Herman M.A., Bimberg D., Christen J.: Heterointerfaces in quantum wells and epitaxial growth processes: Evaluation by luminescence techniques, J. Appl. Phys. 70, 2,
(1991)
[21] Strupinski W. et al.: Heterointerfaces in quantum wells and epitaxial growth processes:
Evaluation by luminescence techniques, Appl. Phys. Lett. 59, 24, (1991), 3151-3153
83
[22] Darhuber A.A. et. al.,:Lateral and vertical ordering in multilayered self-organized InGaAs
quantum docs studied by high resolution X-ray diffraction, Appl. Phys. Lett., 70, (8),
(1997), 955-957
[23] Kaganer V.M. et.al.: X-ray diffraction peaks due to missfit dislocation in heteroepitaxial
structures, Phys. Rev. B, 55, 3, (1997), 1793 – 1810
[24] Chinkyo K., Robinson I. K.: Buffer layer strain transfer in AlN/GaN near critical thickness, J. Appl. Phys., 85, 8, (1999), 4040-4044
[25] Chinkyo K. et al.: Crtitical thickness of GaN thin films on sapphire (0001), Appl. Phys.
Lett., 69, 16, (1996), 2358-2360
[26] Huang D. et al.: Defect reduction with quantum dots in GaN grown on sapphire substrates by molecular beam epitaxy, Appl. Phys. Lett., 80, 2, 216-218, (2002)
[27] Wójcik M., Gaca J., Turos A., Strupiński W.: MOCVD growth and characterization of
ultrathin AlN/GaN superlattices on 0001 sapphire substrates, Fifth Int. Conf, on Solid
State Cryst., Zakopane-Kościelisko, May 24-25 2007, Poland Book of Abstracts, 45
[28] Wójcik M., Gaca, J., Turos A., Pathak A., Sathish N.: HRXRD characterization of MOCVD-grown GaN layers on AlN/GaN heterostructures, 15 Int. Conf. on Cryst. Growth,
Aug. 12-17, 2007, Salt Lake City, Utah
SUMMARY
THE INVESTIGATION OF HETEROSTRUCTURES BASED ON
AIIIN COMPOUNDS WITH ULTRA THIN CRYSTALLINE LAYERS
The lattice misfit between Al2O3 substrate and epitaxial GaN layer generates
stresses and numerous misfit dislocations. This leads to difficulties in the epitaxial
growth of the GaN layer. The attempts to resolve this growth problems consist in
employing the buffer layer with the ultra thin period AlGaN/GaN superlattice. This
superlattice is expected to reduce the dislocations density and improve the structure
of epitaxial GaN layer. In this work we present the results of the investigation of
the structure of AlGaN/GaN superlattice used as a buffer layer on the crystalline and
chemical order of the extremely thin AlN, GaN and AlGaN layers.
Key words: heterostructure, AIIIN, buffer layer, XRD
84
K.
Kiełbasiński,
PL ISSN
0209-0058 A. Młożniak, M. Jakubowska
T. 36 - 2008 NR 4
ENVIRONMENTAL FRIENDLY THICK FILM
RESISTORS WITH WIDE RESISTANCE RANGE
Konrad Kiełbasiński1,2, Anna Młożniak1, Małgorzata Jakubowska1,3
This paper presents the results on investigation of lead-free and cadmium-free resistive paste compositions based on calcium ruthenate (CaRuO3) and ruthenium dioxide
(RuO2), that sheet resistance exceeds 10 kΩ/q. Two regulations: Waste Electrical and
Electronic Equipment Directive (WEEE), and Restriction of Hazardous Substances
(RoHS) were established on July the 1st 2006. They forced the electronics equipment
producers to discontinue using lead, cadmium and a few other substances. The Surface Mounted Devices (SMD) resistors, that exist in almost every modern electronic
device contain thick film resistive layer, according to new regulations cannot contain
hazardous substances. The series of new RoHS compliant resistor pastes with resistance
range 10 Ω/q - 10 kΩ/q were elaborated by the authors in 2007. The RuO2 was used
as a functional component. However the consumers expect the resistor pastes with the
sheet resistance in the range 10 Ω/q - 1 MΩ/q. Such a resistance range was available
using old lead-containing glass and a functional phase containing bismuth ruthenate.
However it is considered that such wide resistance range can not be obtained with the
use of RuO2 and lead-free glasses. Therefore the authors decided to use calcium ruthenate that exhibits higher resistivity than RuO2. The authors used successfully some
lead-free glasses that were compatible with ruthenium dioxide as well as investigated
completely new glass compositions. The use of CaRuO3 instead of RuO2 in the same
lead-free glass increased the obtained sheet resistance about 500 times with no negative
impact on Temperature Coefficient of Resistance (TCR). No humidity sensitivity was
observed. The resistors’ SEM surface and fractures was taken. The length effect on
TCR was measured.
Key words: RoHS, ruthenium, thick film resistor
1
Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych, ul. Wólczyńska 133, 01-919 Warszawa
e-mail [email protected]
2
3
Instytut Mikroelektroniki i Optoelektroniki, Politechnika Warszawska, ul. Koszykowa 75
00-662 Warszawa
Wydział Mechatroniki, Politechnika Warszawska, ul. św. Andrzeja Boboli 8, 02-525 Warszawa
85
Environmental friendly thick film resistors with wide resistance range
1. INTRODUCTION
Two regulations: Waste Electrical and Electronic Equipment Directive (WEEE),
and Restriction of Hazardous Substances (RoHS) was established on July the 1st
2006. They forced the electronics equipment producers to discontinue using lead,
cadmium and a few other substances. The SMD resistors, that exist in almost every
modern electronic device contain thick film resistive layer, that according to new
regulations cannot contain hazardous substances.
Two years after the RoHS and WEEE regulations were launched there are no
lead-free thick film resistor pastes which would cover all customer’s demands. The
world’s biggest pastes producers have started offering lead free resistor pastes for
sale, however the sheet resistance range of that pastes is very narrow and covers only
the low ohm values from 1 Ω/ to 10 Ω/ [1]. Moreover the producer recommends
this product only for low stability and with limited precision demanding purposes
like heaters, lightning and surge arrest protection applications. Customers expect the
resistance values at least up to 100 kΩ/ with TCRs (Temperature Coefficient of Resistance) within -200 ÷ +200 ppm/°C. The thick film resistors that were based on lead
oxide glasses, for example R-340 resistor series by ITME, filled the range between
10 Ω to 1 MΩ. For long time, there was no alternative for RuO2 powder regarding
lead-free resistor. According to investigations described in [2-3] the resistors based
on RuO2 powder provide good electrical properties up to 1 kΩ/, while the higher
resistances were difficult to achieve and their stability was not good enough. The
resistors showed in [4] proved that it is possible to achieve stable thick-film resistors
in the range from 10 Ω/ up to 10 kΩ/ using lead and cadmium free glass and
RuO2 powder. In [3] the authors obtained calcium ruthenate and used it in resistor
pastes. However the achieved sheet resistance was at most 2 kΩ/.
The authors of this paper present the results of investigations CaRuO3 and RuO2
based resistive compositions with various glasses in respect of obtaining pastes with
over 10 kΩ/ sheet resistances.
2. EXPERIMENTAL
The thick film resistor paste consists of conductive phase (Ru based), lead and
cadmium free glass and organic vehicle.
2.1. Conductive phase
The authors used two different Ru-compounds for resistor paste preparation:
one RuO2 and second CaRuO3.
86
K. Kiełbasiński, A. Młożniak, M. Jakubowska
A
B
Fig. 1A. SEM picture of a pure RuO 2 po- Fig. 1B. SEM picture of a milled and sieved
RuO2 powder.
wder.
Rys. 1A. Zdjęcie SEM surowego proszku Rys. 1B. Zdjęcie SEM proszku RuO2 po
mieleniu i przesiewaniu.
RuO2
RuO2 powder was delivered by Polish State Mint. The SEM photographs of
unprocessed powder is presented in Fig. 1A. The average grain size was 2 μm.
The upped acceptable limit of grain size for resistive paste is 1 μm, therefore the
powder was processed in ball mill for 48 hours. After sieving through 0,028 mm
mesh screen, the powder was ready for the thick film compositions. The SEM of
a post processed RuO2 powder is presented in Fig. 1B. After processing the average
grain size decreased to 1 μm.
The CaRuO3 powder was obtained by the authors from RuO2 powder by a chemical reaction:
CaCO3(s) + RuO2(s) → CaRuO3(s) + CO2(gas)
(1)
The reaction was performed in a solid state by grinding stechiometric amounts
of RuO2 and CaCO3 in acetone, drying at 100°C and then sintered. The process was
carried under four different conditions, at temperatures: 925, 1000, 1100, 1150°C.
Each sample was annealed for 6 hours. Reaction of CaCO3 according to (1), accompanied by CO2 evolution, causing decrease of the sample mass.
The mass loss is a good indicator of a reaction progress. The theoretical maximum weight loss is equal to 18,88%. The dependence between the annealing temperature and weight loss is presented in Fig. 2. The maximum weight loss is reached
at temperatures between 1100 and 1150°C. Further temperature increase does not
improve the reaction progress. The effect of annealing time on the weight loss was
also investigated. The total 14 hours of annealing in 1100°C brings insignificant
change below 0,1% in weight loss. Basing on these results the temperature 1100°C
and annealing time 6 hours have been chosen for resistors preparation. This procedure
leads to maximum empirical weight loss 19,2% which is 0,3% more than theoretical
one. The difference could be a result of incomplete water removal .
87
Fig. 2. Weight loss vs. annealing temperature dependence.
Rys. 2. Zależność utraty masy w funkcji temperatury wygrzewania.
A
B
Fig. 3A. SEM picture of a pure CaRuO3.
Rys. 3A. Zdjęcie SEM surowego proszku
CaRuO3.
Fig. 3B. SEM picture of a milled and sieved
CaRuO3 powder.
Rys. 3B. Zdjęcie SEM proszku CaRuO3 po
mieleniu i przesiewaniu.
SEM picture of obtained CaRuO3 powder is presented in Fig. 3A. The powder
has smaller average grain size (below 1 μm) than previously used RuO2. Nevertheless, this powder was milled for 8 hours to decrease grain size deviations. The
SEM picture of processed CaRuO3 powder is presented in Fig. 3B. The aggregates
of particles, up to 3 μm, were observed as a result of humidity interference.
88
2.2. Glass
Two Pb-free borosilicate glass compositions were used. Glass 1 contains BaO
modifier while Glass 2 contains CaO modifier and other additives. These metal
oxides are used to prevent the release of RuO2 as the result of CaRuO3 dissociation,
in course of firing of the resistor.
Table 1. Characteristic temperatures of used glass.
Tabela 1. Temperatury charakterystyczne użytych szkliw.
Softening
temperature
Melting
temperature
Glass 1
740°C
810°C
Glass 2
700°C
840°C
Glass no.
The characteristic temperatures of both glasses are very similar (Tab. 1). The
amount of modifiers in glass was optimized to govern the melting temperature slightly below firing temperature that was 850°C.
2.3. Organic vehicle
The organic vehicle was based on ethylocellulose in solvents with high boiling
temperature. The composition and properties are similar to those used in lead containing resistive pastes (in R-340 by ITME).
2.4. Preparation
The lead-free silver-palladium-platinum conductive paste (P-511 of ITME) was
used for resistor termination. This paste is compatible with lead-free solders [5] and
exhibits similar resistance to migration as standard silver-palladium paste.
The resistive films were prepared using RuO2 and CaRuO3 powders. Each powder
was mixed with Glass 1 and Glass 2, thus resulting in four resistor composition.
The ratio of glass/conductive phase (expressed in percents) has been varied. The
all compositions used in experiment are presented in Tab. 2.
Table 2. Investigated glasses and functional phases compositions.
Tabela 2. Badane mieszaniny szkliw i faz przewodzących.
Glass + functional phase composition
Investigated range of glass content
Glass 1 + RuO2
44% - 75%
Glass 1 + CaRuO3
60% - 75%
Glass 2 + RuO2
60% - 75%
Glass 2 + CaRuO3
60% - 75%
89
The conductive and resistive layers were prepared subsequently: screen printing
(AMI Presco type 242) on alumina substrate (0,63 mm thick), drying at 125°C for
30 minutes and firing in BTU 41-654 belt furnace at standard 60 minutes profile at
the peak temperature 850°C.
The pattern for thick films included resistors of various lengths (1,2,3,4 mm).
The resistive layer overlapped the conductive layer for 0,25 mm at each side.
2.5. Measurements
The thickness of a dried resistive film was measured. The resistance and hot TCR
of a fired layers were measured. The sheet resistance was calculated according to
pre-fired layer thickness and X,Y geometry. The SEM photographs of a surface and
fracture were taken. The influence of humidity on electrical properties was estimated
as follows. Resistors were stored in room temperatures for 60 days and it’s resistance
was measured, then dried for the possible moisture removal and measured again.
3.RESULTS
The composition according to the Tab. 2 were prepared, and it’s resistance and
TCR were measured.
The electrical properties of resistors based on Glass 2 + CaRuO3 were unsatisfactory. The resistance of this compositions with 60% of glass was ~143 kΩ/ which
fits the purpose of this investigation. However the TCRs varied from -1440 up to
+53 ppm/°C, that were beyond the acceptable range. The higher glass contents 65%
and 70% resulted in resistance to increase above the multimeter’s range (>20 GΩ).
Therefore the authors stopped further investigations of Glass 2 with CaRuO3.
The sheet resistance of the other three compositions versus glass content is presented in Fig. 4. The authors focused on the sheet resistance values over 10 kΩ/.
The resistance between 10 kΩ/ and 100 kΩ/ has been achieved using these
three compositions by varying the glass content between 65% up to 70% for Glass
1 + CaRuO3 and Glass 2 + RuO2, and between 65% and 75% for Glass 1 + RuO2.
The measurements of TCRs, presented in Fig. 5, shows considerable difference between the compositions. The TCRs of Glass 1 + RuO2 varies from –500 ppm/°C to
–760 ppm/°C which is outside the aimed range. In respect of TCR, the optimal glass
content for this compositions is 45%. However, the resistance is ~100 Ω/, far from
the aimed value. The authors in their previous work [4] used Glass 1 + RuO2 for
preparing 100 Ω/ paste and proved its good electrical properties and dense, free
of cracks sintered layer. The TCR’s of Glass 2 + RuO2 and Glass 1 + CaRuO3 are
very similar. The first composition maintains the TCR +/-200 ppm/C for 62% ÷ 72%
glass contents. That covers the resistance range from 3 kΩ/ up to 250 kΩ/. The
90
CaRuO3 based composition provide the acceptable TCR for the glass contents 66% ÷
70% providing the resistance range from 10 kΩ/ to 60 kΩ/. The further attempts
of achieving higher resistances for this composition were unsuccessful. For the glass
contents over 71% the TCR of this compositions became unpredictable.
Fig. 4. Sheet resistance vs. glass content.
Rys. 4.Rezystancja powierzchniowa w funkcji zawartości szkliwa.
Fig. 5. TCR vs. glass content.
Rys. 5. TWR w funkcji zawartości szkliwa.
The resistance of investigated resistors was stable during 60 days of storage in
room temperature.
After drying no measurable resistance change was observed. Probably moisture
do not penetrate the resistive layers.
The fractures and surfaces presented in Fig. 6-7 correlates with these facts. No
cracks, voids, pores ware observed. The surface roughness do not exceed 1 μm.
White spots on photographs corresponds to Ru aggregates. In CaRuO3 based com91
position the aggregates of Ru are larger and not so uniform distributed as in case
RuO2 based composition.
The grain dimentions of CaRuO3 powder used in part of investigated thick
films is smaller than RuO2. It is harder to distribute small particles properly, that
additionally tends to aggregate. Moreover the sheet resistance depend in grain size
of conductive phase. Smaller grain sizes result in lower resistance providing the
glass volume content is constant. That facts could explain failure in obtaining higher
resistances than 60 kΩ/ in case of this particular CaRuO3 powder. Probably the
longer annealing temperature during obtaining CaRuO3 could increase the average
grains dimensions.
A
B
Fig. 6A. SEM Surface of Glass 2 + RuO2 with
70% glass content.
Rys. 6A. Zdjęcie SEM powierzchni „Szkliwo 2 + RuO2” z 70% zawartością szkliwa.
Fig. 6B. SEM fracture of Glass 2 + RuO2
with 70% glass content.
Rys. 6B. Zdjęcie SEM przełomu „Szkliwo 2
+ RuO2”z 70% zawartością szkliwa.
Fig. 7A. SEM Surface of Glass 1 + CaRuO3
Rys. 7A. Zdjęcie SEM powierzchni „Szkliwo
1+CaRuO3” z 70% zawartością szkliwa.
Fig. 7B. SEM fracture of Glass 1 + CaRuO3
Rys. 7B. Zdjęcie SEM przełomu „Szkliwo 1
+ CaRuO3” z 70% zawartością szkliwa.
92
In Fig. 8 the influence of width on TCR is shown. Due to diffusion at the
resistor termination the electrical parameters including TCR may be disturbed.
Shorter resistors are more affected due to small intristic resistive layer unaffected
by diffusion. The length effect of resistive layers was investigated (Fig. 6). Glass
1 + RuO2 composition (100 Ω/) is the most susceptible to diffusion, that expose
in considerable TCR disturbance for short resistors. The high RuO2 content (55%)
could increase diffusion rate as mentioned in [6]. The TCR of other compositions
nearly do not depend from resistor’s length. Probably because lower Ru-compounds
content (30%).
Fig. 8. The length effect on TCR.
Rys. 8. Wpływ długości rezystora na TCR.
