Silizium-MSM-Photodetektormit integriertemWellenleiter ...juser.fz-juelich.de/record/860796/files/Jül_3233_Kim.pdfBerichtedesForschungszentrums Jülich '^3233 ISSN0944-2952!nStitutfÜr

Silizium-MSM-Photodetektor mitintegriertem WellenleiterHerstellung und elektrooptischeCharakterisierung

Jin Kim

Berichte des Forschungszentrums Jülich '̂ 3233ISSN 0944-2952!nStitutfÜr Schicht- und!onen1nohnik J0-3233

: Forsohungszentnuun bKk[)a

02 - Telefax : 0 24 61

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58~7O

Silizium-MSM-Photodetektor mitintegriertem Wellenleiter -Herstellung und elektrooptischeCharakterisierung

Jin Kim

Inhaltsverzeichnis

i

Inhaltsangabe

1 Einleitung 1

2 Schottky-Kontakte 3

2.1 Schottky-Barriere . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . ..3

2.2 Raumladungszone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . 5

2.3 Strom-Spannungs-Kennlinie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

3 Der vertikale MSM-Photodetektor mit integriertem Wellenleiter 9

3.1 Aufbau und Funktionsweise . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9

3.2 Ein Silizium-Photodetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .10

3.3 Die MSM-Struktur . . . . . . . .. . . . . .. . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .11

3.4 Ein vertikales Bauelement . . .. . .. . . . . . . .. . . . . .. . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . .12

3.5 Der Si02Wellenleiter . . . . . . .. . . . . .. . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . .. . . . . .. . . . . .13

4 Molekularstrahlallotaxie (MBA) 16

4.1 Molekularstrahlepitaxie (MBE) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . .. . .. . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .16

4.2 RHEED (reflection high energy electron diffraction) . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17

4.3 Grundbegriffe des Schichtwachstums . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .19

4.4 Antimon-Dotierung von Silizium . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .20

4.5 Allotaxie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . .23

5 Thermische Oxidation von Silizium 28

5.1 Wachstumsmechanismen und Kinetik . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. .. .. . . .. . .. . .. . . . . .28

5.2 Oxidationsmodell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. .. . . .. . .. . .. . . ...29

6 Elektrooptisches Sampling 32

6.1 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .32

6.2 Elektrooptisches Sampling . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .33

6.3 Pulserzeugung im vertikalen MSM-Photodetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .35

Inhaltsverzeichnis

7

Herstellung der Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur

38

7.1

MBE-Anlage und Waferreinigung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . .38

7.2

Experimentelle Bestimmung der Dotierparameter .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . .39

7.3

Experimentelle Bestimmung der Allotaxieparameter . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .42

7.3.1

RHEED-Aufnahmen . .. . . .. .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . .44

7.3.2

Elektrische Untersuchungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .45

7.3.3

Strukturelle Untersuchungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .46

8

Strukturierung des Photodetektors

52

8.1

Maskendesign . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . .. . . . . . . . . . . . . .. . . . . .. . . . . .. ..52

8.2

Die Prozeßschritte in einer Übersicht .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . .. . . . . .. . . . . . . ..55

8.3

Oxidation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . .. . . . . . . ..57

8.4

Strukturierung des Wellenleiters mit RIE (reactive ion etching) . . . . . . . . . . . ..608.5 Metallisierungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . .. . . . . .. . . . . . . ..60

8.6

Qualitätskontrolle mittels DC-Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .62

9

Charakterisierung des Photodetektors mit Kurzzeit-Spektroskopie

669.1 Der optische Meßplatz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. .. .. . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .669.2 Vertikale Lichteinkopplung in den Photodetektor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .69

9.2.1 Sättigungsverhalten bei steigender Vorspannung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .699.2.2 Tieftemperatur-Messungen. . . . . . . . . . . . . . .. .. .. . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .729.2.3 Vergleich mit numerischer Simulation und Anpassung

einer analytischen Funktion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . .. .. . . . . . . . . .. . . . . . . .. . . . . . . . . . ..749.3 Quanteneffizienz und flächenskalierter Photostrom . ... . .. . . . . .. .. . . . . .. . . . . . . . . . . .769.4 Laterale Lichteinkopplung in den Photodetektor . . . . . . . .. .. . . .. .. .. . . . . .. . . . . .. . . . . .79

9.4.1 Versuche zur Einkopplung in den9.4.2 Untersuchung der Quanteneffizienz

Bestrahlung der Diode von der Seite

Wellenleiter . . . . . . . . . . . . .. . .. . . . . .. . . . . .79bei der

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . .. . .81

10 Zusammenfassung 84

Literaturverzeichnis 87

Danksagung 91

1 Einleitung

1

1 Einleitung

Im Zuge der expandierenden Informationstechnologie steigt die Anforderung an dieLeistungskapazität von Übertragungssystemen . Die optische Datenübertragung versprichtdurch höhere Übertragungsraten mehr Informationen schneller zu transportieren als daskonventionelle, elektrische Verfahren. Während schon kommerzielle Glasfaserkabel eineÜbertragungsrate von 2.5 Gigabaud (Milliarden Bit pro Sekunde) aufweisen, übertragenneuartige Netzwerke mittels Multiplexing (Zusammenführung verschiedener Datenströme)sogar 20 Wellenlängen gleichzeitig mit jeweils 10 Gigabaud . Für die Erzeugung undVerarbeitung kurzer optischer Signale isst die Entwicklung optoelektronischerBauelemente, wie effizienter Laserdioden und schneller Photodetektoren, notwendig .

Für den Einsatz in solchen Bauelementen eignen sich IH-V-Halbleiter, wie GaAs, mit einerdirekten Bandlücke besser als Silizium. Durch eine indirekte Bandlücke ist dieÜbergangswahrscheinlichkeit von Elektronen vom Valenz- in das Leitungsband(Anregung) und umgekehrt (Rekombination) bei Silizium sehr viel kleiner als beiHalbleitern mit direkter Bandlücke . Da die Emission und Detektion von Licht inHalbleitern auf diesen Prozessen beruht, sind die Leucht- bzw. Detektoreffizienzen beiSilizium relativ klein.

Auf der anderen Seite wird in der Mikroelektronik fast ausschließlich Silizium verwendet -das Gruppe IV-Element nimmt 99 % des Halbleitermarktes ein . Prognosen gehen davonaus, daß dies auch mindestens für die nächsten 20 Jahre gelten wird. Dies hat guteGründe : Silizium besitzt gute Materialeigenschaften und bildet ein sehr gut isolierendes,natürliches Oxid (Si02) aus . Außerdem läßt es sich defektarrn in großen Mengen günstigherstellen. Der enorme Einsatz des Siliziums in der Mikroelektronik hat dazu geführt, daßdie Herstellungstechnologie ausgereift und zu großen Teilen standardisiert ist.

Da nun weder III-V-Halbleiter in einer befriedigenden Weise auf Silizium abgeschiedenwerden können, noch ihre Herstellungstechnologie zur Siliziumtechnologie kompatibel ist,wird die Bedeutung einer Silizium-basierenden Optoelektronik deutlich.

Das Ziel dieser Arbeit ist die Entwicklung eines auf Silizium basierenden, ultraschnellenPhotodetektors, der an einen optischen Wellenleiter angekoppelt ist. Der Photodetektorzeichnet sich durch folgende Merkmale aus :

" MSM (metal-semiconductor-metal, Metall-Halbleiter-Metall)-Struktur. Durch dasstark gleichrichtende Verhalten der beiden Metall-Halbleiter-Kontakte wird einniedriger Dunkelstrom, eine kurze Antwortzeit und eine hohe Detektorempfindlichkeiterzielt . Diese Kriterien sind in der schnellen optischen Datenübertragung vonbesonderer Bedeutung.

1 Einleitung

" Grundmaterial: Silizium. Der Photodetektor besteht bis auf Metallisierungen ausSilizium, bzw. Siliziumverbindungen (CoSi2 , Si02), wobei das industriell eingesetzteSi(100)-Substrat verwendet wird. Die Strukturierung wird mit Standardmethoden derSiliziumtechnologie durchgeführt. Dies soll die Integration mit Bauelementen derbestehenden Mikroelektronik ermöglichen .

*Vertikale Bauform. Dreidimensionale Bauelemente mit übereinandergelagertenFunktionselementen sind Gegenstand intensiver Forschung. Dies liegt unter anderemdaran, daß die charakteristischen Dimensionen in einem vertikalen Bauelement durchdie Regulierung von Schichtdicken fast beliebig klein gemacht werden können. KürzereAbstände bedeuten in der Regel höhere Geschwindigkeiten .

" Integrierter Wellenleiter. Die Verwendbarkeit des MSM-Photodetektors in derOptoelektronik wird durch einen integrierten Si02-Wellenleiter gesteigert. Durchgängige Techniken ließe sich Licht aus Polymerwellenleitem oder Glasfaserkabel in denWellenleiter und somit in den Photodetektor koppeln. Zudem wird erwartet, daß durchdie laterale Lichteinstrahlung die Detektorempfmdlichkeit erhöht wird .

Die vorliegende Arbeit ist wie folgt gegliedert .

In Kapitel 2 wird der Schottky-Kontakt erläutert. Da er zum einen grundlegend für dieFunktionsweise des MSM-Photodetektors ist, zum anderen Teile der Beschreibung inverschiedenen, darauffolgenden Kapiteln zum Verständnis beitragen, wurde die Theoriedes Schottky-Kontakts allem vorangestellt.

In Kapitel 3 wird der MSM-Photodetektor, der in dieser Arbeit entwickelt worden ist,bezüglich seines Aufbaus, seiner Funktionsweise und seiner besonderen Merkmale imEinzelnen erläutert .

Die weiteren Kapitel spiegeln die Entwicklung des MSM-Photodetektors wider . Sieerstreckt sich vom Rohwafer bis zum vollständig charakterisierten Bauelement:1 . Herstellung der Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur mit Molekularstrahlallotaxie2. Strukturierung

des

Photodetektors

mittels

optischer

Lithographie

undsiliziumkompatibler Prozesse

3. Elektrooptische Charakterisierung des Photodetektors mit zeitaufgelöster Kurzzeit-Spektroskopie

In Kapitel 4, 5 und 6 werden einige theoretische Grundlagen jeweils einesEntwicklungsschrittes behandelt, während in 7, 8 und 9 die zugehörigen experimentellenErgebnisse vorgestellt und diskutiert werden .

2 Schottky-Kontakte

3

2 Schottky-Kontakte

Wird ein Halbleiter mit einem Metall in Kontakt gebracht, entsteht ein ohmscher oder eingleichrichtender Übergang. Bei der Metallisierung von Halbleiterbauelementen für eineStrom- bzw. Spannungsversorgung ist ein ohmscher Metall-Halbleiter-Kontakt erwünscht.Dagegen ist beim MSM (metal-semiconductor-metal, Metall-Halbleiter-Metall)-Photodetektor ein gleichrichtendes Verhalten der Schottky-Kontakte notwendig . EineZunahme des Sperrverhaltens senkt den Dunkelstrom und steigert somit dieDetektorempfmdlichkeit. Der Schottky-Kontakt wird auch bei der Messung derDotierstoffkonzentration in Halbleitern mit dem CV (capacitance-voltage, Kapazitäts-Spannungs)-Profiler ausgenutzt.

2.1 Schottky-Barriere

Der gleichrichtende Effekt an Metall-Halbleiter-Kontakten wurde 1874 von Braunentdeckt [Bra] und 1938 von Schottky mit Hilfe eines Modells beschrieben, das nach ihmbenannt ist [Sky] . Die beiden zitierten Arbeiten waren Wegbereiter für das Verständnisvon pn-Übergängen . Anhand eines Metalls m mit einer Austrittsarbeit e(Dm und eines n-Halbleiters s mit der Austrittsarbeit ecDs, für die (Ds< (Dm gilt, soll der Schottky-Kontakt,unter Vernachlässigung von geladenen Oberflächenzuständen (Schottky-Modell), erklärtwerden [Szel] . Die Ergebnisse lassen sich analog auf p-Halbleiter übertragen. DasSchottky-Modell macht starke Einschränkungen, die die reale Ausbildung und dasVerhalten der Schottky-Barriere nicht exakt beschreiben . Dennoch vermittelt es einenqualitativen Einblick . Ein Modell, das den Schottky-Kontakt vollständig erklärt, existiertnoch nicht, während auf der Grundlage von experimentellen Ergebnissen entwickelteFormeln einige Aspekte des Schottky-Kontakts angemessen beschreiben [Szel, Sze2] .

Sind Metall und Halbleiter voneinander elektrisch getrennt, liegen ihre Vakuumniveaus aufgleicher Höhe (Abb . 2.1 a) . Werden die Materialien in Kontakt gebracht (Abb . 2.1 b),wandern Elektronen vom Halbleiter in das Metall bis sich das System imthermodynamischen Gleichgewicht befindet, sich also die Ferminiveaus EFm und EFS amÜbergang angeglichen haben. Dadurch entsteht im Halbleiter eine Raumladungszone Wund Leitungs- und Valenzband Ec und Ev bilden eine Schottky-Barriere

e0b=e((Dm-x )

(2.1)

aus, wobei x die Elektronenaffmität des Halbleiters ist . Diese wirkt einer weiterenWanderung von Elektronen entgegen .

ro~

Abb. 2.1 : Schottky-Kontakt. (a) Bandstruktur von Metall und Halbleiter

(b) Bandstruktur eines Metall-Halbleiter-Kontakts

2 Schottky-Kontakte

E,EF

2 Schottky-Kontakte

Die positive Raumladung im Halbleiter erzeugt ihrerseits eine negative Influenzladung ander Oberfläche des Metalls . Aufgrund der hohen Elektronendichte im Metall bildet sich dieInfluenzladung nur in einer verschwindend dünnen Schicht aus, so daß es im Metall zukeiner merklichen Bandverbiegung kommt.

Wird eine negative Spannung U an den Halbleiter gelegt, werden die Bänder imHalbleiterinneren um eU angehoben, so daß sich ein Nettofluß von Elektronen vomHalbleiter in das Metall ergibt (Durchlaßrichtung) . In Sperrichtung verschieben sich dieBänder zu niedrigeren Energien, so daß ein Elektronenfluß unwahrscheinlicher wird.

Experimentell ergeben sich andere Schottky-Barrierenhöhen als hier hergeleitet wordensind . Existieren viele Oberflächenzustände, kommt es bei der Verschiebung des Fermi-Niveaus zu starken Änderungen der Ladungsträgerdichte. Dies wirkt einer Verschiebungdes Fermi-Niveaus entgegen (pinning) . So kann die Höhe der Schottkybarriereunabhängig von der Austrittsarbeit des Metalls sein . Die experimentelle Bestimmung derSchottky-Barrierenhöhe kann mit I-V-Kennlinien (s . Kap. 2.3) geschehen . Dazu wird derSättigungsstrom Is bei 0 V extrapoliert und die Barrierenhöhe gemäß

berechnet [Szel] . Dabei ist A*=120 A/cmZK2 die effektive Richardson-Konstante, T dieTemperatur, k die BoltzmannKonstante, e die Elementarladung, Js=Is(0)IF [A/cm2] derflächenskalierte Sättigungsstrom bei 0 V und einer Diodenfläche F.

2.2 Raumladungszone

_kT

A*TZ

(2.2)~b - e In

Js

Die Ausdehnung der Raumladungszone W, auch Sperrzone oder Verarmungszonegenannt, kann mit der eindimensionalen Poisson-Gleichung

d'V

p (x)

(2.3)dx2

berechnet werden, wobei V(x) das elektrostatische Potential, p(x) die Ladungsträgerdichteder ionisierten Störstellen und E die Dielektrizitätskonstante ist. Dabei wird die Schottky-Näherung verwendet, die auch bei der Berechnung des pn-Übergangs angewendet werdenkann. Es ergeben sich analoge Ergebnisse. Bei der Schottky-Näherung wird von einemabrupten Übergang zur geladenen Sperrschicht ausgegangen:

eND(x)

für x >W

(2.4)p(x) ={ 0 fürx<W

Nimmt man für die Dotierstoffkonzentration ND(x) einen konstanten Wert N an, kann beigegebenen Randbedingungen die Poissongleichung durch zweifache Integration gelöst

werden. Das elektrostatische Potential V sei außerhalb der Raumladungszone Null und ander Grenzfläche V(x = 0) = U - V., wobei Vd die Diffusionspannung ist . Dann wird der

Potentialverlauf durch

V(X) -- e£(W-X)2 ,fr0<x<W,

(2.5)

beschrieben und die Weite der Raumladungszone durch

W -12c (vd-U)

eN

Die Raumladungszone wird beim CV-Profiler (Kap . 7.2) genutzt, umDotierstoffkonzentrationen in einem Halbleiter zu bestimmen . Die Probe wird dazu aufeiner definierten Oberfläche A mit einem Elektrolyt in Kontakt gebracht. Da der Elektrolytmit seiner hohen Ladungsträgerdichte wie ein Metall wirkt', bildet der Übergang einenSchottky-Kontakt . Auf der gegenüberliegenden Seite des Halbleiters wird mit einemmetallischen Eutektikum ein ohmscher Kontakt erzeugt . Dann gleicht die Schottky-Diodeeinem Plattenkondensator, wobei der Elektrolyt und der Halbleiter außerhalb derRaumladungszone den Platten entsprechen und die Sperrschicht einem Dielektrikurn.Beim Anlegen einer Spannung U wird die Weite der Raumladungszone durch dieKapazität C der Kondensatoranordnung und die Kontaktfläche A bestimmt [Apel]:

Der CV-Profler mißt die Kapazität C und dC/dU und berechnet daraus dieDotierstoffkonzentration N.

1 Der Unterschied zum Metall ist, daß es sich bei der dünnen Ladungsträgerschicht um Tonen handelt(Helmholtzschicht).

2 Schottky-Kontakte

(2.6)

W=EC(U) .A (2.7)

Nach der Schottky-Näherung ergibt sich für die Kapazität

C = dQ = -eN(W)Ad. (2.8)

Wird (2.7) in diese Gleichung eingesetzt und nach N(W) aufgelöst, ergibt sich

N(W)1 Cs= (2.9)

e8A2 dcdv

2 Schottky-Kontakte

Abb. 2.2: Transportmechanismen an einem Schottky-Kontakt in Durchlaßrichtung.

2.3 Strom-Spannungs-Kennlinie

Die drei wichtigsten Transportmechanismen für Elektronen in Durchlaßrichtung bei einer

angelegten Spannung U sind in Abbildung 2.2 dargestellt:

1 . Transport über die Barriere (thermionische Emission) . Dies ist bei

Raumtemperatur und schwach dotierten Halbleitern (bei St

N :9 1017 Dotieratome/cm'3) der dominierende Prozeß .

2. Tunneln durch die Schottky-Barriere . Die Wahrscheinlichkeit für diesen

quantenmechanischen Effekt nimmt mit Verkürzung der Raumladungszone zu.

Da die Weite mit zunehmender Dotierstoffkonzentration abnimmt, kann durch

eine Spitzendotierung an der Halbleiteroberfläche ein Durchbruch der Schottky-

Barriere erzeugt werden, d.h. der Kontakt weist ein ohmsches Verhalten auf.

3 . Rekombination mit Löchern im Valenzband. Bei einer hohen Dichte an flachen

und tiefen Störstellen steigt die Wahrscheinlichkeit für Rekombinationen von

Elektronen ins Valenzband .

Je nach Halbleiter können verschiedene Modelle zur Berechnung der Strom-Spannunns

(I-V)-Charakteristik herangezogen werden . Während für Halbleiter mit niedrigen

Beweglichkeiten die Diffusionstheorie anzuwenden wäre, eignet sich das Modell der

thermionischen Emission [Bet], wie es auch für die Glühkathode verwendet wird, gut für

Halbleiter mit hohen Beweglichkeiten, wie Silizium .

g

2 Schottky-Kontakte

Das Modell der thermionischen Emission beschreibt die Dynamik des

Majoritätsträgerstroms j über die Schottky-Barriere in Abhängigkeit von der angelegten

Spannung U mit der Richardsongleichung

ecDb

wobei

jo =A'Tz _e~ kT

_eu

(2.10)

j(U) = jo(ekT - 1)

den Sättigungsstrom darstellt und

A*= 41rk' hs e

die

Richardsonkonstante ist, m* die effektive Masse des Elektrons im Halbleiter, T dieabsolute Temperatur, k die Boltzmannkonstante und h das Planck'sche Wirkungsquantum.Die Gleichung für j(U) liefert einen kleinen, konstanten Sperrstrom jo in Sperrichtung(U < 0) und einen exponentiellen Anstieg des Stromes in Durchlaßrichtung (U > 0) .

3 Der vertikale MSM-Photodetektor mit integriertem Wellenleiter

9

3 Der vertikale MSM-Photodetektor mitintegriertem Wellenleiter

Der Photodetektor, der in dieser Arbeit entwickelt wurde, zeichnet sich insbesonderedurch die MSM-Struktur, die vertikale Bauweise und den integrierten Wellenleiter aus .Darüber hinaus wird er . im wesentlichen auf der Grundlage von Silizium undSiliziumverbindungen hergestellt . Diese charakteristischen Merkmale werden in diesemKapitel näher beschrieben.

3.1 Aufbau und Funktionsweise

Der Aufbau des vertikalen MSM-Photodetektors ist in Abbildung 3.1 gezeigt . Auf einemSi(100)-Substrat befindet sich eine einkristalline Kobaltdisilizid (CoSi2)-Schicht. Diesebildet mit dem mesastrukturierten (Mesa=Insel) Silizium einen Schottky-Kontakt. DieSiliziummesa ist mit einer dünnen, lichtdurchlässigen Chromschicht und einem Ring ausGold abgedeckt, so daß auch hier ein Schottky-Kontakt entsteht . Dieser Topkontakt wirdüber eine Mikrostreifenleitung l (MSL) mit einem Kontaktpad verbunden, wobei diesedurch eine Si02-Schicht vom CoSi2 isoliert sind. Um das CoSi2 zu kontaktieren, liegt einweiterer Kontakt in einem durch das Si02 geätzten Fenster. Das Si02 dient nicht nur zurIsolierung, sondern auch als optischer Rippenwellenleiter, der planar vor der Silizium-Diode liegt .

