Analisis Reflektansi Inframerah Lapisan Epitaksial GaN Doped Si yang Tumbuh pada Substrat Safir

Abstrak

Spektroskopi reflektansi inframerah (IR) diterapkan untuk mempelajari struktur n⁺/n₀/n⁺-GaN multi-lapisan yang tumbuh pada buffer GaN dengan substrat template GaN/safir. Analisis struktur yang diteliti dengan metode photo-etching, SEM, dan SIMS menunjukkan keberadaan lapisan tambahan dengan perbedaan drastis dalam tingkat doping Si dan O yang terletak di antara buffer epitaksial GaN dan template. Simulasi spektrum reflektansi eksperimental dilakukan dalam rentang frekuensi luas. Terlihat bahwa pemodelan spektrum reflektansi IR menggunakan metode transfer matriks 2 × 2 dan menyertakan lapisan tambahan dalam analisis memungkinkan pencocokan terbaik dari spektrum eksperimental, yang mengarah pada evaluasi ketebalan lapisan GaN yang sepakat dengan data SEM dan SIMS. Ketergantungan spektral dari mode LO-fonon-plasmon bersatu untuk setiap lapisan GaN diperoleh dari ketergantungan spektral dari dielektrik pengisi Si doping, yang diatribusikan pada efek kompensasi oleh status penerima.

Latar Belakang

Dalam beberapa tahun terakhir, ada minat yang tinggi pada material III-nitride, khususnya GaN [1, 2]. Berkat kemajuan dalam teknik pertumbuhan, film epitaksial GaN telah menemukan aplikasi luas dalam perangkat optoelektronik seperti dioda memancar cahaya (LED) biru dan ultraviolet [3], laser [4], dan perangkat mikroelektronik, misalnya, transistor bidang daya tinggi dan frekuensi tinggi [5, 6]. Konsentrasi dan mobilitas pengisi bebas adalah parameter kunci yang menentukan performa perangkat dalam aplikasi. Pengukuran Hall konsentrasi dan mobilitas pengisi bebas dalam struktur perangkat berbasis GaN multi-lapisan bukan tugas teknologis yang sederhana dan memakan waktu yang memerlukan kontak ohmik yang dipasang pada setiap lapisan pengukuran dan prosedur pengukuran khusus.

Spektroskopi reflektansi inframerah (IR) dan spektroskopi Raman adalah metode non-kontak dan non-destruktif yang memungkinkan untuk mempelajari tidak hanya getaran fonon tetapi juga untuk mengkarakterisasi properti pengisi [7]. Namun, masalah yang dikenal dari mikro-Raman konfokal adalah penurunan resolusi spasial kedalaman karena refraksi cahaya [8]. Ditunjukkan dalam ref. [6] bahwa pada pemindaian kedalaman struktur multi-lapisan GaN dengan panjang gelombang eksitasi 488,0 nm, resolusi kedalaman hanya sekitar 1,8 μm sementara resolusi lateral sekitar 210 nm. Spektroskopi IR mengatasi masalah ini karena sensitivitas tinggi terhadap ketebalan lapisan karena efek interferensi dan dampak dispersi indeks bias refraksi dalam rentang spektral luas.

Spektrum reflektansi IR film GaN tipis telah diteliti sejak 1973 oleh A.S. Baker [9], tetapi inhomogenitas spasial dan kualitas struktural secara keseluruhan film tersebut secara signifikan membatasi aplikasi praktis dari hasil yang diperoleh. Meskipun demikian, kemungkinan untuk menentukan parameter fonon optik dan serapan pengisi bebas dalam film tipis GaN telah ditunjukkan. Studi terperinci tentang mode LO-fonon-plasmon bersatu (LOPC) dalam GaN massa dilakukan oleh Perlin et al. [10] menggunakan spektroskopi Raman dan oleh Shubert et al. [11] menggunakan ellipsometri IR. Efek substrat yang berbeda pada properti optik film GaN kubik dan wurtzite juga telah diteliti secara detail [12, 13]. Mengingat kurangnya substrat GaN asli, telah ditunjukkan bahwa penggunaan substrat safir untuk pertumbuhan epitaksial film GaN adalah optimal untuk mengeksploitasi dalam perangkat yang beroperasi pada suhu tinggi. Studi spektroskopi reflektansi IR safir heksagonal [14] menunjukkan spektrum kompleks, bentuknya sangat bergantung pada polarisasi dan sudut insiden. Ini sangat menyulitkan pengukuran dan penentuan karakteristik spektral dari mode fonon dan properti pengisi bebas dalam film tipis GaN yang tumbuh pada substrat safir.