4. CONCLUSION
The authors obtained CaRuO3 powder that is suitable for resistive pastes. The
optimal reaction parameters were discovered. The high-ohm resistors with the use of
CaRuO3 and RuO2 were obtained. The resistors on CaRuO3 exhibit the resistances up
to 60 kΩ/, whereas one composition with RuO2 achieved 250 kΩ/. The authors
will continue the research of optimal glass for CaRuO3 conductive phase.
REFERENCES
[1] http://www.electroscience.com/resistor.html,
[2] Prudenziati M., Zanardi F., Morten B., Gualtieri A. F.: Lead-free thick film resistors: an
explorative investigation, Journal of Materials Science: Materials in Electronics, 13,
(2002), 31-37
93
[3] Rane S., Prudenziati M., Morten B.: Environment friendly perovskite ruthenate based
thick film resistors, Materials Letters, 61, (2007), 595–599
[4] Jakubowska M., Kalenik J., Kiełbasiński K., Młożniak A.: Electical properties of new
lead-free thick film resistors”- XXXI International Conference of IMAPS Poland Chapter
Rzeszów – Krasiczyn, 23 – 26 September 2007, 323 – 326
[5] Jakubowska M., Kalenik J., Kiełbasiński K., Kisiel R., Szmidt J.: Lead-free solder joints
in microelectronic thick film technology, Archives of Metallurgy and Materials, 51, 3,
(2006), 407-412
[6] Yamaguchi T., Kageyama M.: Effect of RuO2 on the behavior of silver at thick-film
terminations, IEEE Trans. Compon., Hybrids, Manuf. Technol., 11, (1988), 134-136
EKOLOGICZNE GRUBOWARSTWOWE REZYSTORY O SZEROKIM
ZAKRESIE REZYSTANCJI
Autorzy zaprezentowali wyniki badań rezystorów wolnych od ołowiu i kadmu
opartych na rutenianie bizmutu (CaRuO3) i dwutlenku rutenu (RuO2), o rezystancjach
przekraczających 10 kΩ/. Począwszy od 1 lipca 2006 roku zgodnie z unijnymi
uregulowaniami prawnymi WEEE (Waste Electrical and Electronic Equipment
Directive) i RoHS (Restriction of Hazardous Substances)stosowanie ołowiu i kadmu w układach elektronicznych zostało ograniczone. Zakaz ten obejmuje pasty
rezystywne szeroko stosowane w elektronice m.in. w elementach do montażu powierzchniowego (SMD). Autorzy w 2007 r. zaproponowali serię past rezystywnych
o zakresie rezystancji 10 Ω/ - 10 kΩ/. Pasty bazowały na dwutlenku rutenu i
nie zawierały w swoim składzie ani ołowiu ani kadmu. Tym niemniej konsumenci
oczekują pełnego zakresu rezystancji 10 Ω/ - 1 MΩ/. Uzyskanie takich wartości
było możliwe poprzez zastosowanie w pastach rezystywnych szkliw ołowiowych
oraz fazy przewodzącej rutenianu bizmutu. Jednakże uzyskanie tych rezultatów
przy zastosowanie szkliw bezołowiowych oraz dwutlenku rutenu nie jest możliwe.
Z tego powodu autorzy postanowili zastosować rutenian wapnia w roli fazy przewodzącej, który ma wyższą rezystywność od dwutlenku rutenu. Autorzy uzyskali
dobre rezultaty używając niektórych szkliw bezołowiowych, które dotychczas się
sprawdziły w połączeniu z dwutlenkiem rutenu jak również zaproponowali zupełnie nowe kompozycje szkliw. Zastosowanie CaRuO3 zamiast RuO2 wraz z jednym
ze szkliw zaowocowało uzyskaniem 500 razy wyższej rezystancji bez wpływu na
TWR.. Nie zaobserwowano wpływu wilgoci na właściwości warstw rezystywnych.
Obserwowano przełomy i powierzchnie warstw rezystywnych techniką SEM, jak
również zbadano wpływ długości na właściwości rezystorów.
Słowa kluczowe: RoHS, rezystor grubowarstwowy, ruten
94
J.
K. Hejduk, K. Klima,...
PLZynek,
ISSN 0209-0058
T. 36 - 2008 NR 4
AZOTEK KRZEMU STOSOWANY W TECHNOLOGII
PLANARNYCH FOTODIOD WYKONANYCH
NA BAZIE InP
Jadwiga Zynek1, Krzysztof Hejduk2, Krzysztof Klima1, Małgorzata
Możdżonek1, Anna Stonert3, Andrzej Turos1, Witold Rzodkiewicz2
Przeprowadzono badania warstw azotku krzemu osadzonych na płytkach z fosforku
indu metodą PECVD (Plasma Enhanced Chemical Vapor Deposition) z wykorzystaniem do wytwarzania plazmy dwóch generatorów pracujących na różnych częstotliwościach. Celem badań było ustalenie warunków wytwarzania warstw azotku krzemu
stosowanych w technologii planarnych fotodiod wykonanych na bazie InP, w których
obszarem absorpcyjnym są studnie kwantowe z InxGa1-xAs. Warstwy azotku krzemu
były osadzane w temperaturach pomiędzy 250ºC i 300ºC. Podstawą do oceny wytworzonych warstw były wyniki badań: ich składu chemicznego, struktury, współczynnika
załamania, poziomu naprężeń, rezystywności, wytrzymałości dielektrycznej, stałej
dielektrycznej i efektywnej gęstości powierzchniowej ładunków elektrycznych. Stwierdzono, że warstwy osadzane w temperaturze 250ºC mają najlepszą strukturę, dobrze
spełniają rolę maski w procesie selektywnej dyfuzji cynku, a właściwości elektryczne
umożliwiają wykorzystanie ich do pasywacji powierzchni bocznych złącz p-n, pod
warunkiem zastosowania odpowiedniego cyklu wygrzewań po procesie osadzania.
Słowa kluczowe: azotek krzemu, PECVD, fotodioda planarna, InP
1. WSTĘP
Warstwy amorficznego azotku krzemu otrzymywane w procesie chemicznego
osadzania z fazy gazowej są szeroko stosowane w technologii przyrządów półprzewodnikowych. Charakteryzują się one dużą gęstością, odpornością chemiczną,
1
2
Instytut Technologii Elektronowej, Al. Lotników 32/46, 02-668 Warszawa
Instytut Problemów Jądrowych im. Andrzeja Sołtana, ul. Hoża 69, 00-681 Warszawa
3
95
Azotek krzemu stosowany w technologii planarnych fotodiod...
dużą rezystywnością i wytrzymałością dielektryczną oraz dużą stałą dielektryczną.
Stanowią więc onedoskonałą barierę przeciw penetracji domieszek i zanieczyszczeń. W związku z tym są wykorzystywane jako warstwy maskujące w trakcie
wytwarzania przyrządów półprzewodnikowych, a także jako warstwy izolujące
elektrycznie i zabezpieczające przed działaniem czynników zewnętrznych w czasie
pracy przyrządów. W tranzystorach unipolarnych stosuje się je jako warstwy dielektryczne bramki. Najczęściej azotek krzemu jest wytwarzany w wyniku reakcji silanu
z amoniakiem. Warstwy o najlepszych właściwościach uzyskuje się w temperaturach
~ 800ºC. W przypadku przyrządów, które nie mogą być wytwarzane w tak wysokiej
temperaturze, stosuje się technikę chemicznego osadzania z fazy gazowej przy wspomaganiu plazmą – PECVD (Plasma Enhanced Chemical Vapor Deposition). Metoda
ta umożliwia wytwarzanie warstw azotku krzemu w temperaturach poniżej 400ºC.
Azotek krzemu otrzymany metodą PECVD charakteryzuje się większą zawartością
wodoru, a przez to mniejszą gęstością i mniejszą odpornością chemiczną niż azotek
krzemu otrzymany w wysokiej temperaturze bez udziału plazmy – metoda CVD
(Chemical Vapor Deposition). O ile zawartość atomów wodoru w azotku krzemu
otrzymanym metodą CVD wynosi 5 ÷10 %, to w azotku krzemu otrzymanym metodą
PECVD może przekraczać 30 % [1-2].
Warstwy azotku krzemu wytwarzane metodą PECVD mogą mieć różne właściwości chemiczne i fizyczne w zależności od warunków, w jakich zachodzi proces
osadzania. Właściwości tych warstw są dopasowywane do wymagań przyrządów
półprzewodnikowych, do których będą stosowane. Aby spełnić te wymagania często
stosuje się warstwy o składzie odbiegającym od składu stechiometrycznego Si3N4,
określając je jako SiNx lub ze względu na dużą zawartość wodoru jako związek
trójskładnikowy SiNx:H.
Badania przedstawione w niniejszym artykule miały na celu ustalenie warunków
osadzania warstw azotku krzemu stosowanych przy wytwarzaniu planarnych diod
na bazie fosforku indu. W technologii takich diod warstwy azotku krzemu stanowią maskę do selektywnej dyfuzji cynku do płytek z InP i pasywują powierzchnie
boczne wytworzonych w ten sposób złącz p-n. W przypadku fotodiod mogą one
spełniać dodatkowo rolę warstwy przeciwodblaskowej. Ocena wytworzonych warstw
opierała się na wynikach badań ich składu chemicznego, struktury, współczynnika
załamania, poziomu naprężeń, rezystywności, wytrzymałości dielektrycznej, stałej
dielektrycznej i efektywnej gęstości powierzchniowej ładunków elektrycznych.
Wyniki badań zostały wykorzystane przy opracowywaniu technologii planarnych
fotodiod wykonanych na bazie InP, w których obszarem absorpcyjnym są studnie
kwantowe z InxGa1-xAs.
96
J. Zynek, K. Hejduk, K. Klima,...
2. WARUNKI OSADZANIA WARSTW AZOTKU KRZEMU
METODĄ PECVD
Skład chemiczny i właściwości fizyczne warstw azotku krzemu zależą od takich
parametrów procesu osadzania jak: temperatura podłoża, szybkość przepływu gazów reakcyjnych, ciśnienie w komorze reakcyjnej, częstotliwość i moc generatora
wytwarzającego plazmę. Najczęściej stosowaną częstotliwością generatora wytwarzającego plazmę jest 13,56 MHz. W zależności od pozostałych parametrów procesu
uzyskuje się warstwy naprężone ściskająco lub rozciągająco, a tylko w pewnych,
ściśle określonych warunkach wytwarzane są warstwy nienaprężone. Aby warstwy
SiNx:H osadzone na płytkach InP nie popękały w procesach termicznych, powinny
być pozbawione naprężeń, a to wymaga dużej powtarzalności procesów.
Metodą na uzyskanie warstw nienaprężonych w szerszym zakresie parametrów
procesu jest zastosowanie dwóch generatorów wytwarzających plazmę, z których
jeden pracuje na wysokiej częstotliwości (kilkanaście MHz), a drugi na niskiej częstotliwości (setki kHz). W zależności od wykorzystywanego generatora otrzymuje
się warstwy SiNx:H naprężone rozciągająco lub ściskająco, bez zmiany szybkości
przepływu gazów reakcyjnych. Przy naprzemiennym nakładaniu cienkich (nanometrowych) warstw naprężonych rozciągająco i ściskająco uzyskuje się kompensację
naprężeń [3].
Przeprowadzono badania możliwości wykorzystania wytworzonych tą metodą
warstw SiNx:H do wykonania diod planarnych na bazie fosforku indu. Warstwy
azotku krzemu były osadzane w urządzeniu Plasmalab System 100 firmy Oxford
Instruments Plasma Technology znajdującym się w Instytucie Technologii Elektronowej. Do wytwarzania warstw o skompensowanych naprężeniach wykorzystywano
dwa generatory o częstotliwościach 13,56 MHz i 100 kHz. Procesy wykonywane w
urządzeniu Plasmalab 100 zostały opracowane do nanoszenia warstw azotku krzemu na podłoża krzemowe i z arsenku galu. Oba te materiały mogą być poddawane
procesom technologicznym w znacznie wyższej temperaturze niż InP. Warstwa
przypowierzchniowa fosforku indu ulega dekompozycji już w temperaturze 400ºC.
Ponieważ właściwości warstw SiNx:H pogarszają się wraz z obniżaniem temperatury
osadzania, wybór temperatury osadzania musi być kompromisem pomiędzy uzyskaniem jak najlepszych właściwości warstw a zachowaniem dobrych właściwości
powierzchni InP. Badania rozpoczęto od osadzania azotku krzemu na podłożu o temperaturze 300ºC. W kolejnych procesach stopniowo obniżano temperaturę podłoża
do 250ºC. Stosowano minimalne możliwe moce generatorów, a mianowicie 20 W
dla generatora wyższej częstotliwości i 16 W dla generatora niższej częstotliwości.
Bardzo mała moc plazmy i niska temperatura powinny zapobiegać uszkodzeniu
powierzchni płytek z InP zarówno na skutek oddziaływania cząstek o większej
energii, jak i na skutek termicznej dekompozycji InP. Do osadzania azotku krzemu
97
stosowano płytki z InP typu n, lite i z warstwą epitaksjalną, o koncentracji donorów odpowiednio 6·1015 cm-2 i 1015cm-2 i o orientacji (100). W celu sprawdzenia
poprawności wykonania procesu osadzania w każdym procesie obok płytek z InP
umieszczano również płytki krzemowe typu n o podobnej koncentracji donorów
i o tej samej orientacji. Bezpośrednio przed osadzaniem azotku krzemu płytki z InP
były trawione w roztworze HCl:H2O (1:5) w czasie 1 min, a płytki krzemowe w roztworze HF:H2O (1:1) w czasie 1 min.
3. WŁAŚCIWOŚCI WARSTW AZOTKU KRZEMU OSADZONYCH
NA INP METODĄ PECVD
3.1. Struktura warstw azotku krzemu
Wszystkie wykonane warstwy azotku krzemu były badane za pomocą mikroskopu
optycznego, w jasnym i ciemnym polu, przy powiększeniach od 50 do 1000 razy.
Elementy obrazów uzyskanych za pomocą mikroskopu optycznego były następnie
oglądane w większym powiększeniu za pomocą skaningowego mikroskopu
elektronowego (SEM). Zauważono wyraźną zależność pomiędzy strukturą warstw
osadzonych na płytkach z InP a temperaturą ich osadzania. Warstwy wytworzone
w temperaturze 300ºC miały chropowatą powierzchnię i strukturę wyglądającą na
ziarnistą. Przypuszcza się, że było to związane z uwalnianiem się atomów fosforu
z podłoża InP na początku procesu osadzania i z wchodzeniem ich w reakcję
z osadzanym SiNx:H. Ilość uwalnianych atomów fosforu była jednak na tyle mała,
że powierzchnia InP odsłonięta po strawieniu chropowatej warstwy SiNx:H była
zwierciadlana i wizualnie nie różniła się od powierzchni przed osadzaniem SiNx:H.
Warstwy wytworzone w temperaturze 280ºC miały różną strukturę o różnym stopniu
chropowatości. Gdy osadzano je na warstwach epitaksjalnych InP, miały drobne,
rzadko rozsiane nierówności. Gdy osadzano je na płytkach litych o polerowanej
powierzchni, obserwowano na nich większe, gęściej ułożone grudki. Po obniżeniu
temperatury osadzania do 250ºC wszystkie wytworzone warstwy SiNx:H były
amorficzne o gładkiej górnej powierzchni.
Azotek krzemu osadzony na dołączanych do procesów płytkach krzemowych był
zawsze amorficzny i miał gładką powierzchnię, niezależnie od tego jaką strukturę
miał azotek krzemu osadzony na płytkach z fosforku indu. W niektórych procesach
obok płytek z InP umieszczano płytki z warstwą epitaksjalną InP pokrytą cienką
(250 nm) warstwą In0,53Ga0,47As. Również i na tych płytkach wytworzony azotek
krzemu był zawsze amorficzny.
98
(a)
(b)
Rys. 1. Obrazy warstw azotku krzemu osadzonych na podłożu z InP otrzymane za pomocą
mikroskopu SEM przy powiększeniu 10 000 razy: a) warstwa osadzona w 300ºC, b) warstwa
osadzona w 250ºC.
Fig. 1. SEM images of silicon nitride films deposited on InP taken at the magnification of
10 000 times: a) film deposited at 300ºC, b) film deposited at 250ºC.
Warstwy azotku krzemu o różnej strukturze, osadzone na płytkach z InP, oglądane
przy powiększeniu 10 000 razy po wytrawieniu okien poprzez maskę z emulsji światłoczułej, zostały pokazane na Rys. 1. Na Rys. 1a widać warstwę SiNx:H o dużym
stopniu chropowatości, osadzoną w temperaturze 300ºC. Ścianka boczna po trawieniu okien jest poszarpana i prawie pionowa. Trawienie azotku krzemu następowało
znacznie szybciej w bok pod emulsją maskującą niż w kierunku podłoża powodując
znaczne powiększenie okien. Na Rys. 1b widać typową, amorficzną warstwę SiNx:
H osadzoną w temperaturze 250ºC. Górna powierzchnia tej warstwy jest zupełnie
gładka, a ścianka boczna jest pochylona i również gładka. Podtrawienie boczne pod
emulsją maskującą nie przekracza grubości warstwy.
Szybkość osadzania warstw była zależna od ich struktury. Warstwy amorficzne
rosły w danej temperaturze zawsze z taką samą szybkością (~ 14 nm/min), niezależnie
od tego czy były osadzane na InP, czy na krzemie. Warstwy ziarniste i chropowate
rosły tym szybciej, im większa była ich chropowatość. Grubość ich mierzona za
pomocą urządzenia Alfa-Step firmy Tencor była nawet do 80 % większa niż grubość
warstw amorficznych, osadzonych w tym samym procesie na płytkach krzemowych.
Ponadto grubość warstw chropowatych, mierzona w różnych miejscach na płytce,
wykazywała rozrzut.
Prostą i miarodajną metodą oceny jakości warstw jest pomiar szybkości ich
trawienia. Trawienie prowadzono w kwasie fluorowodorowym zbuforowanym.