Wird Licht bei geeignetem Einfallswinkel auf das vordere Ende des Wellenleitersgestrahlt, propagiert die eingekoppelte elektromagnetische Welle im Wellenleiter und trifftam anderen Ende auf die Siliziumdiode . Dort wird das Licht durch Erzeugung vonElektron-Loch-Paaren absorbiert . Die Ladungsträger driften durch eine angelegteVorspannung zu den korrespondierenden Elektroden. Dadurch wird ein elektrischesSignal erzeugt, das zwischen der MSL und der CoSi2-Schicht, die hier als Grundplattedient, zu den Kontaktpads läuft . Die Mikrostreifenleitung wird hier für der Vermessungdes Bauelements mit Hefe des elektrooptischen Samplings benötigt (Kap. 6) . Dielichtdurchlässige Chromschicht wurde vorgesehen, um Licht auch direkt auf dieSiliziumdiode strahlen zu können .

1 Genaugenommen ist hier lediglich die obere Elektrode der Mikrostreifenleitung gemeint, denn die

vollständige Anordnung der MSL besteht aus der oberen Streifenelektrode und der Grundplatte. Jedoch

wird in dieser Arbeit die obere Elektrode der Einfachhalt halber als Mikrostreifenleitung bezeichnet.

10

3.2 Ein Silizium-Photodetektor


HalbdurchlässigesChrom

COSi2

MSL Kontaktpads

SiliziumSi02

Abb. 3 .1 : Der vertikale MSM-Photodetektormit integriertem Wellenleiter. Durch die Einkopp-lung von Licht in den Detektor wird ein elektrisches Signal erzeugt (MSL: Mikrostreifenleitung) .

Für die Verwendung in optoelektronischen Bauelementen ist Silizium weit wenigergeeignet als einige M-V-Halbleiter, wie z.B . Galliumarsenid (GaAs) . Während GaAs einedirekte Bandlücke besitzt, ist bei Silizium die Übergangswahrscheinlichkeit für Elektronenvom Valenzband ins Leitungsband und umgekehrt aufgrund einer indirekten Bandlückeum mehrere Größenordnungen kleiner. Daher konnten beispielsweise auf der Grundlagevon Silizium bislang keine effektiven Leucht- oder Laserdioden entwickelt werden.Darüberhinaus liegt die Bandlücke einiger III-V-Halbleiter in den für die optischeGlasfasertechnologie wichtigen Spektralbereichen von 1 .3 und 1 .55 um Wellenlänge.Dagegen ist Säizium, mit einer Bandlücke von 1 .1 eV lediglich für Anwendungen bis0.9 um geeignet . Aber es gibt Möglichkeiten, diese Nachteile zu umgehen. Beispielsweiseermöglicht der Mischhalbleiter SiGe ein Bandgap-Engineering [Sor], und unterAusnutzung des inneren Photoeffekts am Schottky-Kontakt Si/CoSi2 könnenPhotodetektoren im Wellenlängenbereich über 900 nm entwickelt werden [Liul] .Trotz mancher Vorteile von III-V-Halbleitern, gibt es Gründe, die für eine Silizium-basierende Optoelektronik sprechen. Silizium besitzt hervorragende Materialeigenschaften(Wärmeleitfähigkeit, Härte, Elastizität, thermische Ausdehnung, Schmelzpunkt,Dampfdruck) und ein natürliches, sehr gut isolierendes Oxid (Si02). Vor allem ist Siliziumbuchstäblich wie �Sand am Meer" vorhanden, preiswert und außerdem ungiftig . Dies hatte


--

-11

zur Folge, daß das Silizium in der Elektronik seit Jahrzehnten eine Vormachtstellungeinnimmt und die Herstellungstechnologie weit entwickelt und verbreitet ist . DaVerbindungshalbleiter nicht zur Silizium-Technologie kompatibel sind, ist auch von daherdie Entwicklung von Silizium-basierender Optoelektronik von großer Bedeutung.

Der MSM-Photodetektor, der im Rahmen dieser Arbeit entwickelt wurde, besteht bis aufChrom- und Gold-Metallisierungen ausschließlich aus Silizium und Siliziumverbindungen,namentlich Kobaltdisilizid CoSi2 und Siliziumdioxid Si02 . Dabei zeichnet sich CoSi2 nebeneiner hohen thermischen Stabilität durch einen niedrigen spezifischen Widerstand von 12 -14 pü cm aus, wodurch es sich für die Verwendung als Leitermaterial in Bauelementeneignet . Dadurch, daß es wie Silizium eine kubische Kristallstruktur besitzt und zumSiliziumgitter eine Gitterfehlanpassung von nur -1.2 % aufweist, besteht die Möglichkeitepitaktische Si/CoSi2-Heterostrukturen herzustellen . Si02 besitzt neben der gutenisolierenden Eigenschaft auch eine hohe Wärmeleitfähigkeit . Die Eignung dieses Stoffesfür den Einsatz als Wellenleiter wird in der Glasfasertechnologie deutlich, in der fastausschließlich dotierte Quarzfasern verwendet werden.

3.3 Die MSM-Struktur

MSM-Photodetektoren sind sehr schnelle Photodetektoren mit einer hohenQuanteneffizienz' [Ale, Mog, Her2]. Der Grund für die ausgezeichnetenGüteeigenschaften sind im wesentlichen die gegeneinander geschalteten Schottky-Kontakte (Kap . 2) . In Abbildung 3.2 ist ein Bandverlauf ohne und mit angelegterSpannung gezeigt [Dar]. Bei beliebig gepolter Betriebsspannung wird immer ein Schottky-Kontakt in Sperrichtung betrieben, so daß nur ein sehr kleiner Sperrstrom fließt .

Raumladungszonen, wie sie in Abbildung 3.2 b) gezeigt sind, sind jedoch noch nicht fürein effektives Absaugen der Photoelektronen geeignet, da die Spannung hauptsächlich aneinem Schottky-Kontakt abfällt. Da Raumladungszonen das elektrische Feld abschirmen,kommt es im Halbleiterinneren zu einem fast feldfreien Raum. Ladungsträger, die indiesem Bereich durch Lichtabsorption erzeugt werden, müssen daher durch Diffusion indie Nähe der Elektroden gelangen . Durch die Raumladungszonen werden dieLadungsträger daran gehindert die Elektroden zu erreichen .

Um die Ladungsträger effektiv absaugen zu können, muß die Spannung gleichmässig überden gesamten Halbleiter abfallen. Aus Gleichung (2.6) geht hervor, daß die Weite derSperrzone mit abnehmender Dotierung zunimmt. Die Dotierstoffkonzentration N und derAbstand d der Elektroden können so weit verringert werden, daß sich dieRaumladungszone

über

den

gesamten

Halbleiterraum

erstreckt

(z. B .

1 Verhältnis der Zahl detektierter Photoelektronen zur Zahl einfallender Photonen.

12

; .0 Wn


L-Wc

L

x

0Wc

(b)

L-Wc

L

x

Abb. 3.2 : MSMBandstruktur. (a) ohne Spannung (b) mit angelegter Spannung [Dar]

Dotierstoffkonzentration (n-Typ) N < 6.6x1014 Dotieratome/cm3 bei d < 1 um [Rüd]) .Dann herrscht dort ein gleichmässig abfallendes elektrisches Feld, das bei genügend hohenFeldstärken die Ladungsträger mit ihren Sättigungsdriftgeschwindigkeiten zu denElektroden transportiert . Zusätzlich ist aufgrund der niedrigen Dotierung der Dunkelstromgering . Dieser Effekt ist bei einer n-Dotierung aufgrund einer höheren Schottky-Barrieregrößer als bei einer p-Dotierung .

Sind hopping-Prozesse über flache Störstellen und Rekombinationen über tiefe Störstellenvernachlässigbar, ist die Flugzeit dieser Ladungsträger dann hauptsächlich durch denAbstand der Elektroden festgelegt. Da der Elektrodenabstand sehr klein gemacht werdenkann, ist die Antwortzeit von MSM-Photodetektoren sehr niedrig . Die RC-Zeitkonstantedes Bauelements, die die Antwortzeit vergrößern könnte, ist klein . Aufgrund der kleinenStrukturgrößen ist die Kapazität gering und der Widerstand R in erster Linie von deräußeren Beschaltung und nicht von der Diode abhängig.

3.4 Ein vertikales BauelementBei vertikalen Bauelementen sind die funktionalen Elemente übereinander gelagert undnicht wie bei herkömmlichen, planaren Bauelementen in der Ebene. Die Entwicklung vonvertikalen Standardbauelementen, wie dem vertikalen PBT (permeable base transistor)[Man6], sind von großem Interesse und Gegenstand intensiver Forschung.Beim Vergleich von planaren und vertikalen MSM-Photodetektoren werden einigeVorteile der dreidimensionalen Bauweise deutlich. In Abbildung 3.3 sind beide Formendes MSM-Photodetektors dargestellt . Bei der planaren Bauweise werden die Elektrodenin einer ineinandergreifenden Fingerstruktur angeordnet . Dadurch ergibt sich eininhomogenes elektrisches Feld, so daß Ladungsträger, die durch Lichtabsorption erzeugt


13

werden, in feldarme Bereiche geraten können. Dort werden sie nur langsam abgesaugt(sweep out), wodurch die Antwortzeit verlängert wird .

Beim vertikalen Photodetektor liegen die Elektroden übereinander. Das homogeneelektrische Feld beschleunigt alle erzeugten Ladungsträger gleichmässig zu denElektroden. Daher werden die Ladungsträger schneller abgesaugt als als bei den planarenMSM-Photodetektoren. Jedoch ist die Quanteneffizienz beim vertikalen Photodetektordurch die Reflektion des Lichts an der halbdurchlässigen Chromschicht niedrig . DieserNachteil kann jedoch durch eine seitliche Lichteinkopplung in die Diode (Kap. 3 .5)umgangen werden .

Die Herstellung des planaren MSM-Photodetektor benötigt weniger Prozeßschritte als diedes vertikalen Detektors . Jedoch muß bei den planaren MSM-Photodetektoren ein kleinerAbstand der Elektroden durch die aufwendige Strukturierung mit Sub-pm-Elektronenstrahllithographie realisiert werden. Durch die Schichtherstellung mittels MBEkönnen beim vertikalen MSM-Photodetektor nahezu beliebig kleine Abstände durchRegulierung der Schichtdicken erzeugt werden . Dies ist wichtig, da mit kleinerenElektrodenabständen die Geschwindigkeit der Photodetektoren zunimmt . In derTabelle 3 .1 sind die wesentlichen Vorteile der vertikalen Bauweise gegenüber der planarenzusammengefaßt.

3.5 Der M2-Wellenleiter

Wird Licht von oben auf die Photodiode gestrahlt, so wird ein Anteil amhalbdurchlässigen Chrom reflektiert . Der andere Anteil tritt in die relativ dünneSiliziumschicht (- 300 nm) ein und wird nur zu 35 % (bei einer Wellenlänge von 760 nm[Her2]) am CoSi2 wieder zurückreflektiert . Das Licht durchläuft somit im Halbleiter eineStrecke von ca. 600 nm. Aufgrund der großen Absorptionslänge des Lichts bei 820 nm inSilizium (- 10 um), wird das Licht dabei nur teilweise absorbiert . Wird das Licht dagegenseitlich in die Siliziummesa gekoppelt, gelangt es direkt in den Halbleiter. Die Absorptionfindet dann über die horizontale Länge von über 5 um statt, wodurch sich dieQuanteneffizienz vergrößert. Man ist daher nicht mehr an eine Mindestdicke derSiliziumschicht gebunden und mit kleineren Elektrodenabständen kann die Antwortzeitverkürzt werden. Zu beachten ist nur, daß eine geringere Dicke der Siliziumdiode undgrößere Elektrodenflächen die Kapazität der MSM-Struktur vergrößern . Mitzunehmender Kapazität steigt die RC-Zeitkonstante, was wiederum die Antwortzeitverlängern kann.

14 3Dervertikale MSM-Photodetektormit integriertem Wellenleiter

a) planar

Aufsicht

Schnitt (}---~)

.. . .. .,LZB:s7 ..

b) vertikal

Abb. : 3.3 : Vergleich eines planaren mit dem vertikalen MSM-Photodetektors dieser Arbeit.Zusätzlich ist die Erzeugung von Photoelektronen durch Lichtabsorption dargestellt.

Tab . 3.1 : Wesentliche Vorteile der vertikalen gegenüber der planarenBauweise .

1 Dauer für das vollständige Absaugen der durch Lichtabsorption erzeugten Ladungsträger.

planarer MSM-Photodetektor vertikaler MSM-Photodetektoreinhomogenes elektrisches Feld (D homogeneselektrisches FeldEs sammeln sich Photoelektronen in feldschwachen Alle erzeugten Photoelektronen werden mit derBereichen, so daß sich die sweep-out' Zeit Sättbgungsdriftgeschwindigkeit abgesaugt . Dadurchvergrößert. ist die Antwortzeit kürzer und die Quanteneffizienz

höher.e elektronenstrahllithographische Herstellung ® epitaktische HerstellungDie Realisierung kleiner Fingerabstände ist Beliebig kurze Elektrodenabstände sind leicht mitbeschränkt und nur aufwendig mit dem Elektronen- der Regulierung der Schichtdicken beimstrahlschreiber möglich . epitaktischen Wachstum zu erzielen.

3Der vertikale MSM-Photodetektor mitintegriertem Wellenleiter

15

Abb. 3 .4: Moden in einem Wellenleiter, der aus zwei Spiegelflächen besteht.

Für die seitliche Lichteinkopplung ist für den vertikalen MSM-Photodetektor ein 300-600 nm dicker Si02-Rippenwellenleiter vorgesehen. Die Führung des Lichts geschiehtdabei an der Si02/Luft-Grenzfläche durch Totalreflexion und am metallischen CoSi2 durchSpiegelung. Wellenoptisch betrachtet, ergeben sich eine endliche Anzahl vonAusbreitungsmöglichkeiten (Abb . 3 .4), die Moden genannt werden. Je dünner derWellenleiter ist, um so geringer ist die Zahl der Moden. Bei einer Wellenleiterdicke derhalben Wellenlänge kann sich nur noch die Grundmode ausbreiten, so daß man vomMonomode-Wellenleiter, im Gegensatz zum Multimode-Wellenleiter, spricht.

Eine Integration des Photodetektors mit dem Si02-Rippenwellenleiter in einemoptoelektronischen Mikrosystem ist denkbar. Das zu detektierende Licht, das in einemPolymer- oder Glaswellenleiter zugeführt wird, könnte dann mittels gängiger Techniken inden Rippenwellenleiter eingekoppelt werden. Durch eine Ausdünnung des Wellenleiters,beispielsweise mit RIE (reactive ion etching), ließe sich ein Monomode-Wellenleiterherstellen.

16

4 Molekularstrahlallotaxie (MBA)Als Ausgangsmaterial für den vertikalen MSM-Photodetektor diente in dieser Arbeit eineSi/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur, die mit Allotaxie hergestellt wurde. Bei diesemzweistufigen Prozeß werden zunächst in einer einkristallinen Siliziummatrix CoSi2-Ausscheidungen erzeugt, die sich dann während einer Temperung zu einer geschlossenenSchicht zusammenziehen . Wird der erste Schritt in einer Molekularstrahlepitaxie (MBE)-Anlage durchgeführt, so spricht man von Molekularstrahlallotaxie (MBA).

In diesem Kapitel werden zunächst einige Grundlagen der MBE-Technologie und desSchichtwachstums erläutert . Anschließend wird ein Modell von Metzger und Allen zurAntimon-Dotierung von Silizium vorgestellt, das in dieser Arbeit zur Abschätzung vonDotierparametern diente (Kap . 7.2). Schließlich wird das Allotaxie-Verfahren dargestelltund die CoSi2-Schichtbildung während des Prozesses erklärt.

4.1 Molekularstrahlepitaxie (MBE)

4 Molekularstrahlallotaxie (MBA)

Der Begriff Molekularstrahlepitaxie wurde 1970 eingeführt [Cho] und bezeichnet eineTechnik dünne, epitaktische Schichten von Halbleitern, Metallen und Isolatoren zuwachsen' . In einer Ultrahochvakuum (UHV)2-Kammer werden die Schichtmaterialien ausQuellen verdampft oder sublimiert und auf einem beheizten Substrat kondensiert . Für dieKontrolle exakter Aufdampfbedingungen dienen in situ-Analysemethoden, wie z.B .RHEED (reflection high energy diffraction) und EIES (electron impact emissionspectroscopy) . Um darüber hinaus eine hohe Reproduzierbarkeit der Schichtengewährleisten zu können, werden bei modernen Anlagen alle den Aufdampfprozeßbetreffenden Geräte rechnergesteuert .Die MBE-Schichtherstellung hat im Gegensatz zu anderen Depositionsmethoden einigeVorteile:

" Da sich das Schichtwachstum im UHV vollzieht, ist die Beeinträchtigung derSchicht durch Verunreinigungen sehr gering.

' Silizium kann in einer MBE-Anlage auch auf nicht-kristallinem Substrat abgeschieden werden . Dannspricht manjedoch von Molekularstrahldeposition . (MBD - Molecular Beam Deposition) .

2 UHV: Ultrahochvakuum P :5 10'9 mbar

4Molekularstrahlallotaxie (MBA)

17

reziprokeGitterstangen

Abb. 4.1 : Ewald-Konstruktion derRHEED-Reflexe. Die Beugungsreflexe ergeben sich aus denSchnittpunkten der Ewald-Kugel mit reziproken Gitterstangen.

" Durch eine niedrige Wachstumsrate von ca. einer Monolage pro Sekunde(lpm/h) lassen sich Schichten bis auf eine Atomlage genau herstellen.

" Es lassen sich fast beliebige Dotierprofile erstellen .

" Es können spezielle Untersuchungsmethoden in situ eingesetzt werden, die eineUHV-Umgebung benötigen, wie beispielsweise Rastertunnelmikroskopie.

" Die Substrattemperatur kann niedrig gehalten werden, so daß Interdiffusionweitgehend vermieden wird und atomar scharfe Grenzflächen erzielt werdenkönnen.

Es sei einschränkend bemerkt, daß sich das Wachstum in der MBE für die Herstellungdicker Schichten (> 1 um) als zu langsam erweisen kann, ebenso wie in der industriellenAnwendung, wo hohe Durchsatzraten gefordert werden.

4.2 RHEED (reflection high energy electron diffraction)

RHEED ist eine in der MBE häufig eingesetzte Methode, um die Kristallqualität deraufgedampften Schichten zu überprüfen oder die Wachstumsgeschwindigkeitatomlagengenau zu überwachen [Par] . RHEED bildet mittels Elektronenbeugung beistreifendem Einfall die Substratoberfläche als Beugungsreflexe ab . Damit unterscheidetsich RHEED von LEED (low energy electron dif&action) insbesondere durch einenerheblich flacheren Einfallswinkel (1- 3°) . Die Geometrie der Anordnung gewährleisteteinen guten Zugang zum Substrat für andere Untersuchungs- und Präparationsmethoden .Die Beugungsmuster entsprechen den Schnittpunkten der Ewald-Kugel mit reziproken"Gitterstangen" (Abb. 4.1). Diese entstehen aufgrund des flachen Einfallswinkels desElektronenstrahls, wodurch die Elektronen fast ausschließlich an der obersten Kristallagereflektiert werden. Daher kann die dritte Dimension des Gitters vernachlässigt werden, so

18

Abb. 4.2: Entstehung von RHEED-Beugungsmustern [Lag].


40 40 QW

all 40 MP

daß im reziproken Raum die Gitterpunkte zu Gitterstangen ausgedehnt werden [Her].] .Mit Hilfe der Beugungsbilder kann die Oberflächenbeschaffenheit des Substrats währenddes Aufdampfprozesses rekonstruiert werden (Abb. 4.2). Theoretische Ansätze zurquantitativen Beschreibung der RHEED-Beugungsreflexe leiten sich von der dynamischenBeugungstheorie und der kinematischen Streutheorie her [Yag].Neben den in Abbildung 4.2 dargestellten Fällen können Reflexe durch eineRekonstruktion der Oberfläche hinzukommen. Von Rekonstruktion spricht man, wennsich die Atome der obersten Lage aus der Gleichgewichtsposition des Gitters parallel zurOberfläche verschieben [Rail. Beispielsweise ziehen sich auf einer Si(100)-Oberfläche jezwei benachbarte Siliziumatome in einer geordneten Form zusammen (Dimerisierung), sodaß sich an dieser Kristallschicht ein doppelt so großer Gitterparameter einstellt. Dabeikommt es zu einer Verringerung der Anzahl an ungesättigten Bindungen (dangling bonds)

4 Molekularsuahlallotaxie (MBA)

19

Desorption _

Oberfdchen-diffusion

Ed Ei 1

Abb. 4.3 : Verhalten vonAdatomen aufeiner epitakitschen Oberfläche. (nach [Wohl)

und zu einer Brechung der vierfachen Symmetrie. Es entsteht eine (2x1)-Rekonstruktion.Bei unvollständigen Wachstumslagen können (2x1)/(lx2)-Rekonstruktionen beobachtetwerden. Diese rühren von der Stapelfolge der Diamantstruktur des Si(100) her. Aufjeweils einer Atomlage, einer sogenannten Terrasse, liegen die Dimere parallel. VonTerrasse zu Terrasse wird diese Orientierung jedoch um 90° gedreht, so daß abwechselndeine (2xl)- und eine (1x2)-Rekonstruktion zustande kommt. Die Rekonstruktion wirddurch die Zugabe von Co-Atomen auf die Silizium-Oberfläche stark verändert und istkompliziert. Dies wurde von Voigtländer et al. mit in situ-Rastertunnehnikroskopieuntersucht [Sch].

