WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

тронов (дырок) ni. В то же время предельная концентраЭти эффекты обусловлены переходом исходного не ция свободных электронов в InAs после облучения долегированного InAs в вырожденное n+-состояние при стигает величины (2-3) · 1018 см-3, что соответствует электронной бомбардировке, что в целом подтверждает условию глубокого вырождения материала. Однако для данные электрофизических измерений. Оценка сечения InAs, как и для других полупроводников, соответствуоптического поглощения на свободных носителях при ющие расчеты положения Flim в теоретических модеэнергии фотонов h 0.14 эВ для образца, облученного лях [10–12] хорошо согласуются с экспериментальными интегральным потоком электронов D = 1 · 1019 см-2, да- данными. Это предполагает, что в облученном InAs в ет величину Sn 4 · 10-17 см2, что близко к соответству- случае закрепления уровня Ферми в предельном полоющим значениям в материале, легированном „мелкими“ жении, как и в других полупроводниках, концентрация донорными примесями до концентрации свободных элек- РД также превышает величину nlim, так что и InAs после тронов (2-3) · 1018 см-3. В оптических спектрах облу- облучения можно рассматривать как материал с „низченных образцов не выявлено каких-либо особенностей кой“ концентрацией свободных электронов. Эти выводы на кривых (h), связанных с присутствием глубоких подтверждаются соответствующими численными оценсостояний РД. ками. Так, принимая во внимание величину скорости Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Электрофизические и оптические свойства InAs, облученного электронами ( 2 МэВ)... удаления дырок 5см-1 при электронном облучении а также (InAs-VIn). С учетом высокой подвижности (Ee 2МэВ) p+-InAs (образцы 12, 13) равной скорости межузельных атомов их обычно не принимают во внивведения радиационных доноров и экстраполируя это мание. Наиболее вероятные дефекты в бинарных полузначение к интегральному потоку 1 · 1019 см-2, полу- проводниках при комнатных температурах — это АСД, чаем концентрацию таких доноров NRD 5 · 1019 см-3. которые имеют малую энтальпию образования и высоСоответствующая оценка для радиационных акцепто- кую термическую стабильность. Кроме того, в бинарров в InAs с n+ = 2 · 1019 см-3, облученном быстры- ных полупроводниках возможно присутствие вакансий, ми нейтронами, дает при условии закрепления уровня поскольку сложная решетка соединения способствуФерми NRA 1.7 · 1019 см-3 [3]. Отсюда следует, что в ет их стабилизации. Имеющиеся в настоящее время сильно облученном InAs концентрации радиационных экспериментальные данные, полученные из измерений + доноров NRD иакцепторов NRA превышают величину nlim электронного парамагнитного резонанса в некоторых и близки друг к другу, так что такой материал имеет полупроводниках группы III-V после их облучения степень компенсации 1. В этом случае уравнение вблизи 295 K, подтверждают наличие как АСД, так и нейтральности (предположительно) вакансий [18–20]. При этом исследования показывают, что эффективность накопления РД + n2 - n2 /nlim = NRD - NRA в InAs при 295 K всего лишо в 1.8 раза ниже, чем lim i при 20 K [21], т. е. большая часть РД в этом соединении может быть заменено условием зарядовой нейтральнозаморожена вблизи 295 K.

сти для радиационных дефектов Исходя из этого, в качестве основных дефектов электронного облучения в InAs мы рассмотрели - + NRA NRD, нерелаксированные вакансии (VAs, VIn) и АСД (InAs, AsIn), расчет уровней которых проводился методами как и в облученных полупроводниках с „широкой“ псевдопотенциала и расширенной элементарной ячейзапрещенной зоной. Эти оценки показывают, что InAs ки (РЭЯ) (8 8 8) подобно [22]. Поскольку энергии после облучения проявляет свойства вырожденного глубоких уровней в кристаллах с узкой запрещенной полупроводника n+-типа проводимости, являясь при зоной особенно чувствительны к деталям зонной этом материалом, в котором выполняется условие структуры, для их расчета использовались более точные (NRD - NRA)/NRD nlim/NRD 1.