Oleh karena itu, pemilihan algoritma analisis spektral yang tepat dan bentuk fungsi dielektrik sangat penting untuk analisis spektrum reflektansi IR struktur multi-lapisan GaN-on-safir [15,16,17]. Karya ini menunjukkan kemungkinan aplikasi spektroskopi reflektansi IR dan metode transfer matriks 2 × 2 untuk analisis struktur multi-lapisan berbasis GaN planaris dengan profil kedalaman dan doping yang tidak seragam, yang dalam praktik dapat berupa struktur perangkat berbasis semiconductornya III-nitride dengan desain vertikal, seperti dioda pemancar dan perbaikan cahaya, dioda Gunn, transistor mobilitas elektron tinggi (HEMT), dll.

Metode

Eksperimental

Struktur n⁺/n₀/n⁺-GaN yang diteliti tumbuh pada template GaN MOCVD pada substrat Al₂O₃ (0001) pada suhu 800 °C oleh molekular-beam epitaksi bantu plasma menggunakan aliran N₂ 0,5 sccm dan daya plasma RF 350 W (Gambar 1). Ini menghasilkan laju pertumbuhan ∼ 0,27 ML s⁻¹. Pertama, buffer GaN tebal 0,3 μm tumbuh pada template GaN MOCVD. Lapisan GaN doped Si tebal 0,8 μm diikuti oleh lapisan GaN undoped tebal 1,75 μm dan lapisan GaN doped Si tebal 0,4 μm (Gambar 1). Konsentrasi doping Si nominal lapisan n⁺-GaN adalah ∼ 10¹⁹ cm⁻³.

Analisis Reflektansi Inframerah Lapisan Epitaksial GaN Doped Si yang Tumbuh pada Substrat Safir

Untuk memeriksa area dengan konsentrasi pengisi yang berbeda, tepi pecah struktur yang diteliti diperiksa dengan metode photo-etching dalam konfigurasi elektroless menggunakan larutan air K₂S₂O₈–KOH (sistem etching KSO-D) [18]. Metode ini memungkinkan untuk mengungkap area dengan konsentrasi pengisi yang berbeda dan memvisualisasikan perbedaan relatif konsentrasi pengisi dengan mengukur laju etching menggunakan profil permukaan [19, 20]. Potongan lintang sampel yang diteliti di-etch foto selama 3 menit. Setelah itu, sampel diperiksa oleh mikroskop elektron pemindai (SEM).

Studi spektrometri massa ion sekunder (SIMS) pada sampel dilakukan pada sistem CAMECA IMS6F menggunakan berkas primer cesium (Cs⁺), dengan arus dipertahankan pada 400 nA untuk menemukan profil konsentrasi impurity. Ukuran raster sekitar 50 × 50 μm², dan ion sekunder dikumpulkan dari wilayah tengah berdiameter 30 μm. Untuk H, C, O, dan Si, konsentrasi diperoleh dari spesies H–, O–, C–, Si–, masing-masing, dan sinyal matriks Ga– diambil sebagai referensi.

Pengukuran spektroskopi reflektansi inframerah dalam rentang spektral 300–4000 cm⁻¹ dengan resolusi spektral 1 cm⁻¹ dilakukan pada suhu ruangan menggunakan spektrometer FTIR Bruker Vertex 70 V yang dilengkapi dengan sumber Globar dan detektor deuterated triglycine sulfate (DLaTGS) dengan jendela polietilena. Sudut insiden adalah 11°. Spektrum S-polarisasi diukur menggunakan polarisator KRS-5. Spektrum reflektansi cermin emas digunakan sebagai referensi.