4.3 Grundbegriffe des Schichtwachstums

Einige wichtige physikalische Begriffe des Schichtwachstums werden nun kurz skizziert,um ein Verständnis für den Wachstumsprozeß in einer MBE-Anlage und den Einbau von

Dotieratomen zu gewinnen. Bei gegebener Aufdampfrate des Quellenmaterials und der

Substrattemperatur betrachte man ein einzelnes Atom, das auf die Substratoberfläche trifftund bei der Kondensation die Adsorptionsenergie EQ freigibt (Abb. 4.3). Dieses Atom

kann folgenden Prozessen unterliegen [Mad] :

" Desorption (Reevaporation). Das Atom verdampft wieder unter Zufuhr derEnergie Ed.

" Oberflächendiffusion . Steht die Energie Edcff zur Bewegung des Adatoms von

Gitterplatz zu Gitterplatz zur Verfügung, wandert das Atom auf derSubstratoberfläche.

" Nukleation (Inkorporation, Einbau). An Stufen, Versetzungen oder auch mitanderen absorbierten Atomen auf der Oberfläche kann sich das Atom binden,

wobei eine Bindungsenergie Ei frei wird .

20 4 Molekularstrahlallotaxie (MBA)

1 . Lagenwachstum

2. Inselwachstum

3. Stranski-Krastanov-Wachstum

Abb. 4.4. Wachstumsarten .

" Interdiffusion . Nach dem Einbau der aufgedampften Atome besteht dieMöglichkeit, daß diese mit Substratatomen die Plätze tauschen.

Das Auftreten eines Mechanismusses hängt von verschiedenen Energien ab. Dies sindunter anderem die thermische Energie des Substrates kTs (k: Boltzmann-Konstante, Ts.Substrattemperatur), die Energie kTQ (TQ: i . a. Quellentemperatur) mit der die Atome aufden Wafer auftreffen und die Desorptionsenergie Ed [Herl] . Das Verhältnis der Zahl derabsorbierten Atome zu der Gesamtzahl der auftreffenden Teilchen wird als HaftkoeffizientS (sticking coefficient) bezeichnet.

Je nach Wechselwirkung der absorbierten Atome und der Substratatome miteinanderkönnen verschiedene Wachstumsmodi auftreten (Abb . 4.4) :

1. Lagenwachstum (Frank-van der Merwe-Wachstum). Die Wechselwirkungzwischen den Adatomen und den Substratatomen ist größer als zwischen denAdatomen untereinander . Die Schicht wächst Atomlage für Atomlage.

2. Inselwachstum (Vollmer-Weber-Wachstum) . Hier ist die Wechselwirkung vonAdatom zu Adatom größer, als jeweils zu den Substratatomen, so daß es zurBildung von mehrlagigen Keimen kommt.

3. Stranski-Krastanov-Wachstum. Dies ist eine Mischform aus den beiden obigenWachstumsarten und tritt nur in verspannten Systemen auf [Ape2]. Nach eineroder mehreren geschlossenen Monolagen kommt es zur Bildung von Inseln, indenen durch Spannungsrelaxation die Verspannungsenergie abgebaut wird .

4.4 Antimon-Dotierung von Silizium

Die kontrollierte Dotierung von Silizium während des MBE-Prozesses ist eine derwichtigsten Anforderungen an die gewachsenen Schichten für ihre Verwendung inBauelementen. Die Dotierstoffkonzentration beeinflußt wesentlich die elektrischen undoptischen Eigenschaften der Bauelemente . Daher ist es auch für den MSM-Photodetektorwichtig, das Silizium, aus dem die Diode strukturiert wird, gezielt dotieren zu können.Dabei müssen zwei Punkte beachtet werden .


21

1 . Wie in Kapitel 3.3 ausgeführt wurde, ist ein hoher Sperrstrom beimSchottkykontakt und eine effektive MSM-Bandstruktur durch eine möglichstniedrige n-Dotierung zu erzielen .

2. Um Verluste vonPhotoelektronen durchRekombinationen ins Valenzband übertiefe Störstellen und die Wahrscheinlichkeit von hopping-Prozessen über flacheStörstellen zu minimieren,muß jede weitere Dotierung vermieden werden.

Der erste Punkt wird durch den kontrollierten Einbau geringer Antimonmengen erreicht,die zu einer n-Dotierung des Siliziums führen . Zum zweiten Punkt ist zu bemerken, daßder ungewollte Einbau von Fremdatomen (z.B . Restgasatome) und ebenso Kristallfehlerzu einer Dotierung führen können. Sie können tiefe bzw. flache Donator- oderAkzeptorstörstellen in der verbotenen Zone des Halbleiters erzeugen. Weder Fremdatomenoch Kristallfehler lassen sich völlig vermeiden. Man spricht hierbei, im Gegensatz zurgezielten Dotierung, von Hintergrunddotierung . Während flache Störstellen durch eineKontradotierung kompensiert werden können, müssen tiefe Störstellen durch eineverbesserte Kristallqualität vermieden werden.

Thermodynamische Betrachtungen [Herl] oder kinetische Modelle helfen die Dotierungdurch Coevaporation, die gängigste Dotiermethode, zu verstehen. Darüber hinaus könnenModelle die Abschätzung von Anlageparametern (Substrattemperatur, Gasfluß -desDotiermaterials etc.) für eine bestimmte Dotierstoffkonzentration ermöglichen. Abgesehendavon ist jedoch die Bestimmung der Dotierparameter empfindlich vom verwendetenMaterialsystem undder MBE-Anlage abhängig und muß experimentell erfolgen .

Das kinetische Modell von Metzger und Allen [Metl, Kas], das auf der Grundlage vonexperimentellen Ergebnissen entwickelt wurde, quantifiziert das Inkorporationsverhaltenvon Antimon in Si(111) . Untersuchungen haben ergeben, daß sich Antimon auf Si(100)ähnlich verhält. Daher diente dieses Modell zur Abschätzung der Dotierparameter indieser Arbeit, in der Si(100)-Substrate verwendet wurden.

Metzger und Allen gehen davon aus, daß die zeitliche Veränderung derOberflächenkonzentration NDs (t) des Antimons vorn Sb-Fluß F [Atome/cm2 sec] und vonder Desorption und Inkorporation derAtome in folgender Weise abhängt:

dNDS = F-KDNDs-KINDs

(4.1)1

dt

Metzger

und

Allen

setzen

zunächst

noch

eine

Desorptionsordnung

p (KDNnS )

und

Inkorporationsordnung q (KINDS ) für einen allgemeineren Fall an . Die Ordnung gibt im wesentlichen

die Anzahl der Atome pro Inkorporationsvorgang an . Experimentell ergab sich jedoch p = q =1, d.h . es

werden einzelne Atome desorbiert bzw. eingebaut, was hier vorweggenommen wurde .

22 4 Molekularstrahlallotarie (MBA)

Dabei ist KD =KDO exp(-kT) der Desorptionskoeffizient und K, = Klo exp(-kT) der

Inkorporationskoeffizient, die von den Aktivierungsenergien Ed bzw. E, abhängen . Die Ko-

Tenne sind proportional zur Vibrationsfrequenz der Oberflächenatome .

Für den Haftkoeffizienten S ergibt sich im Rahmen des Modells

S=K,

(4.2)

K, +KD

Bei typischen Aufdampftemperaturen von 650 - 900° C werden mehr Sb-Atome

desorbiert als absorbiert. Experimentell findet man sogar, daß KD » Kl, so daß

S ':zK, « 1 .

(4.3)KD

Daraus ist qualitativ ersichtlich, daß der Antimonfluß selbst für niedrigeDotierstoffkonzentrationen im Gegensatz zum Siliziumfluß (Haftkoeffizient =1) hoch seinmuß.

Gesucht ist letztlich ein Ausdruck für die zeitabhängige Dotierstoffkonzentration NDB(t) inder gewachsenen Schicht . Dazu wird ein Ausdruck für den Spezialfall der konstanten

Oberflächenkonzentration NDs, also dd" = 0 (steady state condition, Bedingung für

stationäres Gleichgewicht) hergeleitet:

NDs

SF,(4 .4)---

V

wobei v =-M0- die Wachstumsgeschwindigkeit des Siliziums, No die Sgiziumdichte undFs

Fs; der Siliziumfluß [Si-Atome/cm2 sec] ist. Mit (4.4) und der Randbedingung, daßNDs (t=0) =NDso die Anfangsbelegung des Antimons auf dem Siliziumsubstrat ist, kanndie gewöhnliche Differentialgleichung erster Ordnung (4.1) gelöst werden:

NDs (t) = Kr INDsoe-KD' +KD (1 - e-KD`(4.5)

Für den Fall des stationären Gleichgewichts kann mit Hilfe von experimentell ermitteltenParametern für S die Dotierstoffkonzentration NDB graphisch gegen dieSubstrattemperatur T aufgetragen werden. Dies ist in Abbildung 4.5 für einen festenSiliziumfluß von Fs; = 5.0x1014 Si-Atome/cm2 sec (Wachstumsrate: 0.4 um/h) undverschiedene Sb-Flüsse dargestellt, wobei für die Konzentration von SfliziumNo = 6.43x1022 Si-Atome/cm3 eingesetzt wurde. Anhand dieser Graphik kann bei einembestimmten Sb-Fluß die Temperatur T für die gewünschte Dotierstoffkonzentrationabgelesen werden.


23

4 .5 Allotaxie

und verglichen.

M

mOZ

F-NZWOC9Z

OO

1020

1019

10 18

1017

1016

1015

10140.80 0.86 0.92 0.98 1 .04 1 .10 1 .16

1000/T(K)

Abb. 4.5 : Eichkurvenfür SbDotierung [Met]),

TEMPERATURE (°C)950 900 850 800 750 700

650

600

Die Allotaxie (allo = anders, taxie = Ordnung) ist ein epitaktisches Verfahren, das 1992von Mantl und Bay [Maul, Bay] zur Herstellung vergrabener Sitizidschichten entwickeltworden ist' . Das Verfahren besteht im wesentlichen aus zwei Schritten. Sie werden amBeispiel der Herstellung vonvergrabenen CoSi2-Schichten beschrieben (Abb . 4.6) :

1. Deposition : Es wird zunächst ein ca . 100 nm dicker Siliziumbuffer auf einemSiliziurnsubstrat abgeschieden. Der Buffer soll Oberflächenverunreinigungen desSubstrats abdecken und der folgenden Schicht eine glattere Grenzfläche bieten. Beikonstantem Silizium-Fluß wird nun das metallische Kobalt des zu bildenden Siilizids ineinem trapezförmigen Ratenprofil (Abb. 4.6 a) unterstöchiometrisch (< 33fo)

koevaporiert . Dabei kommt es zu Silizidausscheidungen in der Schicht, die,entsprechend dem Ratenprofil, in der Mitte größer sind als am Rand (Abb . 4.6 b) .Schließlich kann das Decksilizium mit einer fast beliebigen Dicke aufgedampft werden .

1 Alternative Methoden zur Herstellung von vergrabenen Silizidschichten werden in [Man3) vorgestellt

24

Rate

Si- Si- CoSi2 Deck-Wafer Buffer Schicht silizium


Zeit

coSi2Ausscheidungen

Abb. 4.6 : Allotaxie. (a) Während Silizium mit einer konstanten Rate aufgedampft wird, wird Co ineinem trapezförmigen Ratenprofil coevaporiert . (b) Die durch MBE erzeugteAusscheidungsverteilung weist größere Ausscheidungen in der Mitte auf. (c) Während des RTA-Schritts ziehen sich die Ausscheidungen durch Ostwald-Reifung zusammen. (d) Durch Koaleszenzentsteht schließlich eine geschlossene CoSi2-Schicht. (nach [Man5])

2. Temperung: Die Probe wird anschließend in einem RTA (rapid thermal annealing)-Schritt getempert. Durch Ostwald-Reifung wachsen dabei die großen Ausscheidungenauf Kosten der kleineren (Abb. 4.6 c) . Schließlich bilden die Ausscheidungen bei derrichtigen Wahl der Allotaxieparameter eine geschlossene Sflizidschicht durchKoaleszenz (Abb . 4.6 d) .


25

Wichtig bei der Erzeugung der Ausscheidungen ist, daß zwischen ihnen genügend Platzfür das ungestörte Wachstum von Silizium bleibt, so daß seine Kristallstruktur bis zurDeckschicht hindurch gegeben werden kann. Denn obwohl Silizium und CoSi2 einkubisches Gitter mit einer Gitterfehlanpassung von nur -1.2 °Io zueinander besitzen, wächstSilizium nicht einkristallin auf CoSiZ. Daher wird Kobalt auch unterstöchiometrischaufgedampft, so daß sich nicht schon während der Epitaxie eine geschlossene CoSi2-Schicht bildet. Des weiteren ist zu beachten, daß keine Ausscheidung größer als die zubildende Silizidschicht ist, da sich sonst keine glatte Grenzschicht ausbildet . Andererseitsdarf die Verteilung der CoSi2-Ausscheidungen nicht zu breit werden, da beiCoevaporation von Kobalt kein zusätzliches Antimon aufgedampft wird . Ziehen sich dannbeim Tempern die Ausscheidungen zusammen, würden sie große undotierte Bereichehinterlassen . Schließlich dürfen die Zwischenräume der Ausscheidungen nicht zu großsein, da dann eine vollständige Schichtbildung ausbleibt .

Die Bildung der geschlossenen Schicht aus der Ausscheidungsverteilung wird imfolgenden näher erläutert [Man5]. Obwohl CoSi2-Ausscheidungen plattenartige undoktaedrische Formen in Si(100) annehmen, wird bei den folgenden Betrachtungen vonkugelförmigen Ausscheidungen ausgegangen. Sie sind erheblich einfacher zu behandeln,und es läßt sich mit ihnen ein Modell entwickeln, das die realen Verhältnisse trotzdemangemessen widerspiegelt.

Vor der Temperung liegen, entsprechend dem Ratenprofil des Kobalt-Gasflusses,Ausscheidungen vor, deren Größe zur Oberfläche hin erst zu und dann wieder abnimmt.

Außerdem befindet sich gelöstes Kobalt in der Siliziummatrix. Die Konzentration c(z) in

der Tiefe z richtet sich dabei nach der Größe bzw. dem Atomvolumen Vm derAusscheidungen . Diese Relation wird durch die Gibbs-Thomson-Gleichung

2Qv~C(Z) = c�e ZT

(4.6)

beschrieben, wobei ß die spezifische Grenzflächenenergie, T die absolute Temperatur und

k der Boltzmannfaktor ist. c. ist die Konzentration in der Nähe einer unendlich großen

Ausscheidung (planare Grenzschicht, z --> -o) und stellt die Löslichkeit des Metalls in

Silizium dar. Da der Exponent in Gleichung 4.6 ausschließlich positive Größen enthält,

kann die Konzentration des Metalls im Silizium c(z) nie kleiner als die

Gleichgewichtskonzentration c. sein . Darüber hinaus zeigt sich, daß die Konzentration

c(z) von kleinen Ausscheidungen zu größeren hin abnimmt. Dieser Gradient ist die

Ursache für die Lösung kleinerer Ausscheidungen in ihre Umgebung und die gerichtete

Diffusion des Kobalts zu größeren Ausscheidungen (Abb. 4.7). An diesen wird das Kobalt

mit Silizium zu CoSi2 umgewandelt, so daß die größeren Ausscheidungen wachsen. Da

die großen Ausscheidungen in der Mitte der Schicht liegen, geschieht dies auf Kosten der

kleineren, die in der Schicht darunter und darüber liegen .

Die Gleichung für die zeitliche Veränderung des Radius r lautet [Lif, Wag]

26

C&z)

c-.(r,)c� ----------------

Abb. 4.7 : Umvertellung. Das Konzentrationsgefälle erzeugt eine gerichtete Diffusion von Co vonkleinen Ausscheidungen zu größeren. (nach [Man5])


_dr _ 2Dßc�Vm r_

- Rk _l

(4.7)dt

kT

Rk

r2 '

wobei der Diffusionskoeffizient D des Metalls in Si7.izium eingeht. Der kritische Radius Rkist durch

definiert.

_dr{> 0

JWrr >Rk

(4.8)dt<0 fürr<Rk

Durch Integration von (4.7) ergibt sich die mittlere Größe der Ausscheidungen inAbhängigkeit von der Zeit [Lif, Wag]:

(r(t) ) 3 = oct+ (ro) 3

mit a = 9D ßc.Vm , (4.9)

wobei ro der mittlere Radius zu Beginn des Reifungsprozesses ist. Mit (4.9) kann beigegebener Tempertemperatur T und mittlerem Radius (ro~ die Temperzeit t abgeschätztwerden.

Sind die Ausscheidungen so groß geworden, daß sie sich berühren, tritt Koaleszenz ein(Abb. 4.8). Ähnlich wie bei der Ostwald-Reifung spielt die Löslichkeit, hier imBerührungsbereich, eine Rolle:

C(P) = c.Cl-aympkBT

Dabei ist p der Krümmungsradius des Berührungsbereichs . Mit dem Zusammenwachsender Ausscheidungen bildet sich eine geschlossene Schicht.

(4.10)

4Molekularstrahlallotaxle (MBA)

27

Abb. 4.8 : Koaleszenz. Berühren sich zwei Ausscheidungen, so verschmelzen sie. p ist der Radiusdes Berührungsbereichs . (nach [Man5])

28

5 Thermische Oxidation -von Silizium

Für die Herstellung von integrierten Schaltkreisen ist die Bereitstellung von großflächigemSiliziumdioxid von besonderer Bedeutung . Dies liegt im wesentlichen in der vielfältigenVerwendung dieses Materials, das neben der guten isolierenden und wärmeleitendenEigenschaft, stabil und einfach in der Herstellung ist . Für die Verwendung des Oxids,beispielsweise als Maske für selektives Wachstum, wird meistens CVD (chemical vapourdeposition, chemische Gasphasenepitaxie)-Oxid verwendet, das verhältnismäßig schnellund einfach herzustellen ist.

Im vertikalen MSM-Photodetektor wird das Oxid zur Isolation der Metallisierungen vonder metallischen CoSi2-Schicht, zur Passivierung der Silzummesa und alsWellenleitermaterial verwendet. Um insbesondere die Lichtdämpfung bzw. -streuung imWellenleiter zu minimieren ist eine hohe Reinheit und Dichte des Oxids erforderlich .Außerdem sollten die elektrischen Eigenschaften der Siliziumdiode nicht durch eineverunreinigte Si02/Si-Grenzfläche beeinträchtigt werden. Ein solches Risiko bestünde,wenn für das Aufdampfen von CVD-Oxid die Siliziummesa freigeätzt werden müßte .Daher wurde zur Herstellung des Siliziumdioxids die thermische Oxidation, oder genauerdas LOCOS (local oxidation of silicon)-Verfahren, verwendet. LOCOS ist die selektivethermische Oxidation von Silizium mit Hilfe von Si3N4-Masken [Wol] .Das Oxidationsmodell von Deal und Grove, daß in Abschnitt 5 .2 vorgestellt wird, dientewährend der experimentellen Arbeit zur Bestimmung von Oxidationsraten (Kap . 8.3) .

5.1 Wachstumsmechanismen und Kinetik

5 Thermische Oxidation von Silizium

Die Oxidation von Siliziumoberflächen ist aufgrund der hohen Affinität des Sauerstoffs zuSilizium ein verhältnismäßig schneller Prozeß. Um jedoch dickere Oxidschichten in einervertretbaren Zeit zu erhalten, wird die Probe bei der thermischen Oxidation erhitzt. Um300 nm Silizium bei 1000 °C mit Wasserdampf zu oxidieren, benötigt man beispielsweiseca. . 3 h.

Die thermische Oxidation kann trocken, d.h . unter Zufuhr von SauerstoffSi + 02 -> Si02

oder mit Wasserdampf (Naßoxidation)

Si + 2H20 -~ Si02 + 2H2 (5.2)


29

0

dAbb. 5.1 : Modellfür thermische Oxidation von Silizium . (nach [Sze3l)

5.2 Oxidationsmodell

durchgeführt werden. Dabei tritt das Wasserstoffmolekül nach der Oxidationsreaktionwieder aus der Probeheraus .

Beider Umwandlung kommt es zu einer Volumenzunahme, gemäß

Vsio2= 2.27 Vs;,

(5.3)

wobei VS; das Volumen des oxidierten Siliziums und Vs;o2 das Volumen des entstandenenOxids ist . Da Flächen oxidiert werden, deren laterale Ausdehnung sehr viel größer ist als

die vertikale, richtet sich die Ausdehnung fast ausschließlich in die Höhe.

Während der Oxidation wird das Silizium sukzessiv von der Oberfläche ins Innere

schichtweise umgewandelt. Verschiedene Untersuchungen haben ergeben, daß dies durch

eine Diffusion des Oxidationsmittels zur Si02/Si-Grenzfläche geschieht [Ata, Jor, Lig] .

Die Oxidation war in der Prozessierung des MSM-Photodetektors wegen der langen

thermischen Belastung ein kritischer Schritt. Daher mußten Parameter für ein optimales

Temperatur-Zeit-Verhältnis gefunden werden. Dazu wurden Oxidationsraten

experimentell bestimmt, die mit Hilfe eines Modells nach Deal und Grove [Dea, Sze3]

gefittet wurden. Das Modell ist für Temperaturen von 700 bis 1300 °C, Oxidschichtdicken

von 30 bis 2000 nm und sowohl für Naß- als auch Trockenoxidation geeignet .

