WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 3 Тонкая структура длинноволнового края экситон-фононного поглощения и гиперболические экситоны в карбиде кремния политипа 6H © А.П. Крохмаль¶ Киевский национальный университет им. Тараса Шевченко, 01033 Киев, Украина (Получена 7 мая 2002 г. Принята к печати 17 июня 2002 г.) Исследована тонкая структура поляризационных спектров длинноволнового края экситон-фононного поглощения в относительно чистых кристаллах 6H-SiC n-типа проводимости с концентрацией нескомпенсированных доноров ND - NA =(1.7-2.0) · 1016 см-3 при температуре T = 1.7 K. Анализ новых особенностей края поглощения и четкое начало экситон-фононных струпенек с эмиссией фононов из акустических и оптических ветвей позволил уточнить такие важные параметры в 6H-SiC, как ширину запрещенной зоны, ширину экситонной запрещенной зоны, энергию связи экситона, а также энергии спин-орбитального и кристаллического расщепления экситона. В поляризации E Z(C) (вектор электрического поля параллелен оптической оси кристалла) впервые обнаружены переходы с эмиссией LA-фононов в 1S-экситонное состояние с законом дисперсии типа M1. Тем самым подтверждена ранее теоретически предсказанная „двухъямная“ структура минимума зоны проводимости в 6H-SiC.

1. Введение состояний седловидной особенности для нижней зоны проводимости в 6H-SiC, по нашим сведениям, до сих Для кристаллов со структурой вюрцита (кристалличе- пор не имеется. Как известно, сингулярности типа M1 ский класс 6mm (C6v)) в [1,2] теоретически предсказаны в законе дисперсии плотности состояний абсолютных и проанализированы возможные точки нулевого наклона экстремумов зон в непрямозонных полупроводниках энергетических зон в зоне Бриллюэна. В частности, непосредственно отражаются на законе дисперсии эксипоказано, что в точках и M всегда реализуется нулевой тонных состояний и надежно проявляются в некоторых наклон, причем с учетом спин-орбитального взаимодей- совершенных кристаллах по соответствующей форме ствия точка M становится неаналитической и экстремум экситон-фононных ступенек в тонкой структуре длинносмещается из этой точки. При этом на линиях и T волнового края фундаментального поглощения [14,15].

возникает по две пары стационарных точек. В двух из В 6H-SiC длинноволновый край фундаментального них реализуется экстремум, две остальные являются поглощения формируется непрямыми переходами в экседловидными [2].

ситонные состояния с участием фононов как из акустиКарбид кремния 6H-SiC — непрямозонный полу- ческих, так и из оптических ветвей, и его структура проводник со структурой типа вюрцита. Вершина его исследована при низких температурах для двух поляp-валентной зоны расположена в центре зоны Бриллю- ризациий, E C и E C (E —вектор электрическоэна [3–5] и расщеплена кристаллическим полем в ком- го поля, C — оптическая ось, C C6 Z) [16]. При бинации с более слабым спин-орбитальным взаимодей- различных температурах краевое поглощение детально ствием на = 48.7 мэВ и = 7.8мэВ [6] соот- исследовано в [17], но только для поляризации E C, cf so ветственно. Абсолютный минимум зоны проводимости так как по данным [16] структура края в поляризав 6H-SiC, по данным многих исследователей, лежит ции E C маловыразительна. Следует также отметить, либо в точке M, либо на линии M-L зоны Бриллюэ- что некоторые детали структуры краевого поглощения, на [3–5,7–10]. В последнее время большинство теорети- наблюдаемые в дифференциальных спектрах, остались ческих исследований свидетельствует, что из-за взаимо- непонятными [18,19].

действия нижних близко расположенных „сложенных“ Мы поставили специальные эксперименты по исзон проводимости одинаковой симметрии абсолютный следованию тонкой структуры длинноволнового края минимум зоны проводимости сдвигается в точку U экситон-фононного поглощения в кристаллах 6H-SiC, на линию M-L, образуя „двугорбую“ („camel’s back“) направленные на обнаружение особенностей, предскаструктуру, при этом в точке M возникает сингулярность занных в [2,11].