Szybkość trawienia warstwy gładkiej i amorficznej wynosiła ~ 100 nm/min, zaś
szybkość trawienia warstwy chropowatej i ziarnistej zmieniała się od 150 nm/min do
250 nm/min wraz ze wzrostem stopnia chropowatości. Dla porównania warstwy SiNx
99
uzyskiwane metodą CVD w temperaturze 800ºC, charakteryzujące się gęstą strukturą
i małą zawartością wodoru, trawią się w kwasie HF z szybkością 0,3 nm/min.
Badano ciągłość wykonanych warstw. Po zanurzeniu płytki z fosforku indu
z warstwą SiNx:H w roztworze HCl:H2O (2:1), który trawi InP, a nie trawi SiNx:H,
nie zaobserwowano żadnych jamek wytrawionych na powierzchni InP znajdującej
się pod SiNx:H. Oznacza to, że warstwy azotku krzemu są szczelne.
Sprawdzano właściwości maskujące otrzymanych warstw w czasie selektywnej
dyfuzji cynku w temperaturze 510ºC. Pomimo rzadszej struktury niż mają azotki
termiczne, otrzymane warstwy azotku krzemu o strukturze amorficznej stanowią
skuteczną barierę przed penetracją atomów cynku do InP już przy grubości mniejszej
od 100 nm. Warstwy te nie ulegają pęknięciom w procesie dyfuzji nawet wtedy, gdy
ich grubość dochodzi do 270 nm, co było niekiedy problemem w przypadku warstw
osadzanych w urządzeniu z jednym generatorem wytwarzającym plazmę.
3.2. Skład chemiczny warstw azotku krzemu
Skład chemiczny warstw SiNx:H określano za pomocą metod mikroanalizy
jądrowej, tj. technik analitycznych, w których wykorzystywane są zjawiska zachodzące podczas bombardowania materiałów lekkimi jonami o energiach kilku
MeV. Do identyfikacji pierwiastków cięższych od wodoru stosowano metodę RBS
(Rutherford Backscattering Spectrometry), wykorzystującą rozpraszanie elastyczne
padających jonów, zaś do wykrywania wodoru stosowano metodę reakcji jądrowych
NRA (Nuclear Reactions Analysis).
Badania metodą RBS prowadzono przy użyciu akceleratorów elektrostatycznych typu VdG w Instytucie Problemów Jądrowych w Warszawie oraz w Dresden
Forschungszentrum w Rossendorfie. Wiązkę analizującą stanowiły jednokrotnie
zjonizowane jony 4He+ o energii odpowiednio 2 MeV i 1,7 MeV, a rejestrowano
jony rozproszone wstecznie pod kątem 170º. Badano warstwy SiNx:H osadzone na
krzemie i na fosforku indu. Jednak przy ustalaniu składu warstw wytworzonych
w różnych procesach opierano się głównie na pomiarach warstw osadzonych na
krzemie, gdyż analiza warstw osadzonych na InP była znacznie utrudniona ze
względu na bardzo wysoki poziom sygnału od atomów In w stosunku do sygnału
pochodzącego od atomów Si i N.
Na Rys. 2 pokazano widma rozproszenia wstecz jonów He o energii 2,0 MeV,
uzyskane podczas bombardowania płytki krzemowej z wzorcową warstwą Si3N4
i płytek krzemowych z badanymi warstwami SiNx:H. Na rysunku tym zaznaczono krawędzie odpowiadające rozproszeniom od atomów Si i N położonych na
powierzchni warstwy oraz krawędź odpowiadającą rozproszeniom na atomach Si
znajdujących się na styku warstwy i podłoża. Interpretacja uzyskanych widm RBS
doprowadziła do stwierdzenia, że w warstwach osadzanych w temperaturze 280ºC
i 300ºC stosunek liczby atomów Si do N wynosi 3:4, tak jak w stechiometrycznym
azotku krzemu, natomiast w warstwach osadzanych w temperaturze 250ºC wystąpił
100
nieduży niedomiar azotu tak, że średni stosunek liczby atomów Si do N wyniósł
3:3,8.
Rys. 2. Widma RBS badanych warstw SiNx:H, osadzonych na krzemie w 250ºC i 280ºC, oraz
widmo RBS wzorcowej warstwy Si3N4 osadzonej na krzemie.
Fig. 2. RBS spectra of examined SiNx:H films, deposited on Si at 250ºC and 280ºC, and RBS
spectrum of a standard Si3N4 film deposited on Si.
Profile koncentracji atomów wodoru były mierzone metodą NRA w Dresden Forschungszentrum w Rossendorfie. Metoda ta wykorzystuje reakcję jądrową pomiędzy
atomami azotu 15N bombardującymi próbkę, a atomami wodoru zawartymi w tej
próbce i polega na pomiarze natężenie promieniowania γ, które jest proporcjonalne
do ilości wodoru uczestniczącego w reakcji. Reakcja jądrowa 15N(1H,12C)4He+γ
charakteryzuje się wąskim rezonansem przekroju czynnego przy energii padających
jonów 15N równej 6.385 MeV. Kwanty γ o energii 4.43 MeV są rejestrowane za
pomocą detektora scyntylacyjnego. Pomiaru profilu koncentracji wodoru dokonuje
się przez zmianę energii jonów padających tak, aby wartość energii rezonansowej
była osiągana na coraz to większych głębokościach.
Profile koncentracji wodoru w warstwach SiNx:H osadzonych w różnych temperaturach na krzemie i na InP zostały pokazane na Rys. 3. Zaobserwowano wzrost
koncentracji wodoru w warstwach wraz z obniżaniem temperatury osadzania.
W warstwach azotku krzemu osadzonych na InP zmierzono wyższą koncentrację
wodoru niż w warstwach osadzonych na krzemie. Wygrzanie warstw w azocie
w temperaturze 510ºC w czasie 15 min powodowało zmniejszanie się koncentracji
wodoru. Pokazano to na Rys. 3b na przykładzie warstwy osadzonej w temperaturze
250ºC. W warstwach amorficznych koncentracja wodoru była stała aż do osiągnięcia
granicy z InP, zaś w warstwach, które określano jako ziarniste, koncentracja wodoru
malała w głąb warstwy. Z zaprezentowanych profili koncentracji wodoru, a także
101
z obserwacji mikroskopowych wynika, że zmiana składu i struktury warstwy określanej jako ziarnista zachodziła głównie w obszarze o grubości ~ 100 nm w pobliżu
granicy z InP. Na Rys. 3 widać również jak wraz z obniżaniem temperatury podłoża
następuje nieduży wzrost grubości warstw osadzanych na krzemie, a znaczny spadek
grubości warstw osadzanych na InP na skutek poprawiania się ich struktury. Czas
osadzania był dla wszystkich warstw ten sam.
(a)
(b)
Rys. 3. Profile koncentracji wodoru w warstwach azotku krzemu osadzonych w różnych
temperaturach: a) na krzemie, b) na InP.
Fig. 3. Depth profiles of hydrogen in silicon nitride films deposited at different temperatures:
a) on silicon, b) on InP.
Rodzaj wiązań atomowych znajdujących się w warstwach azotku krzemu był
określany na podstawie charakterystyk widmowych absorpcji promieniowania podczerwonego przechodzącego przez warstwę, mierzonych za pomocą spektrometru
z transformacją Fouriera, tak zwaną metodą spektroskopii FTIR (Fourier Transform
Infrared Spectroscopy).
Zmierzona tą metodą charakterystyka widmowa absorpcji dla warstwy
SiNx:H o grubości 150 nm, osadzonej na płytce krzemowej w temperaturze 280ºC,
została pokazana na Rys. 4. Widoczne na charakterystyce pasma absorpcji świadczą
o obecności następujących wiązań atomowych: Si–N (maksimum absorpcji dla
liczby falowej 838 cm-1), Si–H (maksimum absorpcji dla liczby falowej 2180 cm-1)
oraz N–H (maksimum absorpcji dla liczb falowych 3350 cm-1 i 1176 cm-1). Pasmo
absorpcji dla liczby falowej 838 cm-1 jest niesymetryczne i zlewa się z pasmem
absorpcji dla liczby falowej 1176 cm-1. Zakładając, że absorpcja w pasmach ma
przebieg zgodny z funkcją Gaussa, dokonano rozdzielenia charakterystyk uzyskując
cztery podpasma absorpcji na wiązaniach Si–N i jedno pasmo, które zostało
102
zinterpretowane jako pasmo absorpcji na wiązaniach Si–NO, podobnie jak to zostało
zaprezentowane w pracy [4]. Warstwy SiNx:H osadzone na płytkach krzemowych
w różnych temperaturach mają podobne charakterystyki spektralne absorpcji FTIR.
Absorbancja (logarytm dziesiętny absorpcji) dla wiązań Si–N jest proporcjonalna
do grubości warstwy, a absorbancja dla wiązań N–H i Si–H jest zbyt mała, by
można było śledzić jej ewentualne zmiany. Podobny poziom absorbancji w paśmie
2180 cm-1 i 3350 cm-1 wskazuje na to, że badane warstwy mają skład bliski składowi
stechiometrycznemu.
Rys. 4. Charakterystyka widmowa absorpcji FTIR zmierzona dla warstwy azotku krzemu o
grubości 150 nm osadzonej na krzemie (gruba linia) i jej składniki opisane funkcjami Gaussa
(cienkie linie).
Fig. 4. FTIR spectrum measured for a 150 nm thick silicon nitride film deposited on silicon
(thick line) and its Gaussian components (thin lines).
Charakterystyki spektralne absorpcji FTIR dla warstw SiNx:H osadzonych na
płytkach z InP w różnych temperaturach różnią się między sobą (Rys 5). W warstwie
amorficznej, osadzonej w temperaturze 250ºC, ilość wiązań Si–N jest największa,
pomimo że warstwa ta jest najcieńsza (150 nm). Ilość wiązań Si–N jest taka jak
w warstwach SiNx:H osadzanych na płytkach krzemowych. W warstwie osadzonej
w temperaturze 300ºC, o dużym stopniu ziarnistości i chropowatości, ilość wiązań
Si–N jest najmniejsza, pomimo jej największej grubości (270 nm). Po wygrzaniu w
azocie w temperaturze 510ºC w czasie 15 min warstw osadzonych w temperaturze
280ºC i 300ºC ilość wiązań Si–N wzrosła (Rys. 6).
103
Rys. 5. Charakterystyki widmowe absorpcji FTIR zmierzone dla warstw azotku krzemu
osadzonych na InP w różnych temperaturach.
Fig. 5. FTIR spectra measured for silicon nitride films deposited on InP at different temperatures.
Rys. 6. Charakterystyki widmowe absorpcji FTIR zmierzone przed wygrzewaniem i po wygrzaniu w 510ºC dla warstw azotku krzemu osadzonych na InP w 280ºC i 300ºC.
Fig. 6. FTIR spectra measured before annealing and after annealing at 510ºC for silicon nitride
films deposited on InP at 280ºC and 300ºC.
3.3. Współczynnik załamania
Pomiar współczynnika załamania promieniowania w warstwie azotku krzemu
w prosty i szybki sposób daje informację o prawidłowości wykonania procesu osadzania warstwy, jako że wartość tego współczynnika zależy od składu i struktury
warstwy. Wykorzystuje się elipsometryczne metody pomiarowe, które pozwalają
104
zmierzyć w sposób nieniszczący również grubość warstwy. Standardowe elipsometry mierzą współczynnik załamania i grubość warstwy dielektrycznej osadzonej na
krzemie wykorzystując promieniowanie o długości fali 0,63 μm. Dla warstw SiNx:
H osadzonych na krzemie współczynnik n mieścił się w zakresie 1,9 ÷ 1,98. Wprowadzając współczynniki optyczne podłoża InP do programu liczącego współczynnik
załamania i grubość warstwy przeprowadzono pomiary parametrów warstw SiNx:H
osadzonych na InP. Dla warstw amorficznych osadzonych na InP otrzymano nieco
niższe wartości współczynnika załamania (n = 1,85÷1,9) niż dla warstw osadzonych
na krzemie. Dla warstw określanych jako ziarniste i chropowate nie udało się zmierzyć tego parametru przy pomocy standardowego elipsometru.
Charakterystyki widmowe współczynnika załamania i współczynnika ekstynkcji
dla warstw osadzonych w różnych temperaturach na płytkach z InP zostały zmierzone
w ITE za pomocą elipsometru wykorzystującego promieniowanie o zmieniającej
się długości fali, padające pod dwoma kątami 65º i 75º. Charakterystyki te zostały
pokazane na Rys. 7. Krzywa 1 dotyczy warstwy osadzonej w temperaturze 250ºC,
krzywe 2 i 3 warstw osadzonych w temperaturze 280ºC odpowiednio na płytce InP
litej i epitaksjalnej, a krzywa 4 warstwy osadzonej w temperaturze 300ºC. Warstwa
amorficzna osadzona w temperaturze 250ºC ma największy współczynnik załamania
i najmniejszy współczynnik ekstynkcji. Warstwa o dużym stopniu ziarnistości, osadzona w temperaturze 300ºC, ma najmniejszy współczynnik załamania i największy
współczynnik ekstynkcji.
(a)
(b)
Rys. 7. Zależność współczynnika załamania (a) i współczynnika ekstynkcji (b) od długości
fali dla warstw azotku krzemu osadzonych na InP w różnych temperaturach.
Fig. 7. Refractive index (a) and extinction coefficient (b) vs. wavelength for silicon nitride
films deposited on InP at different temperatures.
105
3.4. Właściwości elektryczne warstw azotku krzemu
Do badania właściwości elektrycznych warstw azotku krzemu wykorzystano
struktury MIS (Metal-Insulator-Semiconductor). Mechanizm transportu nośników
w warstwach i ich wytrzymałość dielektryczną określano na podstawie charakterystyk
prądowo-napięciowych (I-V). Stany ładunkowe w warstwach określano na podstawie
charakterystyk pojemnościowo-napięciowych (C-V). Układ izolator-półprzewodnik
tworzyła płytka z fosforku indu lub krzemu z osadzoną warstwą azotku krzemu.
Metalową elektrodę (bramkę) stanowiły krążki aluminiowe o średnicy 0,25 mm
naparowane przez metalową maskę na powierzchnię azotku krzemu.
Charakterystyki I-V struktur MIS zawierających warstwy azotku krzemu osadzone w różnych temperaturach na podłożu z InP zostały pokazane na Rys. 8a. Charakterystyki te były mierzone przy dodatniej polaryzacji bramki. Warstwy azotku krzemu
osadzone na wszystkich płytkach w temperaturze 250ºC i na płytkach z warstwą
epitaksjalną w temperaturze 280ºC (krzywa 1) wykazują stałą rezystancję, przekraczającą 1014 Ω w zakresie napięć do 55 V. Wynika stąd, że rezystywność warstw wynosi
ponad 3·1015 Ωcm. Dla napięć większych od 55 V, gdy pole elektryczne przekracza
4 MV/cm, ujawnia się mechanizm Frenkela-Poole’a transportu nośników. Polega
on na termicznej emisji nośników z pułapek do pasma, wspomaganej zewnętrznym
polem elektrycznym. Zakres występowania tego mechanizmu jest dobrze widoczny
na Rys. 8b, gdzie zastosowano tzw. skalę Frenkela-Poole’a. Dla napięć mniejszych
od 55 V charakterystyka I/V(V1/2) jest stała, a po przekroczeniu 55 V zaczyna rosnąć
liniowo. Napięcie, przy którym prąd osiągał wartość 1 μA zostało przyjęte jako napięcie przebicia i było podstawą do określenia wytrzymałości dielektrycznej warstwy.
(a)
(b)
Rys. 8. Charakterystyki I-V struktur MIS zawierających warstwy azotku krzemu osadzone na
InP w różnych temperaturach (a), te same charakterystyki w skali Frenkela–Poole’a (b).
Fig. 8. I-V characteristics of MIS structures containing silicon nitride films deposited on InP
at different temperatures (a), the same characteristics in the Frenkel–Poole scale (b).
106
Wytrzymałość dielektryczna warstw amorficznych wynosi 8÷10 MV/cm. Podobne
charakterystyki I-V zmierzono dla struktur MIS wykonanych na krzemie. Struktury
MIS z warstwami azotku krzemu osadzonymi na płytkach litych z InP w temperaturze
280ºC i na wszystkich płytkach z InP w temperaturze 300ºC mają znacznie gorsze
charakterystyki I-V (krzywe 2 i 3). Wartości prądu są dużo większe niż dla warstw
amorficznych i wykazują duży rozrzut. Rezystancja warstwy maleje z napięciem
w całym zakresie charakterystyki. Warstwy przebijają się przed osiągnięciem prądu
1 μA, a ich wytrzymałość dielektryczna wynosi 2,5÷5 MV/cm.
Charakterystyki C-V struktur MIS zawierających warstwy azotku krzemu były
mierzone przy częstotliwościach sygnału pomiarowego pomiędzy 1 kHz i 1 MHz.
Typowe charakterystyki struktur wykonanych na płytkach z InP pokazano na Rys. 9a.
Pomiar pojemności był prowadzony przy zmianie napięcia pomiędzy bramką i podłożem od dodatniego do ujemnego (od stanu akumulacji do stanu inwersji). W miarę
obniżania częstotliwości pomiarowej charakterystyki przesuwają się w kierunku
ujemnych napięć i zmniejsza się różnica pomiędzy skrajnymi wartościami pojemności. Przy częstotliwości 1 kHz pojemność jest już stała w całym zakresie napięć.
Po wygrzaniu azotku krzemu w temperaturze 510ºC w czasie 15 min charakterystyki
zmierzone przy częstotliwości 1 kHz i 10 kHz zmieniają kształt, tak jak to pokazano
na Rys. 9b.