30

Das Modell betrachtet ein Oxid der Dicke d auf Säizium, das einem Oxidationsgas mit

einer Konzentration CG ausgesetzt ist (Abb. 5.1). Dabei wird das Oxidationsmittel mit

einem Fluß

1. FI vom Gasvolumen an die Gas/Oxid-Grenzfläche und

2. mit F2 von der Gas/Oxid-Grenzfläche durch das Oxid zum Silizium

transportiert,

3. wo die Oxidation mit einem Fluß F3 abläuft.

Das Modell betrachtet den Fall des stationären Gleichgewichts

Der Fluß F3 wird als proportional zu C; angenommen:


F, = F2 = F3 =:F.

(5.4)

Dann kann der Fluß Fi als proportional zur Differenz der Konzentration desOxidationsmittels im Gasvolumen CG und der Konzentration an der Oxid/Gas-Grenzfläche Cs betrachtet werden:

F1= hc(CG - Cs)

(5.5)

Dabei ist hG der Massentransfer-Koeffizient des Gases. Durch die Anwendung des Henry-Dalton-Gesetzes' und der idealen Gasgleichung ergibt sich eine Proportionalität zurDifferenz der Löslichkeit C* des Oxidationsmittels im Oxidvolumen und der LöslichkeitCo im Oxid in der Nähe der Gas/Oxid-Grenzfläche :

F, = h(C* - Co)

(5.6)

Dabei setzt

sich der Proportionalitätsfaktor h = h.IHkT aus

dem

Gasphasen-Massentransfer-Koeffizienten hg, der Henry-Dalton-Konstante H, der Boltzmann-Konstante k undderTemperatur Tzusammen.

Für den Fluß F2 des Oxidationsmittels durch das Oxid muß das Fick'sche Gesetze an jederStellex im Oxid gelten . Aus der Bedingungfür stationäres Gleichgewicht (5.4) folgt:

Fz= D(Co - CI )

x

Dabei ist D der Diffusionskoeffizient und Ci die Konzentration des Oxidationsmittels inder Nähe der Oxid/Silizium-Grenzfläche .

F3 = kC1 ,

(5.8)wobei k die Reaktionsrate für die Oxidation darstellt .

2 1 . Ficksches Gesetz : Die Teilchenstromdichte ist proportional zum Gradienten der Konzentration .

(5.7)

1 In einer Flüssigkeit oder einem Festkörper löst sich umso mehr Gas, je höher dessen Partialdruck istIVogl .

S Thermische Oxidation von Silizium

_dx __F

ksC*IN

dt

N

1+kl h+kxl D

3 1

Tab. 5.1 : Experimentell bestimmte Oxidationsparameter von Deal und Grove [Dea].

Durch weitere Rechnungen erhält man Ausdrücke für Cund Co. Werden damit C und Coin den Formeln für die Flüsse eliminiert, kann folgende Differentialgleichung aufgestelltwerden:

(5.9)

N ist die Molekülzahl des Oxidationsmittels, die in ein Einheitsvolumen der Oxidschichteingebaut wird . Durch Lösen der Differentialgleichung (5.9) mit der Anfangsoxiddickex= x; zum Zeitpunkt t = 0 ergibt sich

mit

x2 + Ax = B(t + T),

(5.10)

A = 2DC1 +1 1,s

2DC

z dient hier der Verschiebung der Zeit t aufgrund einer Oxiddicke x; vor dem Prozeß .

Der Ratenparameter B [um2lh] gibt Aufschluß über die Oxidationsgeschwindigkeit bei

Naß- und Trockenoxidation. Obwohl die Diffusionskonstante D von 02 um einen Faktor

zwölf größer ist als die von H2O, werden wegen der hohen Löslichkeit C* vonWasser in

Silizium (C*(H20) = 3.0x1019 cm3, C*(02) = 5.2x1016 cm3) mit der Naßoxidation höhere

Oxidationsraten erzielt. In Tab. 5.1 sind Parameter für einige Temperaturen bei Naß- und

Trockenoxidation angegeben [Deal .

Temperatur Naßoxidation Trockenoxidation

[° Cl A [wnl B [Pm27h] A [pml B [Wlhl1200 0.05 0.720 0.040 0.045

1100 0.11 0.510 0.090 0.027

1000 0.226 0.287 0.165 0.0117

920 0.5 0.203 0.235 0.0049

32

6 Elektrooptisches Sampling

6.1 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse

2L1C 'ZZ;-,

cN

6 Elektrooptisches Sampling

Eine zeitaufgelöste Spektroskopie von ultraschnellen Bauelementen, wie des MSM-Photodetektors, kann mit der bestehenden Hochleistungselektronik nicht gelingen, da siehöchstens genauso schnell ist . Jedoch können mit kurzen Laserpulsen im Piko- bisFemtosekundenbereich durch Ausnutzung des elektrooptischen Effektes bei nichtlinearenKristallen und der Sampling-Technik die Pulsantworten schnellster Bauelementevermessen werden .

Ein Laser liefert ohne weitere Hilfsmittel i.a . eine kontinuierliche Welle (Dauerstrich-Betrieb, cw, continous wave), die aus einer Superposition von Wellenlängen besteht, dieim Resonator des Lasers erlaubt sind (Abb 6.1 a) . Die Auswahlregel für die erlaubtenWellenlängen a, � lautet

n7,, n =2L,

(6.1)

wobei L die Resonatorlänge des Lasers bezeichnet . Jeder dieser erlaubten Frequenzen X �wird eine Mode n =1, 2,. .. zugeordnet. Die Moden liegen in einem Oszillationsspektrumav, der sogenannten spektralen Bandbreite des Lasers, äquidistant im Abstand von c/2L(c: Lichtgeschwindigkeit) . Werden nun die Moden derart überlagert, daß die Frequenzeneine einheitliche Phasen- und Amplitudenbeziehung besitzen, entstehen kurze Pulse (Abb .6.1 b) und man spricht von Modenkopplung (mode-locking) . Diese Pulse werden miteiner wachsenden Zahl N an gekoppelten Moden kürzer und höher. Die Länge der Pulseist bestimmt durch

(6.2)

während der zeitliche Abstand der Pulse voneinander immer der reziprokeFrequenzabstand der Moden 2L/c ist .

Eine wesentliche Voraussetzung für die Modenkopplung ist der Energieaustauschzwischen den Moden im Resonator . Dies kann entweder durch eine aktive oder passiveModenkopplung geschehen . Bei der aktiven Methode werden von einem Modulator imResonator nur die Moden durchgelassen, die schon eine feste Phasenbeziehung besitzen.Diese Technik ist aufwendig und teuer. In dieser Arbeit wurde ein Ti:Saphir-Laserverwendet, der die einfachere, passive Modenkopplung einsetzt . Bei diesem Verfahren

6Elektrooptisches Sampling

Abb. 6.1 : (a) Resonatormoden eines Lasers im cw-Betrieb . (b) Ausgangsintensität einesmodengekoppelten Lasers .

müssen zunächst sehr viel mehr Moden' anschwingen, als beim Betrieb benötigt werden.Dies geschieht durch eine oszillierende Glasplatte im Strahlengang des Resonators, diedurch eine schnelle Änderung der Resonatorlänge zahlreiche Moden erzeugt. Dann wirdder Kerr-Effekte im Laserkristall ausgenutzt, um eine Selbstverstärkung der zunächstzufällig gekoppelten Moden gegenüber den cw-Moden zu bewirken [Hol] .

6.2 Elektrooptisches Sampling

' 90000 Moden für 150 fs kurze Pulse .

2 Intensitätsabhängigkeit des Brechungsindexes von der Feldstärke.

33

Mit ultrakurzen Laserpulsen läßt sich eine zeitaufgelöste Spektroskopie von schnellenBauelementen realisieren. Dazu kann die Sampling-Technik genutzt werden, bei der einelektrischer Impuls, der sich mit der Periode T wiederholt, stroboskopisch "abgetastet"wird (Abb. 6.2). Das Signal wird jedesmal an einer um Ot verschobenen Stelle gemessen .Aus den ermittelten Werten kann das Signal mit einer durch At bestimmten Auflösungrekonstruiert werden. Die Messung ist selbstverständlich kein Punktereignis, sondern wirddurch das Samplingtor, also die Dauer des jeweiligen Abtastvorganges, zeitlich bestimmt.

Wird das Signal jedoch mit einem fs-Puls abgetastet, ist die Meßdauer gegenüber den

Signallängen im Pikosekundenbereich vemachlässigbar kurz .

In der Laserspektroskopie wird beim Sampling das Pump-Probe-Verfahren eingesetzt

(Abb. 6.3). Kurze Laserpulse mit hohen Wiederholraten werden in zwei Teilstrahlen, in

Pump- und Probestrahl zerlegt. Der Pumpstrahl (Aktivierungsstrahl) löst ein elektrischesSignal im Bauelement aus, während der Probestrahl (Sondenstrahl) das Signal

stroboskopisch abtastet .

t

34 6 Elektrooptisches Sampling

Abb. 6.2: Sampfng . (a) Ein mit der Periode T auftretendes Signal wird an einer um Atverschobenen Stelle gemessen (b) daraus erhaltenes, zeitgedehntes Signal (c) auf Echtzeitskaliertes Meßsignal. (nach [Eck])

Die Abtastung durch den Probestrahl geschieht mit Hilfe des elektrooptischen Effektseines nichtlinear optischen Kristalls . In dieser Arbeit wurde ein LiTa03-Kristall verwendet,der auf die Mikrostreifenleitung abgesenkt wurde (vgl. Abb. 6.3) . Durchläuft einDetektorsignal den Kristall, verändert das elektrische Feld E; des Signals denBrechungsindex n gemäß des Pockels-Effekts (linearer elektrooptischer Effekt,elektrooptisch induzierte Brechzahländerung) um

On=-? rij -n 3 -Ej

(ij =1, 2, 3)

(6.3) 1

wobei ri; der elektrooptische Koeffizient ist [Rail .

Da LiTa03 ein doppelbrechender Kristall ist, besitzt er einen ordentlichen und einenaußerordentlichen Brechungsindex no und nQ. Diese haben unterschiedlicheelektrooptische Koeffizienten (r13 = 30,3*10-12 m/V r33 = 5,7* 10-12 m/V) und somitunterschiedliche Brechungsindexänderungen .

Trifft der Probestrahl gleichzeitig mit einem elektrischen Impuls im Kristall ein, so bewirktder elektrooptische Effekt eine zum E-Feld proportionale Phasenverschiebung

S= 27CLAn (6.4)

der Polarisation des Probestrahls. Dabei ist 1 die Wellenlänge des Lichts, L die Länge desKristalls und An = (no - na) die Doppelbrechung. Indem die Polarisationsänderung des

' Diese Formel folgt aus einer Entwicklung von 0(llnij) = r;jE;, die wegen An ;;« nj erlaubt ist [Hol] . Daes sich zudem um einen uniaxialen Kristall handelt, ist r,; zwei- und nicht dreidimensional .

6Elektrooptisches Sampling 35

Abb. 6.3 : Elektrooptisches Sampling . Ein ultrakurzer Laserpuls wird in einen Pump- und einenProbepuls aufgespaltet. Der Pumppuls erzeugt dabei ein elektrisches Signal, das durch denProbepuls detektiert wird.

Strahls nach dem Durchgang durch den Kristall gemessen wird, kann die Anderung desBrechungsindexes und damit die Signalhöhe ermittelt werden.

6.3 Pulserzeugung im vertikalen MSM-Photodetektor

Zur Beschreibung der optischen Pulsanregung im MSM-Photodetektor wird im folgenden

ein Modell vorgestellt, das von Rüders entwickelt wurde [Rüd] . Aufder Grundlage diesesModells wurde von ihm eine numerische Simulation geschrieben, deren Ergebnisse auch

zum Vergleich mitdenMessungen dieser Arbeit herangezogen werden (Kap. 9.2.3).

Der vertikale MSM-Photodetektor läßt sich in einem Ersatzschaltbild (Abb. 6.4) wegendes geringen Schottky-Sperrstroms als Kondensator mit Dielektrikum betrachten. Der

Einfluß der Mikrostreifenleitung ist durch den Wellenwiderstand ZL dargestellt. Die

Kombination von Wechselstrom- und Gleichstromschaltbild gibt das reale elektrische Feldim Kondensator angemessen wieder: Sowohl die angelegte Gleichstromvorspannung als

auch der durch den Puls bedingte Wechselstrom bestimmen die Kapazität.

Vor dem Lichteinfall zur Zeit t= 0 liegt die Vorspannung Uo an, die an den

Kondensatorplatten Ladungen

36

Abb. 6.4: Ersatzschaltbildfär den vertikalenMSM-Photodetektor. (nach [Rüd])


Qa = -Qi = MID

(6.5)

erzeugt, wobei C die Kapazität des Plattenkondensators ist. Am Kondensator fällt dieSpannung

dUc = fE(x)dx =Uo (6.6)

ab . Dabei ist das (äußere) elektrische Feld durch E(x) = Ea = Udd gegeben. Da noch keineErzeugung von Elektronen e und Löcher h durch Lichtabsorption stattgefunden hat, sindihre zugehörigen Ladungsdichten pe(x) = -ene und ph(x) = enh (no, nh:Ladungsträgerkonzentrationen) und der Wechselstrom Iwzunächst Null .

Durch den Einfall des Lichtpulses in den Halbleiter werden homogeneLadungsträgerdichten pe = ph :;-- 0 erzeugt. Dadurch wird dem äußeren elektrischen FeldE�(x) ein inneres

E - fd pe +ph

(6.7)££o

überlagert . Dabei ist £ die Dielektrizitätskonstante und £o die elektrischeInfluenzkonstante. Nun muß zur Berechnung der effektiven Spannung Uc das gesamteelektrische Feld E = Ea+E; über den Plattenabstand d integriert werden. DerWechselstrom durch den erzeugten elektrischen Puls kann sodann als

(6.8)

angegeben werden. Dieser äußere Strom und der Strom durch die Drift der Ladungsträgerzu den Elektroden, mit den Driftgeschwindigkeiten ve und vh, verändern die Ladung aufden Kondensatorplatten :


Die Geschwindigkeiten ve und v,, werden zum einen durch die Driftgeschwindigkeit derLadungsträger im elektrischen Feld E

veE

1+(Ii.E/ vea)2

lrhEvhE

__1+p.hElv,,

mit pe, ph den Beweglichkeiten und v, vh den Sättigungsdriftgeschwindigkeiten derElektronen bzw. Löcher, bestimmt. Zum anderen kommen jeweils thermisch bedingteDiffusionsgeschwindigkeiten der Ladungsträger

hinzu, wobei ni für die Dichte der jeweiligen Ladungsträgersorte i = e, h steht. DieDiffusionskonstanteD; ist durch die Einstein-Beziehung

Di = ±p,i kTe

definiert, wobei das positive Vorzeichen für Elektronen und das negative für Löcher gilt .In der numerischen Simulation wird noch die Anisotropie der thermischen Bewegung an

denKondensatorplatten beachtet .

Um die zeitliche Veränderung der Ladungsträgerdichte n; in der Diode berechnen zu

können, ruß die Kontinuitätsgleichung gelöst oder numerisch ausgewertetwerden:

an,(t,x) +div(n, (t,x)v, )= -Rnenh (t,x) +div(D,grad(n, (t,x)))

(6.13)at

Dabei istR der Rekombinationskoeffizient.

(6.10)

vi,, = D= 1grad(n,)

(6.11)n,

(6.12)

37

dQl -Iw - vePeAdt (6.9)

dQ2 =I,+vhphA

38

7 Herstellung der Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur

Die Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur wurde mittels Allotaxie hergestellt. Dazu wurden dieSchichten in einer neuen, rechnergesteuerten Silizium-MBE-Anlage (Kap. 7.1) deponiertund in einemRTA (rapid thermal annealing)-Ofen getempert. Optional wurde eine in situ-Temperung in der MBE-Anlage durchgeführt . Um das Schichtsystem für die Zwecke desPhotodetektors zu optimieren, war es zunächst erforderlich, das Silizium gezielt mitAntimon dotieren zu können (Kap. 7.2). Dann wurden Allotaxie-Parameter bestimmt, diegute strukturelle und elektrische Eigenschaften der Heterostruktur ergaben (Kap. 7.3).

7.1 MBE-Anlage und Waferreinigung

Die MBE-Anlage (DCA Instruments) ist für die Prozessierung von 100 mm Wafernausgelegt. In einer Ladekammer können bis zu sieben Substrate gelagert werden, dieeinzeln über einen Transportarm in die Prozeßkammer geladen werden. Der Aufbau derProzeßkammer ist in Abb. 7.1 gezeigt. Silizium und Kobalt werden aus Elektronenstrahl-

-v_rsi~ -i~~~~i'/.MM%II/////I/I//II

Imoil

7Herstellung der Si-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur

Abb. 7.1 : Aufdampfkammer der MBEArtlage. Zusätzlich sind links ein Elektronen-strahlverdampfer und rechts eine Effusionszelle dargestellt [DCA].

7Herstellung derSi-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur

- -

39

verdampfem evaporiert, während für Antimon eine Effusionszelle verwendet wird . DieAufdampfraten werden mittels EIES (elektron impact emission spectroscopy) von einemSentinel III überwacht. Zur Kalibrierung des Gasflusses aus den Materialquellen dient einSchwingquarz .

Um Schichtdicken mit einer großen Genauigkeit einzustellen, wird der Gasfluß aus denMaterialquellen durch Shutter (schwenkbare Schilde) über den Quellen und vor demWafer zeitlich genau freigegeben oder gesperrt . Zur in situ-Kontrolle der. Kristallqualitätwird RHEED (reflection high energy electron diffraction, Kap. 4.2) eingesetzt, wobei dieBeugungsreflexe durch eine CCD-Videokamera auf einen Monitor übertragen werden.Eine hohe Reproduzierbarkeit der gewachsenen Epitaxieschichten wird durch eineComputersteuerung der Anlage erreicht .

Mit einem Substratheizer kann der Wafer bis auf 1200 °C erhitzt werden. Um einehomogene Verteilung des aufgedampften Materials aufdem Wafer zu gewährleisten, wirdder Substrathalter während des Aufdampfprozesses rotiert.

Zur Erzeugung des Vakuums werden in der Aufdampfkammer eine Turbomolekular-, eineIonenzerstäuber- und eine Titangetter-Pumpe eingesetzt. Um eine Desorption von Stoffen

von den Kammerwänden einzuschränken, wird die Kammer nach jedem Öffnen ausgeheizt

und während des Aufdampfens mit Wasser gekühlt. Für die Messung des Druckes werden

Ionisationsvakuummeter eingesetzt . Außerdem können die Partialdrücke der einzelnen

Molekülsorten des Restgases in einem Quadrupol-Massenspektrometer getrennt bestimmt

werden. Es herrscht in der Prozeßkammer ein Basisdruck von 3x10"11 mbar und ein

Prozeßdruck von ca. 4x10"9 mbar.

Alle in der MBE-Anlage verwendeten Si-Wafer wurden vor der Prozessierung nach einer

modifizierten RCA-Methode gereinigt [Ker, Sas] :

1 . NH40H : H202 : H2O (1 :1:5),10 minWasserbad bei 80 °C und Ultraschall

2. Spülen in Reinstwasser

3. HCl : H202 : H20 (1:1:6),10 minWasserbad bei 80 °C undUltraschall

4. Spülen in Reinstwasser

5. Trocknen in Waferschleuder

Nach dem Einbau der gereinigten Wafer in die Prozeßkammer wurde das schützende

Oxid, das von der RCA-Reinigung verblieben ist, kurz bei 915 °C abgedampft.

7.2 Experimentelle Bestimmung der Dotierparameter

Bevor die Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur hergestellt wurde, war es zunächst

erforderlich, Anlagenparameter für die Dotierung des Siliziums mit Antimon zu

40 7Herstellung derSi-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur

Saturierte Kalomel Elektrode

Kohleelektrode

Kontakte

PlatinelektrodeProbe

t.icht --11

Zellenfenster

Pumpendüse

Ablass-Ventil Teflonkbrper

Abb. 7.2 : Elektrochemische Zelle des CV-Profilers . [Nüz]

Andruck-bolzen

bestimmen. Zur Abschätzung dieser Parameter dienten die in Kapitel 4.4 beschriebenenErgebnisse von Metzger und Allen. Für eine Dotierstoffkonzentration von 5.0x1016 Sb-Atome/cm3 bei einem Siliziumfluß von 5.0x1014 Si-Atome/cm2 s und einem Antimonflußvon 1 .0x1012 Si Atome/cm2 s sollte die Substrattemperatur ca. 730 °C betragen . Vondiesen Werten ausgehend wurden die exakten Dotierparameter für die verwendete MBE-Anlage experimentell ermittelt.

Dazu wurden Schichtfolgen mit verschiedenen Dotierstoffkonzentrationen gewachsen,wobei der Antimonfluß konstant gehalten und die Subtrattemperatur von Schicht zuSchicht variiert wurde. Vor der Deposition einer dotierten Schicht, wurde das Substratmit 0.2 Monolagen Antimon vorbelegt. Die meisten Antimonatome segregieren beimAufdampfen von Silizium, so daß mit der Vorbelegung ein Reservoir an Dotieratomengegeben ist. Nach jeder Schicht wurde das Substrat wenige Minuten auf760 °C geheizt,um das überflüssige Antimon vonderOberfläche zu verdampfen.

Die Dotierung der Proben wurde mit einem CV-Profiler und SIMS (secondary ion massspectroscopy) bestimmt. Bei SIMS werden Ionen (z.B . Cs' für schwach elektronegativeund O- für stark elektronegative Materialien) mit 3-15 kV auf die Probe geschossen,wodurch Sekundärionen aus der Probe gesputtert werden [Rai] . Die heraustretendenIonen werden in einemMassenspektrometer analysiert und die Menge in Abhängigkeit derSputterzeit ermittelt. Die absolute Tiefe mit einer mechanischen Tiefenmessung deserzeugten Kraters ermittelt wird, werden zur Kalibrierung der Stoffmengen Messungen anReferenzproben durchgeführt . SIMS ist zwar eine Methode, für eine exakteStoffmengenbestimmung, jedoch wird damit nicht unbedingt die effektiveDotierstoffkonzentration angegeben, da es in der Regel einen Anteil an elektrischinaktiven Dotieratomen gibt . Außerdem wird der Einfluß durch Kristalldefekte oderFremdatome auf die Dotierung nicht wiedergegeben .

