Erste Entwicklungen für einen Detektor mit differentieller Epitaxie

aktiven Schichten des Detektors werden analog zum Standardprozess gewachsen, so besitzt die intrinsische Schicht eine Dicke von 330 nm und die obere Kontaktschicht eine Dicke von 200 nm mit einem 25 nm dicken Silizium-Cap-Schicht. Ein kompletter Schichtenstapel, gewachsen in einer vorgeätzten Struktur, ist in Abb. 86 zu sehen.

Abb. 86: Kompletter Schichtenstapel eines Detektors in vorgeätzter Struktur.

Nachdem Wachstum wird die Probe mit einer Siliziumoxid-Schicht bedeckt und mit einem CMP-Schritt behandelt. Der CMP-Schritt soll die polykristallinen Schichten und Pellets entfernen, bis die aktiven Schichten freigelegt sind. Als Polierflüssigkeiten (Slurries) werden Mischungen aus NH4OH und TMAH mit Silica Partikeln verwendet. Nachdem noch das restliche Oxid mit einer HF-Ätzung entfernt wird, wird das Bauteil mit dem Standardprozess fertiggestellt. Ein Problem dieses Prozesses ist die Grabenbildung am Rande der geätzten Strukturen, da hier das H2O2 der Slurries die Germanium-Schichten angreift. Der Graben zieht sich komplett einmal an den Strukturen entlang, so dass mit diesem Prozess keine Wellenleiteranbindung aufgrund des Spaltes zwischen aktiver Schicht und Wellenleiter mehr möglich ist.

Für die Auswertung der Dioden wurde als Vergleich eine parallel prozessierte Diode der Probe A2828 aus einem vorherigen Abschnitt herangezogen. Der Vergleich der beiden Strom-Spannungskennlinien für eine Diode mit Radius 10 µm liefert ein ähnliches Verhalten, wie in Abb. 87 zu sehen ist. Die Unterschiede im Vorwärtsbereich beruhen auf hohen Kontaktwiderständen der Probe A2575, welche zu einem großen Serienwiderstand von R_S = 27 Ω. Der höhere Idealitätsfaktor weist auf Defekte in der Absorptionsschicht hin, die aus der differentiellen Epitaxie entstanden sein könnten. Der Durchbruch bei kleineren Sperrspannungen hängt mit einer geringeren Dicke der Absorptionsschicht zusammen.

Abb. 87: Stromdichte über Spannung für die Dioden A2575 (differentielle Epitaxie) und A2828 mit einem Radius von 10 µm. Rechte Abbildung: Vergleich der Idealitätsfaktoren über der idealen Spannung.

Die spektrale Empfindlichkeit der vertikalen Detektoren zeigt den erwarteten Verlauf mit den Interferenzeffekten des SOI-Substrates. Um die direkte Bandlücke ist der FKE zu sehen.

Abb. 88: Simulation und Messung der spektralen Empfindlichkeit über der Wellenlänge für Probe A2575 (differentielle Epitaxie) für verschiedene Spannungen.

Dieses erste Experiment zeigt, dass die differentielle Epitaxie prinzipiell möglich ist, aber noch einige Probleme gelöst werden müssen. Beim Tempern des virtuellen Substrates bilden sich an den Ätzkanten Anhäufungen von Germanium. Es können sich somit parasitäre Dioden (Wahrscheinlich Tunneldioden aufgrund der geringen Schichtdicken) ausbilden. Dieser Effekt nicht zu beobachten, da bei diesem Experiment mit dem CMP-Schritt Gräben geätzt werden.

Diese Gräben haben diese parasitären Dioden entfernt. Dies führt zu dem nächsten Problem:

Grabenbildung durch CMP. Diese Gräben führen zu einem Spalt zwischen Absorptionsschicht und Wellenleiter, so dass die Einkopplungseffizienz drastisch reduziert werden würde. Das letzte sichtbare Problem sind die Germanium-Pellets auf der Oxidoberfläche, welche nur sehr schwer wieder entfernt werden können, ohne die aktiven Detektor-Schichten zu schädigen.