Deskripsi Model Analisis Optik

Reflektansi sistem lapisan/substrat dihitung menggunakan metode transfer matriks 2 × 2 [17, 21] di mana sejumlah lapisan yang sembarang dapat disertakan dan efek interferensi dalam film secara otomatis dipertimbangkan. Metode transfer matriks 2 × 2 untuk sistem lapisan isotrofik memungkinkan perhitungan independen spektrum refleksi dan transmitensi s- dan p-polarisasi dalam kasus sistem lapisan yang terdiri dari slab homogen biaxial atau uniaxial isotrofik yang sumbu c-nya sejajar dengan sumbu z koordinat laboratorium. Dalam kasus ini, matriks transfer sistem lapisan 2 × 2 dapat direpresentasikan dalam bentuk berikut [21]:

$$ {\left(\begin{array}{c}\hfill {E}_0^{+}\hfill \\ {}\hfill {E}_0^{-}\hfill \end{array}\right)}_{s/p}=\frac{1}{t_{0,1}^{s/p}}\left(\begin{array}{cc}\hfill 1\hfill & \hfill -{r}_{1,0}^{s/p}\hfill \\ {}\hfill {r}_{1,0}^{s/p}\hfill & \hfill 1\hfill \end{array}\right){\displaystyle \prod_{l=1}^N{T}_{l/\left(l+1\right)}^{s/p}{\left(\begin{array}{c}\hfill {E^{\prime}}_{N+1}^{+}\hfill \\ {}\hfill {E^{\prime}}_{N+1}^{-}\hfill \end{array}\right)}_{s/p}={\left(\begin{array}{cc}\hfill {T}_{11}\hfill & \hfill {T}_{12}\hfill \\ {}\hfill {T}_{21}\hfill & \hfill {T}_{22}\hfill \end{array}\right)}_{s/p}{\left(\begin{array}{c}\hfill {E^{\prime}}_{N+1}^{+}\hfill \\ {}\hfill {E^{\prime}}_{N+1}^{-}\hfill \end{array}\right)}_{s/p}. $$ (1)

Bintang pada indeks atas amplitudo medan di medium keluar digunakan dalam Eq. (1) untuk menakwai nilai komponen medan listrik tepat di sisi kanan antarmuka N/N + 1.

Matriks transfer $ 2\times 2\kern0.24em {T}_{l,\left(l+1\right)}^{s/p} $ bertanggung jawab untuk propagasi gelombang datar dari lapisan ke-l, refleksi berganda dalam lapisan ini, dan pengaruh antarmuka l/(l + 1). Matriks ini dapat ditentukan sebagai [17]:

$$ {T}_{l/\left(l+1\right)}^{s/p}=\frac{1}{t_{l/\left(l+1\right)}^{s/p}}\left(\begin{array}{cc}\hfill \exp \left(i{\delta}_l^{s/p}\right)\hfill & \hfill -{r}_{l+1,l}^{s/p} \exp \left(i{\delta}_l^{s/p}\right)\hfill \\ {}\hfill {r}_{l,l+1}^{s/p} \exp \left(-i{\delta}_l^{s/p}\right)\hfill & \hfill \exp \left(-i{\delta}_l^{s/p}\right)\hfill \end{array}\right), $$ (2)

di mana $ {r}_{l,l+1}^{s/p} $ dan $ {t}_{l,l+1}^{s/p} $ menyatakan koefisien refleksi dan transmitensi parsial untuk antarmuka l/(l + 1), $ {\delta}_l^{s/p} $ adalah pergeseran fase, yang dijatuhkan pada cahaya setelah propagasi oleh lapisan ke-l untuk cahaya terpolarisasi s- dan p-.

Pergeseran fase untuk cahaya terpolarisasi s- dan p- setelah melewati lapisan ke-l dapat ditentukan sebagai [17]:

$$ {\delta}_l^{s/p}=\frac{2\pi {d}_l}{\lambda }{n}_{l,s/p} \cos {\theta}_{l,s/p}=\frac{2\pi {d}_l}{\lambda }{n}_l\sqrt{1-{\left(\frac{1}{n_{l,s/p}} \sin \theta \right)}^2}, $$ (3)

di mana n _l adalah indeks bias refraksi kompleks untuk lapisan ke-l, d _l adalah ketebalan lapisan ke-l, dan θ adalah sudut insiden.