Dagegen wird beim elektrochemischen CV-Profiler (eCV) die elektrisch aktive Dotierunggemessen (Kap. 2.2). Für diese Meßmethode stand eine kommerzielle Anlage (PolaronPN 4200) der Firma BIORAD zur Verfügung. Der Aufbau der elektrochemischen Zelle,dem Herzstück des CV-Profilers, ist in Abbildung 7.2 gezeigt. Die Probe wird mit ihrer


Abb. 7.3 : Mit SIMS und CV-Profiler gemessene Dotierprofile.

41

Vorderseite an einen Gummiring der Zelle gepreßt, so daß sie auf einer definierten

Oberfläche mit dem Elektrolyt in Kontakt gebracht wird . Die Rückseite wird mit einem

Eutektikum und Elektroden des Andruckbolzens kontaktiert. Weitere Elektroden, die in

der Zelle integriert sind, dienen zur Erzeugung einer hochfrequenten Wechselspannung für

die Kapazitätsmessung und einer niederfrequenten Wechselspannung für die Messung von

dC/dU. Als Elektrolyt wird eine probenspezifische Ätzlösung verwendet (bei Silizium eine

verdünnte Flußsäurelösung), so daß einerseits die Dotierstoffkonzentration gemessen und

andererseits Silizium schichtweise abtragen wird. Dadurch kann mit dieser Methode tief in

die Probe hinein gemessen werden.

Die Messungen mit dem CV-Profiler haben sich als äußerst problematisch erwiesen . Bei

Konzentrationen von mehr als 1018 Sb-Atome/cm3 kann das Tunneln am Schottky-

Kontakt zum dominierenden Transportmechanismus für Ladungsträger werden, so daß

der Kontakt ein ohrnsches Verhalten aufweist . Bei niedrigen Dotierstoffkonzentrationen

erstreckt sich die Raumladungszone bei dünneren Schichten über die gesamte Dicke.

Daher hätten Schichten gewachsen werden müssen, die 1 pm und dicker sind, was in einer

MBE-Anlage unpraktikabel ist. Hinzu kommt, daß Antimon, besonders bei höheren

Konzentrationen, die Kristallqualität des Siliziums in einem Maße beeinträchtigt, daß die

42

7Herstellung der Si-CoSi2-Si(I00)-Heterostruktur

Messung mit dem CV-Profiler grundsätzlich fehlschlägt [Nütl l . Dennoch konnten

verläßliche Messungen durchgeführt werden, indem Proben untersucht wurden, deren

Dotierstoffkonzentration in einem Bereich von 10'6 bis 101$ Atome/cm3 lagen und eine

ausreichende Schichtdicke besaßen .

In Abbildung 7.3 sind Messungen mit SIMS und dem CV-Profiler an Proben eines Wafers

dargestellt, auf dem Silizium (Rate 0.2 nm/s) bei 680 °C, 640 °C und 600 °C unter

Koevaporation von Antimon (1.4x1012 Sb-Atome/s cm2) deponiert wurde. Die

Unterschiede zwischen den Meßwerten liegen im wesentlichen an den

Meßungenauigkeiten der Methoden (SIMS: 5%, eCV: 20%). Die systematisch niedrigeren

Konzentrationen, die durch den CV-Profiler gemessen wurden, sind unter anderem auf

einen Anteil an elektrisch inaktiven Dotieratomen zurückzuführen.

Die flachen Abfälle an Dotierübergängen von hohen zu niedrigen Konzentrationen werden

bei der CV-Messung durch eine durch die Ätzung bedingte Ladungsträgerwolke an der

Probenoberfläche verursacht.

Die Konstanz der Plateaus im Konzentrationsprofil dokumentiert die Homogenität der

Dotierung und macht eine direkte Zuordung der Dotierstoffkonzentration zur

Substrattemperatur möglich . Somit können an der MBE-Anlage Konzentrationenzwischen 1016 und 1018 Sb-Atome/cm3 bei Temperaturen von 550 - 700 °C gezielt

einstellen werden.

7.3 Experimentelle Bestimmung der Allotaxieparameter

Der Rechner zur Steuerung der MBE-Anlage wurde für die Sequenz desAllotaxieprozesses programmiert, die im wesentlichen aus den folgenden Schrittenbestand :

1 . Abheizen : nach Einbau des RCA-gereinigten Wafers, Abdampfen der RCA-Oxidschicht bei 915 °C

2. Si-Buffer: Aufdampfen eines 10 - 20 nm dicken Si-Buffers zur Verbesserungder Si/CoSi2-Grenzfläche

3 . RHEEDAufnahme I

4. SilCo-Koevaporation : konstante Si-Wachstumsrate : 0.1 - 0.2 nm/s; Co-Koevaporation mit Trapez-Profil

5. RHEEDAufnahme II

1 Bei Dotierungen mit Borund Phosphor ist dieses Problem nicht bekannt.

7 Herstellung der Si-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur

43

6. in situ-Temperung (optional) : Heizen des Substrats bei 1000 °C für 3 min dienteiner ersten, teilweisen Planarisierung der CoSi2-Schicht

7. RHEED-Aufnahme IN (optional)

_

B. Sb-Vorbelegung : 0.2 Monolagen Antimon für Dotierung des Deck-Siliziums

9. Deck-Silizium : Deposition von schwach n-dotiertem Silizium bei 750 °C und

anschließendes Abheizen des überflüssigen Antimons bei 850 °C

10. RHEEDAufnahme IV

Der zweite Schritt des MBA-Prozesses, die Temperung zur Bildung einer vollständig

planarisierten CoSi2-Schicht, wurde in einem RTA-Ofen durchgeführt .

Zur Optimierung der Allotaxieschichten wurden verschiedene Parameter systematisch

untersucht. Einige Ergebnisse werden im folgenden zusammenfassend erläutert und

weitere in den nächsten Kapiteln näher ausgeführt. Es wurden Untersuchungen mit

Rutherford-Rückstreuanalyse (RBS), Transmissionselektronenmikroskopie (TEM) und

van der Pauw-Widerstandsmessungen durchgeführt .

a) Stöchiometrische Co-Konzentration im Plateau des Co-Trapezes

Diese sogenannte Peak-Konzentration (vgl . Abb. 4.6) beeinflußt die maximale Größe der

CoSi2-Ausscheidungen in der Mitte der Schicht. Zum einen ist zu beachten, daß die

Konzentration nicht zu groß wird (< 3301o), damit sich nicht schon während des

Aufdampfens eine geschlossene CoSi2-Schicht bildet . Auch darf die mittlere

Ausscheidungsgröße nicht größer als die zu bildende Schicht sein, da sich sonst nach der

Temperung keine planare Schicht ausbildet . Zum anderen wird die Leitfähigkeit mit

steigender Peakkonzentration der CoSi2-Schicht erhöht [Man2] .

Ergebnis: Mit 23 at. % bildete sich nach der Temperung eine geschlossene Schicht, die

eine hohe Leitfähigkeit aufwies .

b) Rampensteigung

Die ansteigende und die absteigende Flanke des Co-Trapezes wird als Rampensteigung

bezeichnet. Sie bestimmt die Verteilungsbreite und die Größe der CoSi2-Ausscheidungen.

Beide Werte müssen so gewählt werden, daß alle Ausscheidungen bei der Temperung in

die CoSi2-Schicht hineinwachsen . Mit flacheren Rampen werden kleinere Ausscheidungen

gebildet, so daß das Silizium ungestörter wachsen kann. Sind die Rampen jedoch zu flach,

bilden sich nach dem Zusammenziehen der CoSi2-Schicht größere Bereiche undotierten

Siliziums .

Ergebnis : Wurde ein Anteil von 25 % des gesamten Kobaltgehaltes während der

Rampensteigung aufgedampft, wurde eine gute Kristallqualität des Decksfliziums und die

vollständige Schichtbildung des CoSi2 erreicht.

44

7Herstellung der Si-CoSiZ-Si(100)-Heterostruktur

a)

b)

c) Substrattemperatur

7.3.1 RHEED-Aufnahmen

c)

d)

Abb. 7 .4: RHEED-Aufnahmen. a) nach dem Aufdampfen des Si-Buffers b) nach der CdSi-Koevaporation c) nach einer in situ-Temperung d) nach dem Aufdampfen des Decksiliziums

Eine höhere Temperatur verbessert zwar die Kristallqualität, jedoch verstärkt sie auch dieOberflächendiffusion, so daß die Ausscheidungsgröße der CoSiZ-Kristalle zunimmt[Man2] . Zur Optimierung der Ausscheidungsgrößen siehe a) .

Ergebnis : Die besten Ergebnisse wurden bei einer Substratemperatur von 475 °C erzielt.

Während des Schichtwachstums in der MBE-Anlage wird die Qualität derSchichtoberflächen in den verschiedenen Entstehungsstadien durch RHEED beobachtet(Abb . 7.4) .

a) (RHEED-Aufnahme 1) Die runden Beugungsreflexe der Bufferoberfläche sindauf einem Halbkreis angeordnet und dokumentieren somit eine glatteOberfläche. Zudem sind 2x 1-Rekonstruktionen zu erkennen .

7Herstellung derSi-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur 45

b) (RHEED-Aufnahme II) Nach dem Aufdampfen der CoSi2-Schicht sind dieReflexe des dreidimensionalen Inselwachstums der CoSi2-Ausscheidungen zuerkennen.

c) (RHEEDAufnahme III) Wurde eine in situ-Temperung durchgeführt, zieht sichdie CoSi2-Schicht weitgehend zusammen, so daß die dreidimensionalenAusscheidungen von der Oberfläche verschwinden . Die Beugungsreflexe liegenwieder aufeinem Halbkreis.

d) (RHEED-Aufnahme IV) Nach der Deposition des Decksiliziums läßt dasRHEED-Bild eine glatte Oberfläche, ähnlich wie am Anfang in a) erkennen.

Auch die 2x1-Rekonstruktionen stellen sich wieder ein.

Die RHEED-Aufnahmen auf eine gute Oberflächenbeschaffenheit des Decksiliziums, so

daß auch auf eine gute Kristallqualität der Heterostruktur geschlossen werden kann.

7.3.2 Elektrische Untersuchungen

Um den Einfluß der Tempertemperatur und der -dauer auf die Leitfähigkeit der CoS12-

Schichten zu untersuchen, wurden Widerstandsmessungen nach van der Pauw

vorgenommen [Pau] . Diese Meßmethode liefert einen Schichtwiderstand, aus dem der

spezifische Widerstand berechnet werden kann. Wurden vergrabene CoSi2-Schichten

vermessen, wurde mit einem Spannungspuls (blast) ein elektrischer Durchschlag durch das

Decksilizium erzeugt.

In Tabelle 7.1 ist der spezifische Widerstand von Proben verschiedener Dicken aufgelistet,

die nicht getempert wurden und von solchen, die mit unterschiedlichen Tempermethoden

getempert worden sind . Dabei bezieht sich die Schichtdickenangabe für ungetemperte

Proben auf die Dicke, die sich nach einer Ternperung einstellt. Der Widerstand beträgt bei

ungetemperten Proben ca . 16 pQ cm. Dabei ist der Widerstand der dickeren Schicht

geringer als der derdünneren. Nach einer in situ-Temperung sinkt er für dickere Schichten

auf 12.5 p0 cm ab. Dieser niedrige Wert weist darauf hin, daß es schon eine

Schichtbüdung des CoSi2 eingesetzt hat. BeidenRTA-getemperten Proben zeigt sich eine

weitere Abnahme des Widerstandes und eine Abhängigkeit von der Tempertemperatur.

Mit steigender Temperatur nimmt der spezifische Widerstand ab. Proben mit 150 nm

dicken CoSi2-Schichten, die in situ- und RTA-getempert worden sind, weisen den

niedrigsten Widerstand auf. Dies ist zum einen auf die dickere Schicht und zum anderen

auf die Kombination der in situ- und RTA-Temperung zurückzuführen. Denn RBS und

TEM-Messungen belegen, daß die Schichtqualität der zweifach getemperten Proben

besser ist, als derjenigen, die ausschließlich im RTA-Ofen getempert worden sind (Kap.

7 .3.3).

7 Herstellung der Si-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur

Tab. 7.1 : Spezifischer Widerstand vor und nach Temperungen bei verschieden dicken CoS12-Schichten. Dabei bezieht sich die Schichtdicke für ungetemperte Proben auf die Dicke nach demTempern . Im RTA-Ofen wurde 30 s getempert und in situ 3 min.

Längere Temperzeiten ab einer Dauer von ca. 20 s verbessern die Leitfähigkeit nicht. WieTEM- und RBS-Untersuchungen gezeigt haben, ist die vollständige Schichtbildung bereitsnach ca. 20 s vollzogen .

Im Vergleich mit Werten von 14 pQ cm [Man4], die bislang für CoSi2-Schichtenveröffentlicht wurden, weisen die Proben verbesserte Leitfähigkeiten auf. Da eine guteLeitfähigkeit der CoSi2-Schicht eine gute Kristallqualität voraussetzt, kann schon hier aufeine gute Qualität geschlossen werden . Dies wird durch TEM- und RBS-Untersuchungenbestätigt (Kap . 7.3.3) .

7.3.3 Strukturelle Untersuchungen

Es wurden Transmissionselektronenmilaoskop (TEM)-Aufnahmen in cross section, d.h .im Probenquerschnitt, angefertigt.

a) Ungetemperte Probe. Es isst die typische Verteilung der CoSi2-Ausscheidungenzu erkennen . Die oktaedrische Form der Ausscheidungen wird durch dieemergetisch bevorzugten (111)-Flächen des CoSi2 in Silizium bestimmt [Jeb] .

b) RTA-Temperung bei 1150 °C. Wird die Probe bei 1150 °C im RTA-Ofengetempert zieht sich die CoSi2-Schicht zusammen. Die Spitzen der

Temperung Temperatur Schichtdicke spei. Widerstand

[°C] [nm] [pa cm]keine 0 100 16.2

keine 0 150 15.8

in situ 1000 150 12.5

RTA 1100 100 12.6

RTA 1150 100 12.45

RTA 1200 100 12.3

in situ & RTA 1000/1100 150 12.45

in situ & RTA 1000/1150 150 12.3

in situ & RTA 1000/1200 150 12.15

7Herstellung derSi-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur

47

oktaedrischen Ausscheidungen, die über und unter der Schicht hervorragen,

zeugen von einer unvollständigen Schichtbildung.

c) RTA-Temperung bei 1200 °C. Nach einer RTA-Temperung bei 1200 °C sind

nur noch überwiegend kleinere Unebenheiten zu erkennen . Die bogenförmigen

Schatten sind Spannungskonstraste.

d) in situ-Temperung bei

1000 oC für 3

min Es

sind

keine einzelnen

Ausscheidungen mehr zu erkennen - die Schicht ist schon teilweise zusammen-

gewachsen. Es ist eine kleinere Ausscheidung zu sehen, die nicht aufgelöst hat.

Dies kann auf eine nicht ausreichende Temperdauer zurückgeführt werden .

e) in situ-Temperung und RTA-Temperung bei 1150 °C. Es hat sich eine

weitgehend glatte Schicht gebildet, die eine geringere Unebenheit aufweist, als

die, die nicht in situ getempert wurde.

f) in situ-Temperung und RTA-Temperung (1200 °C). Bei diesem Temper-

verfahren ergibt sich die glatteste CoSi2-Schicht. Lediglich wenige

Versetzungslinien sind erkennbar.

Eine quantitative Methode zur Charakterisierung der Kristallqualität ist die Rutherford-

Rückstreuanalyse (Rutherford-backscattering spectroscopy, RBS). RBS-Messungen

wurden an einem Tandembeschleuniger vom Typ 'Tandetron" (General Ionex) mit He-

Ionen (2.5 MeV) durchgeführt . Durch die Messungen kann auf die Menge bzw.

Stöchiometrie der Elemente in einer Schichttiefe geschlossen (random-RBS). Beim

sogenannten Channeling wird die einkristalline Probe so ausgerichtet, daß die Ionen in

Kristallkanälen geführt werden. Daher kommt es zu einer starken Abnahme der Zahl an

rückgestreuten Ionen. Lediglich die an den Oberflächenatome rückgestreuten Ionen geben

ein stärkeres Signal wieder, das Oberflächenpeak genannt wird . Das Qualitätsmaß beim

Channeling ist das minimum yield [%]

channeling -Rückstreurate X100random- fickstreurate

das hinter dem Oberflächenpeak gemessen wird.

In Abbildung 7.6 ist das random-RBS-Spektrum einer ungetemperten und einer im RTA-

Ofen bei 1200 °C getemperten Probe gezeigt . Die signifikanten Unterschiede werden am

CoSi2-Peak, der bei -1,7 MeV liegt, deutlich . Nach der Temperung sind die Flanken des

Peaks steiler, was das Zusammenziehen der CoSi2-Schicht belegt . Auch die Zunahme der

Peakhöhe dokumentiert dies . Ein Simulationsprogramm (RUMP) zur Auswertung der

RBS-Daten ergab, daß der Anteil des CoSi2 von 24 at .olo auf den stöchiometrischen Wert

von 33 at .°Io ansteigt. Der Energiebereich von 1.15 bis 1 .28 MeV stellt den Anteil des

Silizium in der CoSi2-Schicht dar. Dort sind analoge Prozesse zu erkennen.

48 7 Herstellung der Si-CoSi,-Si(100)-Heterostruktur

Abb. 7 .5 : TEM-Aufnahmen von Allotaxieschichten (cross section) . a) ungetempert, b) RTA-getempert bei 1150 °C c) RTA-getempert bei 1200 °C

7 Herstellung der Si-CoSi2-Si(100)-Heterostruktur 49

d) in situ-getempert bei 1000 °C für 3 min e) in situ- und RTA-getempert (1150 °C) d) in situ- und

RTA-getempert (1200"C) [Mes]

50

W 10ü

15

RTA-ungetempe

7 Herstellung der Si-CoSiz-Si(100)-Heterostruktur

Energie [MeV]0,8 1,0 1,2 1,4 1,6 1,8

400

600

800Kanal

Abb. 7.6: Random-RBS-Spektren. DerCoSi2-Peak bei~1 .7 MeVist nach einer RTA-Temperungschmaler undhöher. Dies belegt das Zusammenziehen der CoSi2-Schicht .

-

Channeling-Spektren von Proben, die mit unterschiedlichen Methoden getempert wurden,sind in Abbildung 7.7 gezeigt, wobei zum Vergleich das Spektrum einer ungetempertenProbe dargestellt ist. Das minimum yield nimmt dabei von 14191o auf ca. 501o ab . Da miteiner besseren Kristallqualität die Rückstreurate der Heliumionen geringer wird, ist gut zuerkennen, welchen Einfluß die jeweiligen Tempermethoden aufdie Kristallqualität haben.Sie wird durch eine in situ-Temperung bei 1000 °C für 3 min erheblich verbessert. EineRTA-Temperung bei 1200 °C für 30 s bewirkt eine weitere Erniedrigung des Channeling-Signals. Die Kombination der in situ und RTA-Temperung erzielt dagegen das niedrigsteSignal und somit auch die beste Kristallqualität . Bei diesen Proben wurde in Silizium einminimum yield von 4.5 % ermittelt. Im Vergleich zu Proben, bei denen ein Wert von 5 %gemessen wurde, wie es u.a. in [Man2] veröffentlicht wurde, ist dies selbst angesichtseines Meßfehlers von 10 % eine kleine Verbesserung .


51

WS

Kanal

Abb. 7.7 : Channeling-Spektren. Hier zeigt sich der Einfluß der Temperung auf die Kristallinität.

Bei einer zweifachen Temperung wird die höchste Kristallqualität erreicht. Das minimum yield

beträgt bei den entsprechend behandelten Proben nur 4.5 % .

52

8Strukturierung des Photodetektors

S Strukturierung des PhotodetektorsDer vertikale MSM-Photodetektor wurde mit Standardmethoden der Siliziumtechnologiehergestellt . Dazu standen u.a . ein Reinraum der Klasse 100 mit MA 6 -Belichtern (KarlSüss) für Kontaktphotolithograpie zur Verfügung. Die zur Photolithograpie erforderlichenChrommasken wurden mit Hilfe einer CAD-Software entworfen (Kap . 8 .1) und mitElektronenstrahllithographie hergestellt . Die einzelnen Strukturierungsprozesse werden inAbschnitt 8.2 in einer Übersicht dargestellt und die wichtigsten Schritte undexperimentellen Ergebnisse in den darauffolgenden Abschnitten 8.3 - 8.5 detaillierterbeschrieben. Im letzten Unterkapitel (Kap. 8.6) werden DC-Messungen vorgestellt, mitdenen die Höhe der Schottky-Barrieren ermittelt werden und die erster Test für dieLichtsensitivität der Photodetektoren sind.