модельные нелокальные псевдопотенциалы, учитываюПоскольку энтальпия образования собственных дещие спин-орбитальное взаимодействие [23]. Блоховские фектов в полупроводнике зависит от их зарядовофункции идеального кристалла InAs находились в базисе го состояния и уменьшается с увеличением разности из 70 плоских волн. В силу „мягкого“ характера мо|F - FS| [13–16], то в случае облучения p+-InAs должны дельных псевдопотенциалов увеличение числа плоских более эффективно формироваться дефекты донорного волн слабо влияет на спектры идеального и дефектного типа, а при облучении исходного n+-InAs — дефекты кристаллов. Для уменьшения объема вычислений при акцепторного типа. Здесь F — положение уровня Ферми расчете глубоких уровней дефектов дополнительные в исходном кристалле, FS — некоторое его характеволны по теории возмущений Левдина здесь, в отличие ристическое положение в полупроводнике, тождественот [23], не учитывались, а параметры псевдопотенциалов ное Flim [17]. В условиях стабилизации уровня Ферми были несколько изменены, чтобы получить лучшее совблизи Flim эффективности образования радиационных гласие с экспериментальными оптическими спектрами.

доноров и акцепторов должны быть близки друг к Найденные параметры ионных псевдопотенциалов для другу, что в целом подтверждается экспериментальными локальной части (V0, Rm), поправок от d-нелокальносисследованиями.

ти (Ad), энергетической зависимости () и спин-орбитального взаимодействия () равны (в атомных 6. Электронная структура собственных единицах h = m = e = 1): V0(In) =-0.6, Rm(In) =3.5, (In) =40, Ad(In) =0.5, (In) =3.0, V0(As) =-3.15, дефектов решетки в InAs Rm(As) =3.34, (As) =12, Ad(As) =4, (As) =3.2.

Высокая концентрация свободных электронов в InAs С этими параметрами вычисленные наименьшие после облучения создает сложности в эксперименталь- энергии межзонных переходов почти совпадают с ных исследованиях спектра РД. Поэтому какие-либо до- экспериментальными значениями при низких темперастоверные данные в этой области до настоящего време- турах (даны в скобках): E0( - ) =0.42 (0.42) эВ, 6C 8V ни отсутствуют и относительно природы этих дефектов (8V - ) =0.38 (0.38) эВ, E X(X6C - ) = so 7V 8V могут быть высказаны только общие предположения. = 1.86 (1.87) эВ, E L(L6C - ) =1.55 эВ.

8V Очевидно, что за закрепление уровня Ферми в об- Волновые функции дефектного кристалла представлялученных полупроводниках ответственны дефекты типа лись в виде суперпозиции из симметризованных комбиоборванных связей, простейшими среди которых в InAs наций, построенных из 30-50 нижних блоховских состоявляются антиструктурные дефекты (АСД) AsIn и InAs, яний идеального кристалла, чтобы обеспечить удовлевакансии VAs и VIn, комплексы (AsIn-InAs), (AsIn-VAs), творительную сходимость ( 0.1эВ) энергий глубоких Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 414 В.Н. Брудный, С.Н. Гриняев, Н.Г. Колин Таблица 2. Энергии уровней собственных нейтральных дефектов VIn (3) VAs (1) InAs (4) AsIn (2) (T2)R 0.57 (T2)R 0.20 (T2) 0.82 (A1)R 15V (E, G )R 0.56 (E )R, 0.57 (G )R -0.08 (E )R, 0.15 (G ) 0.69 (E )R 8V -2.84 (A1)R -6.54 (A1) -2.83 (A1)R 0.50 (A1) -2.97 (E )R -6.67 (E ) -2.96 (E )R 0.37 (E ) -6.90 (A1) -9.39 (A1) -7.03 (E ) -9.52 (E ) -13.55 (A1) -13.68 (E ) Примечание. Энергии отсчитаны относительно уровня ( ) в идеальном кристалле InAs и приведены в эВ. В скобках рядом с обозначением 15V 8V типа дефекта указано количество электронов на уровнях; в верхнем ряду даны результаты расчета без учета спин-орбитального взаимодействия, а в нижнем — с его учетом. R — резонансные состояния.