ван Хова типа M1 [5,11–13]. Расчеты [5,11–13] дают высоту барьера между двумя симметричными долинами 2. Результаты эксперимента в U-точках и „седлом“ в M-точке от 3.8 до 5.7 мэВ, а сам минимум отстоит от точки M на 0.4/c. Однако С учетом небольшого спин-орбитального расщеплепрямых спектроскопических доказательств существования валентной зоны, а также малой высоты барьера, ния в законе дисперсии комбинированной плотности предсказанного в „двухдолинной“ структуре минимума ¶ E-mail: krokhmal@mail.univ.kiev.ua зоны проводимости, указанные особенности в законе Тонкая структура длинноволнового края экситон-фононного поглощения и гиперболические экситоны... дисперсии плотности состояний непрямых экситонов должны быть слабо выраженными. Поэтому для исследований были отобраны специально не легированные с низким содержанием примесей монокристаллы 6H-SiC. В таких кристаллах сведено к минимуму возмущение экситонных состояний как электрическими полями заряженных дефектов, так и экранированием.

В непрямозонных полупроводниках, как известно [20], указанные эффекты существенным образом уменьшают интенсивность экситон-фононных ступенек и размывают их края. Спектры поглощения определялись из краевого пропускания, измеренного при низких температурах с высоким разрешением на модернизированном дифракционном спектрометре ДФС-8-2 с обратной линейной дисперсией 0.3 нм / мм.

Несколько отобранных монокристаллов 6H-SiC, выращенных из газовой фазы пересублимацией по методу Лели, имели слабую проводимость n-типа. Основной донорной примесью в них, как обычно, оказался неконтролируемый азот. Об этом свидетельствовали низкотемпературные спектры краевой фотолюминесценции (ФЛ) с характерным линейчатым PRS-спектром, Поляризационные спектры краевого поглощения кристалла обусловленным рекомбинацией экситонов, связанных n-6H-SiC при T = 1.7K в геометрии s 2110 X. 1 — E Y, на нейтральных атомах азота [16,21]. О низкой кон2 — E Z(C). Толщина образца d = 1.057 мм. Стрелками центрации нейтрального азота свидетельствовали такобозначены начала ступенек экситон-фононного поглощения же и спектры поглощения в ближней инфракрасной и приведены энергии (в мэВ) соответствующих фононов, области, измеренные для двух образцов при поляри- сохраняющих квазиимпульс при оптических переходах. Звеззации E C. Эти спектры обнаруживают весьма сла- дочками обозначены особенности, наблюдаемые в поглощении впервые. Из-за наличия прикраевой полосы поглощения бую дублетную полосу (с коэффициентом поглощения 2.98 эВ, обусловленной фотоионизацией азота с переходом 5см-1), характерную и хорошо известную для легиэлектронов в вышележающую зону проводимости [31], для рованных азотом кристаллов n-6H-SiC, с максимумами E Y коэффициент поглощения в спектре начинается не при энергиях = 1.33 и 1.39 эВ [22–24]. По коэффис нуля.