8.1 MaskendesignDas Maskendesign wurde für eine Probenfläche von 13x13 mm2 konzipiert . Es wurdeninsgesamt fünfMaskenebenen verwendet, von denen negative und positive Chrommasken'angefertigt wurden:

" Maskenebene I: für die lokale Oxidation des Decksiliziums und Strukturierungder Siliziummesa

" Maskenebene II: für die Wellenleiterstrukturierung mittels RIE (reactive ionetching)

" Maskenebene III: für die erste Metallisierung der halbdurchlässigenChromschicht

" Maskenebene IV für die zweite Metallisierung der Goldkontakte und -leitungen" Maskenebene

V.

für

die

dritte

Metallisierung

von

1mm2großenKontaktflächen, um die Dioden für die elektrooptische Vermessung bonden zukönnen

In Abbildung 8.1 ist ein vergrößerter Ausschnitt der Maske dargestellt, wobei links einPhotodetektor zu sehen ist . Es wurden insgesamt 60 Detektoren in 12 verschiedenenGrößen (Tab . 8.1) mit 100 um langen Wellenleitern verschiedener Breiten (5, 15, 30 pm)

1 Bei einer positiven Photolithographiemaske wird das Chrom auf einer Glasplatte derart strukturiert, daßes den Strukturen entpricht, die abgebildet werden sollen . Bei negativen Masken ist es umgekehrt.

8 Strukturierung des Photodetektors

53

Abb. 8.1 : Ausschnitt aus Maske. Links ist ein Photodetektor mit einer Diodenfläche von

40x30 um2 dargestellt, während rechts eine Diodenanordnung zur Vermessung der

Wellenleitergüte gezeigt ist. Maßstab: 1 : 300(MSL: Mikrostreifenleitung)

54 8 Strukturierung des Photodetektors

Tab. 8.1 : Größen der Dioden auf der Maske. Die effektive Diodenfläche ist die Oberfläche derDiode, die tatsächlich bestrahlt werden kann . Die Differenz zur gesamten Diodenfläche rührt vondemGoldring auf der Diode her.

vorgesehen . An den Dioden liegen 5 mm lange Mikrostreifenleitungen (MSL) an, an derenEndenKontaktflächen undDiodennummern angeordnet sind .

Rechts in Abbildung 8.1 ist eine Diodenanordnung zur Vermessung der Wellenleitergütegezeigt. Der L-förmige Wellenleiter soll das Licht auf die erste Diode führen, an der esteilweise hineingebrochen und teilweise reflektiert wird . Der reflektierte Anteil wird aufdie zweite Diode geleitet. Die Dioden wurden hierbei als Parallelogramme konstruiert, umdas an der Si02/Si-Grenzfläche gebrochene Licht geradlinig zu führen . Dabei wurde derEinfallswinkel , y, so gewählt, daß an den Dioden jeweils die Hälfte der Strahlung in dieDiode fällt und die andere Hälfte reflektiert wird . Aus den Fresnel-Formeln ergibt sich fürSilizium ein Winkel von y� = 63°, wenn für den Brechungsindex von Silizium ns; = 3.5 undvon Si02 nsio2 =1.5 angenommen wird . Mit Hilfe des an den beiden Dioden gemessenenPhotostroms soll die Lichtdämpfung in dem Wellenleiterstück zwischen den Diodenermittelt werden.

Diodennummer Breite der Diode

[hm]

Längeder Diode

[hm]

eff. Dioden-

flache [lun2]

1-5 7 10 10

6-10 7 20 14

11-15 10 10 16

16-20 10 20 39

21-25 17 10 30

26-30 17 20 108

31-35 20 10 24

36-40 20 20 121

41-45 32 15 138

46-50 32 30 440

51-55 40 15 150

56-60 40 30 504


8.2 Die Prozeßschritte in einer Übersicht

55

Abbildung 8.2 zeigt die fünf wichtigsten Stadien der Herstellung des MSM-Photodetektors, ausgehend von der Allotaxie-Heterostruktur bis zum fertigenBauelement . Dabei wird ein schematischer Ausschnitt gezeigt, in dem nur ein Detektordargestellt ist .

l . SilCoSi21Sl(100) . Zunächst liegt die Heterostruktur SilCoSi2/Si(100) vor. DieSchichtdicken der verwendeten Allotaxieschichten betrugen typischerweise300 nm für das Decksilizium und 150 nm für das CoSi2 .

2. Thermische Oxidation . Nach der Oxidation mittels LOCOS (local oxidation ofsilicon, s.u .) ist das Deck-Silizium, bis auf den Bereich, der die photosensitiveZone bildet, zu Si02 umgewandelt.

3 . Strukturierung des Wellenleiters. Mit RIE wird der Wellenleiter freigelegt undein Fenster für die Kontaktierung der CoSi2-Schicht geätzt.

4 . Metallisierung I.

Chrom.

Bei der ersten Metallisierung wird einehalbdurchlässige, 10 nm dicke Chrom-Schicht aufgedampft. Dabei werden auch

die Mikrostreifenleitung und die Kontakte beschichtet .

5 . Metallisierung L Gold. In einem zweiten Metallisierungsschritt wird

gleichzeitig mit der Mikrostreifenleitung und den Kontaktflächen ein Ring auf

der Diode mit 15 nm Chrom und 300 nm Gold strukturiert.

Bei allen Strukturierungsschritten werden die Proben auf die gleiche Weise für eine

Belichtung präpariert . Nach einer Reinigung mit Aceton und Propanol wird an der

Lackschleuder bei 4000 U/min der Haftvermittler HMDS aufgetragen, um besonders auf

Si02-Oberflächen eine bessere Haftung des Photolacks zu erreichen. Bei der gleichen

Umdrehungsgeschwindigkeit wird der Photolack AZ 5214 aufgeschleudert und 3 min bei

90 °C getrocknet. Bei der Umdrehungsgeschwindigkeit von 4000 U/min ergibt sich eine

Lackdicke von 1 .4 um. Die beim Aufschleudern entstehenden Lackverdickungen am Rand

der Probe werden durch eine Randentlackung entfernt.

Die Belichtung wird je nach Bedarf als positiver oder negativer Prozeß durchgeführt . Bei

einem Positivprozeß wird die Probe 6 s mit Maske belichtet und in 1 :1 .5 H20 : MIF-

Lösung 40 s entwickelt . Dabei wird der belichtete Photolack aufgelöst . Bei einem

Negativprozeß wird 2 s mit Maske belichtet, der Lack 21/2 min bei 115 °C ausgehärtet,

dann erneut 20 s belichtet und anschließend in 1:1.5 H20 : MiF-Lösung 30 s entwickelt.

Das Aushärten bewirkt eine Verfestigung des belichteten Lacks, so daß nach der

Entwicklung lediglich dieser Lack bestehen bleibt . Die Negativentwicklung ist zwar etwas

aufwendiger, jedoch ergeben sich steilere Lackkanten, so daß dieser Prozeß exaktere

Strukturen ermöglicht als der positive.

56

8

Strukturierung des Photodetektors

L_CD

N

-v

CL

__

L

M

m

wH

ä

22ä

NOC.~O'Q;


57

8.3 Oxidation

Die Probe wird für die Oxidation zunächst in einer CVD (chemical vapour deposition)-Anlage mit 20 nm Si02 und 200nm Si3N4, das eine Diffusionsbarriere für 02 und H2Odarstellt, beschichtet. Das CVD-Oxid .dient dem Ausgleich der unterschiedlichenthermischen Ausdehnungen des Si3N4 und des Silizium während der thermischenOxidation. Dennoch wurden auf mm2-großen Nitritflächen nach der Oxidation Risse

beobachtet . Die kleinen Flächen (pm) auf den Dioden wurden dagegen nicht

beeinträchtigt .

Zur photolithographischen

Strukturierung

wird

mit

der EbeneI

der

positiven

Chrommaske (kurz: positive Maskenebene I) belichtet und ein Negativprozeßdurchgeführt . In einer RIE-Anlage wird zunächst das freiliegende Nitrit mit SF6 (100 W,

20 ml/min) trockengeätzt . Anschließend wird mit demreaktionsträgeren CHF3 (300 W, 15

mUmin) das restliche Nitrit und das CVD-Oxid entfernt. Dabei wird das Silizium als

Ätzstopp genutzt. Vor der Oxidation werden zur Entfernung von organischen

Verbindungen auf der Siliziumoberfläche die Proben in einem auf 60 °C geheizten

Ultraschallbad 10 min in einer 1 :4 H202:H2S04-Lösung gekocht.

Anschließend wurden die Proben mit Wasserdampf in einem Oxidationsofen thermisch

oxidiert . Die absolute Temperatur wird während der Oxidation durch ein Ni/CrNi-

Thermoelement unter dem Probentisch gemessen. Sauerstoff wird mit einem Fluß von

100 Uh durch kochendes DI-Wasser, das in einem Glaskolben erhitzt wird, geleitet . Von

dort aus wird der Sauerstoff zusammen mit dem Wasserdampf in den Ofen geführt. Nach

der Oxidation kann mit einemWeißlichtinterferometer die Dicke des Oxids vermessen und

die Probe auf eventuell verbliebenes Silizium überprüft werden.

Nach der Oxidation werden die an der Nitritoberfläche entstandenen Oxinitride in der

RIE-Anlage mit SF6 20 s geätzt. Dann können die Proben zur Entfernung des restlichen

Si3N4 bei 155°C in Phosphorsäure (Ätzrate : ca . 6 nrn/min) geätzt werden. In AF91, einer

gepufferten Flußsäurelösung werden die verbleibenden 20 nm CVD-Si02 entfernt

(Ätzrate: 60 nm/s).

Es wurden Proben zunächst bei 1050 °C oxidiert. Jedoch bildeten sich unter dem Oxid

Facetten mit bis zu 50x50 pm2 großen Flächen (Abb. 8.3 a). Dabei handelt es sich wohl

um Siliziumfacetten, die aufgrund der hohen Temperaturen und langen Oxidationszeiten

(5 h bei 300 nm Silizium) durch die 150 nm dünne CoSi-Schicht treten . Dies könnte

bevorzugt an Stellen auftreten, an denen Löcher, sogenannte pinholes, existieren. Die

Sperrströme am CoSi2/Si-Übergang bei den facettierten Proben waren etwa um drei

Größenordungen höher als bei unoxidierten Proben . Durch die Facettenbildung waren also

die CoSi2/Si-Grenzschicht und deren elektrischen Eigenschaften beeinträchtigt . Außerdem


Abb. 8 .3 : Facettenbildung nach thermischer Oxidation. a) 5 h bei 1050 °C b) 10 h bei .900 °C

war mit einer verstärkten Streuung des Lichts im Wellenleiter zu rechnen. Daher war eserforderlich die thermische Belastung der Probe zu minimieren, um eine Facettenbildungmöglichst zu vermeiden . Dies kann durch eine Verringerung der Oxidationsdauer unddurch Erniedrigung der Temperatur erreicht werden. Mit der Bestimmung vonOxidationsraten sollte bei einer gegebenen Temperatur die Zeit, die fier die vollständigeOxidation des Decksiliziums abgeschätzt werden . Damit wird eine Minimierung derOxidationsdauer erzielt.

Es wurden Oxidationsraten für Temperaturen zwischen 880 und 1000 °C bestimmt . Dazuwurden Proben mit 300 nm Silizium bis zu 10 Stunden naßoxidiert und anschließend mitdem Weißlichtinterferometer die Schichtdicken des Oxids und des Siliziums gemessen .Abbildung 8.4 zeigt die Schichtdicken des verbliebenen Decksiliziums, des gebildeten Si02und die jeweils daraus berechneten Dicken des verbrauchten Siliziums (Gl. 5.3) nach einerOxidation bei 900 °C. Es ist zu erkennen, daß eine Anpassung der Si02-Kurve durch


EüY

.CUt

59

Abb. 8.4: Schichtdicken nach Oxidationen bei 900 °C. Dargestellt sind die Schichtdicken des

verbliebenen Siliziums, des entstandenen Si02 und des umgewandelten Siliziums in Abhängigkeit

vonder Oxidationszeit. Die Anfangsdicke des Siliziums beträgt ca. 300nm.

2d--- A2+ A4+B(t+z),

wie es aus dem Modell von Deal und Grove (Kap. 5) folgt, die Meßwerte gut beschreibt.

Dabei bezeichnet d die Schichtdicke des Oxids, t die Oxidationszeit und z eine

Zeitkonstante, die ein anfänglich vorhandenes Oxid berücksichtigt . Die ermittelten Werte

für die ParameterA und B sind zusammen mit Werten von Deal und Grove für Naß- und

Trockenoxidation bei 920 °C [Dea] in Tabelle 8.2 aufgeführt. z ist dabei Null, da vor der

Oxidation lediglich eine vemachlässigbar dünne Oxidschicht bestand (vgl . Kap. 5).

Der in dieser Arbeit ermittelte parabolische Ratenparameter B sind kleiner als der von

Deal und Grove für die Naßoxidation angegeben wird . Dies ist zunächst auf die höhere

Temperatur, für die die Werte von Deal und Grove gelten, zurückzuführen. Zusätzlich

haben anlagen- und betriebstechnische Unterschiede einen Einfluß auf die Oxidationsrate .

Beispielsweise kann ein geringerer Fluß des Wasserdampfes eine langsamere Oxidation

zur Folge haben. An den in der Tabelle 8.2 aufgeführten Ratenparameter B ist außerdem

ersichtlich, daß die Naßoxidation in beiden Fällen schneller ist als die Trockenoxidation.

Mit den ermittelten Fitparametem konnten die Oxidationszeiten für verschiedene

Siliziumschichtdicken berechnet werden. Bei 900 °C und einem Abbruch der Oxidation


Tab. 8.2: Oxidationsratenparameter . Der parabolische Ratenparameter B gibt dieGeschwindigkeit der Oxidation an .

nach 560 min für 300 nm Silizium wurde nur noch eine geringe Facettenbildungbeobachtet (Abb . 8.3 b) .

8.4 Strukturierung des Wellenleiters mit RIE (reactive ionetching)

Mit einer Belichtung mit der negativen Maskenebene Il und einem Negativprozeß wirdder Photolack für die Strukturierung des Wellenleiters vorbereitet . In der RIE-Anlagewird mit einem CHF3/CHF4-Gemisch und einer Ätzrate von 35 nm/s der Wellenleiterfreigeätzt . Der Si02-Wellenleiter wird mit der anisotrop ätzenden RIE strukturiert, da diesim Gegensatz zur naßchemischen, isotropen Ätzung mit Flußsäure steilere Ätzkantengewährleistet, die für die Funktion des Wellenleiters wesentlich sind .Eine Vergrößerung aus der Rasterelektronenmikroskop (REM)-Aufnahme (Abb . 8 .5 a)zeigt das vordere Ende des Wellenleiters. Die Ätzung in der RIE erzeugt lediglich leichtschräge Kanten. An dieser Probe läßt sich außerdem eine Rauhigkeit des CoSi2 feststellen.Schon hier kann auf einen Verlust des Lichts im Wellenleiter durch Streuung an derCoSi2-Oberfläche geschlossen werden (Kap . 9.4.1) .

8.5 Metallisierungen

Mit der negativen Maskenebene III wird die belackte Probe für den halbdurchlässigen Cr-Kontakt belichtet und ein Positivprozeß durchgeführt . Bevor die so präparierte Probe zumAufdampfen von 10 nm Chrom gegeben wird, ist ein HF-Dip (15 s in AF91)durchzuführen, um eventuell entstandenes Oxid auf den Siliziumoberflächen zu entfernen.Die vorerst letzte Belichtung wird mit der positiven Maskenebene IV und einemNegativprozeß durchgeführt. In der Aufdampfanlage werden 10 nun Chrom und 300 nmGold aufgebracht . Somit ist das Bauelement fertiggestellt. In Abbildung 8.5 b) ist einvollständig strukturierter Photodetektor in einer REM-Aufnahme gezeigt.

Eigene Ergebnisse Deal und Grove(9000 C) (920 °C)

Naßoxidation Naßoxidätion Trockenoxidation

A [um] 0.267 0.50 0.235

B [um2/h] 0.0756 0.203 0.0049


a)

b)

Aufnahmen)

6 1

L_ SE1

-M- 20.0 Kr

ua=-7- mm

MAG- x %2 PHOTO- 1Z0 .o, m E-

5~ISIJBO

Abb. 8 .5 : a) Vorderes Ende des Wellenleiters . b) Vollständig strukturiertes Bauelement. (REM-

62


W10Nm2- --17"10um2. .. . .. .. .. . . . .10"10um2

8.6 Qualitätskontrolle mittels DC-Messungen

Abb. 8.6 : I-V-Kennlinien von Dioden mit verschieden großen Flächen. Die Spannung wurde soangelegt, daß bei negativen Werten der Cr/Si-Kontakt und bei positiven Werten der Si/CoSi2-

Kontakt sperrt.

Eine dritte Metallisierung folgt nach den DC-Messungen, bei denen die bestenPhotodioden einer Probe ausgewählt werden. Diese werden nach einem Positivprozeß miteinem 1x1 mm2 großen Kontakt versehen, um das Bonden von Drähten auf die Probe zuermöglichen . Damit war die Probe für die elektrooptische Vermessung präpariert.

Zur elektrischen Charakterisierung der hergestellten Photodetektoren wurden an einemDC-Messplatz Strom-Spannungs (I-V)- und Widerstand-Spannungs (R-V)-Kennlinienaufgenommen. Abbildung 8.6 zeigt die I-V-Kennlinien von Dioden verschiedener Größen.Mit zunehmender Diodenfläche steigt auch der Sperrstrom. Ein linearer Zusammenhangzwischen Sperrstrom und Diodenfläche wird in Abbildung 8.7 deutlich (s.u.) . Für dieSchottky-Barriere am Si/CoSi2-Kontakt wurde bei dieser Probe 0.54 eV ermittelt . Dies istim Gegensatz zu Literaturwerten von 0.64 eV [Szel] niedrig . Bei Messungen an nichtthermisch oxidierten Proben wurde eine Schottky-Barriere von 0.62 eV gemessen . Daherist anzunehmen, daß durch die thermische Belastung während der Oxidation die Si/CoSi2-Grenzfläche und damit auch die Höhe der Schottky-Barriere beeinträchtigt werden. Die


1,ade

1,Odofl

$(k e

Q ßOde

4,(kde

2,Od07

a)

b)

63

Abb. 8.7: Sperrströme der Dioden bei ±1 V in Abhängigkeit der Diodenflächen. a) Sperrströme

am Cr/Si und Si/CoSi2-Kontakt b) Sperrströme am Si/CoSi2-Kontakt bei einer RTA-getemperten

und einer in situ- und zusätzlich RTA-getemperten Probe


Abb. 8.8: R-VKennlinie des SilCoSi2-Kontaktes mit und ohne Beleuchtung. Es zeigt sich einePhotosensitivität des Widerstandes . Dieses Ergebnis ist ein erster Beleg dafür, daß die Herstellungdes Photodetektors gelungen ist.

strukturelle Veränderung wurde, wie schon beschrieben, auch durch REM- undlichtmikroskopische Aufnahmen gezeigt (Abb. 8.3 und 8.5 a) . Die experimentellbestimmte Schottky-Barriere des Cr/SiKontaktes von 0.50 eV ist ebenfalls geringer alsder in der Litertur angegebene Wert von 0.61 eV.

Abbildung 8.7 a) zeigt den Sperrstrom für den Cr/Si und den Si/CoSi2-Schottky-Kontaktbei tl V in Abhängigkeit der Diodenflächen. Die Sperrströme an beiden Kontaktenwachsen linear mit der Diodengröße.

In Abbildung 8.7 b) ist der Einfluß der Tempermethoden auf die Sperrwirkung desSi/CoSi2-Kontaktes gezeigt. Es wurden die Sperrströme bei 1 V in Abhängigkeit derDiodenfläche aufgetragen. Dabei sind zum einen die Werte für Dioden einer Probegezeigt, die lediglich RTA-getempert wurde. Zum anderen sind die Sperrströme einerzweifach, d. h. in situ und im RTA-Ofen, getemperten Probe dargestellt. Die Sperrströmedieser Probe sind niedriger, so daß sich auch hier die zweifache Temperung als vorteilhafterweist.

In Abbildung 8.8 ist der Widerstand in Abhängigkeit des Stroms dargestellt. Dabei ist derWiderstand mit und ohne Beleuchtung durch eine Halogenlampe aufgenommen worden.Bei Beleuchtung ist der Widerstand geringer als bei Dunkelheit . Durch die Beleuchtung

8 Strukturierung desPhotodetektors

65

sinkt der Widerstand, da Elektron-Loch-Paare erzeugt werden, die die Leitfähigkeit derDiodenstruktur erhöht . Dieses Ergebnis ist ein erster Beleg dafür, daß die Herstellung desPhotodetektors gelungen ist. Es hat sich gezeigt, daß Dioden, die zweifach getempertwurden, eine höhere Photosensitivität des Widerstandes aufweisen, als die, die nur RTA-getempert worden sind .

Die Dioden wurden nach der Stärke der Photoleitfähigkeit und nach der Höhe des

Sperrstroms bewertet unddie besten für das elektrooptische Sampling ausgewählt .

66

9Charakterisierung des Photodetektors mitKurzzeit-Spektroskopie

9

Charakterisierung des Photodetektorsmit Kurzzeit-Spektroskopie

Die optischen Eigenschaften des MSM-Photodetektors sind mit zeitaufgelöster Ultra-Kurzzeitspektroskopie charakterisiert worden. Die Dioden wurden mit 150 fs-Laserpulsenangeregt und die elektrischen Pulse mit Hilfe des elektrooptischen Samplings detektiert .Der optische Meßplatz, an dem die Messungen durchgeführt wurden, wird in Abschnitt

9.1 beschrieben. Die Untersuchungen (Kap . 9.2) geben sowohl Aufschluß über die Gütedes MSM-Photodetektors, insbesondere die Antwortzeit, als auch über die Qualität desSiliziums. Der Vergleich mit einer numerischen Simulation und die Anpassung derAntwortpulse durch eine analytische Funktion sollen helfen, die Meßergebnisse zuerklären . In Abschnitt 9.3 wird der flächenskalierte Photostrom eingeführt, der es erlaubt,die Quanteneffizienzen der untersuchten Photodetektoren zu vergleichen, ohne dieseexplizit berechnen zu müssen. Untersuchungen zur lateralen Lichteinkopplung des Lichtsin die Diodewerden in Abschnitt 9.4 vorgestellt.