(a)
(b)
Rys. 9. Charakterystyki C-V struktury MIS z warstwą azotku krzemu osadzoną na InP, mierzone przy różnych częstotliwościach sygnału pomiarowego: a) przed wygrzewaniem, b) po
wygrzaniu w 510ºC.
Fig. 9. C-V characteristics of a MIS structure with a silicon nitride film deposited on InP,
measured at different frequencies: a) before annealing, b) after annealing at 510ºC.
Różny przebieg charakterystyk C-V dla różnych częstotliwości sygnału pomiarowego wynika z obecności stanów pułapkowych, które są zlokalizowane na interfejsie
107
InP/SiNx:H. Przy wysokiej częstotliwości pomiarowej ładunki w pułapkach nie
nadążają za zmianami napięcia i charakterystyki C-V mają przebieg jak dla stałej
gęstości ładunku. Przy niskiej częstotliwości ładunek na interfejsie zmienia się wraz
z sygnałem pomiarowym powodując wzrost pojemności w stanie zubożenia.
Pomiar pojemności prowadzono również zmieniając napięcie od dodatniego do
ujemnego, a następnie od ujemnego do dodatniego. Charakterystyki mierzone w ten
sposób przy częstotliwości 1 MHz pokazano na Rys. 10. W przypadku struktur zawierających azotek krzemu osadzony w temperaturze 300ºC charakterystyki zmierzone
od stanu akumulacji do stanu inwersji są przesunięte w stronę dodatnich napięć
w stosunku do charakterystyki obliczonej dla idealnej struktury MIS (zawierającej
dielektryk pozbawiony ładunków), zaś charakterystyki zmierzone w odwrotnym
kierunku są przesunięte w stosunku do charakterystyki idealnej struktury w stronę
ujemnych napięć. Dla uwidocznienia tego przesunięcia na Rys. 10 przedstawiono
również charakterystykę struktury wykonanej i wygrzanej w zoptymalizowanych
warunkach, dla której efektywna gęstość ładunków powierzchniowych Nss wynosi ~ +5·1010 cm-2, traktując tę strukturę jako zbliżoną do idealnej struktury MIS.
W przypadku struktur zawierających azotek krzemu osadzony w temperaturze 250ºC
charakterystyki zmierzone w obu kierunkach wykazują histerezę, lecz wszystkie
przebiegi są przesunięte w stronę dodatnich napięć. W przypadku struktur MIS
zawierających azotek krzemu osadzony w tych samych procesach na płytkach krze-
Rys. 10. Charakterystyki C-V struktur MIS z warstwami azotku krzemu osadzonymi na InP
w różnych temperaturach, mierzone od stanu akumulacji do stanu inwersji i w odwrotnym
kierunku.
Fig. 10. C-V characteristics of MIS structures with silicon nitride films deposited on InP at different temperatures, measured from accumulation to inversion and in the opposite direction.
108
mowych charakterystyki C-V również wykazują histerezę, lecz wszystkie przebiegi
są przesunięte w stronę ujemnych napięć.
Efektywny ładunek powodujący przesunięcie charakterystyk C-V wzdłuż osi
napięć jest wypadkową ładunku zawartego w warstwie SiNx:H i na powierzchni
granicznej między półprzewodnikiem i SiNx:H. Jak wynika z przeprowadzonych
badań i z licznych publikacji [5-9], ładunek na interfejsie jest dominujący i zależy
od rodzaju półprzewodnika, od przygotowania jego powierzchni, od warunków osadzania, a także od składu chemicznego warstwy SiNx:H. Wiadomo, że wodór zawarty
w warstwie SiNx:H pasywuje „wiszące” wiązania znajdujące się w tej warstwie i na
interfejsie, powodując obniżenie efektywnej gęstości ładunku powierzchniowego.
W pracy [9] stwierdzono, że również azot, gdy występuje w warstwie SiNx:H
w nadmiarze, zajmuje wakanse fosforowe znajdujące się w przypowierzchniowym
obszarze InP, zmniejszając gęstość stanów pułapkowych.
Z charakterystyk C-V zmierzonych przy częstotliwości 1 MHz określano napięcie, które powoduje wyprostowanie pasm w InP przy granicy z SiNx:H (napięcie
pasm płaskich), a następnie obliczono efektywną gęstość powierzchniową ładunku,
który spowodował zagięcie pasm nie dokonując podziału na ładunek stały i ładunek
w stanach pułapkowych. Dla warstw osadzonych w temperaturze 300ºC efektywna
gęstość powierzchniowa ładunku wynosiła -3÷-7·1011 cm-2 przy zmianie napięcia od
stanu akumulacji do stanu zubożenia i +3÷+7·1011 cm-2 przy zmianie napięcia w odwrotnym kierunku. Omawiane struktury charakteryzują się największą koncentracją
wakansów fosforowych w przypowierzchniowym obszarze InP i zmieniającym się
składem warstwy SiNx:H przy granicy z InP. Wygrzanie warstw w temperaturze
510ºC w czasie 15 min. nie spowodowało zmiany efektywnego ładunku. Dla warstw
osadzonych w temperaturze 250ºC efektywna gęstość powierzchniowa ładunku
wynosiła ~ -2·1012 cm-2 przy zmianie napięcia od stanu akumulacji do stanu zubożenia i ~ -7·1011 cm-2 przy zmianie napięcia w odwrotnym kierunku. Wygrzanie
warstw w temperaturze 510ºC w czasie 15 min spowodowało wzrost efektywnej
gęstości ładunku do -3·1012 cm-2 przy zmianie napięcia od stanu akumulacji do stanu
zubożenia, co wiąże się z uwalnianiem wodoru i pojawieniem się większej ilości
„wiszących” wiązań.
Wartość pojemności w stanie akumulacji posłużyła do obliczenia stałej dielektrycznej. Wynosi ona ~ 6,3, tak jak to jest najczęściej podawane w publikacjach dla
azotku krzemu otrzymanego metodą PECVD.
Warstwy azotku krzemu osadzane na InP w temperaturze 250ºC mają wprawdzie
najlepszą strukturę, lecz bezpośrednio po osadzaniu charakteryzują się zbyt dużą
efektywną gęstością powierzchniową ładunku. Ponieważ po osadzeniu warstwy te
są niestabilne termicznie, cechę tę można wykorzystać do obniżenia wypadkowego
ładunku w warstwie poprzez zastosowanie odpowiedniego cyklu wygrzewań. Badanie wpływu różnych procesów termicznych na efektywną gęstość powierzchniową
ładunku i w konsekwencji na prąd wsteczny diod stanowiło dalszy ciąg prac nad
109
technologią planarnych diod z InP, a wyniki badań zostały opisane w pracy [10].
Badania te umożliwiły wytwarzanie w sposób powtarzalny, z uzyskiem wynoszącym
90 %, diod planarnych z InP o średnicy złącza 320 μm, charakteryzujących się bardzo małym prądem wstecznym: 4 ÷ 15 pA przy napięciu -5 V i 200 ÷ 500 pA przy
napięciu -50 V. Stanowi to dobrą podstawę do wytwarzania planarnych fotodiod ze
studniami kwantowymi z InxGa1-xAs, umieszczonymi w warstwie zaporowej złącza
p-n wykonanego z InP.
4. PODSUMOWANIE
Dokonano oceny warstw azotku krzemu osadzonych w różnych temperaturach
na podłożu z fosforku indu. Warstwy osadzane w temperaturze 300ºC rosły znacznie
szybciej na płytkach z InP niż na umieszczonych obok płytkach krzemowych i wykazywały niejednorodną strukturę. Charakteryzowały się też mniejszą koncentracją
wiązań Si-N, mniejszym współczynnikiem załamania, większym współczynnikiem
ekstynkcji, mniejszą rezystywnością i mniejszą wytrzymałością dielektryczną niż
warstwy osadzone na krzemie. Prawdopodobnie było to związane z uwalnianiem
się atomów fosforu z podłoża InP na początku procesu osadzania i z wchodzeniem
ich w reakcję z osadzanym SiNx:H. Uznano, że warstwy te nie powinny być stosowane w technologii diod planarnych z InP. W miarę obniżania temperatury podłoża
właściwości warstw poprawiały się, struktura ich stawała się bardziej amorficzna,
a koncentracja wiązań Si-N rosła.
Warstwy osadzane w temperaturze 250ºC mają jednorodną, amorficzną strukturę
i koncentrację wiązań Si-N, szacowaną na podstawie charakterystyk absorpcji FTIR,
taką jak w warstwach osadzanych na krzemie. Spośród wszystkich wykonanych
warstw mają one największy współczynnik załamania i najmniejszy współczynnik
ekstynkcji, a także największą rezystywność i największą wytrzymałość dielektryczną. Warstwy te są ciągłe. Nie pękają podczas procesów termicznych dzięki
kompensacji naprężeń wynikającej z zastosowania przy ich osadzaniu dwóch generatorów wytwarzających plazmę. Dobrze trawią się w procesie fotolitografii. W
związku z tym stanowią doskonałą maskę do selektywnej dyfuzji cynku stosowanej
do wytwarzania złącz p-n.
Niestety warstwy osadzane w temperaturze 250ºC charakteryzują się największą
koncentracją atomów wodoru (co wpływa na ich niestabilność termiczną) i największą efektywną gęstością powierzchniową ładunku. Cechy te uniemożliwiają zastosowanie ich bezpośrednio do pasywacji powierzchni bocznych złącz. Pomiary profili
koncentracji wodoru i charakterystyk absorpcji FTIR wykazały, że ilość wodoru
w warstwach i ilość wiązań Si-N, Si-H i N-H zmienia się w czasie wygrzewania.
Analiza charakterystyk C-V struktur MIS pokazała, że wygrzewanie warstw zmniejsza gęstość stanów pułapkowych na interfejsie. Niestabilność termiczną azotków
110
krzemu osadzonych metodą PECVD można wykorzystać do obniżenia gęstości
stanów pułapkowych i efektywnej gęstości powierzchniowej ładunku w warstwie
poprzez zastosowanie odpowiedniego cyklu wygrzewań.
PODZIĘKOWANIE
Ion bombardment (RBS/channeling analysis) has been carried out by the AIM of
the Institute of Ion Beam Physics and Materials Research of the Forschungszentrum
Dresden-Rossendorf within the framework of the specific research and technological
development programme of the European Community “Structuring the European
Research Area: Research Infrastructures Transnational Access” (RITA Contract
Number 025646).
Autorzy pracy pragną podziękować mgr M. Pawłowskiej za wykonanie zdjęć
warstw azotku krzemu za pomocą skaningowego mikroskopu elektronowego.
Praca była częściowo finansowana przez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa
Wyższego w ramach projektu zamawianego PBZ-MiN-009/T11/2003.
LITERATURA
[1] Sazonov A., Stryahilev D., Nathan A., Bogomolova L.: Dielectric performance of low
temperature silicon nitride films in a-Si:H TFTs, J. Non-Cryst. Solids, 299-302, (2003),
1360-1364
[2] Hughey M.P., Cook R.F.: Stress stability of PECVD silicon nitride films during device
fabrication, Mat. Res. Soc. Proc., 766, E6.3.1, (2003)
[3] Pearce C.W., Fetcho R.F., Gross M.D., Koefer R.F., Pudliner R.A.: Characteristics of
silicon nitride deposited by plasma-enhanced chemical vapor deposition using a dual
frequency radio-frequency source, J. Appl. Phys., 71, (1992), 1838-1841
[4] Zhang B.R., Yu Z., Collins G.J.: Chemical composition of soft vacuum electron beam
assisted chemical vapor deposition of silicon nitride/oxynitride films versus substrate
temperature, J. Vac. Sci. Technol. A, 7, 2, (1989), 176-188
[5] Kapila A., Si X., Malhotra V.: Electrical properties of the SiNx/InP interface passivated
using H2S, Appl. Phys. Lett., 62, 8, (1993), 2259-2261
[6] Landheer D., Lu Z.H., Baribeau J.M.: Capacitance-voltage characteristics of metal-insulator-semiconductor diodes with S passivation and Si interface control layers on
GaAs and InP, J. Electron. Materials, 23, 9, (1994), 943-952
[7] Sundararaman C.S., Milhelich P., Masut R.A., Currie J.F.: Conductance study of silicon
nitride/ InP capacitors with an In2S3 interface control layer, Appl. Phys. Lett., 64, 17,
(1994), 2279-2281
111
[8]. Parmiter P.J., Swanson J.G.: Comparative measurements of the electron emission behavior of Si3N4-InGaAs interfaces prepared by remote and direct PECVD, J. Electron.
Materials, 25, 9, (1996), 1506-1513
[9] Garcia S., Martil I., Gonzalez Diaz G., Fernandez M.: The influence of SiNx:H film
properties on the electrical characteristics of metal-insulator-semiconductor devices,
Semicond. Sci. Technol., 12, 12, (1997), 1650-1653
[10] Zynek J., Klima K., Hejduk K.: Stany ładunkowe w układzie SiNx:H/InP i ich wpływ
na charakterystyki I–V planarnych fotodiod wykonanych na bazie InP, Materiały Elektroniczne, 37, 2009 (w przygotowaniu)
SUMMARY
SILICON NITRIDE FOR InP BASED PLANAR PHOTODIODE
APPLICATIONS
Silicon nitride films, deposited on InP wafers by the PECVD (Plasma Enhanced Chemical Vapor Deposition) method, have been investigated in terms of their
applicability in the technology of InP based planar photodiodes with the InxGa1-xAs
quantum well absorption region. In order to compensate the mechanical stress in the
films, the plasma was excited by two radio-frequency sources operating at frequencies
of 13,56 MHz and 100 kHz. The films were deposited at different temperatures in
the range of 250 – 300ºC. The chemical composition of all examined films, determined by the RBS (Rutherford Backscattering Spectrometry) method, is very close
to that of stoichiometric Si3N4. The films contain a large amount of hydrogen. The
hydrogen content, evaluated by the NRA (Nuclear Reactions Analysis) technique,
exceeds 30 %.
The silicon nitride films deposited at 300ºC have grown much faster on InP wafers
than on Si wafers placed beside these and the structure of both films is different. As
the films deposited on Si are amorphous with smooth surfaces, the films deposited
on InP are heterogeneous with rough surfaces. These last ones exhibit lower Si-N
bond concentration, lower refractive index, higher extinction coefficient, lower resistivity and lower dielectric breakdown strength than the films deposited on silicon.
Deterioration of the film quality is caused probably by the reaction of phosphorus,
released from the InP substrate at the beginning of the deposition process, with
deposited SiNx:H. Such films should not be used in the fabrication of InP based
planar photodiodes. When the deposition temperature decreases, the properties of
silicon nitride films improve. Their structure becomes more homogeneous and the
Si-N bond concentration increases.
112
The silicon nitride films deposited on InP at 250ºC have the same amorphous
structure and the same Si-N bond concentration, determined from FTIR (Fourier
Transform Infrared Spectroscopy) absorption characteristics, as the films deposited
on silicon. They exhibit the highest refractive index, the lowest extinction coefficient,
the highest resistivity and the highest dielectric breakdown strength. These films are
continuous, they do not crack during thermal processes and they can be applied as
masking layers for the selective Zn diffusion used to form the p-n junctions.
Unfortunately the films deposited at 250ºC have the highest hydrogen content
and the highest effective charge density. These films cannot be applied directly to
passivate the p-n junction side surfaces. Measurements of hydrogen depth profiles
and of FTIR absorption characteristics have revealed that the amount of hydrogen
and of Si-N, Si-H and N-H bonds changed during annealing. An analysis of C-V
characteristics of Al/Si3N4:H/InP MIS capacitors containing these films has shown,
that annealing of the Si3N4:H films reduced the electronic defect state density at the
Si3N4:H/InP interface. It is possible to take advantage of the thermal instability of
silicon nitrides deposited by the PECVD method and to reduce the trap state density
and the effective charge density by proper annealing processes.
These investigations have enabled us to achieve reverse current values as low
as 4 - 15 pA at the voltage of -5 V and 200 - 500 pA at the voltage of -50 V for
planar InP diodes with the 320 μm diameter p-n junction. A high yield of 90 % is
obtained. These results make a good base for development of planar photodiodes with
InxGa1-xAs quantum wells inserted into the depletion region of the InP p-n junction.
Key words: silicon nitride, PECVD, planar photodiode, InP
113
PL ISSN 0209-0058
Inluence of
material properties
on parameters of silicon
cells
MATERIAŁY
ELEKTRONICZNE
T. 36 -solar
2008 NR
4
INFLUENCE OF MATERIAL PROPERTIES ON
PARAMETERS OF SILICON SOLAR CELLS*
Barbara Swatowska1, Tomasz Stapiński1, 2, Grzegorz Całko1
Multicrystalline and monocrystalline silicon solar cells are the most popular for
commercial applications. Numerous material parameters could affect solar cell performance. The application of antireflective coatings of amorphous silicon based alloys
can increase device efficiency. Such coatings due to tunable energy gap and refractive
index and non-expensive fabrication method - Plasma Enhanced Chemical Vapour
Deposition at 13.56 MHz are good candidates for large scale application. The authors
presented the influence of material properties of bulk cell on solar cell efficiency by the
use of computer PC-1D simulation program, which solves the fully coupled nonlinear
equations for the quasi-one-dimensional transport of electrons and holes in crystalline
devices, with emphasis on photovoltaic devices. The temperature, series and shunt
resistance, recombination velocity and wafer thickness have the influence on current-voltage photo-characteristics of solar cells and their efficiency. Also the influence of
thickness, reflective coefficient and refractive index of antireflective coatings on solar
cells performance was examined. The optimal parameters of efficient solar cell were
determined.