уровней. Потенциалы нейтральных точечных дефектов представлениям точечной группы тетраэдра, E —двустроились из локальных частей псевдопотенциалов ана- кратно вырожденное состояние, G — четырехкратно логично [24,25], при этом для АСД они выбирались в вырожденное состояние. Рассмотрим сначала результавиде разности локальных псевдопотенциалов замещае- ты расчета для нейтральных состояний перечисленных мых ионов, экранированных валентными электронами дефектов. Из расчета следует, что потенциал отталкив модели Томаса-Ферми с поправками на обмен, с вания наиболее сильного собственного дефекта VAs без плотностью, равной плотности электронов в идеаль- учета спин-орбитального взаимодействия создает донорном кристалле. Потенциалы более „сильных“ дефек- ное резонансное состояние T2 в зоне проводимости, при тов — вакансий брались равными с обратным знаком этом волновая функция этого состояния сильно локапсевдопотенциала удаляемых атомов, экранированных лизована вблизи дефекта. Потенциал спин-орбитального электронами с локальной плотностью (Zv - Zd)/ 0, взаимодействия Vso локализован в области атомных где Zv = 8, Zd — число валентных электронов атома остовов. Поскольку для вакансии этот потенциал равен вакансии, 0 — объем элементарной ячейки идеаль- нулю, то при учете спин-орбитального взаимодействия ного кристалла. Такой выбор потенциалов дефектов уровень T2 расщепляется слабо ( 0.006 эВ) на уровдает результаты, близкие к данным самосогласованных ни E и G за счет небольшого перекрытия волнорасчетов. Далее, как и в [24,25], по теории возмущений с вой функции дефекта с потенциалами Vso ближайших учетом 30 ближайших к глубоким уровням состояний к дефекту атомов. На нижнем уровне E находится дефектного кристалла было учтено спин-орбитальное 1 электрон, верхний уровень G — пустой; кроме того, взаимодействие с остовными p-состояниями атомов и в щели валентной зоны VAs создает локализованное дефектов, находящихся в РЭЯ. Локализованные и ре- состояние E. Вакансии индия отвечает более слабый зонансные состояния дефектов отождествлялись с зон- потенциал отталкивания, который создает резонансные ными состояниями сверхрешетки для волнового вектора состояния вблизи потолка валентной зоны. Дефект InAs k = 0 из анализа электронной плотности. Волновые выталкивает в запрещенную зону глубокий уровень T2, функции глубоких уровней локализованы вблизи дефек- который происходит в основном из состояний, по15V тов в основном в пределах сферы с радиусом, равным этому при учете спин-орбитального взаимодействия его расстоянию между ближайшими соседями R =( 3/4)a0 расщепление (0.23 эВ) близко к расщеплению вершины (a0 — постоянная решетки). Поэтому для описания валентной зоны. В результате расщепления нижнее so зарядовых состояний глубоких центров к гамильтони- состояние с симметрией E становится резонансным, ану дефектного кристалла добавлялся дополнительный находящимся в континууме валентной зоны, а верхнее потенциал, создаваемый однородно заряженным шаром состояние с симметрией G расположено в запрещенной с радиусом R и экранированный электронным газом в зоне и заполнено наполовину двумя электронами. Поэтомодели Томаса-Ферми. му дефект InAs выступает двухзарядным акцептором; поВычисленные энергии глубоких уровней нейтральных мимо этого он создает резонансное и локализованное содефектов VAs, VIn, InAs и AsIn приведены в табл. 2. По- стояния в валентной зоне с симметрией E. Дефекту AsIn скольку большинство теоретических расчетов уровней отвечает потенциал притяжения, который выталкивает дефектов в соединениях III-V до сих пор выполня- из зоны проводимости один полностью заполненный лось без учета спин-орбитального взаимодействия, для электронами глубокий уровень E с энергией 0.37 эВ сравнения приведены значения уровней дефектов как с (относительно уровня ), а сам дефект AsIn выступает 8V учетом, так и без учета спин-орбитального взаимодей- двухзарядным донором. Кроме этого дефект AsIn создает ствия. Состояния E и G преобразуются по двузначным два локализованных состояния в валентной зоне и один Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Электрофизические и оптические свойства InAs, облученного электронами ( 2 МэВ)... незаполненный электронами резонансный уровень E заполненное электронами состояние), выталкивается из в зоне проводимости. Вычисленные энергии уровней валентной зоны и становится локализованным состособственных нейтральных дефектов в InAs в основном янием с энергией E = EV + 0.02 эВ, в то время как согласуются с результатами, полученными по методу нейтральное состояние, однократно и двукратно отрисильной связи [26,27]. цательно заряженные состояния образуют резонансы в Результаты численных расчетов глубоких уровней валентной зоне. Напротив, для VAs нейтральное резонейтральных точечных дефектов в InAs, уровни кото- нансное состояние после ионизации становится локалирых локализованы в зоне проводимости и в пределах зованным состоянием в запрещенной зоне с энергией запрещенной зоны, представлены на рис. 5. Эти данные E = EV + 0.34 эВ.