Koefisien refleksi dan transmitensi parsial untuk polarisasi s- dan p- dapat dihitung menggunakan persamaan Fresnel. Misalnya, koefisien refleksi dan transmitensi parsial untuk polarisasi s- memiliki bentuk berikut [21]:

$$ \begin{array}{l}{r}_{l,l+1}^s=\frac{n_{ls} \cos {\theta}_{ls}-{n}_{\left(l+1\right)s} \cos {\theta}_{\left(l+1\right)s}}{n_{ls} \cos {\theta}_{ls}-{n}_{\left(l+1\right)s} \cos {\theta}_{\left(l+1\right)s}}\\ {}{t}_{l,l+1}^s=\frac{2{n}_{ls} \cos {\theta}_{ls}}{n_{ls} \cos {\theta}_{ls}+{n}_{\left(l+1\right)s} \cos {\theta}_{\left(l+1\right)s}}\end{array} $$ (4)

Rasio reflektansi kompleks dari tumpukan multi-lapisan dapat diperoleh dengan mengganti koefisien refleksi dan transmitensi parsial untuk antarmuka N + 1 (Eqs. (4)) dalam Eq. (1) dan pergeseran fase dari semua lapisan N (Eq. (3)):

$$ {R}_{s/p}={\left|{r}_{0,N+1}^{s/p}\right|}^2={\left|\frac{T_{21}}{T_{11}}\right|}^2. $$

Model Fungsi Dielektrik IR

Indeks bias refraksi bergantung pada fungsi dielektrik kompleks ε(ω), yang dapat ditulis sebagai:

$$ \varepsilon \left(\omega \right)={\varepsilon}^{\mathrm{lat}}\left(\omega \right)+{\varepsilon}^{\mathrm{fc}}\left(\omega \right). $$ (5)

Sekundur pertama sesuai dengan kontribusi dari dispersi mode jaring, dan yang kedua pada eksitasi pengisi bebas.

Kontribusi mode jaring pada respons IR ε ^lat(ω) pada energi fonon ℏω dapat dijelaskan menggunakan model terfaktorisasi dengan pembentukan Lorentzian [22]:

$$ {\varepsilon}^{\mathrm{lat}}\left(\omega \right)={\varepsilon}_{\infty }{\displaystyle \prod_{k=1}^M\frac{\omega_{\mathrm{LO}k}^2-{\omega}^2-i\omega {\gamma}_{\mathrm{LO}k}}{\omega_{\mathrm{TO}k}^2-{\omega}^2-i\omega {\gamma}_{\mathrm{TO}k}}}, $$ (6)

di mana M adalah jumlah mode fonon polar yang aktif inframerah untuk polarisasi s- atau p- terhadap sumbu c; ω_LOk dan ω_TOk adalah frekuensi (cm⁻¹) dari fonon LO dan TO ke-k; γ_LOk dan γ_TOk adalah konstanta redam mereka (cm⁻¹). Untuk GaN parameter ω_LOk dan ω_TOk memerankan mode getaran E ₁(LO), A ₁(LO) dan E ₁(TO), dan A ₁(TO) [23].

Kontribusi spesies pengisi bebas ε ^fc(ω) pada fungsi dielektrik dapat dijelaskan menggunakan aproksimasi Drude klasik [15]:

$$ {\varepsilon}^{\mathrm{fc}}\left(\omega \right)=-{\varepsilon}_{\infty}\frac{\omega_p^2}{\omega \left(\omega +i{\gamma}_p\right)}, $$ (7)

dengan

$$ {\omega}_p={\left(\frac{N{e}^2}{\varepsilon_{\infty }{\varepsilon}_0{m}^{\ast }}\right)}^{1/2} $$ (8) $$ {\gamma}_p=\frac{e}{m^{\ast}\mu } $$ (9)

Frekuensi plasma yang dilayar ω _p (Eq. (8)) bergantung pada konsentrasi pengisi bebas N, permitivitas dielektrik frekuensi tinggi ε _∞, dan massa efektif m ^∗ dari pengisi bebas (ε ₀ adalah permitivitas vakum dan e adalah muatan listrik satuan). Parameter redam plasmon γ _p bergantung pada mobilitas optik pengisi μ (Eq. (9)) [24].