Key words: silicon solar cell, ARC
1. INTRODUCTION
It is very important for research to have a possibility of theoretical verification
of some technological or experimental aspects. PC-1D simulation program is one of
the most popular tools among the photovoltaic areas [1]. In the past years, PC-1D
was cited at least twenty times in refereed journals [2]. This program is available
from the Photovoltaics Special Research Centre at the University of New South
1)
2)
*
Department of Electronics, AGH University of Science and Technology, Al. Mickiewicza 30,
30-059 Kraków, Poland
Department of Computer Science, WSEiP, ul. Jagiellońska 109a, 25-734 Kielce, Poland,
email: [email protected]
Praca prezentowana na XXXII International Conference of IMAPS - CPMP IEEE,
Poland, Pułtusk, 21-24.09.2008
114
B. Swatowska, T. Stapiński, G. Całko
Wales in Australia [3]. PC-1D is commonly used for interpreting experimental data
to determine the structure of a solar cell. PC-1D takes into account the effects of
free carrier absorption and trap-assisted tunneling. The new free-carrier absorption
model has already been discussed in a journal publication [4].
In this work we propose the use PC-1D program to describe the influence of
parameters of antireflective coatings and silicon wafer material parameters on the
properties of solar cells.
2. EXPERIMENTAL
The optimization of parameters of solar cells especially their efficiency needs
the deposition of antireflective coating (ARC) with strictly defined properties. Additionally a great role plays the structure of cell. The application of PC-1D was very
useful for determination of proper correlation between the parameters of films and
properties of solar cells.
The physical properties of ARC films taken into account for photovoltaic application are: optimal energy gap, refractive index, low effective reflectivity and
thickness. Their values may be predicted by the use of simulation method based on
solar cell model. Parameters such as dimension of solar cell, temperature, diffusion
length, resistivity of the wafer, dopants profiles, surface recombination were applied
in simulation method. Also the antireflective film geometry and optical data are taken
into account. The values of all parameters are listed in Tab. 1.
Table 1. Main parameters of silicon solar cells applied in simulation by program PC-1D [5].
Tabela 1. Główne parametry krzemowych ogniw słonecznych zastosowane w programie
symulacyjnym PC-1D [5].
Parameters applied in simulation and their units
Thickness of solar cell dc [μm]
Values
300
Area of solar cell A0 for Θ=0° [cm ]
2
100
Temperature Tc [°C]
25
Diffusion length of minority carriers in base Lc [μm]
80
Resistivity of base type p ρc [Ω⋅cm]
1
Donor profile erfc with values:
surface resistance Rρ [Ω/□]
surface concentration ND [1/cm3]
junction depth xc [μm]
30
3.688 x 1020
0.3
115
Inluence of material properties on parameters of silicon solar cells
Parameters applied in simulation and their units
Values
Speed of front-surface recombination in solar cell, for electrons Sn
and holes Sp [cm/s]
Speed of rear-surface recombination in solar cell, for electrons SnR
and holes SpR [cm/s]
from 1 to 1 x 107
1 x 105
Serial resistance of solar cell Rs [Ω]
0.015
Global irradiation – AM 1.5 [W/m2]
1000
Antireflective coating:
thickness dAR [nm]
refractive index n
Reflectivity for antireflective coating [%]
80
2
8-12
standard values
for Si
Other parameters
3. RESULTS AND DISCUSSIONS
3.1. Influence of antireflective coatings parameters on solar cell
properties
Investigated solar cells structures were obtained on p-type multicrystalline
silicon wafers produced by Bayer, 300 μm thick with a resistivity of 1 Ωcm according to the technological method described in [4]. As an antireflector a-Si:C:H
films were deposited on upper surface of these solar cells. Using global spectrum
sun simulator [5] current-voltage characteristics of cells with and without a-SiC:H
films were measured under an AM 1.5 illumination (1000 W/m2). This experiment
allow us to determine the basic solar cells parameters like: ISC – short circuit current,
VOC – open circuit voltage, FF – fill factor and Eff – efficiency. The current-voltage
characteristics [6] with the use of double exponential relationship allow fitting these
parameters (Fig. 1). The model has been thoroughly describe by Appelbaum et al.
[7]. The formula has a following form:
⎡
⎛ V + I ⋅ RS
I = I ph − I s 1 ⎢ exp ⎜⎜
A1V t
⎢⎣
⎝
⎤
⎡
⎞
⎛ V + I ⋅ RS
⎟ − 1⎥ − I s 2 ⎢ exp ⎜
⎟
⎜ A V
⎥
⎢
2 t
⎠
⎝
⎦
⎣
⎤ V + I ⋅ RS
⎞
⎟ − 1⎥ −
⎟
R sh
⎥⎦
⎠
(1)
where: I – current, V – voltage, Iph – generated photocurrent, RS – series resistance, Rsh
– shunt resistance, A1 and A2 diode ideality factors, Is1 and Is2 saturation currents. Vt is
equal to kT/e. The A1 equal 1.0 and A2 as equal 2.0 was chosen. To obtain high cell
efficiency it is necessary to reduce the surface recombination losses. Very effective
116
method is the use of hydrogen rich antireflection coating, which apparently reduces
defects concentration in multicrystalline silicon.
Fig. 1. Scheme of two-diode model of solar cells.
Rys. 1/
In Fig. 2 the generated by PC-1D current-voltage characteristics for silicon solar
cells with ARC of various optical refractive indices n are presented. It is evident
that the recommended n value equals 2. PECVD deposition process parameters
were chosen to produce a-Si:C:H and a-Si:N:H films of refractive index of about 2,
which was confirmed by optical measurements of these films [8-9]. The electrical
measurement confirmed that this is the best value of n for silicon solar cells.
Fig. 2. Simulated I-V characteristics for solar cells with ARC of different refractive index.
Rys. 2. Charakterystyki prądowo-napięciowe I-V ogniw słonecznych z warstwą ARC, symulowane dla różnych współczynników załamania warstwy antyrefleksyjnej.
117
Fig. 3 shows the generated by PC-1D current-voltage characteristics dependence
on the thickness of antireflective films. The highest values of solar cell current were
obtained for thickness in the range from 70 to 85 nm, which is optimal for commercial
applications. The amorphous silicon based alloys (a-Si:C:H and a-Si:N:H) used for
solar cells modification have thickness values of about 80 nm. The influence of ARC
thickness on solar cell efficiency was previously experimentally investigated [9-10].
Fig. 3. Simulated I-V characteristics for solar cells with ARC of different thickness.
Rys. 3. Charakterystyki prądowo-napięciowe I-V ogniw słonecznych z warstwą ARC, symulowane dla różnych grubości warstwy antyrefleksyjnej.
The role of an antireflective film is to decrease the effective reflectivity of the
upper cell surface. The theoretical prediction of the influence of ARC reflectivity
on I-V characteristics of solar cells is presented in Fig. 4. In real measurements the
highest efficiency of solar cells we can observe for effective reflectivity of ARC
between 5 and 9% [10]. The electrical measurement of mc-Si solar cells with an
ARC revealed good agreement with simulation results.
118
Fig. 4. Simulated I-V characteristics for solar cells without and with ARC of various reflectivity.
Rys. 4. Charakterystyki prądowo-napięciowe I-V ogniw słonecznych bez i z warstwą ARC,
symulowane dla różnych współczynników odbicia warstwy antyrefleksyjnej.
3.2. Influence of silicon wafers parameters
In Fig. 5 the dependence of Si wafer resistivity on final efficiency of silicon solar cell is presented. One can observe the linear decrease of such dependence. This
simulation result indicates that low resistivity of Si wafers are preferable. From the
technological literature announcements [11] it is know that the optimal resistivity
value is 1 Ωcm. Also the solar cell industry enterprises prefer such base resistivity
value in large scale production. The resistivity of the basis of all modified in our
University solar cells equals 1 Ωcm.
The carriers generated in solar cells before reaching the contacts recombine with
defects, impurities, surface defects and the current output is diminished. Minority-carrier lifetime (τ) is a quantitative measure of such phenomena. Characterization
of lifetime is frequently used to qualify the crystalline Si material before it is used
in device processing. Quality of PV material is strongly connected with τ. In Fig. 6
the simulation of dependence of solar cells efficiency on minority carrier lifetime is
shown. One can see that the higher values of lifetime are preferable.
Our earlier investigations concerned the measurements of decay rates of the
photovoltage and photocurrent for the determination of minority-carrier lifetime and
surface recombination velocity of solar cell, the most important transport phenomena
in solar cells. The decays were obtained from experiments using specially designed
119
measurement setup where a laser diode controlled from the pulse generator and
specially designed modulator circuit is used [6].
Fig. 5. Simulated dependence of solar cells efficiency on the resistivity of Si basis generated
by PC-1D.
Rys. 5. Zależności sprawności ogniw słonecznych od rezystywności bazy, wygenerowane za
pomocą symulacji PC-1D.
Fig. 6. Simulated dependence of solar cells efficiency on minority carrier lifetime generated
by PC-1D.
Rys. 6. Zależności sprawności ogniw słonecznych od czasu życia nośników mniejszościowych,
wygenerowane za pomocą symulacji PC-1D.
120
Photocurrent decays are generally nonexponential, but the decay time could be
determined as the initial logarithmic slope after termination of the light pulse at
t = 0 [12]
dI ph
1
1
= −
ôô
I ph
dt
(2)
t=0
The typical photovoltage decay curve is presented in Fig. 7. It is clearly seen
that only after the switching off the light the exponential like decay exists. From the
decay – time curves it is possible to calculate the lifetime, using above mentioned
formula, which was of about 40 μs. This value is in the range where the achievement
of solar cell of higher efficiencies is possible [6].
Fig. 7. Time dependence of the photovoltage after switching off the light for silicon solar
cell (after [6]). See that just after the termination of the light pulse the decay trend is exponential.
Rys. 7. Przebieg zaniku fotonapięcia na otwartym ogniwie Cz-Si [6]. Zaraz po zgaszeniu
oświetlenia zależność przyjmuje charakter eksponencjalny.
4. CONCLUSIONS
The possibility of the simulation of working parameters of solar cells with a-Si:C:H and
a-Si:N:H antireflective was of a great importance for possible applications of these films. The simulation results fully confirmed a strong relation between the cell
efficiency and the thickness refractive index and reflectivity coefficient of ARCs.
All investigated solar cells have material parameters values predicted by PC-1D
121
simulation program as preferable in photovoltaics. The theoretical simulation provides quantitative values of the main parameters of the antireflective coating which
is very important for designing advance solar cell structure. Later investigations of
solar cells confirmed the theoretical predictions.
Experiments on high quality c-Si cells give decay times that are comparable to
the results obtained in other laboratories [13-14].
REFERENCES
[1] Clugston D.A., Basore P.A.: PC-1D version 5: 32-bit solar cell modeling on personal
computers, Photovoltaic Specialists Conference, Anaheim, USA, Conference Record of
the Twenty-Sixth IEEE 29 Sept.-3 Oct. 1997, 207-210
[2] Science Citation Index, 1996-1997
[3] School of Photovoltaic and Renewable Energy Engineering at The University of New
South Wales: [http://www.pv.unsw.edu.au/links/products/pc1d.asp]
[4] Clugston D.A., Basore P.A.: Modeling free-carrier absorption in solar cells, Progress in
Photovoltaics, 5, (1997), 229-236
[5] Swatowska B., Stapiński T.: Influence of properties of amorphous a-Si:C:H coatings on
parameters of silicon solar cells – theoretical simulation, Proc. of XXX Intern. Conf. of
IMAPS – Poland Chapter, Kraków, 24–27.09.2006, 463-466
[6] Wójcik P., Pisarkiewicz T., Stapiński T.: Photoconductivity decay in thin film solar cell
structures, Proc. of European Microelectronics Packaging & Interconnection Symposium,
IMAPS Europe, Kraków, 16–18.06.2002, 350-352
[7] Appelbaum J., Chairt A., Thompson D.: Parameter estimation and screening of solar
cells, Progress in Photovoltaics: Research and Applications, 1, (1993) 93
[8] Stapiński T., Swatowska B., Kluska S., Walasek E.: Optical and structural properties of
amorphous silicon-carbon films for optoelectronic applications, Appl. Surf. Sci., 228,
(2004), 367-374
[9] Swatowska B., Stapiński T.: Amorphous hydrogenated silicon-nitride films for applications in solar cells, Vacuum, 82, (2008), 942-946
[10] Swatowska B., Czternastek H., Lipiński M., Stapiński T., Zakrzewska K.: Antireflective coatings of a-Si:C:H on silicon, Proc. of XXVIII Intern. Conf. of IMAPS – Poland
Chapter, Wrocław, 26–29.09.2004, 385-388
[11] Mason N.B., Bruton T.M., Gledhill S., Heasman K.C., Hartley O., Morilla C., Roberts
S.: The selection and performance of monocrystalline silicon substrates for commercially
viable 20% efficient lid-free solar cells, 19th European PV Solar Energy Conference,
Paris, France, June 2004, 620
[12] Pisarkiewicz T.: Photodecay method in investigation of materials and photovoltaic
structures, Opto-Electronics Review, 12, (2004), 33-40
122
[13] Rose B.H., Weaver H.T.: Determination of effective surface recombination velocity
and minority carrier lifetime in high efficiency Si solar cells, J. Appl. Phys., 54, (1983),
238-247
[14] Jain S.C., Ray U.C.: Photovoltage decay in p-n junction solar cells including the effects
of recombination in the emitter, J. Appl. Phys., 54, (1983), 2079-2085
WPŁYW WŁAŚCIWOŚCI MATERIAŁOWYCH NA PARAMETRY
EKSPLOATACYJNE KRZEMOWYCH OGNIW SŁONECZNYCH
Światowa produkcja ogniw słonecznych opiera się przede wszystkim na krzemie
mono- i multikrystalicznym. Właściwości materiałowe istotnie wpływają na jakość,
a przede wszystkim na ich parametry użytkowe. Wydatny wzrost sprawności ogniw
można uzyskać poprzez zastosowanie warstw ARC. Tego typu powłoki, z możliwością optymalizacji współczynnika załamania oraz przerwy optycznej, można otrzymywać metodami Chemicznego Osadzania z Fazy Gazowej (RFCVD – Radio Frequency
Chemical Vapour Deposition). Autorzy zbadali wpływ właściwości materiałowych
na sprawność ogniw korzystając z metody numerycznej – program PC-1D. Program
umożliwia wyznaczenie końcowych parametrów ogniw z uwzględnieniem zarówno
stałych materiałowych podłoża, jak i elementów modyfikujących to ogniwo. Na
kształt charakterystyki prądowo-napięciowej I-V (model dwudiodowy) i sprawność
ogniwa mają wpływ: temperatura, rezystancja szeregowa i zwierająca, szybkość
rekombinacji oraz grubość podłoża. W przypadku warstw antyrefleksyjnych, decydujące są: grubość, współczynnik załamania oraz współczynnik odbicia. Program
symulacyjny pozwolił określić optymalne parametry wydajnych ogniw słonecznych
na bazie krzemu, z uwzględnieniem bardzo istotnego wpływu warstw ARC.
Słowa kluczowe: ogniwo słoneczne, ARC
123
PL ISSN 0209-0058
The influence
of assembly
technology on exploitationT. parameters....
MATERIAŁY
ELEKTRONICZNE
36 - 2008 NR 4
THE INFLUENCE OF ASSEMBLY TECHNOLOGY ON
EXPLOITATION PARAMETERS OF POWER SSL-LEDs
Wojciech Grzesiak1, Michał Cież1, Jan Koprowski2
The SSL-LEDs (Solid State Lighting LEDs), often of several watts consumed unit
power are generally fixed to a cooling substrate to increase the on LEDs’ durability,
reliability and light efficiency. The size, shape, cooling area and ventilating properties
of the substrate, made mainly of aluminum or copper, have to be taken into account.
The next problem is the thermal resistance minimizing between the LEDs body and
the substrate. Here the out growth is the choice of a LEDs fixing method. The work
deals with six fixing methods and reports their properties, achieved by reducing the
thermal resistance between LED and the radiator’s substrate. The first method consists
in purely mechanical fixing by screws. The second is completed by a silicon film. The
third one utilizes a foil of excellent thermal resistivity, covered on both sides with an
acrylic glue. The fourth simple method bases solely on of an acrylic glue. The fifth
method consists in using a resin with aluminum powder and cured at room temperature.
The last method makes use of a special silicon CAF-1 type glue. In all cases identical
LEDs, radiators and applied powers were used and results compared.
Keywords: power SSL-LED, assembly technology, exploitation parameters, thermal
resistance
1. INTRODUCTION
The contemporary mass use of LEDs, especially of high power sometimes reaching 10 Watts or more – extorts some special measures enabling efficient cooling
1
2
*
Institute of Electron Technology, Krakow Division, 30-701 Kraków, ul. Zabłocie 39,
Department of Electronics, Academy of Mining and Metallurgy, Al. Mickiewicza 30,
30-054 Kraków, e-mail: [email protected]
124
W. Grzesiak, M. Cież, J. Koprowski
of these light sources. The cooling process exerts a significant positive influence
on LEDs light intensity and durability, so all the accompanying methods and circumstances ought to be well known, properly realized in practice and propagated.
Besides the obvious effects, created by radiators of various sizes and shapes – some
crucial factors are influencing the minimization of thermal resistance between the
LED and radiator, as well as sureness of mutual fixing. This in turn influences the
costs of the entire light source’s assembly, especially when lots of LEDs have to be
mounted. It’s evident, that the objects of these presented considerations are solely
power LEDs, equipped with own cooling flat elements, acting as a main heat off
take while cooperating with a radiator’s surface.
Among factors to be discussed are the means and methods of minimizing the
thermal resistance, the ways of effective mutual fixing LEDs and radiators, the dimensions and shapes of these last ones from the point of view of heat distribution,
as well as eventually problems of natural and artificial cooling processes.