7 Integrierte Emitter auf Silizium-Substraten

Wie in der Einleitung erklärt, wird für die optische Übertragung auf einem Chip ein integrierter Emitter benötigt. Die Möglichkeiten für Integration von Emitter auf Silizium-Substraten reichen von der Verwendung von GeSn-Schichten [12], verspannten Germanium-Schichten [95] bis zu III-V-Verbindungshalbleitern. Die Emitter aus Germanium-Germanium-Schichten bieten den Vorteil der guten Integration in die Silizium-Technologie, aber einen schlechten Wirkungsgrad im Vergleich zu direkten Halbleitern. III-V-Verbindungshalbleiter bieten dagegen einen sehr guten Wirkungsgrad, lassen sich aber bislang nur sehr schlecht in die Silizium-Technologie integrieren. Der Ansatz des IHT verfolgt die Entwicklung von Emittern mit Hilfe von zugverspannten Germanium-Schichten, der Beimischung von Zinn in die Germanium-Schichten und dem Einstellen der Dotierhöhen.

Bei diesem Ansatz wird die direkte Bandlücke von Germanium manipuliert, so dass diese im Vergleich zu der indirekten Bandlücke kleiner wird. Dies hat zur Folge, dass Elektronen, die sich im Leitungsband befinden, leichter von dem Minimum der indirekten in das Minimum der direkten Bandlücke wechseln können. In der direkten Bandlücke verhält sich dann Germanium wie ein direkter Halbleiter und emittiert Licht der entsprechenden Wellenlänge. Die hier vorgestellten Emitter besitzen denselben Schichtaufbau wie die p-i-n-Detektoren mit Doppel-Hetero-Übergängen und durchlaufen die gleichen Technologieprozessschritte. Im Gegensatz zu den Detektoren werden die Emitter im Flussbereich bei sehr hohen Spannungen (hohen Stromdichten) betrieben, damit genügend Ladungsträger für die strahlende Rekombination an der direkten Bandlücke zur Verfügung stehen. Die Eigenschaften des Emitters werden über die Elektrolumineszenz-Messung (EL-Messung) analysiert.

Die Elektrolumineszenz-Spektren bei verschiedenen Stromdichten sind für die Dioden mit Radius 80 µm der Probe A3149 (aus Kapitel 5.1.8) in Abb. 89 zu sehen. Diese Probe besitzt nach der Raman-Messung eine Zugverspannung von 0,24 %. Es ist deutlich zu erkennen, dass zum einen das Maximum sich bei der direkten Bandlücke befindet und zum anderen mit steigender Stromdichte das Maximum größer wird und zu niedrigeren Energien hin verschoben wird. Beides ist eine Folge der erhöhten Temperatur im Bauteil, welche die Bandlücke verringert und die Besetzungswahrscheinlichkeit von Elektronen an der direkten Bandlücke erhöht und daher die Elektrolumineszenz verstärkt.

Abb. 89: EL-Spektren einer zugverspannten Probe (A3149) für verschiedene Stromdichten im Flussbereich.

Die Intensität des EL-Spektrums I(E) kann in Abhängigkeit der Energie E, der direkten Bandkante Eg,direkt und der Temperatur über folgende Gleichung beschrieben werden, wobei c1

eine Konstante ist [96].

X( ) = 1∙¯ ⁻ É,* ˜_ Ê∙ _ ]G⁻

ËžH (7.1)

Die Position des Maximums Epeak über der Energie kann über eine Differentiation der Gleichung (7.1) bestimmt werden:

&dJ8 = ‘,O+pd8e+^89: . (7.2)

Die direkte Bandlücke wird berechnet, indem die Positionen der Maxima über der eingekoppelten elektrischen Leistung aufgetragen werden. Der Schnittpunkt dieser Geraden mit der Energieachse, wenn die eingekoppelte Leistung gleich null ist, ergibt die Energie der direkten Bandlücke bei Raumtemperatur. Für die Probe A3149 ergibt sich eine direkte Bandlücke von 0,781 eV. Dies entspricht einer Verschiebung von 0,19 eV gegenüber der unverspannten Bandlücke bei 0,8 eV und ist konsistent mit der gemessenen Verspannung.

Abb. 90: EL-Spektren zugverspannter Proben mit unterschiedlichen Dicken der intrinsischen Schicht für eine Stromdichte von 4 kA/cm².