циенту поглощения в этой полосе мы, согласно [24], оценили в образцах концентрацию нескомпенсированных доноров n = ND - NA, которая находилась в преде- ченная величина спин-орбитального расщепления эксиex лах n (1.7-2.0) · 1016 см-3 при степени компенсации тона =(7.3 ± 0.1) мэВ несколько больше ранее найso K 0.12. Последнюю величину с учетом [23,24] мы денной из модуляционных спектров в [18,19] и является оценили из соотношения интенсивностей компонент весьма близкой к значениям спин-орбитального расщепс максимумами при = 1.33 и 1.39 эВ в полосе ления валентной зоны = 7.8мэВ [6] и 7.7 мэВ [13], so поглощения. полученным из пьезоспектроскопии экситонов, связанСпектры краевого поглощения всех 5 отобранных ных на нейтральном азоте. Кроме того, мы впервые кристаллов при температуре T = 1.7 K и поляризации наблюдаем изломы перед интенсивными ступеньками, E C показывают более четкую и более сложную, обусловленными возбуждением экситона из верхней чем в [16,17], структуру экситон-фононных ступенек валентной зоны (A) в 1S-состояние с испусканием (см. рисунок). При E C мы впервые в поглоще- наиболее высокоэнергетических TA- и LA-фононов (46.нии наблюдаем дополнительные ступеньки, часть из и 77.0 мэВ [16] соответственно). Особенно четко проявкоторых сдвинута в высокоэнергетическую сторону на ляется „расщепление“ наиболее интенсивной ступеньки (7.3 ± 0.1) мэВ по отношению к началу ступенек, обус- с эмиссией LA-фонона 77.0 мэВ. Величина этого „расловленных возбуждением 1S-экситонов из верхней ва- щепления“ составляет (1.4 ± 0.1) мэВ. Четкое начало лентной зоны (A) с испусканием TA-, LA- и TO-фоно- экситон-фононных порогов поглощения (при энергинов, сохраняющих квазиимпульс при оптических пере- ях фотонов, соответствующим длинам волн в вакууходах. Эти дополнительные ступеньки следует отожде- ме) для акустических фононов с известными энергияствить с возбуждением 1S-экситона из нижней спин- ми 46.3 и 77.0 мэВ позволило более точно определить орбитально отщепленной валентной зоны (B).1 Полу- при T = 1.7 K ширину экситонной запрещенной зоны в 6H-SiC — Egex =(3.0224 ± 0.0001) эВ. Полученная Мы используем более логичную классификацию неприводимых величина Egex практически совпадает с Egex = 3.0223 эВ, спинорных представлений для зон в -точке группы волнового вектора C 6v [25]. ранее найденной из анализа краевого поглощения и собФизика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 268 А.П. Крохмаль ственного спектра ФЛ экситонов в [26]. Мы впервые сти энергий 3.10 эВ в обеих поляризациях участвует наблюдаем слабые экситон-фононные ступеньки при LA-фонон одной и той же энергии 77.0 мэВ, то смещение энергиях = 3.0732 и 3.0912 эВ, которые обусловле- начала экситон-фононной ступеньки с гиперболическим ны возбуждением 1S-экситонов из верхней валентной законом дисперсии по отношению к началу ступеньки зоны (A) с эмиссией LA-фононов 50.8 и 68.8 мэВ, с параболическим законом дисперсии дает величину которым в [16] приписаны значения волнового вектора барьера между сингулярностями M0 и M1 в законе в широкой зоне kc = 2/c и 4 /c соответственно, дисперсии плотности состояний непрямого 1S-экситона а также ступеньку при 3.1293 эВ, обусловленную эмис- =(1.6 ± 0.1) мэВ. В этом случае различную интенсией LO-фононов 107.0 мэВ. Остановимся на обсужде- сивность соответствующих экситон-фононных ступенек нии впервые наблюдаемой более интенсивной ступеньки можно объяснить разной плотностью экситонных сопри 3.0852 эВ. Если она вызвана переходами из ва- стояний: в более „плоских“ долинах типа M0 [5] она лентной зоны (A) в 1S-состояние экситона с испус- будет значительно выше, нежели в сингулярностях тиканием LA-фонона, то его энергия окажется 62.8 мэВ. па M1. Однако в экситон-фононном спектре ФЛ экОднако излучательных переходов в экситон-фононных ситонов, связанных на нейтральных донорах, в обласпектрах ФЛ как свободных, так и связанных экситонов сти энергии 77 мэВ наблюдается группа из четырех с участием LA-фононов такой энергии в 6H-SiC не типов LA-фононов [16]. По данным [16,28] LA-фононы обнаружено [16,26–28]. Тем не менее в спектрах комби- 77.0 мэВ имеют наибольшую плотность состояний на национного рассеяния света наблюдаются весьма слабые границе широкой зоны (6/c) и активно взаимодействуфононы 62.5 и 63.0 мэВ симметрии A1 с волновыми ют с экситонами в поляризации E C. В поляризации векторами в широкой зоне kc = 4/c [29]. С другой E C активны только фононы 73.9 мэВ, но плотность стороны, указанная ступенька может быть обусловле- состояний для них примерно на порядок меньше, чем на переходами из спин-орбитально отщепленной зоны для фононов 77.0 мэВ [16]. Если экситоны седловой (B) с испусканием LA-фонона 55.5 мэВ. В спектре точки возникают с эмиссией LA-фононов 73.9 мэВ, то модулированного по длине волны краевого поглощения величина барьера между сингулярностями M0 и Mособенности с такой энергией фононов 55.5 мэВ уже в законе дисперсии непрямых 1S-экситонов (с учетом наблюдались [19]. Однако в собственной люминесценции разности энергий соответствующих фононов на 3.1 мэВ) экситонов [27,29] и ФЛ экситонов, связанных на ней- будет = 4.7 мэВ. Это значение находится в пределах тральных донорах (азоте), [16] проявляются LA-фононы расчетной величины 3.8-5.7 мэВ для минимума зоны меньшей энергии, 53 и 53.5 мэВ соответственно. Это проводимости [5,11–13]. Так как особенность типа Mрасхождение в энергиях фононов, полученных из спек- четко проявляется в поляризации E C только при энертров поглощения и ФЛ, может быть связано, как мы гии 3.1010 эВ, т. е. в окрестности энергии возбуждения увидим далее, с двухдолинной структурой минимума 1S-экситонов с эмиссией имеющих наибольшую плотзоны проводимости. Следует отметить, что с увеличе- ность состояний на границе широкой зоны LA-фононов нием концентрации нескомпенсированных доноров или 77.0 мэВ [16,17,28], то мы склонны считать, что величина акцепторов до (5-8) · 1016 см-3 структура тонкого барьера между сингулярностями M0 и M1 в законе „расщепления“, а также четкость порогов экситон- дисперсии плотности экситонных состояний составляет фононного поглощения размываются. = 1.6 мэВ. Следующая менее четкая и слабая особенДля E C край поглощения начинается при энер- ность при = 3.107 эВ обусловлена экситонными гии = 3.0556 эВ с интенсивной ступеньки, обуслов- переходами, вероятно, также в седловую точку M1, ленной возбуждением экситона из верхней валентной зо- но возбужденными из нижней валентной зоны (B) ны (A) в 1S-состояние с эмиссией TA-фонона 33.2 мэВ. с эмиссией LA-фононов 75.6 мэВ [16,28]. Мытакже вперСледующая интенсивная ступенька при = 3.0664 эВ вые наблюдаем четко начало интенсивной ступеньки вызвана эмиссией TA-фонона с энергией 44.0 мэВ. Ука- при 3.1088 эВ, которую можно связать с возбуждением занные фононы активно взаимодействуют с экситона- 1S-экситона из нижней кристаллически отщепленной ми в поляризации E C [16]. Кроме того, на фоне валентной зоны (C) с эмиссией TA-фонона 33.2 мэВ.