Parameter ω_LO dan mode LOPC dapat ditentukan dari bagian imajiner dari fungsi kehilangan energi—$ \mathrm{I}\mathrm{m}\left(-\frac{1}{\varepsilon \left(\omega \right)}\right) $ [7], di mana ε(ω) adalah fungsi dielektrik kompleks, yang diperoleh dari Eq. (5).

Hasil dan Pembahasan

Gambar SEM (Gambar 2) menunjukkan potongan lintang yang di-etch foto dari struktur n⁺/n₀/n⁺-GaN yang tumbuh pada substrat buffer GaN/template GaN/safir, di mana enam lapisan yang berbeda terlihat dengan jelas, yang merupakan lima lapisan GaN dengan konsentrasi pengisi yang berbeda dan substrat safir. Harap dicatat bahwa ketebalan keseluruhan struktur GaN yang diteliti seperti yang diukur oleh SEM sepakat dengan yang teknologis, dan lapisan GaN yang diamati sesuai dengan Gambar 1 dapat sementara diatribusikan ke wilayah n⁺ doped Si atas (lapisan 1), wilayah n₀ undoped (lapisan 2), wilayah n⁺ doped Si bawah (lapisan 3), buffer GaN undoped (lapisan 4), dan template GaN.

Selanjutnya, untuk mendapatkan wawasan yang lebih dalam tentang tingkat impurity/doping dari sampel yang diteliti, pengukuran SIMS dilakukan. Profil SIMS yang diperoleh (Gambar 3) berkorelasi baik dengan ketebalan nominal lapisan GaN dan ketebalan keseluruhan struktur multi-lapisan yang diteliti. Semua elemen yang diperiksa (H, C, O, Si) berada di atas batas deteksi (3 hingga 5 × 10¹⁶ at/cm³) dari teknik SIMS.

Profil doping Si yang disengaja, pada umumnya, sepakat dengan profil doping nominal dengan konsentrasi sekitar 2,8 × 10¹⁹ cm⁻³ di wilayah n⁺ atas dan bawah yang di-dop dan sekitar 2,3 × 10¹⁷ cm⁻³ di wilayah n₀ undoped. Namun, seperti yang terlihat dari data SIMS, ada juga lapisan delta tipis (<50 nm) dengan konsentrasi Si 1,1 × 10¹⁹ cm⁻³ di antara buffer GaN dan template GaN. Harap dicatat bahwa lapisan delta doped Si juga mengandung konsentrasi impurity oksigen dan karbon yang tidak disengaja yang lebih tinggi sebesar 2,4 × 10¹⁹ cm⁻³ dan 1,4 × 10¹⁸ cm⁻³, masing-masing. Lapisan delta ini terkait dengan antarmuka pertumbuhan ulang homoepitaksial, yang biasanya timbul dari kontaminasi template GaN dengan impurity O, Si, dan C, yang terserap dari atmosfer dalam proses teknologis pemuatan atau pada awal pertumbuhan ulang [25, 26].

Seperti yang dibahas di atas, potongan lintang SEM dan analisis SIMS memberikan struktur lapisan GaN, yang berbeda dari parameter nominal dengan adanya lapisan GaN tambahan yang ditemukan di atas, tetapi dengan ketebalan keseluruhan yang sepakat dengan nominal. Untuk menjelaskan pengaruh lapisan delta GaN tambahan yang ditemukan di atas pada spektrum reflektansi IR struktur yang diteliti, simulasi spektrum eksperimental dilakukan dengan membangun model yang terdiri dari enam lapisan, yang sesuai dengan parameter teknologis nominal, gambar SEM (Gambar 1), dan tujuh lapisan sesuai dengan SIMS. Spektrum yang dihitung berdasarkan model yang dijelaskan di atas diberikan dalam Gambar 4.