Bei einer konstanten Stromdichte wird die Intensität weiter gesteigert, indem die Dicke der intrinsischen Schicht erhöht wird. In Abb. 90 sind die EL-Intensitäten für verschiedene Dicken aufgetragen. Dabei steigt das sowohl das Maximum der Intensität als auch die integrierte optische Leistung bei einer Steigerung der Dicke von 300 auf 900 nm um den Faktor 2. Eine weitere Möglichkeit die Ausbeute zu steigern, kann über die Verkleinerung der Bauelemente und die damit einhergehende Erhöhung der Stromdichte erfolgen. Wird der Radius von 80 auf 5 µm verkleinert, erhöht sich die mögliche Stromdichte auf über 100 kA/cm². Dies führt außerdem zu einer kleineren Belastung der Zuleitungen (weniger Elektromigration und Wärmeentwicklung) und besserem Temperaturverhalten.

Die hergestellten Bauteile zeigen eine deutliche Elektrolumineszenz und stellen somit den ersten erfolgreichen Schritt zu einem integrierten Emitter aus Germanium auf einem Silizium-Substrat dar. Damit die optische Ausgangsleistung weiter erhöht wird, kann zum einen die Struktur verkleinert sowie auf Wellenleiterstrukturen mit kleiner aktiver optischer Fläche gewechselt werden. Zum anderen besteht noch die Möglichkeit, die intrinsische Schicht mit einer n-Typ Dotierung zu versehen und so die Besetzungswahrscheinlichkeiten von Elektronen an der direkten Bandlücke im Leitungsband zu erhöhen.

8 Zusammenfassung und Ausblick

Der Inhalt dieser Arbeit ist die Weiterentwicklung, Herstellung und Charakterisierung von Germanium p-i-n Photodetektoren mit zwei Hetero-Übergängen für die optische Kommunikation auf einem Silizium-Chip. Die Detektoren werden mit dem Verfahren der Molekularstrahlepitaxie hergestellt, die ein kontinuierliches Wachstum der Schichten bei niedrigen Temperaturen und mit scharfen Dotierübergängen ermöglicht. Für den Übergang Silizium-Substrat auf Germanium-Detektor wird ein virtuelles Substrat benötigt, das die die unterschiedlichen Gitterkonstanten der beiden Halbleiter anpasst und ein defektarmes Wachstum von Germanium-Schichten auf Silizium-Substraten möglich macht. Die in dieser Arbeit entwickelten Detektoren bestehen aus der oberen und unteren Kontaktschicht, die beide einen Hetero-Übergang besitzen, und einer Absorptionsschicht aus intrinsischem Germanium. Die untere Kontaktschicht, mit einer Bor-Dotierung von 10²⁰ cm^-3 besteht aus einer 400 nm dicken Silizium-Schicht, dem virtuellem Substrat und einer 100 nm dicken Germanium-Schicht. Die obere Kontaktschicht, mit einer Antimon-Dotierung von ebenfalls von 10²⁰ cm^-3, besteht aus einer 100 nm dicken Germanium-Schicht und 120 nm dicken Silizium-Schicht. Die optimale Dicke der Absorptionsschicht für hohe Geschwindigkeiten ist 300 nm für einen Detektorradius von 5 µm. Die gewachsenen Schichten werden mit einem Doppel-Mesa-Prozess zu fertigen Detektoren prozessiert. Die Oxiddicke beträgt für eine optimale Einkopplung 270 nm (Antireflektionsschicht) und die Metallisierung ist aus Aluminium. Für die Entwicklungen der Detektorstruktur und des Prozesses werden die vertikalen Detektoren untersucht. Die hierbei gewonnenen Ergebnisse können auf laterale Wellenleiter-Detektoren übertragen werden.

Die Ströme im Sperrbereich konnten über die Verbesserung des virtuellen Substrates und der damit einhergehenden besseren Kristallqualität deutlich gesenkt und die Durchbruchspannung sichtbar gemacht werden. Im Vorwärtsbereich wird dies zusätzlich über eine Verringerung des Idealitätsfaktors sichtbar. So sinken die Stromdichten im Sperrbereich bei -1 V von mehreren 100 mA/cm² auf unter 60 mA/cm², und der Idealitätsfaktor von über 1,4 auf 1,15. Die Dotierung des virtuellen Substrates, die größere Dicke der unteren Kontaktschicht und Verbesserungen im Maskendesign drücken den Serienwiderstand auf unter 5 Ω für einen Detektor mit 10 µm Radius.