9.1 Der optische Meßplatz

Abbildung 9.1 zeigt den Aufbau des optischen Meßplatzes [Rüd, Hol]. Ein passivmodengekoppelter Ti:Saphir-Laser (Coherent, Mira 900 F), der durch einen Argonlasergepumpt wird, wird bei einer Leistung von 550 mW und einer Wellenlänge von 820 nmbetrieben. DerLaser liefert dabei 150fs-Pulse miteiner Wiederholfrequenz von 76 MHz.

Der Laserstrahl wird durch einen halbdurchlässigen Spiegel in Pump- und Probestrahlaufgeteilt. Da eine zu hohe Laserleistung die zu untersuchenden Proben zerstört, wird derPumpstrahl auf 1 mW und der Probestrahl auf 30 mW abgeschwächt . Der Pumpstrahlwird, bevor er auf die Probe gelenkt wird, durch einen akusto-optischen Modulatorgeführt. Dort wird ein 100 kHz-Rechtecksignal aufmoduliert, um die lock in-Technik zurDetektion einsetzen zu können.

Der Probestrahl wird zunächst auf eine optische Verzögerungsstrecke gelenkt, die denPuls um bis zu 165 ps verzögern kann. Dadurch wird die für ein Sampling notwendigeZeitverschiebung erreicht. Der Probestrahl wird dann durch ein aJ2-Plättchen gelenkt, sodaß die Richtung der linearen Polarisation mit der c-Achse des LiTa03-Kristalls einenWinkel von 45° bildet . Die Polarisation des Probestrahls wird im Kristall zunächst durchdie statische Doppelbrechung verändert. Wird zusätzlich durch ein elektrisches Signal eineBrechungsindexänderung des Kristalls bewirkt, kommt es zu einer weiterenPhasenverschiebung der Polarisation des Probestrahls . Der Einfluß durch die statische

9

Charakterisierung des Photodetektors reit Kurzzeit-Spektroskopie

67

68

9 Charakterisierung des Photodetektors mit Kurzzeit-Spektroskopie

Abb. 9 .2: Meßkammer. (nach [Hol])

Doppelbrechung wird in einem Babinet-Kompensator wieder aufgehoben. EinePolarisationsänderung durch den elektrooptischen Effekt wird detektiert, indem dieIntensitäten der zur c-Achse des Kristalls senkrecht und parallel polarisierten Anteile desStrahls getrennt gemessen werden . Ein 2,/4-Plättchen richtet dazu den Strahl korrekt aufeinen Polarisationsanalysator aus, der den Strahl entsprechend aufspaltet. Die beidenAnteile des Strahls werden aufje eine Photodiode gerichtet, die die Intensität detektiert .

Die gemessenen Signale werden dem lock in-Verstärker zugeführt, der es an denMeßrechner weitergibt. Aus der Position des Retroreflektors in der Verschiebeeinheit unddem zugehörigen Meßsignal kann die Form des elektrischen Pulses zurückgerechnetwerden. Der Scanbereich wird dabei in 4096 Punkte aufgeteilt, wodurch sich eineSchrittweite von 38 fs ergibt.

Die Meßkammer (Abb . 9.2) ist ein evakuierbares Aluminiumgehäuse mit elektrischenZuführungen und Glasfenstern . Als Probenträger dient ein Kupferwinkel an einemKühlfinger, der mit einem angeflanschten Kryostaten verbunden ist . Der auf einem Träger


69

montierte Meßkristall ist an eine 3-Achsen-Verschiebeeinheit mit Motorsteuerunggeschraubt. Damit kann der Kristall je 25 mm in zwei Horizontalrichtungen und 13 nun inder Höhe bewegt werden. Zusätzlich läßt er sich um zwei Achsen relativ zurProbenoberfläche neigen .

Auf der Kammer befinden sich optische Systeme zur Zuführung des Pump- und desProbestrahls . Beide lassen sich jeweils um 25 mm in zwei Richtungen in der Ebeneverschieben. Der Neigungswinkel a, unter dem der Pumpstrahl auf die Probe fällt, kannaufgrund der geometrischen Gegebenheiten der Kammer nur zwischen 43° und 50°eingestellt werden.

9.2 Vertikale Lichteinkopplung in den Photodetektor

Die Messungen der elektrischen Antwortzeiten, die in diesem Abschnitt vorgestellt

werden, sind durch die Bestrahlung der Dioden durch die halbdurchlässige Chromschicht

hindurch realisiert worden.

Es sei angemerkt, daß mit der effektiven Diodenfläche die Fläche gemeint ist, die

tatsächlich bestrahlt wird. Diese Fläche ist um die Fläche des lichtundurchlässigen

Ringkontaktes kleiner als die Diodenfläche .

9.2.1 Sättigungsverhalten bei steigender Vorspannung

Abbildung 9.3 zeigt Antwortpulse einer Diode mit einer effektiven Diodenfläche von

28x18 pm2 bei verschiedenen Vorspannungen. Dabei werden die ansteigenden Flanken

der Pulse mit höheren Vorspannungen steiler und die Maxima werden um einige

Pikosekunden früher erreicht. Dies ist zu erwarten, da die Driftgeschwindigkeit der

Ladungsträger mit der elektrischen Feldstärke steigt (vgl. Gl. 6.10) . Mit höheren

Driftgeschwindigkeiten erreichen mehr Ladungsträger schneller die Elektroden, so daß die

Steigung des Meßpulses zunimmt. Bei Vorspannungen > 1 .5 V findet jedoch keine

weitere Zunahme mehr statt, da das elektrische Feld mit 5 x104 V/cm hoch genug ist, daß

die Maximaldriftgeschwindigkeit erreicht wird [Szel] .

Der Puls besitzt einen langsamen Abfall und eine Halbwertsbreite von 35 ps, die die

Antwortzeit des Photodetektors darstellt. Der langsame Abfall kann durch hopping-

Prozesse von Ladungsträger erklärt werden [Her] . Geraten diese in flache Störstellen,

steht bei Raumtemperatur genügend thennische Energie zur Verfügung, so daß sie mit

einer großen Wahrscheinlichkeit reemittiert werden. Bei einer hohen Dichte an flachen

Störstellen kann sich dieser Prozeß wiederholen. Neben der Reemission, der sogenannten

thermionischen Anregung, sind auch bei einer ausreichend hohen Störstellendichte ein

phononenunterstütztes Tunneln von Störstelle zu Störstelle möglich [Ber]. Sowohl die

70


0

' 20

40

60

t [PSI

Abb. 9.3 : Antwortpulse bei verschiedenen Vorspannungen. Die Halbwertsbreite beträgt 35 ps .

thermionische Anregung, als auch das Tunneln setzt die Beweglichkeit der Ladungsträgerherunter. Dies hat einen langen Pulsabfall zur Folge.

Da die Dotierstoffkonzentration kn Silizium 5x1016 Donatoratome/cm3 beträgt, ist einegewisse Wahrscheinlichkeit für hopping-Prozesse über Donatorzustände gegeben. Alsweitere Ursachen für flache Störstellen kommen Kristalldefekte in Frage . Das Wachstumdes Siliziums während der Allotaxie wird durch die Coevaporation mit Kobalt undAntimon gestört. Mit TEM-Untersuchungen wurden an Allotaxieschichten bis zu109 Versetzungen/cm2 gemessen [Hacl) . Die Vermutung, daß hopping-Leitung für denlangsamen Pulsabfall verantwortlich ist, wird auch durch den Vergleich mit Messungen beitiefen Temperaturen gestützt (Kap . 9.2.2) .


71

Klingenstein et al . ziehen für die Interpretation des langen Pulsabfalls die Elektronen-Tunnel-Injektion von der Kathode in Betracht [Kli]. Löcher, die durch die Lichtabsorptionerzeugt worden sind, können in Defektzuständen in der Nähe der Kathode eingefangenwerden. Diese bewirken ein verstärktes Tunneln vonElektronen vom Kathodenmaterialdurch die Schottky-Barrierel. Es ist nicht auszuschließen, daß auch dieser Mechanismuseinen Beitrag zum langsamen Pulsabfall leistet. Denkbar wäre als Ursache für den breitenPuls auch eine große RC-Zeitkonstante [Mog, Lu, Liu2] . Im Vergleich mit denMessungen bei tiefen Temperaturen (Kap. 9.2.2) und einer numerischen Simulation(Kap. 9.2.3) zeigt sich jedoch, daß die RC-Zeitkonstante nicht der dominierende Faktorsein kann .

Die Abnahme der Pulsamplitude bei kleineren Vorspannungen kann ebenfalls durch dieWechselwirkung vonLadungsträgern mit Störstellen erklärt werden . Wie in Abschnitt 6.3erwähnt, setzt sich die Driftgeschwindigkeit aus der Bewegung durch das elektrische Feld

und die thermische Diffusionsbewegung zusammen. Bei niedrigen Feldstärken nimmt der

Anteil an thermischer Bewegung zu, so daß die Ladungsträger einen längeren Weg imHalbleiter zurücklegen. Dadurch wächst jedoch die Wahrscheinlichkeit, daß die

Ladungsträger in flache Störstellen geraten und hopping-Prozesse durchlaufen. Dadurch

erreichen weniger Elektronen in einer kurzen Zeit (< 10 ps) die Elektroden.

Es wird jedoch bei kleineren Vorspannungen nicht nur eine Erniedrigung der

Pulsamplitude beobachtet, sondern auch ein kleineres Flächenintegral der Pulse. Die

Fläche ist proportional zur Anzahl der detektierten Ladungsträger. Da sich die

Lichtintensität, die in die Diode fällt, nicht ändert, bedeutet dies, daß bei niedrigeren

Vorspannungen erzeugte Ladungsträger für eine Detektion verloren gehen. Da mit

abnehmender Vorspannung die Wahrscheinlichkeit zunimmt, daß Ladungsträger in flache

und tiefe Störstellen geraten, steigt auch die Wahrscheinlichkeit für

Rekombinationsprozesse . Dies hat eine niedrigere Quantenausbeute (Verhältnis von

Photoelektronenfluß zum Photonenfluß) zur Folge.

Bei Spannungen zwischen 1.5 und 2 V tritt eine Sättigung der Pulsamplitude ein, da. durch

einen Laserpuls nur eine begrenzte Anzahl an Ladungsträger erzeugt wird . In diesem

Spannungsbereich werden nahezu alle Ladungsträger, mit der Maximaldrift-

geschwindigkeit zu den Elektroden transportiert.

Da eine Sättigung bei 2 V bei allen hergestellten Proben beobachtet worden ist, sind die

folgenden Messungen daher, soweit nicht anders angegeben, bei einer Vorspannung von

2V durchgeführt worden.

1 Dieser Effekt würde außerdem eine falsche Quanteneffizienz vortäuschen, da der gemessene Photostrom

nicht ausschließlich durch Lichtabsorption erzeugt wird, sondern auch injizierte Elektronen von der

Kathode einen Beitrag leisten .

72


5u

9.2.2 Tieftemperatur-Messungen

0

20

40

60

t [Ps]

Abb.9.4: Pulse bei 50 K und verschiedenen Vorspannungen. Die Halbwertsbreite beträgt5 ps.

Zur Vermessung der Dioden bei tiefen Temperaturen wurde die Meßkammer evakuiertund die Probe durch den Kryostaten mit Helium gekühlt . Die Temperatur wurde miteinem Regler konstant auf 50 K gehalten. Die in Abbildung 9.4 dargestellten Messungenwurden wie bei den Raumtemperatur-Messungen in Abschnitt 9.2.1 an Dioden mit18x28 um2 großen effektiven Diodenflächen durchgeführt.

Die Pulse besitzen einen sehr steilen Abfall und Halbwertsbreiten von 5 ps. DieseAntwortzeit gehört zu den kürzesten, die bei Silizium-Photodetektoren bislang gemessenworden sind (Tab. 9.1) .


73

Tab. 9.1 : Antwortzeiten von GaAs- und SiMSM-Photodetektoren. Unter Antwortzeit sind dieHalbwertsbreiten der jeweils kürzesten gemessenen Pulse aufgeführt . Beispielsweise ist die

Antwortzeit von Hermanns [Her2] und in dieser Arbeit bei Temperaturen <_ 50 K gemessenworden. Auf den Unterschied zwischen vertikalen und planaren MSM-Photodetektoren wurde in

Abschnitt 3.4 eingegangen.

Die kurzen Antwortzeiten, die bei tiefen Temperaturen erreicht wurden, belegen, daß die

Hauptursache für den breiten Puls bei Raumtemperatur ein temperaturabhängiger

Mechanismus sein muß. Da Dioden mit gleichen Abmessungen und einer identischen

elektrischen Zuleitung untersucht wurden, ist die RC-Zeitkonstante als Ursache

ausgeschlossen .

Dagegen ist die hopping-Leitung ein thermischer Prozeß . Sowohl die thermionische

Emission, als auch das phononenunterstützte Tunneln bedarf einer thermischen

Aktivierung. Mit abnehmender Temperatur nehmen diese Prozesse daher ab . Bei tiefen

Temperaturen verlängert sich die Verweildauer vonLadungsträgern in flachen Störstellen.

Sind tiefe Störstellen vorhanden, erfolgen Rekombinationen mit einer höheren

Wahrscheinlichkeit . DLTS (deep level transient spectroscopy)-Messungen an den

verwendeten Allotaxieschichten haben ergeben, daß 1015 Störstellen/cm3 vorhanden ist

[Hac2] . Daher ist anzunehmen, daß Ladungsträger, die in flache Störstellen geraten sind,

über tiefe Niveaus rekombinieren. Damit gehen sie zwar für eine Detektion verloren,

jedoch verkürzen sie durch Vermeidung langsamer hopping-Prozesse den Puls . Die

Reduktion der Photoelektronenanzahl durch Rekombination bewirkt auch die Abnahme

Halbleiter Antwortzeit[PS]

Quanten-efzienz

Elektroden-abstand [pm]

Literatur Jahr

GaAs 11.48.6

1 .2 (planar)0.5 (planar)

[Mog] 1991

GaAs 10 0.75 (planar) [Kli] 1993

GaAs 5 1.0 (planar) [Lu] 1993InGaAs/InP

23 48% 1.0 (planar) [Her3] 1995

GaAsSi

0.8710.7

0.25 (planar) [Liu2] 1995

Si 5.5 13% 0.3 (planar) [Ale] 1993

Si 100 23-64% 1.0 (planar) [Sha] 1994

Si 6.5 0.5% 0.37 (vertikal) [Heft] 1995

Si 5 0.3 (vertikal) diese Arbeit 1996

74

9 Charakterisierung des Photodetektors mitKurzzeit-Spektroskopie

Abb. 9.5 : Vergleich zwischen einer Messung bei 50 K und einer numerischen Simulation eineridealenDiode.

der Pulsamplitude von 10 mV bei Raumtemperaturen auf 7 mV bei 50 K. Ebensoverkleinert sich das Flächenintegral unter des Pulses . Eine Abschätzung der Verringerungder Quanteneffizienz bei tiefen Temperaturen wird in 9.3 behandelt.

9.2.3 Vergleich mit numerischer Simulation und Anpassung eineranalytischen Funktion

Der Vergleich des Antwortpulses bei 50 K mit einer numerischen Simulation von Rüders(Kap. 6.3) für einen idealen MSM-Photodetektor ist in Abbildung 9.5 dargestellt. Für denidealen Detektor wurden die Ladungsträgerbeweglichkeiten des Siliziums bester Qualität(Elektronen: 1500 cm2/Vs, Löcher: 450 cm2/Vs [Szel]) angenommen. Für diesen Fall


75

Abb. 9.6 : Anpassung des Antwortpulses bei Raumtemperatur mit drei Exponentialfunktionen.

wird ein kurzer Puls erwartet, der nach ca. 20 ps auf Null abfällt. Diesem Verlauf kommt

die Messung bei tiefen Temperaturen nahe. Die ansteigenden Pulsflanken stimmen gut

überein. Auch hier wird bestätigt, daß die Ladungsträger ihreMaximaldriftgeschwindigkeit

erreichen. Auch im Zeitbereich (< 10 ps), in der der Pulsabfall durch den Einfluß der RC-

Zeitkonstante dominiert wird ist eine gute Übereinstimmung festzustellen. Erst nach 10 ps

setzt beim gemessenen Puls ein flacherer Abfall ein, der nicht durch das gewählte Modell

erklärt wird .

Ursache für den flacheren Abfall sind hopping-Prozesse, die bei 50 K mit einer weit

geringeren Wahrscheinlichkeit auftreten, als bei Raumtemperaturen . Des weiteren ist eine

Elektronen-Tunnel-Injektion nicht auszuschließen .

In Abbildung 9.6 ist die Anpassung des Pulses bei Raumtemperatur durch die Funktion

76


.f(t) = A(l-e-""),(e-"' +B-e-"T3)

(9.1)

gezeigt. Diese Funktion wurde auch von Hermanns et al. verwendet, um Antwortpulseanzupassen [Her2] . A und ti, bestimmen den Anstieg des Pulses, während durch B, c2 und

Z3 der Abfall beschrieben wird . Die Anstiegszeit -cl ist durch die Geschwindigkeit mit derdie erzeugten Ladungsträger getrennt werden, bestimmt . Diese Geschwindigkeit hängtihrerseits von den Driftgeschwindigkeiten der Ladungsträger ab. Auf der anderen Seitegibt es einen Einfluß der Ladungstrennung auf die Driftgeschwindigkeiten . Die getrenntenLadungen schirmen das elektrische Feld im Halbleiterinnern ab und erhöhen die Kapazität,wodurch sich die Driftgeschwindigkeiten verringern . ti2 beschreibt den ersten Teil desPulsabfalls, der durch die RC-Zeitkonstante bestimmt ist. Diese wird durch die Dynamikder Ladungsträger nach der Beleuchtung beeinflußt . Erreichen die Ladungsträger dieElektroden verringert sich der Abschirmeffekt und an den Elektroden werden Ladungenabgebaut . Dies wirkt der Aufladung durch den äußeren Strom entgegen . ti3 wird benötigt,um den Einfluß der hopping-Leitung zu berücksichtigen . Diese bewirkt eineVerlangsamung des Pulsabfalls .

Die ermittelten Zeitkonstanten sind in Abbildung 9.6 aufgeführt . Für A wurde 14.54 undfür B = 0.55 bestimmt. Verglichen mit den Werten tit = 4.4 ps, T2 = 3.0 ps und ti3 = 40 ps,die Hermanns et al . für Pulse ermittelt haben, die bei 30K gemessen wurden [Her5], sindhier ti2 und r3 größer . Bei Z3 zeigt sich, daß die Driftgeschwindigkeit von Ladungsträgernbei Raumtemperatur durch hopping-Leitung eingeschränkt ist . Jedoch weist der niedrigereWert für ti, darauf hin, daß die Sättigungsdriftgeschwindigkeiten bei den in dieser Arbeitvermessenen Detektoren schneller erreicht wird . Dies kann z. B . durch eine höhereKristallqualität erklärt werden .

9.3 Quanteneffizienz und flächenskalierter Photostrom

Die Quanteneffizienz (Quantenausbeute, Quantenwirkungsgrad) -q ist definiert als dieWahrscheinlichkeit, daß ein Photon ein Elektron-Loch-Paar erzeugt, das zumDetektorstrom beiträgt. Die Quanteneffizienz

11= (1- 9K[1 - e -11s

setzt sich aus den folgenden Faktoren zusammen [Sal] :

(9.2)

" (1-9t) repräsentiert den Verlust von Photonen, die an der Oberfläche desDetektors reflektiert werden (Abb . 9.7), wobei 9t der Reflektionsgrad derOberfläche ist.

ist der Anteil der erzeugten Elektron-Loch-Paare, die nicht rekombinieren,sondern zum Detektorstrom beitragen.


77

Photonen

EinfallenderPhotonenfluß

ReflektierterPhotonenfluß

Abb. 9.7: Einflug derAbsorptionaufdie Quanteneffizienz. (nach [Sal])

Transmittierter1 Photonenfluß

"

[1 - e-ad] stellt den absorbierten Photonenfluß dar (Abb. 9.7). Er ist vom

Absorptionskoeffizienten 2. des Materials und von der Dicke d der

Absorptionsschicht abhängig . Die Absorptionslänge von Licht der Wellenlänge

820 nm beträgt in Silizium ca . 1/Ä=.10 pm [Ebe].

Eine andere Definition der Quanteneffizienz ermöglicht die experimentelle Bestimmung

dieser Größe. Sie kann als das Verhältnis von einfallendem Photonenfluß P

[Photonenzahl/s] zum Fluß der detektierten Elektron-Loch-Paare I [Elektronenzahl/s]

aufgefaßt werden, da es sich in der Regel um viele Photonen handelt:

P

(9.3)

Dabei ist der Ladungsträgerfluß I verhältnismäßig leicht zu bestimmen . Bei einer festen

Vorspannung kann aus dem Photostrom, d.h . der Differenz zwischen dem Strom bei

Beleuchtung und dem Dunkelstrom der Diode, die Zahl der erzeugten und detektierten

Elektronen pro Zeiteinheit berechnet werden .

Im Gegensatz dazu ist es bei Photodetektoren mit kleinen effektiven Diodenflächen selbst

bei bekannter Laserleistung schwierig den einfallenden Photonenfluß P exakt zu

bestimmen. Ist der Strahlquerschnitt des Lasers größer als die effektive Diodenfläche ist es

kaum möglich den Anteil des Strahls, der in die Diode fällt, genau anzugeben. Ließe sich

der Laserspot bis auf einen vemachlässigbaren Anteil auf die Diodenfläche fokussieren,

könnte vom gesamten und somit bekannten Photonenfluß des Lasers ausgegangen

78


werden . Diese Methode haben beispielsweise Sharma et . al [Sha] zur Bestimmung der

Quanteneffizienz verwendet . Bei der Bestrahlung eines planaren MSM-Photodetektors mit

einem Elektrodenabstand von 4.5 um wurde der Durchmesser des Laserspots mit einem

Mikroskop auf ~3 pm fokussiert.