Seperti yang terlihat dari Gambar 4, model tujuh lapisan berdasarkan profil SIMS memberikan pendekatan terbaik terhadap spektrum reflektansi IR eksperimental. Oleh karena itu, simulasi dan analisis lebih lanjut dilakukan menggunakan model ini dengan parameter yang dimodifikasi, dibandingkan dengan yang teknologis nominal (Gambar 1), dan yang mencakup lapisan tambahan di antara lapisan buffer GaN teknologis dan template GaN (Gambar 5).

Gambar 6 menunjukkan spektrum reflektansi s-polarisasi eksperimental dan teoritis yang cocok dari struktur yang diteliti pada sudut insiden 11°. Spektrum yang dihitung didasarkan pada model yang dijelaskan di atas (Gambar 5). Dispersi indeks bias refraksi kompleks untuk lapisan GaN dan substrat safir ditentukan menggunakan Eq. (5). Substrat safir dianggap semi-tak hingga, yang memungkinkan untuk mengabaikan refleksi internal dalam substrat dan dari sisi belakang yang tidak dipoles. Struktur yang rumit yang diamati dalam wilayah Reststrahlen dari spektrum adalah karena kombinasi dari pita Reststrahlen GaN dan Al₂O₃ yang tumpang tindih beserta efek interferensi. Perbandingan data ini dengan spektrum yang dihitung tidak hanya dapat memberikan informasi ketebalan pada berbagai lapisan sampel, tetapi juga dapat membantu menginterpretasikan struktur yang rumit dari wilayah Reststrahlen dalam hal kontribusi dari berbagai material.

Penentuan ketebalan lapisan dari perbandingan data reflektansi ke spektrum yang dihitung adalah proses dua tahap [27]. Pertama, gerbang dalam wilayah transparan di atas pita Reststrahlen (ω > 1200 cm⁻¹) adalah karena efek interferensi pada lapisan struktur multi-lapisan. Dengan cara ini, ketebalan keseluruhan struktur yang diteliti, yang merupakan jumlah semua lapisan, dapat diperkirakan.

Setelah ketebalan tumpukan diketahui, ketebalan individual dari setiap lapisan dapat ditentukan dengan memfit spektrum yang dihitung ke efek interferensi dalam wilayah Reststrahlen dari spektrum. Ketebalan lapisan diubah dengan mempertimbangkan ketebalan keseluruhan yang telah ditentukan sebelumnya. Dengan batasan ini, reflektansi di atas 1200 cm⁻¹ tidak berubah secara signifikan. Efek interferensi dalam wilayah Reststrahlen dapat dibedakan dari fitur lain seperti mode getaran TO dan LO berdasarkan fakta bahwa gerbang interferensi bergeser posisi ketika ketebalan lapisan diubah [28].

Selama pendekatan spektrum eksperimental dalam wilayah Reststrahlen, parameter model berikut diubah: parameter redam γ_LO dan γ_TO untuk mode fonon E ₁(LO) dan E ₁(TO); frekuensi plasma ω _p; parameter redam plasmon γ _p; dan ketebalan lapisan. Harap dicatat, bahwa hanya fonon simetri E ₁ yang aktif IR dalam polarisasi s [9]. Frekuensi awal fonon E ₁(LO) dan E ₁(TO) untuk GaN dan substrat safir diambil dari eksperimen reflektansi IR [29] dan pencaran Raman [6, 14]. Nilai tipis frekuensi fonon GaN adalah ω_TO = 560 cm⁻¹ dan ω_LO = 740 cm⁻¹. Frekuensi fonon untuk setiap lapisan disempurnakan dalam proses fitting. Parameter terbaik yang diperoleh dengan baris kesalahan diberikan dalam Tabel 1. Harap dicatat, bahwa ketebalan lapisan yang diperoleh dalam proses fitting sepakat dengan data SEM.