Die spektrale Empfindlichkeit kann bei kleineren Wellenlängen über eine optimierte obere Kontaktschicht, einem Hetero-Kontakt mit n-dotierten Silizium und Germanium gesteigert werden (zusätzlich: eine angepasste Dicke der Oxidschicht). Im Hinblick auf die Effizienzsteigerung bei größeren Wellenlängen werden erfolgreich Detektoren auf reflektierenden SOI-Substraten gewachsen. Für einen besseren Wirkungsgrad des Rückseitenspiegels wird die untere Kontaktschicht analog zu der oberen Kontaktschicht mit einem Hetero-Übergang aus Silizium und Germanium realisiert, damit die optischen Verluste minimiert werden. Das virtuelle Substrat wird dementsprechend von der Unterseite in die obere Hälfte der unteren Kontaktschicht verschoben. Der Detektor besitzt nun zwei Hetero-Übergänge in den aktiven Schichten. Die Responsivität kann so bei einer Wellenlänge von 1550 nm von 18 mA/W auf 105 mA/W gesteigert werden. Während der Germanium-Schichtanteil der unteren Kontaktschicht ohne große Beeinträchtigung der Detektoreigenschaften auf null gedrückt werden kann, gibt es für eine obere Kontaktschicht ganz aus Silizium noch Schwierigkeiten, welche aber mit entsprechend größeren Wachstumsserien gelöst werden könnten. Über den Einsatz von Zugverspannungen oder den Einbau von Zinn in der Absorptionsschicht wird die spektrale Empfindlichkeit zu großen Wellenlängen hin verbessert. So steigt die Responsivität bei 1550 nm von 54 mA/W für den Detektor ohne Zugverspannung auf 141 mA/W für den Detektor mit Zugverspannung. Mit den oben genannten Maßnahmen ergibt sich so eine Erweiterung des Wellenlängenbereiches oder Erhöhung der spektralen Breite des Detektors sowohl bei kleinen als auch großen Wellenlängen. Mit der Beobachtung des FKE bei 1550 nm an einigen Detektoren bietet sich die Weiterentwicklung in Richtung eines Modulators an.

Die Bandbreiten aus der optoelektrischen Hochfrequenzmessung werden für eine Serie gesteigert und nähern sich der theoretisch möglichen Grenzfrequenz an, so dass hier nur noch über geeignete Verstärkerschaltungen Verbesserungen erreicht werden sollten. So werden Grenzfrequenzen von 39 GHz ohne Vorspannung und 49 GHz bei einer Vorspannung von -1 V erreicht. Dies ist eine Erhöhung von -10 GHz gegenüber den Detektoren vor dieser Arbeit.

Mit der vorgestellten Entwicklung des Doppel-Hetero-Detektors aus Germanium auf Silizium-Substraten sind für den vertikalen Detektor die Möglichkeiten zur Optimierung größtenteils ausgeschöpft sein.

Da die optische Übertragung auf einem Chip über Wellenleiter geschieht, wird nun der Wellenleiter-Detektor betrachtet. Die Verbesserungen der elektrischen und optischen Eigenschaften des vertikalen Detektors im Hinblick auf Schichtenwachstum, Prozess und

Design können für einen evaneszenten Wellenleiter-Detektor größtenteils übernommen werden. Die Messungen zeigen einen funktionierenden Wellenleiter-Detektor mit einer deutlich geringeren spektralen Empfindlichkeit. Für eine direkte laterale Anbindung des Wellenleiters an die aktive Schicht des Detektors und ein optisches Beugungsgitter müssen allerdings noch weitere Prozessschritte eingeführt und entwickelt werden. Die ersten erfolgreichen Schritte für eine differentielle Epitaxie zeigen aber den Weg zu einem effizienteren integrierten Wellenleiter-Detektor.

Zum Abschluss wird der Germanium-Emitter als eine mögliche integrierte Signalquelle vorgestellt. Der Schichtenstapel entspricht dabei dem eines Detektors, nur wird der Emitter bei hohen Stromdichten im Vorwärtsbereich betrieben. Das Elektrolumineszenz-Spektrum zeigt ein deutliches Maximum bei der Energie der direkten Bandkante von Germanium. Mit steigender Stromdichte, und damit steigender Temperatur, steigt die optische Ausgangsleistung und die direkte Bandkante verschiebt sich zu kleineren Energien. Die Effizienz könnte hier mit einer Dotierstrategie, Einbau von Verspannung und Zinn verbessert werden. Ein integrierter Germanium-Emitter zeigt somit ein optisches Ausgangssignal um die 1550 nm, allerdings sind für die Entwicklung eines integrierten Lasers noch viele Probleme zu lösen. Mit der vorgestellten Entwicklung des Photodetektors und den zukünftigen Entwicklungen der Modulatoren und Emitter ist das Konzept der optischen Übertragung auf einem Silizium-Substrat auf dem besten Weg zur Realisierung.