2. THEORETICAL AND PRACTICAL REMARKS ON LEDs
COOLING
Contemporary LEDs of high brightness are replacing more and more traditional
light sources like tungsten bulbs, fluorescent lamps and halogene ones. They single
out by high light efficiency, reaching 30 %, very long life time, the lack of sudden
failures, lack of infrared radiation and by safe powering voltage level of only several
volts (Tab. 1 [1 ]).
Table 1. List of significant light sources parameters.
Tabela 1. Zestaw ważniejszych parametrów źródeł światła.
100 W tung- fluorescent
white colour
halogen
sten bulb
lamp
LED
Visible light
region
5%
21%
27%
15-30%
Infrared
Ultra-violet
Total radiated
light energy
83%
0%
37%
0%
17%
19%
0%
0%
88%
58%
63%
15-30%
Heat energy
Altogether
12%
100%
42%
100%
37%
100%
70-85%
100%
Modern technologies enable to obtain high luminance values per junction surface
unit, as well as per electric power applied, e.g. even 115 lm/W. For satisfactory per125
The influence of assembly technology on exploitation parameters....
formance – however – the junction temperature has to be kept as low as possible to
dissipate the waste heat energy level, reaching 85 % of that delivered. As the peak
LED junction temperature levels must not exceed 150°C – the optimum long-term
values should be as high as 60-80°C. The harmful temperature influence on LEDs
luminosity and durability is shown on Figs. 1. and 2.
Fig. 1. The influence of LED’s temperature on luminosity and durability [2].
Rys. 1. Wpływ temperatury na jasność i trwałość LED-ów [2].
Fig. 2. The influence of LED’s junction temperature on the light output with dependence on
light colour [ 3].
Rys. 2. Wpływ temperatury złącza LED-ów na wydajność światła w zależności od koloru [3].
The LED lighting system (Fig.3.) has to be connected firmly to a radiator by
one of several existing methods, enabling durable mechanical fixing, as well as the
possibly most efficient thermal contact between the system and the radiator.
As the last one a 70 mm square aluminum blackened profile of Fig. 4. was
chosen for further experiments.
126
Fig. 3. Exemplary view a 3W LED system with its substrate and contacts [4].
Rys.3 . Przykładowy widok diody LED 3 W z podłożem i wyprowadzeniami [4].
Fig.4. The shape and dimensions of the chosen radiator.
Rys.4. Kształt i wymiary obranego radiatora.
The entire assembly, created by LED, radiator and other elements presented
on Fig. 5. – performs the distribution of thermal resistances of this assembly. The
best valuation criterion of the so constructed model is the lowest thermal resistance
of the path of the main heat stream, running through the p-n junction to the outer
radiator’s surface [5].
Fig. 5. Distribution of thermal resistances between ambient and junction.
Rys. 5. Rozkład rezystancji termicznych między złączem a otoczeniem.
127
For a stationary heat stream of power P it may be defined as:
RT , j − c =
T j − Tc
P
where: Tj – temperature of p-n junction, Tc – temperature of the radiator’s outer surface, P=UF·IF – power dissipated by the diode.
It’s an additive value, consisting of thermal resistances of all individual elements
and adhesive layers (assuming P = const), resistances defined by thermal conductivity
coefficient ki, by thickness di of each element and layer on route of the heat stream
and by the surface of the stream’s cross-section Si inside the ith element (or layer):
N
RT , j − c =
∑
i =1
di
ki S i
As ki and di are dimensioned by the sort of material and by thickness – the
Si value varies in each element with the distance to the heat source. The precise
numerative analyzes base on Fourier equation’s solution for thermal conductivity
with defined boundary conditions. In practice usually approximated calculations
are carried on for the heat stream spreading at an angle 45° in each next layer of
surface much greater, than the former one and of much higher k coefficient value.
Such a model admits isothermal features of the contact between the metallic element
with the ceramic substrate. The metal cores in this model widen the surface of the
heat stream surface in worse conducting sequential constructional layer and joints.
Basing on the above assumptions – the entire light module’s thermal resistance has
been evaluated, as in Tab. 2 below.
Table 2. An evaluated balance of thermal resistances in an exemplary model of Fig. 5.
Tabela 2. Szacunkowy bilans rezystancji termicznych w przykładowym modelu z Rys. 5.
No.
Element
1
GaN semiconductor layer
2a
Sapphire 40W/mK
3
Au-Sn solder
4
Cu Metal-core PCB
5a
The LOCTITE glue layer
6
Al radiator
Altogether with 2a variant
2b
AlN Ceramics
Altogether with 2b variant
5b
HVB adhesive tape
128
ki [W/
mmK]
0,13
0,04
0,225
0,38
0,000815
0,21
0,15
di [mm]
Si [mm2]
RT,i [K/W]
0,2
0,4
0,1
2,0
0,25
4,0
2,0x2,0
2,4x2,4
2,5x2,5
π102
π10,252
π14,252
0,4
2,4x2,4
0,385
1,736
0,711
0,024
0,93
0,03
3,816
0,463
2,543
0,25
The outer radiator’s temperature Tc depends in turn on the mechanism effectiveness of thermal convection towards the ambient, i.e. the air of an average Ta
temperature. The thermal resistance between the radiator’s horizontal surface S and
the air may be defined as:
RT ,c − a =
Tc − Ta
1
=
P
α con¬ S
where: αcon¬ [W/m2K] is the convection coefficient of the cooling medium. At upward
heat convection it may be admitted, that αcon¬↑ = 2,5(Tc -Ta)1/4, while at downward
direction αcon¬↓ = 1,3(Tc -Ta)1/4, though still many factors, such as air humidity, influences this coefficient.
Normally, at the fixed P, the LED’s user may influence only the thermal resistance
of glue or paste and that of the air-cooled radiator.
3. EXPERIMENTAL
Initially as the basic condition six pieces of 3 W LEDs (Fig.3.) and of strictly
the same voltage drop at the same current – have been chosen from a lot of pieces
being in disposal. This means the same power consumption of all the LED’s used.
As the radiator a blackened aluminum profile of cross-section shown on Fig.4.
was selected and six separate and identical 70 mm cuttings were prepared. Only
two of them were equipped with a pair of holes for fixing the LEDs by means of
screws, while the remaining four assemblies were provided to use various types of
tested gluing techniques. In all cases LEDs will be placed centrally.
The goal of all these intentions was to compare five various fixing solutions
with the first basic one, which consisted in conventional thermal contact by means
of ordinary screwing.
For the mutually compared five cases dealing with fixing and heat conduction
improving or simplifying methods – the most popular and recommended ways and
mediums have been employed. Thus as the naturally basic comparative method a
simple mechanical fixing by two screws was acknowledged, though the solution is
certainly not the easiest way of fixing LEDs in mass manufacturing scale.
All the tested radiators equipped with LEDs connected in series and thus of the
same flowing currents – were placed in a room temperature of 25°C for one hour
with the same cooling conditions. After one hour of heating – the temperatures of
LED junctions Tj as well as of the same point on each radiator Tc have been measured and reported in Tab. 3. At the same time a foto from an infra-red camera has
been prepared (Fig. 6.), where accidentally the 6 separate samples are not situated
129
in the sequential order like in the Tab. 3., but only placed tightly for photo lens
purposes.
Table 3. The LED’s junction and radiator temperature in dependency on ways of fixing.
Tabela 3. Temperatury złączy LED-ów i radiatorów w zależności od sposobów mocowania.
Type of test
Tested element nr.
Two screws fixing
1
Two screws fixing plus silicon paste
2
Double layer adhesive tape
3
Acrylic glue
4
Epoxy resin
5
CAF-1 silicon glue
6
Tj [°C] Tc [°C]
45,46
38,13
42,47
36,36
47,88
36,36
40,88
36,97
43,16
37,34
43,08
36,60
Fig. 6. Distribution of thermal resistances between ambient and junction (I-R photo of six
separate radiator samples equipped with LED’s, placed close to each other, taken after one
hour powering).
Rys. 6. Rozkład rezystancji termicznych między otoczeniem a złączami (fotografia w podczerwieni sześciu radiatorów z osadzonymi LED-ami, umieszczonych blisko siebie, sporządzona
po jednogodzinnej eksploatacji).
130
The intensity of colours also do not precisely show the generally small differences in junctions „and radiators” temperatures. These small differences observed
are probably caused as a result of choice of several recommended best mediums,
appropriated for such an aim.
The criterion of this choice then ought to be rather the assembly costs, as well
as the quality and durability of the sole fixing method. Here also the easiness of
accidental removing the failure LED has to be taken into account.
The Tab.3 data are showing no significant differences in radiators’ temperature.
The evidently worst cases are the third and the comparative first one, without any
heat conducting medium inserted. The effect of the lack of such a medium is obvious
and is easily reduced by means of several sorts of pastes since many tens of years.
All the other four cases seem to be efficient in a similar way, though the thermal
resistance of the adhesive tape case is 3 times higher and thus worse, than that of
the acrylic glue. In turn the thermal resistance of the Tab. 2 fifth position presents
only a partly significant fraction of the summed up resistances. According to test
practice – the fixing abilities do not differ significantly, but in necessity of removal
a failured LED the reminders of pos.5 and 6 (Tab. 3) glues appear difficult to be
cleared. It may be supposed, that more precise temperature differences and heat distribution results in comparison with those from Tab. 3 would be obtained on much
smaller radiators, as the dimensions of here applied ones are evidently greater than
necessary and thus too expensive in practice.
4. CONCLUSIONS
The carried out tests showed, that five of six presented LED fixing and cooling
methods are recommended under certain stipulations. In the domain of cooling support and thermal results all of them are generally almost coordinate. The differences
consist in the price of necessary material portion per one LED piece, in technological
easiness of implementing this portion, in mechanical features and demands of the
glued fixings and at last – in the ease of disconnecting the formerly glued elements
if necessary. Quite obvious seems to be the remark, that only the screw fixing system
offers the best sureness in vibrating conditions, as well as in situations of high and
fast ambient temperature and moisture variations. In turn the screwing is extremely
laborious, especially in mass manufacturing processes. A middle way instead of
screws might present a spring wire clamp, similar to that used to fix the power
transistor to the radiator. All of these premises mentioned ought to be scrupulously
taken into account while designing the technology of a definite case.
The superior goal of all the above considerations and efforts is the prolonging
of efficient and durable functioning of LEDs, as main light sources of the near
future.
131
5. ACKNOWLEDGMENTS
This work has been supported by Polish Ministry of Higher Science and Education under the grant No.R02 049 02
6.REFERENCES
[1] Archenhold G.: Thermal management of LED fixtures, LED Future Brochure 2007,
84-90 edited by Photonics Cluster, Aston U.K. www.photonicscluster-uk .org.
[2] Ma Z., Zheng X., Liu W., Lin X., Deng W.: Fast thermal resistance measurement of
high brightness LED. 6th International Conference on Electronic Packaging Technology,
30 Aug.-2 Sept. 2005, Proceedings of ..., 614 - 616, Digital Object Identifier 10/1109,
CEPT.2005.1564685
[3] Falconer A.: LED lighting powers ahead – EuroPHOTONICS, 10/11 2007, 34-36
[4] Website:www.cree.com
[5] Samuelson R.: High brightnes LED – thermal management made simple – power system
design EUROPE December 2005
WPŁYW TECHNOLOGII MONTAŻU NA PARAMETRY
EKSPLOATACYJNE SSL LED-ÓW MOCY
Półprzewodnikowe diody mocy LED bywają mocowane zwykle do chłodzącego
podłoża celem zwiększenia ich trwałości, niezawodności i sprawności. Rozmiary,
kształt, powierzchnia chłodzenia i własności chłodzące podłoża, wykonanego zwykle z aluminium lub miedzi winny być starannie analizowane. Dalszym problemem
jest rezystancja termiczna pomiędzy korpusem diody, a podłożem. Wiąże się ona
ze sposobem jej mocowania. Praca omawia sześć metod mocowania i relacjonuje
ich wpływ na rezystancję termiczną pomiędzy diodą a podłożem radiatorowym.
Metoda pierwsza polega na czysto mechanicznym mocowaniu wkrętami. Druga
wprowadza cienką warstewkę silikonu. Metoda trzecia stosuje folię o dobrej przewodności cieplnej, pokrytą obustronnie klejem akrylowym. Czwarta, prosta metoda
bazuje wyłącznie na spoiwie akrylowym. Piąta metoda polega na sklejaniu żywicą
zmieszaną z pyłem aluminiowym i utwardzaną w temperaturze pokojowej. Metoda
szósta wykorzystuje specjalny klej silikonowy typu CAF-1. We wszystkich przypadkach użyto identycznych diod LED, radiatorów i aplikowanych mocy świecenia,
a rezultaty prób przedstawiono i skomentowano.
Słowa kluczowe: diody mocy LED, montaż, parametr eksploatacyjny, rezystancja
termiczna
132
D.
Jurków,
K. Malecha, L. J. Golonka MATERIAŁY ELEKTRONICZNE
PL ISSN
0209-0058
T. 36 - 2008 NR 4
INVESTIGATION OF LTCC THERMISTOR
PROPERTIES*
Dominik Jurków1, Karol Malecha1, Leszek J. Golonka1
The work is conducted on NTC (Negative Temperature Coefficient) thermistors. An
influence of different type of the substrate (DP 951 and lead free ESL 41020) on basic
electrical properties: sheet resistance at a room temperature, R = f(T) dependence,
B constant and a long-term stability is analyzed. The resistance values are measured
twenty times in the range from 25oC to 125oC at 5oC intervals, while temperature is
recorded using Pt-100 resistor. Long-term stability is investigated by annealing at
1500C for 200 h.
Key words: LTCC, thermistor
1. INTRODUCTION
Fast development of the LTCC (Low Temperature Co-fired Ceramics) technology
enables to manufacture various type of sensors. Especially popular are temperature
and gas/liquid flow sensors [1-2]. Metals with high TCR (Temperature Coefficient
of Resistance) and thermistors [3-4] are used in these devices. Thick-film thermistors
are very popular because of low price and high TCR coefficient. However, they
have lower long term stability. High TCR gives an ability to manufacture smaller
and more sensitive components. The electrical properties of the screen printed
components are very important. They must be analyzed before using at various microsystem applications. Good parameters of these components provide high quality
1
*
Faculty of Microsystem Electronics and Photonics, Wroclaw University of Technology,
Wybrzeze Wyspianskiego 27, 50 – 370 Wroclaw, Poland
133
Investigation of LTCC thermistor properties
of the thermistor based sensors. The most important NTC (Negative Temperature
Coefficient) thermistor parameters are: constant B, tolerance of the constant B and
long-term stability. High value of constant B ensure good sensor sensitivity. Repeatability of the sensor parameters depends on the constant B variability coefficient.
The sensor long-term stability depends on the thermistor long-term stability. The
passive electrical properties must be stable. Unfortunately, most of the commercially
available thermistor compositions are dedicated to alumina substrate. The shrinkage
mismatch and a difference in TCE (Thermal Coefficient of Expansion) between
LTCC and alumina substrates cause tapes deformation during firing process. Moreover, physicochemical interaction between the tape and the paste materials affects
thermistor properties [5]. The basic electrical properties of the ESL NTC-2114 alumina dedicated thermistor composition screen printed on the LTCC substrates are
described in the paper. An influence of the substrate (DuPont 951 and ESL 41020
tapes) and the thermistor placement (placed on the LTCC surface or buried inside)
on temperature dependence of resistance, sheet resistance, thermistor constant B and
long-term stability are investigated.
2. EXPERIMENTAL
The NTC thermistors, conductive lines and terminations are screen printed
through 325 mesh stainless steal screen. The NTC resistor paste (ESL NTC-2114
dedicated to alumina substrate) and silver-based composition as terminations (ESL
963-B and DP 6160) are used. The NTC thermistors are fabricated as a surface
[Fig. 1 (a)] and buried [Fig. 1 (b)] components. The thermistors are manufactured
on/in DuPont 951 and ESL 41020 Green TapeTM system. The lamination process is
made with parameters recommended for DP 951 tape. The layout for test structures
is presented in Fig. 1. The thermistors surface area is 1.2x1.2 mm2 (1 square). After
screen-printing the pastes are dried in a lab oven at 120oC for 5 min. Next, they
are fired according to a two-step firing profile with a maximum temperature equal
to 875oC.
The resistance values are measured twenty times in the range from 25oC to
o
125 C at 5oC intervals, while temperatures are recorded using Pt-100 resistor. The
measurements are made by the Agilent 34970A data acquisition unit using two-wire
method. The B constant value can be calculated from equation:
⎡ ⎛1
1 ⎞⎤
R (T ) = R298 exp ⎢ B⎜ −
⎟⎥
⎣ ⎝ T 298 ⎠⎦
(1)
where: R is the resistance at a certain temperature T and R298 is the resistance at temperature
298 K. The standard deviations of the resistance (σR) and constant B (σ B) are descri134
D. Jurków, K. Malecha, L. J. Golonka
bed by equation :
σ R, B =
∑
y−y
2
(n − 1)
(2)
where n is the number of y values (sheet resistance or B constant).
Fig. 1. Surface (a) and buried (b) configuration of the LTCC thermistors.
Rys. 1. Powierzchniowe (a) i zagrzebane (b) termistory na podłożu LTCC.
The temperature dependence of resistance and basic electrical properties of the
investigated NTC resistors are presented in Fig. 2 and Tab. 1, respectively. As it
can be seen from Fig. 2, temperature coefficient of resistance is negative. Buried
Fig. 2. The temperature dependence of resistance for NTC thermistors made on DP951 and
ESL 41020 substrates.
Rys. 2. Zależność rezystancji od temperatury dla termistorów NTC nadrukowanych na podłożu DP951 i ESL41020.
135
components show higher sheet resistance values with higher standard deviation in
comparison to surface ones. The variability coefficient of the sheet resistance is
better for the thermistors fabricated in/on the ESL substrate. The B constant value
dependents much weaker on the kind of substrate than sheet resistance and is very
similar to the catalogue data (on alumina substrate). The variability coefficients of
the B constant for both surface and buried components made in/on DP951 and ESL
41020 substrate are very low and do not exceed 3%. However, they are significantly
better for DP 951 substrate.