Mengacu pada Gambar 6a, puncak reflektansi di sekitar 450 cm⁻¹ dapat diatribusikan pada substrat safir. Fitur yang diamati dalam rentang 500–740 cm⁻¹ adalah karena kombinasi dari fitur tumpang tindih dari lapisan GaN dan pita Reststrahlen safir. Untuk analisis yang lebih dalam, spektrum reflektansi IR GaN massa dan lapisan GaN tebal 6,78 μm pada safir, dengan ketebalan GaN yang sesuai dengan ketebalan keseluruhan struktur yang diteliti, disimulasikan dalam wilayah pita Reststrahlen (Gambar 7). Seperti yang terlihat dari Gambar 7, spektrum reflektansi lapisan GaN tebal 6,78 μm pada safir dan GaN massa dalam rentang 500–740 cm⁻¹ mirip dengan spektrum eksperimental. Fitur kecil di sekitar 511 cm⁻¹ terkait dengan substrat safir. Harap disebutkan bahwa di sekitar 736 cm⁻¹, terdapat celah lemah yang sesuai dengan mode A ₁(LO) dari template GaN. Menurut aturan seleksi, mode A ₁(LO) dilarang dalam spektrum IR polarisasi s [9]. Alasan yang mungkin untuk pendaftaran mode yang dilarang ini dapat berupa kebocoran polarisasi karena lubang aksesori reflektansi serta mikroinhomogenitas struktur kristal GaN. Secara khusus, ini dapat disebabkan oleh kemiringan sumbu c dari struktur wurtzite kolam GaN dari arah yang tegak lurus terhadap permukaan pertumbuhan film. Mode ini tidak dipertimbangkan dalam pemodelan kami karena dampaknya lemah pada spektrum yang dihasilkan. Fitur dalam rentang 750–1200 cm⁻¹ adalah karena pita Reststrahlen GaN:Si dan safir yang tumpang tindih serta efek antarmuka. Penurunan di sekitar 775 cm⁻¹ terkait dengan efek antarmuka pada tepi pita Reststrahlen lapisan GaN dan safir. Celah lebar di sekitar 825 cm⁻¹ terkait dengan tumpang tindih cabang frekuensi tinggi dari mode LO-fonon-plasmon bersatu (LPP⁺) dari lapisan n⁺.

Gambar 8 menunjukkan bagian imajiner yang dihitung dari fungsi kehilangan energi untuk setiap lapisan sesuai dengan parameter osilator yang diberikan dalam Tabel 1 untuk estimasi mode E ₁-LOPC. Seperti yang terlihat, cabang frekuensi tinggi dari mode LOPC (LPP⁺) pada konsentrasi pengisi lebih rendah dari 10¹⁷ cm⁻³ (lapisan n₀ dan template) hampir sepakat dengan mode fonon E ₁(LO). Peningkatan konsentrasi pengisi dalam rentang 2 × 10¹⁷–3 × 10¹⁸ cm⁻³ (Gambar 5) mengakibatkan pergeseran dan lebaran yang signifikan ke frekuensi tinggi dari cabang LPP⁺, yang menunjukkan peningkatan interaksi antara LO fonon dan plasmon dan penurunan mobilitas pengisi muat. Perilaku cabang LPP⁺ ini sepakat baik dengan data eksperimental pada reflektansi IR film GaN doped Si yang tumbuh pada safir oleh Z.F. Li et al. [30], dan pengukuran Raman dalam GaN massa [10] dan lapisan epitaksial [31]. Harap dicatat bahwa cabang LPP⁻ berfrekuensi rendah dari LOPC tidak dapat didefinisikan dengan andal dalam kasus kami, karena spektrum reflektansi IR polarisasi s tidak diukur dalam rentang frekuensi rendah di bawah 300 cm⁻¹.

Nilai konsentrasi dan mobilitas pengisi yang tercantum dalam Tabel 2 dihitung menggunakan Persamaan (8) dan (9) dengan massa efektif elektron m* sebesar 0,2 m₀ [32]. Terlihat bahwa profil konsentrasi pengisi yang dihitung sepakat dengan profil konsentrasi impurity Si yang diperoleh dari pengukuran SIMS (Gambar 3), tetapi dengan konsentrasi pengisi yang satu urutan besar lebih rendah dibandingkan konsentrasi impurity Si. Perbedaan dalam konsentrasi pengisi dan impurity doping seperti ini telah diamati sebelumnya oleh M. Bockowski et al. [33], dan diatribusikan pada efek kompensasi oleh status penerima (kemungkinan oleh rongga galium), energi pembentukan yang menurun seiring meningkatnya doping n-type. Harap disebutkan, bahwa konsentrasi pengisi untuk lapisan n⁺ dalam urutan ~10¹⁸ cm⁻³ sepakat dengan hasil studi Raman kami pada struktur GaN serupa berdasarkan analisis mode LOPC [6]. Penurunan yang diperoleh dari mobilitas pengisi μ dengan konsentrasi pengisi juga sepakat dengan eksperimen Hall dalam GaN [35] dan pemodelan teoritis [36].