Ausblick

Im Ausblick auf die optische Übertragung von Glasfasernetzen bis auf die Chipebene oder sogar auf einem Chip mit integrierten Bauelementen treten nach der Entwicklung des Detektors nun der Modulator und der Emitter in den Fokus. Vor allem im Hinblick auf die verschiedenen Modulationsverfahren zur Erhöhung der Übertragungsbandbreite. Ein erstrebenswertes Ziel ist die Verwendung von einer ähnlichen oder sogar der gleichen Schichtstruktur für alle drei Bauelemente, wobei die unterschiedlichen Anwendungsgebiete über den verwendeten Arbeitspunkt bestimmt werden. Der Detektor wird bevorzugt ohne angelegte Spannung betrieben, während der Modulator bei verschiedenen Spannungen im Sperrbereich über den FKE die Amplitude des Signals moduliert. Der Emitter wird dagegen mit hohen Stromdichten im Vorwärtsbereich angesteuert. In dieser Arbeit wurde gezeigt, dass es prinzipiell mit einer Schichtstruktur möglich sein sollte, die komplette Übertragungsstrecke auf einem Chip zu realisieren. Allerdings sind für eine ausreichende

Übertragungscharakteristik noch weitere Arbeiten an den Modulator- und Emitter-Strukturen notwendig.

Die gemessenen 3dB-Grenzfrequenzen liegen nahe an den simulierten Werten, so dass es für eine Verbesserung nur wenige Möglichkeiten gibt. Ein Weg führt zu kleineren Bauelementabmessungen mit einem lateralen Wellenleiteranschluss für die Entkopplung von Absorption und Ladungstrennung und dafür optimierten Serienwiderständen. Eine weitere Möglichkeiten ist die direkte Integration mit einem angeschlossenen Verstärker: zuerst über eine Verbindung mit Bonddrähten der einzelnen Bauteile bis hin zu der monolithischen Integration von Detektor und Verstärker in einem CMOS-kompatiblen Prozess. So kann man auch den Systemwiderstand vernachlässigen und höhere Geschwindigkeiten erreichen.

Die Epitaxie in einer MBE-Anlage kann über weitere Untersuchungen des virtuellen Substrates und Temperaturschritten verbessert werden. Daraus sollte eine weitere Reduzierung der Defekte und des Dunkelstromes resultieren und der Signal-Rausch-Abstand weiter vergrößert werden. Für die Beimischung von Zinn in die Absorptionsschicht gilt dies aufgrund der hohen Dunkelströme besonders. Eine weitere Untersuchung der Detektoren mit verspannten Schichten oder Germanium-Zinn sollte die spektrale Bandbreite in den Infrarotbereich erweitern und auch Aufschluss über die optoelektronischen Hochfrequenzeigenschaften bringen.

Anhang A: Konstanten, Herleitungen und Berechnungen

Tab. 12: Physikalische Konstanten für numerische Berechnungen.

Physikalische Kontante Wert

Boltzmann-Konstante kB [eV/K] 8,62·10^-5

Elementarladung q [C] 1,6·10^-19

Plancksches Wirkungsquantum h [Js] 6,625·10^-34 Lichtgeschwindigkeit im Vakuum c0 [m/s] 2,998·10⁸ Dielektrizitätskonstante im Vakuum ε0 [F/cm] 8,854·10^-14

Elektronenvolt eV [J] 1,6·10^-19

Tab. 13: Materialkonstanten von Silizium und Germanium für die ausgeführten Berechnungen [22].

T = 300 K Silizium Germanium

Eg,direkt [eV] 3,37 0,8

Eg [eV] 1,12 0,66

Gitterkonstante a [pm] 543,1 564,6

Schmelzpunkt [K] 1680 1211

Beweglichkeit Elektronen µn [cm²/Vs] 1450 3900

Beweglichkeit Löcher µp [cm²/Vs] 500 1900

Intrinsische Ladungsträgerdichte ni [cm^-3] 1,1·10¹⁰ 1,6·10¹³ Zustandsdichte Leitungsband NL [cm^-3] 2,9·10¹⁹ 1·10¹⁹ Zustandsdichte Valenzband NV [cm^-3] 2,65·10¹⁹ 8·10¹⁸