Table 1. Basic electrical properties of the investigated thermistors.
Tabela 1. Podstawowe parametry elektryczne badanych termistorów.
Sheet resistance,
R⁪ kΩ/⁪]
Standard
deviation
of sheet
resistance
σR [kΩ/⁪]
Variability
coefficient of
resistance
VR %]
Thermistor
constant,
B [K]
Standard
deviation
of constant B
σB [K]
Variability
coefficient
of the
constant B,
VB [%]
Surface DP
7.63
2.08
27
2463
31
1.3
Buried DP
9.26
2.95
32
2210
32
1.5
Surface ESL
16.1
3.20
20
2085
61
2.9
Buried ESL
17.8
4.27
24
2230
69
3.0
Catalogue
Parameters*
10.0
-
-
2125
-
-
Position
* on alumina substrate
Long-term stability was investigated, as well. It is analyzed by annealing all test
structures at 150oC for 200 hours. As is shown in Fig. 3 (a) and (b) the percentage
resistance changes ΔR/R0 are function of the ageing time. However, this parameter
depends also on the applied substrate. All tested surface thermistors exhibit worse
long-term stability than buried ones. This agrees with situation observed in LTCC
resistors [6], where it is also noted that embedded components are somewhat more
stable than surface ones. All test surface components exhibit high resistance changes,
more than 15 % and 70 % for DP 951 and ESL 41020 substrates, respectively. The
ESL recommends to anneal the thermistor composition for 16 hours at 150°C. For
surface structures the resistance is changing very fast for the first 10 hours of the
ageing process. After 10 hours the resistance changes of the surface components
made on both substrates have been stabilized and do not exceed 5%. In the case of
buried structures the changes of resistance during the whole ageing cycle of 200
hours for thermistors manufactured in DP 951 and ESL 41020 do not exceed 2%
and 12%, respectively.
136
D. Jurków, K. Malecha, L. J. Golonka
Fig. 3. Long-term stability of NTC thermistors made in/on various LTCC substrates: (a)
long-term stability for buried ESL, buried DP and surface DP, (b) for surface ESL.
Rys. 3. Stabilność długoterminowa dla termistorów NTC: (a) zagrzebanych folia ELS, zagrzebanych folia DP, powierchniowych folia DP; (b) powierzchniowych folia ESL.
3. CONCLUSIONS
The influence of the LTCC material (DP 951, ESL 41020) on basic properties
(sheet resistance, B constant and temperature dependence of resistance) of the NTC
thermistors (NTC-2114, ESL) is presented.
Basic electrical parameters of the NTC thermistors depend on the kind of substrate and placement in/on the LTCC substrate. The buried components show higher
sheet resistance value with higher standard deviation in comparison to the surface
ones.
The buried thermistors exhibit much better long-term stability than the surface
ones. This is because of the good encapsulation of the buried components. Therefore,
their durability to high temperature and harmful environment is increased.
ACKNOWLEDGMENTS
The authors wish to thank the Polish Ministry of Science and Higher Education
(grant no. R02 017 02) and Wroclaw University of Technology (grant no. 343 479)
for financial support.
137
REFERENCES
[1] Gongora-Rubio M., Sola-Laguna L. M., Moffett P. J., Santiago Aviles J. J.: The utilization of low temperature co-fired ceramic (LTCC-ML) technology for meso-scale EMS,
a simple thermistor based flow sensor, Sensors and Actuators A, 73, 1999, 215-221
[2] Fournier Y., Willigens R., Maeder T., Rayser P.: Integrated LTCC micro-fluidic modules
– an SMT flow sensor, Proc. 15th European Microelectronics and Packaging Conference
and Exhibition, Brugge (Belgium), June 2005 , 577-581
[3] Dziedzic A., Golonka L.: Thick-Film and LTCC thermistors, Proc. 34th International
Conference IMAPS Poland Chapter, Rytro (Poland), September 2000, 77-83
[4] Zhong J., Bau H.: Thick film printed on low temperature co-fired ceramic tapes, Bulletin
of the American Ceramic Society, 80, 2001, 39-42
[5] Birol H., Maeder T., Jacq C., Ryser P.: Investigation of interactions between co-fired
LTCC components, Journal of the European Ceramic Society, 25, 2005, 2065-2069
[6] Dziedzic A., Golonka L., Hrovat M., Kita J., Kosec M., Belavic D.: Some remarks about
relations between processing conditions and microstructural, electrical as well as stability properties of LTCC resistors, Proc. 3rd European Microelectronics and Packaging
Symposium, Prague (Czech Republic), June 2004, 345-354
SUMMARY
BADANIE WŁAŚCIWOŚCI TERMISTORÓW WYKONANYCH NA
PODŁOŻACH LTCC
W pracy przedstawiono wyniki badań związanych z elementami termistorowymi NTC
(Negative Temperature Coefficient). Zbadano wpływ rodzaju podłoża (DP 951 i bezołowiowego ESL 41020) oraz konfiguracji elementów (zagrzebane, powierzchniowe)
na podstawowe parametry elektryczne: rezystancję na kwadrat, zależność rezystancji
od temperatury, stałą termistorową B, stabilność długo terminową. Wartości rezystancji były mierzone 20 razy w zakresie od 25oC do 125oC ze skokiem 5oC. temperatura
była mierzona za pomocą rezystora PT-100.. Stabilność długoterminowa była badana
przez wygrzewanie w 1500C przez 200 h.
Słowa kluczowe: LTCC, termistor
138
E.L.
Prociow,
J. Domaradzki, D.Kaczmarek,
... ELEKTRONICZNE
PL ISSN
0209-0058
MATERIAŁY
T. 36 - 2008 NR 4
EVALUATION OF ELECTRICAL PROPERTIES OF Eu
AND Pd-DOPED TITANIUM DIOXIDE THIN FILMS
DEPOSITED ON SILICON*
Eugeniusz L. Prociow1, Jarosław Domaradzki1, Danuta Kaczmarek1, Karolina
Sieradzka1, Bartosz Michalec1
In this work, investigations of electrical properties of Eu and Pd-doped TiO2 thin
films have been outlined. Our previous studies [4, 6] of Eu and Pd-doped TiO2 have
shown the nanocrystalline structure and high transparency in visible region (about
70%). Now, it has been shown that by incorporation of Pd and Eu dopants into TiO2
matrix, its properties can be modified so as to obtain simultaneously electrically and
optically active oxide-semiconductor with specified type of electrical conduction at
room temperature. Pd dopant changes the electrical properties of TiO2 from dielectric
oxide to conducting oxide. Samples were examined by means of theromelectrical,
current-voltage (I-V), transient photovoltage and optical beam induced current OBIC
(Optical Beam Induced Current).
I-V measurements showed formation of electrical junctions at the interface of semiconducting thin films of metal oxides and silicon substrate (TOS-Si). The presence of
build-in potential has been confirmed by OBIC through created maps of photocurrent
distribution generated in the active areas of prepared TOS-Si heterojunctions.
Key words: electrical properties, TiO2:(Eu, Pd), heterojuncion, OPIC
1)
*
Faculty of Microsystem Electronics and Photonics, Wroclaw University of Technology,
Janiszewskiego 11/17, 50-372 Wroclaw, Poland; e-mail: [email protected]
Poland, Pułtusk 21-24.09.2008
149
Evaluation of electrical properties of Eu and Pd-doped ....
1. INTRODUCTION
Transparent oxide semiconductors (TOSs) are very attractive for microelectronics
application. Due to their transparency and good conductivity at room temperature
they can be considered as active front-electrodes of photodiodes or phototransistors,
optical switches, modulators, and so on [1]. Their stability at elevated temperatures
and high resistance to harsh environment makes them suitable for realization of optical based gas sensors. Recent progress in silicon technology, including developing
of effective light sources based on Si nanocrystals, makes TOSs attractive also for
TOS-Si integration. In the present work, modification of electrical properties from
TiO2 – insulating oxide to TiO2:(Eu, Pd) – oxide semiconductor has been presented.
For the purpose of the work thin films were deposited on standard silicon substrates
and photoelectrical investigation provided by (OBIC) technique has been presented.
OBIC is a non-destructive, charge collection method and is known a as powerful
technique for solar cells, detectors and semiconductor material characterization
[2-3].
2. EXPERIMENTAL
Thin films were deposited by low pressure hot target reactive magnetron sputtering from mosaic Ti-Eu-Pd target on conventional silicon wafers. The amount
of dopants in prepared TiO2:(Eu,Pd) thin film has been evaluated with the help of
energy disperse spectrometer to be of Eu – 0.9 at.% and Pd – 5.8 at.%.
The earlier XRD studies [4] have shown the dominating crystal phase TiO2- rutile
with crystallites 9.8 nm in size. No separate Pd or Eu phases were found.
For electrical characterization of Eu and Pd-doped TiO2 thin films four parallel
Ti metal electrodes were evaporated through the metallic mask onto the thin films.
On the basis of the d.c. electrical resistivity (ρdc) dependence on temperature,
in the temperature range from 300 K to 500 K, the activation energy (Wρ) was estimated. Negative sign of Seebeck coefficient has been determined what indicates the
electron-type (n) conduction. Besides, from the thermoelectric power the activation
energy (WS) was calculated. Electrical parameters evaluated from thermoelectrical
measurements have been collected in Tab. 1.
Optical properties determined on the basis of optical transmission and photoluminescence measurements have previously been described [5-6]. The prepared
TiO2:(Eu,Pd) thin films has proven to be transparent in the visible part of the light
spectrum from ca. 450 nm and the optical bandgap of 1.71 eV has been found. PL
experiment yields the intense red emission with narrow peak at 615 nm what is
consistent with the standard Eu3+ emission.
150
E.L. Prociow, J. Domaradzki, D.Kaczmarek, ...
Table 1. TiO2:(Eu,Pd) thin films electrical parameters determined from thermoelectrical
measurements.
Tabela 1. Parametry elektryczne cienkich warstw TiO2:(Eu,Pd) określone na podstawie
pomiarów termoelektrycznych
ρ
[Ωm]
Wρ
[eV]
Ws
[eV]
Seebeck
coefficient at
300 K
[μV/K]
Conduction type
~10
0.18
0.022
-90
n
OBIC investigations have been performed using experimental setup equipped
with laser diode as a light source at 650 nm in wavelength. The light beam was
focused through optical system down to ca. 30 μm and the locally generated photocurrent was collected using lock-in (PARC 5301A EG&G) phase-sensitive nanovoltmeter equipped with current to voltage converter.
3. RESULTS
Current to voltage (I-V) characteristics measured at different ambient temperatures have been presented in Fig. 1 in a semilogarithmic plot.
Fig. 1. Current to voltage characteristics of TiO2:(Eu,Pd) thin films on Si-p.
Rys. 1. Charakterystyki I-V cienkich warstw TiO2:(Eu,Pd) naniesionych na podłoża Si-p.
151
A strong non-linear effect was observed. For reverse biased structure the presence of unbalanced charge at the interface TOS-Si is clearly visible. The I-V curves
shifted, as temperature increased.
For practical application in junction-based devices, such as diodes, a spectral
responsivity (Rλ) is required. Rλ is defined as a ratio of the measured photocurrent
as a response to the incident light power at a given wavelength. Spectral responsivity characteristics of Me/TiO2:(Eu,Pd)/Si structure have been presented in Fig. 2,
together with transmission of TiO2:(Eu,Pd) thin film on SiO2.
Fig. 2. Spectral characteristics of: a) transmittance of TiO2:(Eu,Pd) thin film and b) responsivity of Me/TiO2:(Eu,Pd)/Si structure. Characteristics were measured with illumination of
50 W halogen lamp and the light was dispersed through a ¼ m focal length single grating
monochromator.
Rys. 2. Charakterystyki spektralne: a) współczynnika transmisji dla cienkich warstw
TiO2:(Eu,Pd), b) współczynnika odbicia dla struktury Me/TiO2:(Eu,Pd)/Si. Jako źródło światła
zastosowano lampę halogenową o mocy 50 W.
The Rλ(λ) characteristic (Fig. 2b) of prepared structures was shifted from shorter
wavelength range to longer one by the light absorption in the thin film itself (Fig. 2a).
The limit at the long wavelength range is due to the decrease in photon-electron
energy conversion at the interface of TOS-Si structure and is similar to that observed
in case of standard silicon devices. Also, in the Fig. 2 the interference fringes visible
in Fig. 2a are well reproduced giving local drop of Rλ.
152
The transient photovoltage response of TiO2:(Eu,Pd)/Si-p heterojunction to
optical excitation with laser diode at 650 nm and 300 Hz square modulation has
been presented in Fig. 3.
Fig. 3. Transient photovoltage response of TiO2:(Eu,Pd)/Si-p heterojunction to optical excitation with laser diode at 650 nm and 300 Hz square modulation.
Rys. 3. Pomiar fotonapięcia generowanego w heterozłączu typu TiO2:(Eu,Pd)/Si-p. Jako
źródło światła zastosowano diodę laserową o następujących parametrach wiązki świetlnej:
długość fali λ = 650 nm, częstotliwość modulacji f = 300 Hz.
It can be clearly seen that the photovoltage generated at the active area of prepared
TOS-Si heterojunction follows applied optical excitation. Therefore photoelectrical
properties of prepared structures could be further investigated using OBIC technique
[7]. The measurement of locally generated photocurrent was done at room temperature without any external biasing. The distribution of magnitude and phase (with
respect to reference signal) of current generated in the selected area of investigated
sample has been presented in Figs. 4 a and b, respectively.
From the maps presented in Fig. 4 it can be seen that both the magnitude and
the phase of generated photocurrent are dependent on the position of the light spot
on the sample. The highest signal, as it could be expected, is measured near metal
electrodes. As the light beam is moved from one side (eg. contact A) at the half
distance between electrodes the magnitude of signal drops and the phase reverses
in the opposite value range.
153
Fig. 4. Magnitude (a) and phase (b) distribution of photocurrent generated in the active area
(between metal electrodes) of TiO2:(Eu,Pd)/Si-p heterojunction. Light spot 30 μm, step size
– 10 μm. At the bottom, schematic drawn of the investigated structures with marked direction
of photogenerated carriers depending on the position of the light spot has been included.
Rys. 4. Mapa rozkładu: a) amplitudy. b) przesunięcia fazowego fotoprądu generowanego w
obszarach międzykontaktowych otrzymana dla heterozłącza typu TiO2:(Eu, Pd)/Si-p. Parametry wiązki świetlnej: średnica 30 μm, krok pomiarowy 10 μm.
4. CONCLUSIONS
In this work the influence of Eu and Pd dopants on electrical and optical properties of TiO2 matrix have been presented. Selected dopants resulted that thin films of
TOS type in room temperature were obtained with high transparency, about 70% in
visible range (at ca. 700 nm), the resistivity of 103 Ωcm and with n-type of electrical
conduction. Obtained results are very promising because usually some other dopants usually improves one selected property of TiO2 and simultaneously gets worse
another parameters, for example unaccompanied Pd or Eu dopants [8-9].
The electrical I-V characteristics show a strong non-linearity and the presence of
junction at the interface TOS-Si is clearly visible. Moreover, the OBIC examinations
revealed the electrically active areas of the interface of fabricated heterojunctions. To
sum up, it was found that TiO2:(Eu,Pd)/Si-p structures confirm suitability of those
oxide-semiconductor heterojunctions for the charge collection applications.
154
ACKNOWLEDGMENT
This work was financed from the sources for science development in the years
2007-2009 as a research project No. N N515 4401 33.
REFERENCES
[1] Ohta H., Nomura K., Hiramatsu H., Ueda K., Kamiya T., Hirano M., Hosono H.: Frontier
of transparent oxide semiconductors, Solid-State Electronics, 47, (2003), 2261-2267
[2] Galloway S.A., Edwards P.R., Durose K.: Characterisation of thin film CdS/CdTe solar
cells using electron and optical beam induced curren, Solar Energy Materials and Solar
Cells, 57, 1, (1999), 61-74
[3] Castaldini A., Cavallini A., Polenta L., Nava F., Canali C.: Physics Research, Section
A Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment, 476, 3, (2002),
550-555
[4] Domaradzki J., Borkowska A., Kaczmarek D., Podhorodecki A., Misiewicz J.: Influence
of post annealing on optical and structural properties of Eu and Pd-doped TiO2 thin films
Optica Applicata XXXVII, 1-2, (2007), 52-56
[5] Domaradzki J., Borkowska A., Kaczmarek D.: VI International Conference on Advanced
Semiconductor Devices and Microsystems, ASDAM’06, Smolenice Castle, Slovakia, 16
-18 October, IEEE, (2006), 67-70
[6] Borkowska A., Domaradzki J., Kaczmarek D.: Influence of Eu dopant on optical properties of TiO2 thin films fabricated by low pressure hot target reactive sputtering Optica
Applicata XXXVII, 1-2, (2007), 117-122
[7] Domaradzki J., Kaczmarek D.: Optical beam injection methods as a tool for analysis of
semiconductor structures, Optica Applicata XXXV, 1, (2005), 129-137
[8] Prociow E.L., Domaradzki J., Podhorodecki A., Borkowska A., Kaczmarek D., Misiewicz
J.: Photoluminescence of Eu-moped TiO2 thin films prepared by low pressure hot target
magnetron sputtering, Thin Solid Films, 515, (2007), 6344-6346
[9] Sieradzka K., Domaradzki J., Kaczmarek D.: Influence of Eu, Tb, Pd dopants on electric
al and optical properties of nanostructured TiO2 thin films, VII International Conference
on Advanced Semiconductor Devices and Microsystems, ASDAM’08, Smolenice Castle,
Slovakia, 16-18 October, IEEE, (2008), 243-246
155
BADANIE WŁAŚCIWOŚCI ELEKTRYCZNYCH CIENKICH
WARSTW TiO2 DOMIESZKOWANYCH Eu I Pd NANIESIONYCH
NA PODŁOŻA KRZEMOWE
W niniejszej pracy przedstawiono badanie właściwości elektrycznych cienkich
warstw TiO2 domieszkowanych Eu i Pd. Pokazano, że wprowadzenie domieszki Eu i
Pd do matrycy TiO2 modyfikuje jej właściwości, pozwala otrzymać cienkie warstwy
elektrycznie i optycznie aktywne. Dodatkowo, wytworzone tlenki posiadają określony typ przewodnictwa elektrycznego w temperaturze pokojowej. Decydujący wpływ
na właściwości elektryczne matrycy TiO2 miała domieszka Pd, która umożliwiła
zmianę właściwości cienkich warstw dielektrycznych na półprzewodnikowe.