Nilai permitivitas dielektrik frekuensi tinggi ε_∞ ditemukan dalam rentang 4,99–5,35 (Tabel 1). Peningkatan ε_∞ untuk lapisan n⁺ yang di-dop dibandingkan dengan lapisan n₀ dapat dikaitkan dengan red shift band gap α-GaN [37]. Harap dicatat bahwa nilai ε_∞ dapat ditentukan dengan kesalahan yang relatif kecil hanya untuk film yang tidak konduktif. Akurasi dalam penentuan ε_∞ menurun dengan konsentrasi pengisi, yang terkait dengan fakta bahwa parameter ε_∞ mencakup "batas frekuensi tinggi" ketika fungsi model dielektrik diekstrapolasi ke nomor gelombang yang lebih pendek dari yang dipelajari di sini [11]. Rentang spektral luas 300–4000 cm⁻¹ dianalisis untuk mengurangi kesalahan dalam penentuan ε_∞ dan parameter lain yang terlibat dalam pemodelan spektrum reflektansi IR lapisan n⁺.

Kesimpulan

Spektrum reflektansi IR dari struktur multi-lapisan yang terdiri dari lapisan GaN yang tumbuh pada substrat safir dan di-dop dengan konsentrasi impurity Si yang berbeda diukur dan dianalisis secara detail. Analisis struktur yang diteliti oleh SEM potongan lintang yang di-etch foto menunjukkan korelasi yang baik dengan parameter teknologis lapisan GaN. Analisis SIMS juga mengungkapkan keberadaan lapisan delta tipis di dekat antarmuka buffer GaN/template GaN dengan konten impurity Si dan O yang lebih tinggi, yang terkait dengan antarmuka pertumbuhan ulang homoepitaksial. Pemodelan spektrum reflektansi IR dari struktur multi-lapisan yang diteliti dengan menyertakan lapisan tambahan dalam analisis memungkinkan untuk mendapatkan pencocokan terbaik dari spektrum eksperimental. Ketebalan lapisan GaN yang diperoleh sepakat dengan data SEM dan SIMS. Mode LOPC yang dihitung dari ketergantungan spektral dari permitivitas dielektrik untuk setiap lapisan GaN menunjukkan pergeseran dan lebaran cabang LPP⁺ ke frekuensi tinggi dengan peningkatan konsentrasi pengisi. Konsentrasi dan mobilitas pengisi muat untuk setiap lapisan GaN dihitung dari frekuensi plasmon dan parameter redam. Profil konsentrasi pengisi yang diperoleh sepakat dengan yang diperoleh oleh SIMS, tetapi dengan nilai konsentrasi pengisi satu urutan besar kurang dari konsentrasi impurity doping Si, yang dapat diatribusikan pada efek kompensasi oleh status penerima cacat. Dengan demikian, terbukti bahwa spektroskopi reflektansi IR dan metode transfer matriks 2 × 2 dapat digunakan dengan sukses untuk analisis struktur multi-lapisan epitaksial GaN dengan profil doping yang tidak seragam, dan memungkinkan untuk penentuan parameter elektron dan fonon dasar dari setiap lapisan GaN.

Riwayat Perubahan

Singkatan

IR:: Inframerah
FTIR:: Spektroskopi inframerah transformasi Fourier
SEM:: Mikroskop elektron pemindai
SIMS:: Spektrometri massa ion sekunder
LOPC:: Longitudinal optical phonon–plasmon coupled

Dampak Penambahan SiO₂ Jejak pada Sintrasi Tahap Awal Nanopulver 3Y-TZP Stabilitas dan Konveksi Alami Nanofluida TiO₂–Air dalam Enclosure Berputar: Temuan Eksperimental

bahan nano