In der vorliegenden Arbeit war die vollständige Fokussierung des Lasers auf die effektive

Diodenfläche nicht möglich, da der Spotdurchmesser > 50 um war, während die

Seitenlängen der effektiven Diodenflächen höchstens 30 um betrugen. Um dennoch dieQuanteneffizienzen der untersuchten Dioden untereinander vergleichen zu können, wird

der flächenskalierte Photostrom If [A/m2] eingeführt . Er ist das Verhältnis von PhotostromI zu bestrahlter Diodenfläche F

und bei 50K

If =F ,

also der Photostrom pro Flächeneinheit bei einer festen Laserleistung .

If(300 K) =1 .59x10"3 A/m2.

Die Quanteneffizienz wird also bei 50K um einen Faktor

(9.4)

Um mit dem flächenskalierten Photostrom Dioden mit verschiedenen Flächen vergleichenzu können, muß vorausgesetzt werden, daß der Photonenstrom P proportional zurDiodenfläche F ist:

Die Bedingung ist erfüllt, da der Laserstrahl groß gegenüber der Diodenflächen ist, so daßvon einer homogenen Intensität des Lasers auf den Diodenflächen ausgegangen werdenkann . Somit können bei gleichem Einstrahlwinkel a des Pumpstrahls die flächenskaliertenPhotoströme If(A) und If(B) verschiedener Dioden A und B direkt verglichen werden .Daraus ergibt sich das Verhältnis r7,w (es sei hier als relative Quanteneffizienz bezeichnet)ihrer Quanteneffizienzen il(A) und 'q(B) :

__ ii(A) ___ If (A)

(9.6)

11AB*

ii(B)

If(B)

Dies folgt nach einer einfachen Rechnung mit Hilfe der Gleichungen (9.2-6) .

Nun können die Quanteneffizienzen unterschiedlicher Dioden verglichen werden, ohne dieabsoluten Quanteneffizienzen einzelner Dioden explizit zu bestimmen .

Es werden nun die Quanteneffizienzen der Dioden verglichen, die bei Raum- und tiefenTemperaturen gemessen wurden . Die flächenskalierten Photoströme betrugen für eineDiode, die bei 300 K gemessen wurde

If(50 K) = 8.53x10-4 A/m2 ,

9 Charakterisierung desPhotodetektors mit Kurzzeit-Spektroskopie

11soiz.3oox =If(50 K)lIf(300 K) = 0.53

79

kleiner. Das bedeutet, daß bei 50 K über die Hälfte der Photoelektronen rekombinierenund daher nicht detektiert werden können. Unter der Voraussetzung, daß alle Elektronen,die bei 50 K rekombinieren, zunächst in flache Störstellen geraten sind und dieEinfangquerschnitte der Störstellen nicht stark von der Temperatur abhängen, läßt sichfolgende Schlußfolgerung ziehen : Bei Raumtemperatur sind mindestens die Hälfte derPhotoelektronen an hopping-Prozessen beteiligt.

9.4 Laterale Lichteinkopplung in den Photodetektor

Zur seitlichen Lichteinkopplung in den Photodetektor wurde zunächst versucht denWellenleiter zu nutzen (Kap. 9.4.1). In Abschnitt 9.4.2 wird eine Messung vorgestellt, dieeine Zunahme der Quanteneffizienz durch die laterale Bestrahlung untersucht .

9.4.1 Versuche zur Einkopplungin den Wellenleiter

Eine Voraussetzung für die Lichteinkopplung in den Wellenleiter ist, daß das Licht so in

den Wellenleiter fokussiert werden kann, daß es im Wellenleiters geführt wird. Bei dem

Brechungsindex von Si02 ns;o2 = 1.46 beträgt der Grenzwinkel der Totalreflektion am

Übergang Luft/Si02 a,3r = 43.27°.

In rasterelektronenmikroskopischen Aufnahmen zeigt sich, daß die Seiten des

Wellenleiters verhältnismäßig steil sind (Abb 8.5 a) . Daher sollte es ausreichen, wenn der

Pumpstrahl unter einem Winkel von a < 46° (s . Abb. 9.2) auf die Stirnfläche des

Wellenleiters gerichtet wird. Dazu wurde die Geometrie der Pumpstrahl-Zuführung so

verändert, daß der Neigungswinkel a = 43° ist. Ein kleinerer Winkel konnte aufgrund der

gegebenenAbmessungen derMeßkammer (vgl . Kap. 9.1) nicht eingestellt werden.

Um Messungen vergleichen zu können, die bei einem Neigungswinkel des Pumpstrahls

a = 50° und a = 43° durchgeführt worden sind, wurden Antwortpulse mit beiden

Einstellungen an der selben Diode gemessen (Abb. 9.8). Dabei wurde die Diode vertikal

durch die Chromschicht bestrahlt. Der Photostrom ist bei einem Winkel von a = 43° um

einen Faktor 0.50 kleiner als bei der Anordnung a = 50°. Dies liegt zum Teil am flacheren

Einfallswinkel, der eine Intensitätsabnahme des Strahl pro Flächeneinheit zur Folge hat.

Des weiteren wurde zur Fokussierung des Pumpstrahls eine neue Linse eingesetzt, da sich

durch die Winkeländerung der optische Weg verändert hat. Es ist möglich, daß diese

Linse den Laser stärker abschwächt, als die zuvor verwendete Linse.

Nun können Messungen, die mit einem Einfallswinkel a= 43° durchgeführt wurden mit

denen verglichen werden, die bei a = 50° aufgenommen worden sind . Dazu wird der

Photostrom bzw. die Höhe der Pulse, die bei 43° gemessen wurden, verdoppelt .

80


10

0 20 40 60 80

t [PS]

tir I'J,i

~s~

~

f ür

iiV f N~~'~1 s

Abb. 9.8 : Abhängigkeit der Pulshöhe vomEinstrahlwinkel ades Pumpstrahls.

Unter dem neuen Einfallswinkel von a= 43° wurde versucht Licht in den Wellenleiter zukoppeln. Es konnte jedoch kein Photostrom gemessen werden. Dabei spielt nicht nur diegeringere Lichtintensität eine Rolle. Eine einfache Rechnung zeigt, daß bei derEinkopplung durch die 30x0.6 pm2 große Stirnfläche des Wellenleiters lediglich 5 0/0 derLichtintensität eingekoppelt wird, die bei der direkten Bestrahlung der Diode (effektiveDiodenfläche 18x20 pm) fallen würde. Desweiteren wurden feine Rauhigkeiten auf derC0Si2/Si02-Grenzfläche beobachtet (s . Abb. 8.5 a) . Nimmt man an, daß das Licht miteinem Reflektionswinkel von ca . 47° im 100 pm langen und 0.6 pm dicken Wellenleiterpropagiert, so erleidet der Strahl insgesamt ca. 80 Reflektionen am CoSi2. Nimmt maneinen Verlust von 3 % pro Reflektion an, so erreicht nur ein Anteil von 3 %o deseingekoppelten Lichts die Diode. Zu den Streuverlusten kommt auch die Absorptiondurch das metallische CoSi2 hinzu. Es ist also anzunehmen, daß nur noch eine sehr geringe

9 Charakterisierung des Photodetektors mit Kurzzeh-Spektroskopie

81

Abb. 9.9: Laterale Lichteinkopplung in den Photodetektor. Um eine Erhöhung derQuanteneffizienz bei laterale Einkopplung nachweisen zu können, wurde der Wellenleiter entferntund die halbdurchlässige Chromschicht mit 300 nnm Gold abgedeckt.

Intensität am Detektor eintrifft . Lediglich ein flacherer Einstrahlwinkel oder eine starkeErhöhung der Lichtintensität im Wellenleiter hätte eine Detektion ermöglicht . Beides waraus technischen Gründen nicht möglich.

Zur Einkopplung höherer Lichtintensitäten wurden zunächst UV-Kleber-Tropfen auf die

Wellenleiterenden aufgetragen, um so die fokussierende Wirkung des Tropfens

auszunutzen. DECTAC-Profilmessungen ergaben jedoch, daß die Tropfen sehr flach

ausfallen (6 pm hoch und 60pm breit), so daß ihre fokussierende Wirkung gering ist. In

der Tatkonnte auch auf diese Weise kein Puls detektiert werden.

9.4.2 Untersuchung der Quanteneffizienz bei Bestrahlung der Diode vonder Seite

Um auch ohne die Einkopplung in den Wellenleiter eine Erhöhung der Quanteneffizienz

durch eine laterale Einstrahlung nachzuweisen, wurde der Wellenleiter entfernt und die

halbdurchlässige Chromschicht mit 300 nm Gold abgedeckt (Abb. 9.9). Damit ist

ausgeschlossen, daß eine zusätzliche Beleuchtung durch die Oberseite des Detektors

erfolgt . Das Meßergebnis ist im Vergleich mit einer Messung bei vertikaler Bestrahlung in

Abbildung 9.10 gezeigt.

Einerseits wurde bei der seitlichen Einkopplung eine um den Faktor 60 kleinere Fläche

bestrahlt. Andererseits läßt sich aus dem Vergleich der Pulse ersehen, daß das Verhältnis

der Pulshöhen und der Flächenintegrale kleiner ist. Dies weist schon auf eine Erhöhung

der Quanteneffizienz hin.

82

9Charakterisierung desPhotodetektors mitKurzzeit-Spektroskopie

57Eu

Abb. 9.10: Vergleich derAntwortpulse bei Bestrahlung von oben durch die Chromschicht undvon der Seite durch die Stirnseite der Siliziummesa .

Quantifizieren läßt sich die Zunahme durch den Vergleich der flächenskaliertenPhotoströme bei der Einstrahlung von der Seite (=) und von oben (1)

Die relative Quanteneffizienz beträgt somit

If(=) = 5.92x10-2 A/m2,

If(J-) = 3.82x10'3 A/m2.

_,-L=

If(=)IIf(1) = 15.50

Die Quanteneffizienz wird bei einer seitlichen Einkopplung also um einen Faktor 15gesteigert . Dies ist zum Teil auf die direkte Bestrahlung des Siliziums zurückzuführen,wodurch die Reflektionsverluste an der Chromschicht vermieden werden. Des weiteren istdie Materialdicke, die das Licht bei der lateralen Einkopplung durchquert, um einen

9 Charakterisierung des Photodetektors mitKurzzeit-Spektroskopie

83

Faktor 30 größer, als bei einer vertikalen Einkopplung. Dadurch werden bei gleicherPhotonenzahl mehr Photoelektronen erzeugt. Schließlich wird Licht, das vor der Diodeam CoSi2 teilweise reflektiert wird, zusätzlich in die Diode gestrahlt.

Es hat sich also gezeigt, daß die seitliche Einkopplung ein vielversprechender Ansatz ist,um die Quanteneffizienz des vertikalen MSM-Photodetektors zu steigern.

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10 Zusammenfassung

10 Zusammenfassung

Ziel dieser Arbeit war die Entwicklung eines Silizium-kompatiblen, schnellenPhotodetektors, der an einen optischen Wellenleiter gekoppelt ist. Diese anspruchsvolleAufgabe erfordert eine Reihe an Depositions- und Strukturierungsverfahren, sowie denEinsatz ganz unterschiedlicher physikalischer Meß- und Charakterisierungstechniken . DieArbeit bescheibt das Vorgehen und die Ergebnisse der vielfältigen Untersuchungen, diezum Teil in Zusammenarbeit mit spezialisierten Kollegen im Institut für Schicht- undIonentechnik durchgeführt worden sind.

1. Herstellung und Charakterisierung der Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur

Für eine neue, rechnergesteuerte MBE (Molekularstrahlepitaxie)-Anlage wurden zunächstParameter für eine gezielte Antimon-Dotierung des Siliziums mit Hilfe von SIMS(secondary ion mass spectroscopy) und CV-Profiler-Messungen bestimmt.

Dann wurde die Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur mittels Allotaxie in der MBE-Anlagehergestellt und in einem RTA (rapid thermal annealing)-Ofen getempert. Die Leitfähigkeitder CoSi2-Schichten und die Schichtqualität der Heterostruktur wurden durchsystematische Variation der Allotaxieparameter optimiert. Für die Charakterisierung derSchichten wurden elektrische und strukturelle Untersuchungsmethoden herangezogen .Widerstandsmessungen nach van der Pauw und Untersuchungen mitTransmissionselektronenmikroskopie (TEM) und Rutherford-Rückstreuspektroskopie(RBS) ergaben in konsistener Weise, daß sich die Schichteigenschaften durch höhereTempertemperaturen verbessert. Eine bemerkenswerte Steigerung der Schichtqualitätwird durch einen zusätzlichen Temperschritt in der MBE-Anlage erzielt. Die CoSi2-Schichten weisen einen sehr geringen Widerstand von 12pQ cm auf. TEM-Aufnahmenzeigen glatte Schichten und scharfe Grenzflächen. Bei RBS-Untersuchungen wurde eingutes Channeling im Silizium mit einem minimum yield von 4.5 % erzielt, das für eine guteKristallqualität spricht.

2. Strukturierung und elektrische Charakterisierung des Photodetektors mitintegriertem Wellenleiter

Ausgehend von der Si/CoSi2/Si(100)-Heterostruktur wurde der MSM-Photodetektor mitStandard-UV-Photolithographie hergestellt . Die dazu erforderlichen Masken wurden mitHilfe eines CAD-Programms entworfen.

Im ersten Prozeßschritt wird das mit einer Si3N4-Maske beschichtete Decksiliziumthermisch oxidiert (LOCOS (local oxidation of silicon)-Verfahren) . Es stellte sich heraus,daß lange Oxidationen bei hohen Temperaturen zur Facettierung der CoSi2-Schicht

10 Zusammenfassung

führen . Dies beeinträchtigt die strukturellen und elektrischen Eigenschaften der Si/CoSi2-Grenzfläche . Daher wurden Oxidationsraten mit Hilfe eines Modells von Deal und Grovebestimmt, um die thermische Belastung der Probe zu minimieren. So konnte eineFacettenbildung weitgehend verhindert werden.

Mittels RIE (reactive ion etching) gelang die Strukturierung des Rippen-Wellenleiters mitsteilen Seitenkanten . Durch Metallisierungen wurden Kontakte und eineMikrostreifenleitung für die elektrooptische Charakterisierung aufgebracht .

Die hergestellten Photodetektoren wurden mit DC-Messungen elektrisch charakterisiert.I-V-Kennlinien der hergestellten Dioden zeigen eine lineare Abhängigkeit des Sperrstromsvon der Diodenfläche . Proben, die während des Allotaxie-Prozesses in situ- und RTA-getempert wurden, weisen einen niedrigeren Sperrstrom auf, als solche, die lediglich RTA-getempert worden sind . Auch die Lichtabhängigkeit des Widerstandes war bei denzweifach getemperten Proben größer. Die erweiterte Tempermethode erweist sich alsoauch hier als vorteilhaft . Die DC-Messungen bestätigen die erfolgreiche Herstellung desMSM-Photodetektors .

3. Elektrooptische Charakterisierung des Detektors mit Kurzzeit-Spektroskopie

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Mit Hilfe zeitaufgelöster Kurzzeit-Spektroskopie wurde der MSM-Photodetektor optischcharakterisiert . Es wurde dazu das elektrooptische Sampling unter der Ausnutzung derPump-Probe-Technik verwendet.

Die Antwortpulse bei einer Beleuchtung der MSM-Photodiode von oben weisen einesteile Anstiegsflanke, jedoch bei Raumtemperaturen einen langen Pulsabfall auf. DieHalbwertsbreite bei 300 K beträgt 35 ps. Messungen bei 50 K ergaben jedoch eine

Halbwertsbreite von nur 5 ps. Damit gehören diese Pulse zu den kürzesten, die bislang beiSilizium-Photodetektoren gemessen worden sind.

Die gemessenen Pulse bei tiefen Temperaturen stimmen gut mit der numerischenSimulation einer defektfreien Siliziumdiode überein . Der langsame Pulsabfall beiRaumtemperaturen kann mit hopping-Leitung von Ladungsträgem über flache Störstellen

erklärt werden : Während bei Raumtemperaturen ausreichend thermische Energie zur

Reemission von Ladungsträgern aus flachen Störstellen zur Verfügung steht, verstärkt

sich bei tiefen Temperaturen die Rolle der Rekombination über tiefe Störstellen. Unter der

Annahme, daß die hopping-Leitung der maßgebliche Prozeß für einen langsamen

Pulsabfall bei Raumtemperaturen ist, ergibt ein Vergleich der Quanteneffizienzen, daß

mindestens die Hälfte aller Photoelektronen in flachen Störstellen eingefangen werden .

Der Wellenleiter konnte aufgrund von Streuverlusten des Lichts an der Si02/CoS12-

Grenzfläche noch nicht eingesetzt werden. Es konnte jedoch erfolgreich nachgewiesen

werden, daß grundsätzlich eine laterale Lichteinkopplung in die Siliziumdiode die

Quanteneffizienz um das 15-fache steigert . Dies zeigt, daß die seitliche Einkopplung des

Lichts in einen vertikalen MSM-Photodetektor in der Tat vielversprechend ist .

86

10Zusammenfassung

Mit der Verbesserung der Si02/CoSi2-Grenzfläche könnte in Zukunft der Wellenleiter

nutzbar gemacht und der Anschluß des Detektors an einen Polymerwellenleiter oder eine

Glasfaser möglich werden.

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Press 1993, Kapitel 3.3.3 ., Seite 272 ff

Danksagung

Danksagung

91

An dieser Stelle möchte ich mich bei allen, die am Zustandekommen dieser Arbeitmitgewirkt haben, bedanken . Mein besonderer Dank gilt

Herrn Prof. Dr. A. Bragrinski, Herrn Prof. Dr . H. Lüth und Herrn Priv.-Doz.S. Mantl für die Möglichkeit, die vorliegende Arbeit am Institut für Schicht- undIonentechnik (ISI) durchzuführen;

Herrn Priv.-Doz. Dr. Ch. Buchal für die Vergabe des außergewöhnlichreichhaltigen und spannenden Themas und die fachlich fundierte und herzlicheBetreuung;

Herrn Dipl.-Phys . Frank Rüders für die Betreuung der gesamten Arbeit,insbesondere bei der optischen Charakterisierung des Photodetektors und diezahlreichen Ideen, die entscheidend zum Gelingen der Arbeit beigetragen haben;

Herrn Dipl.-Phys.Marcus Hacke für die Betreuung und gute Zusammenarbeit bei

der Herstellung der Allotaxieschichten und die fachlich fundierten Beratungen, diedie Arbeit immer wieder ein wichtiges Stück vorangebracht haben;

Herrn Dipl.-Phys . Martin Dolle, Herrn Dipl.-Phys. Frank Klinkhammer für dieBetreuung bei der Arbeit im Reinraum, die Tips undTricks und die Salzstangen;

Herrn Dipl.-Ing. H.-P. Bochem für die Geduld und Akribie bei der Aufnahme von

REM-Bildern;

Frau Steff Mesters für die vielen TEM-Untersuchungen und die Anfertigung von

Vergrößerungen ;

HerrnH. Holzbrecher für die SIMS-Messungen, die mit viel fachlicher Kompetenz

durchgeführt wurden;

dem gesamten Reinraumteam, insbesondere Frau Mona Nonn für die zuverlässige

Arbeit bei der Herstellung der Chrommasken, Herrn Dipl.-Ing. F.-J. Schröteler für

die freundliche und gewissenhafte Einweisung in die Arbeit im Reinraum und

Herrn J. Zillikens für die schnell durchgeführten Metallisierungen, mit denen er mir

oft aus derKlemme geholfen hat;

HerrnDipl.-Phys . Rainer Jaquemin und Herrn DipL-Ing. Sascha Kraus für die gute

und kollegiale Zusammenarbeit am optischen Meßplatz und für den reibungslosen

Betrieb des Lasersystems ;

Herrn Dipl.-Phys . Roger Loo für die kompetente Einweisung am CV-Profiler und

Herrn K. Wambach für die zuverlässige Wartung des Gerätes;

92

Danksagung

der Tandetron-Mannschaft des Instituts für Festkörperforschung, die eineeinwandfreie Arbeit an der RBS-Anlage ermöglicht hat;

Herrn Dipl.-Phys . Eduard Neufeld, dem Freund und "Halbasiaten", für sein immerkollegiales Verhalten und für eine ausgeprochen angenehme Zeit im Büro ;

Herrn Dipl.-Phys . Andreas Schilling, dem treuesten aller Wegbegleiter im Studium

und dem (ewig kritischem) Wolfgang Pauli unter den Korrektoren für diegründliche Durchsicht der Arbeit ;

Herrn Dipl.-Phys.Frank Kahlmann, Herrn Clemens Weber und besonders HerrnDipL-Phys . Ame Eckau für die Mühe, die Arbeit intensiv und kritischdurchzusehen;

Frau Susanne Muckel, die mir die administrativen Unbequemlichkeiten vom Halsgehalten hat ;

und allen Mitarbeitern des Instituts für Schicht- und Ionentechnik und insbesondere derAbteilung für Ionentechnik für die ausgesprochen freundliche und angenehmeArbeitsatmosphäre .

Meinen abschließenden Dank möchte ich an meine Eltern richten, die mir mit ihrerselbstlosen und liebevollen Unterstützung stets den Rücken für die Arbeit und dasStudium freigehalten haben.

FORSCHUNGSZENTRUM. JÜLICH GmbH

Jü1-3233Mal 1996ISSN 0944-2962

(-K-FA

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Silizium-MSM-Photodetektormit integriertemWellenleiter ...juser.fz-juelich.de/record/860796/files/Jül_3233_Kim.pdfBerichtedesForschungszentrums Jülich '^3233 ISSN0944-2952!nStitutfÜr