Próbki badano za pomocą charakterystyk termoelektrycznych, charakterystyk
prądowo-napięciowych (I-V) oraz metodą OBIC.
Na podstawie pomiarów I-V zaobserwowano formowanie się złącza na granicy
przezroczysty tlenek półprzewodnikowy-podłoże krzemowe (TOS-Si). Mapy rozkładu fotoprądu generowanego w obszarach aktywnych wytworzonego heterozłącza
TOS-Si potwierdziły obecność potencjału wbudowanego.
Słowa kluczowe: własności elektryczne, TiO2:(Eu, Pd), heterozłączne, OPIC
156
J.
K. Bukat, M. Kościelski
PLSitek,
ISSN 0209-0058
T. 36 - 2008 NR 4
ASSEMBLY AND SOLDERING PROBLEMS IN LEADFREE THROUGH HOLE REFLOW TECHNIQUE
Janusz Sitek1, Krystyna Bukat1, Marek Kościelski1
Through hole, reflow THR is a technique that allows through-hole components to be
soldered, together with SMD (Surface Mount Device) in the same reflow soldering
process. The investigation results of lead-free THR manufacturing process were shown
in this paper. The test boards containing different SMT passive and active components
as well as components dedicated to the THR technique were used in the investigation.
The influence of solder paste printing process as well as lead-free reflow soldering
process on solder joints quality were reported. The obtained results have shown that
parameters of the both above-mentioned processes are the most crucial in SMT containing THR technique.
Keywords: THR, SMD, lead free solder paste
1. INTRODUCTION
Through hole reflow (THR), pin-in-hole reflow, intrusive reflow, pin-in-paste
reflow and multi-spot soldering are all terms used to describe the same reflow
process that allows through-hole components to be soldered together with SMD in
the same reflow soldering process neither without the need for hand soldering, nor
wave soldering or of a selective soldering system [1-3]. The THR technique bases on
reflow soldering can reduce the cost of lead-free technology and some of the process
defects by eliminating or minimizing number of soldering processes, materials and
equipment essential for assembly of electronic products.
1
*
Instytut Tele- i Radiotechniczny, ul. Ratuszowa 11, 03-450 Warszawa;
157
Assembly and soldering problems in lead-free through hole reflow technique
The great challenge in the THR process is stencil design and printing process.
The stencil must deliver the correct amount of solder paste to the through-holes in
the stencil printing process to form acceptable joints after reflow. To achieve this
goal, the amount of solder needed must be determined. Also stencil printing process
parameters should be optimized because it balances between the requirements for
traditional surface mount components and through-hole components [4].
Obviously the THR components need to be able to withstand the temperature
of the lead-free reflow process. This information should be available from the component vendor specification sheets. Their leads should be rounded at the end and
they need the correct length to form a good solder joint. THR components should
be mounted correctly in holes and the orientation of the component in the reflow
oven should also be taken into consideration [4].
The correct lead-free soldering profile for THR technique is also the great
challenge. It has to meet soldering requirements both for very small surface mount
components and sometimes very large and massive THR components which are
neighbors on the same PCB (Printed Circuit Board).
The investigation results of lead-free THR manufacturing process of special
designed test board will be shown in the paper. The influence of solder paste printing and reflow soldering processes on solder joints quality will be reported in more
details.
2. MATERIALS, MAIN EQUIPMENT AND PROCESSES USED
DURING INVESTIGATION
The test boards containing different sizes (0201 to 1206) passive and active SMD
as well as four different types of components dedicated to the THR technique were
used in the investigation (Fig.1).
Fig. 1. An example of a test board and
marks of four types of THR components
used in the investigation.
Rys. 1. Przykład płytki testowej i oznaczenia czterech typów podzespołów
THR użytych w badaniach.
158
J. Sitek, K. Bukat, M. Kościelski
The PCB contains two types of hole sizes for THR components: „small” and
„big”. The „small” size – is the hole size recommended by components producer; the
„big” ones – are holes increased by 0.1 mm increased in comparison to the „small”
ones. All components had Sn coating on terminations or leads.
A solder paste containing the SnAg3.0Cu0.5 (SAC305) alloy and the ROL0 type
flux was used during investigations. The solder paste was printed on test boards’
pads via 125 or 150 μm thick steel stencil. The printing results were assessed by the
3D inspection system Vision Master AP (Fig. 2) and X-ray technique.
Fig. 2. 3D inspection system Vision Master AP.
Rys. 2. System do inspekcji 3D Vision Master AP.
Next SMD components were placed on pads with solder paste using the FUJI
AIM pick & place machine (Fig. 3) and after that THR components were added by
hand. Finally test boards were soldered using the convection oven VIP70A made
by BTU, which has 5 heating zones independently regulated from bottom and from
top (Fig. 3).
Fig. 3. SMT production line at the ITR: the FUJI AIM pick & place machine – left; convection
oven VIP70A - right.
Rys. 3. Linia produkcyjna do SMT: automat montażowy FUJI AIM – od lewej; piec konwekcyjny VIP70A – od prawej.
159
The external appearance of solder joints was assessed using the Automatic Optical
Inspection (AOI) system 22XDL made by Marantz (Fig. 4).
Fig. 4. AOI system 22XDL.
Rys. 4. System AOI 22XDL.
The internal structure of solder joints was investigated in turn by X-ray technique
using the Nanomex 180 NF X-ray unit (Fig.5) manufactured by Phoenix/X-Ray as
well as cross-sections of chosen solder joints were executed.
Fig. 5. Nanomex 180 NF X-ray unit.
Rys. 5. Urządzenie rentgenowskie Nanomex 180 NF.
160
3. ASSEMBLY PROCESS
The assembly process of test boards consists from three parts: solder paste
printing operation for SMD and inside holes for THR components simultaneously,
pick, place operation of SMD and then THR components, finally reflow soldering
operation in which solder paste melt, and solder joints would be created.
The printing and soldering processes were performed based on Taguchi’s Method
of experiment designing [5]. The quantitative influence of different factors on solder
joints quality manufactured by THR technique could be checked in this way. The
main factors were put in the Taguchi’s orthogonal array L8(27) (Tab.1) according
with linear graph presented on Fig. 6.
Fig. 6. Linear graph used for the Taguchi’s orthogonal array L8 (27).
Rys. 6. Graf liniowy wykorzystany do utworzenia tablicy L8 (27) Taguchiego.
Table 1. A part of the Taguchi’s orthogonal array L8 (27) containing main factors.
Tabela 1. Część tablicy ortogonalnej Taguchiego L8 (27) zawierająca czynniki główne.
Experiment
No.
T1
T2
T3
T4
T5
T6
T7
T8
1–
stencil
thickness
125 μm
125 μm
125 μm
125 μm
150 μm
150 μm
150 μm
150 μm
Levels of main factors
2–
4–
soldering
overprint
profile
repetition
1x
1x
2x
2x
1x
1x
2x
2x
profile 1
profile 2
profile 1
profile 2
profile 1
profile 2
profile 1
profile 2
7–
holes
size
small”
“big”
“big”
“small”
“big”
“small”
“small”
“big”
161
The list of chosen main factors covered: 1 – stencil thickness (125 μm and
150 μm); 2 - number of solder paste printing process repetition (1x and 2x); 4 – soldering profiles (profile 1 and 2) and 7 – holes dimension in PCB for THR components („small” and „big”). The full Taguchi’s orthogonal array L8 (27) contained also
interactions 3, 5 and 6, between main factors as shows the linear graph on Fig. 6.
The three PCBs per experiment were manufactured.
3.1. Printing process
The solder paste was printed on test boards’ pads via 125 or 150 μm thick stencils
according to the experiment schedule presented before. The printing results were
assessed by the 3D inspection system and X-ray technique. They show that quality
of solder paste printing, in situation where both small SMD and THR components
are present on the PCB, are significantly relate with type of components. Some
printing parameters adequate for THR components (e.g. 150 μm stencil thickness,
2x overprint repetitions) are completely inadequate for small SMD (Fig. 7). The
solder paste quantity on pads for R0201 was too small.
Fig. 7. Results of printing process
(150 μm stencil thickness and 2x overprint repetitions) for: a) resistors R0201;
b) THR component “C”.
Rys. 7. Wyniki procesu druku (grubość
szablonu 150 μm, nadruk dwukrotny)
dla: a) rezystorów R1206; b) elementów
THR “C”.
162
The best compromise results for all components on the test board were obtained
using thinner stencil (125 μm) and two repetitions of overprint during solder paste
printing process. The quantity of solder paste was acceptable as well for holes for
THR components as on pads for smaller and bigger SMD (Fig. 8).
Fig. 8. Results of printing process
(125 μm stencil thickness and 2x
overprint repetitions) for: a) resistor
R0201; b) R0603; c) THR component “C”.
Rys. 8. Wyniki procesu druku (grubość
szablonu 125 μm, nadruk dwukrotny)
dla: a) rezystorów R1206; b) R0603;
c) elementów THR “C”.
3.2. Pick & place process of THR components
SMD components were placed on solder paste using production equipment for
SMT as was mentioned at the second paragraph. The THR components were then
added to PCB by hand during these first trials with THR technique. The automatic
pick & place process of THR components will be investigate in this year.
No observed significant difficulties during hand operated pick & place process of
THR components. Slightly bigger holes diameters were essential in THR technique
in comparison to wave soldering requirements. The holes diameters recommended
by THR components producer were correct for hand operated pick & place process.
They enable correct placing components into holes and sticking components leads
by solder paste (Fig. 9).
163
Fig. 9. Results of pick & place process of THR components “A” and “B”.
Rys. 9. Wyniki osadzania elementów THR “A” i „B”.
3.3. Soldering process
Test boards containing through-hole components together with SMD were reflow
soldered using two types of lead-free soldering profiles (Fig. 10-11).
Fig. 10. The shape
of the “profile 1”.
Rys. 10. Kształt
“profilu 1”.
164
Fig. 11. The shape of the “profile 2”.
Rys. 11. Kształt ”profilu 2”.
The “Profile 1” (Fig.10) characterized with soldering time (time above liquidus
217°C) since 37 to 50 s and peak temperature since 241 to 246°C for all components
except THR component “C”, for which 199°C peak temperature was obtained only.
The THR component “C” had the highest thermal capacity from all components on
the PCB.
The “Profile 2” (Fig.11) characterized soldering time since 115 to 130 s and peak
temperature since 249 to 252°C for all components except THR component “C”. For
THR component “C” obtained soldering time 29 s and peak temperature 220°C in
the middle of component “C” and soldering time 49 s and peak temperature 225 °C
on edge pad of the “C” THR component. Both soldering profiles weren’t optimal
for the test board and further investigations are requiring in this subject.
4. RESULTS OF THR SOLDER JOINTS ASSESSMENT
4.1. AOI results
The Automatic Optical Inspection (AOI) was used in THR solder joints external
appearance assessment. The assessment criteria were shown in Fig. 12. The average
results of AOI THR solder joints assessment for each experiment made by Taguchi’s
method were presented in Tab. 2
165
Fig. 12. Assessment criteria used in AOI assessment of THR solder joints: a) correct; b)
fail.
Rys. 12. Kryteria oceny połączeń lutowanych elementów THR zastosowane w AOI: a) prawidłowe; b) nieprawidłowe.
Table 2. The AOI results of THR solder joints assessment for experiments made by Taguchi’s
method.
Tabela 2. Wyniki oceny AOI połączeń lutowanych elementów THR wykonanych w eksperymentach wykonanych metodą Taguchiego.
Experiment No.
T1
T2
T3
T4
T5
T6
T7
T8
Levels of main factors
2–
4–
7–
1–
overprofile
holes
stencil
-print
125 μm
1x
profile 1 “small”
125 μm
1x
profile 2 “big”
125 μm
2x
125 μm
2x
150 μm
1x
150 μm
1x
150 μm
2x
150 μm
2x
Quantity of
correct THR
solder joints
[%]
17.8
15.9
45.5
55.6
13.6
31.1
37.8
68.2
The AOI results were next used in analyze of variance (ANOVA) which was a
next part of Taguchi’s method design of experiment. The results of ANOVA analyzes
were presented in Tab. 3 and in Fig. 13.
166
Table 3. ANOVA results of THR solder joints assessment.
Tabela 3. Wyniki analizy wariancji oceny połączeń lutowanych elementów THR.
Factor
1
2
1x2
3
1x3
2x3
4
T
ep
SSx
v
V
F
SS’
P
[%]
31,69
2071,18
4,69
393,71
196,79
77,36
0,11
2775,52
1
1
1
1
1
1
1
7
31,69
2071,18
4,69
393,71
196,79
77,36
0,11
----
2,61
170,32***
0,39
32,38**
16,18**
6,36*
0,01
----
2059
381
185
65
2775
74
14
7
2
100
36,48
3
12,16
----
85
3
*- 90%; ** - 95%; *** - 99% - levels of significance.
Fig. 13. Main effect charts.
Rys. 13. Wykresy efektów głównych.
167
The highest influence on THR solder joints quality has number of solder paste
overprints. The two solder paste overprints were much better than one. The second
important factor was soldering profile. The profile with longer soldering time and
higher peak temperature was better. It allows to soldered partially the THR “C”
component also, what effected on analyze results improvement. The interaction
between soldering profile and stencil thickness was observed also. The “profile 2”
was much better for solder joints manufactured using the 150 μm stencil.
4.2. X-Ray and cross-section results
The internal structure of THR solder joints was checked also by X-ray technique
as well as cross-sections for all types of THR components from each experiment
were made. These results confirm main relations obtained during AOI investigations.
They showed that in THR technique the main difficulties are related with big THR
components present on PCB, like component “C”, having high thermal capacity
(Tab. 4). Such components require much longer soldering time and higher peak
Table 4. Examples of THR solder joints internal structure.
Tabela 4. Przykłady wewnętrznej struktury połączeń lutowanych elementów THR.
168
temperature, but applied temperature has to be safe for different components at the
same time. The both applied soldering profiles were acceptable for all SMD and
THR components except component „C”. No degradation of small SMD solders
joints during investigation was observed.
Authors think that for the investigated test board convection, reflow oven with
more than 5 heating zones is essential to optimize soldering profile and to solve
problems with THR component „C”. The less complicated PCBs, than used in
investigations, can be soldered in lead-free Through Hole Reflow Technique using
5-zones convection, reflow ovens.
5. SUMMARY
The obtained results have shown that solder paste printing and reflow soldering
are the most crucial processes in SMT containing THR technique. Also big THR
components having high thermal capacity present on PCB together with very small
SMD components are large challenge for SMT technologies.
The thinnest as possible stencils, but assuring correct quantity solder paste at
holes, two solder paste overprints during solder paste printing process and soldering profile having as long as possible soldering time and as high as possible peak
temperature are recommended in lead-free SMT with THR technique by authors.
The convection, reflow oven with more than 5 heating zones could help to optimize
soldering profile for high-tech PCBs with THR components. No complicated PCB
containing THR components having small thermal capacity can be soldered using
typical lead-free soldering profiles and 5-zones, convection, reflow ovens.
REFERENCES
[1] Phoenix Contact Website: http://www.phoenixcontact.com/global/pcb-connection/226_
6930.htm
[2] Bernard D., Willis B.: Pin-in-hole reflow (PIHR) and lead-free solder joints, Global
SMT & Packaging, October 2007, 10-15
[3] Pfluke K., Short R. H.: Eliminate lead-free wave soldering, SMT, June 2005, 26-30
[4] Jensen T., Lasky R. C.: Practical tips In implementing the “Pin In Paste” Process, SMTA,
Chicago, 2002, Proceedings on CD-ROM
[5] Peace G. S., Taguchi Methods A Hands-on-Approach, Addison – Wesley Publishing
Company 1993, ISBN 0 – 201 – 56311 – 8
169
PROBLEMY MONTAŻOWE I LUTOWNICZE W BEZOŁOWIOWEJ
TECHNICE LUTOWANIA ROZPŁYWOWEGO ELEMENTÓW PRZEWLEKANYCH
THR jest techniką lutowania, która umożliwia jednoczesne lutowanie rozpływowe elementów przewlekanych i SMD. W artykule przedstawiono wyniki badań
bezołowiowego procesu THR. Podczas badań wykorzystano płytki testowe zawierające różnorodne elementy SMD oraz podzespoły dedykowane do techniki THR.
Zbadano wpływ procesu nadruku pasty lutowniczej oraz bezołowiowego procesu
lutowania rozpływowego na jakość połączeń lutowanych. Wyniki badań ukazały, że
parametry obu wspomnianych wyżej operacji są bardzo istotne w SMT zawierającej
technikę THR.
Słowa kluczowe: THR, SMD, bezołowiowa pasta lutownicza
170

Nr 4 - ITME

Transkrypt

Podobne dokumenty

Metody optyczne w badaniach półprzewodników Przykładami ró Piotr Perlin Instytut Wysokich Ci

I GB FD - Afriso

I GB FD - Caleffi