этих ступенек наблюдаются весьма слабые ступень- В таком случае 1S-экситон, возбужденный из кристалки при энергиях = 3.0630, 3.0738 и 3.0832 эВ, лически отщепленной валентной зоны (C), лежит ex которые вызваны возбуждением 1S-экситона из спин- на =(53.2 ± 0.1) мэВ глубже 1S-экситона, возбуcf орбитально отщепленной валентной зоны (B) с эмис- жденного из верхней валентной зоны (A). Найденная 8 ex сией TA-фононов 33.2, 44.0 и LA-фонона с энерги- величина совпадает с расщеплением =(53 ± 1) мэВ, cf ей 53.5 мэВ соответственно. Весьма существенно, что полученным из анализа экситонного электропоглощепри энергии 3.1010 эВ четко наблюдается сравнительно ния [18]. Здесь следует отметить, что наблюдаемая слабая особенность, характерная для гиперболических в электропоглощении при E C не идентифицированная экситон-фононных переходов в седловую точку типа линия D около 3.11 эВ [18], очевидно, также обусловM1 [14,15]. Менее четко такие особенности наблюда- лена возбуждением экситонов из нижней кристалличеются при = 3.107 и 3.1386 эВ. Если предположить, ски отщепленной валентной зоны (C) с испусканием что при возбуждении непрямого 1S-экситона в обла- TA-фононов 33.2 мэВ.

Pages:     || 2 | 3 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.