показывают, что нейтральные вакансии не формируют Большинство заряженных состояний дефекта AsIn локализованных состояний в запрещенной зоне InAs, в расположено в запрещенной зоне, в то время как то время как АСД образуют донорные (AsIn) и акцеп- для дефекта InAs двукратно отрицательно заряженное торные (InAs) состояния. При этом особенностью InAs полностью заполненное электронами состояние (G )-является то, что точечные дефекты формируют состоя- выталкивается в зону проводимости (E = EV + 0.65 эВ) ния резонансного типа в области разрешенных энергий и становится резонансным. Из рассчитанных однозон проводимости и валентной. Состояния такого типа электронных энергий состояний точечных дефектов достаточно часто наблюдаются в полупроводниках с узуровню Flim могут быть сопоставлены прежде всекой запрещенной зоной, например в полупроводниковых го энергии E(-/- -) =0.51 эВ дефекта InAs и энергии соединениях группы IV-VI [28].

E(-/- -) =0.46 эВ вакансии мышьяка VAs. В целом это Поскольку зарядовое состояние дефектов зависит от согласуется с выводами [29,30] об особой роли глубоких взаимного расположения их уровней и уровня Ферми уровней дефектов анионной подрешетки в соединении может изменяться в процессе облучения, были так- ях III-V в явлении закрепления уровня Ферми. Поже рассчитаны уровни заряженных состояний вакансий добная связь не случайна, поскольку данным дефектам и АСД для энергетического интервала вблизи запрещен- отвечают сильные потенциалы возмущения и наиболее ной зоны InAs (рис. 5). Ранее для InAs были выполнены локализованные волновые функции. Таким образом, солишь полуэмпирические оценки энергий этих состояний стояния таких дефектов являются наиболее глубокими для АСД [27,29], при этом результаты данных работ в полупроводнике и, как показано в [12,22], их энергесильно различаются. Полученные в [29] сдвиги глубоких тические уровни наиболее устойчивы по отношению к уровней для отрицательно заряженных состояний дефекразупорядочению кристаллической решетки. В терминах та InAs близки к нашему расчету.

Pages:     | 1 || 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.