WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 11 |

интенсивные линии в рамановских спектрах с волно- Упрощенные формулы, пренебрегающие зависимостью inter выми числами между 580 и 596 см-1 были отнесены к [1 + q ()] от частоты, могут претендовать только на чистым, незаэкранированным фононным модам A1(LO) приближенную оценку.

и E1(LO) гексагонального InN. В то же время следует Собственные моды неэкранированного LO-фонона и отметить, что номинально нелегированные пленки InN, плазмона заменяются в случае легированных кристаллов использовавшиеся в этой и других работах, как пра- двумя смешанными плазмон-LO-фононными возбуждевило, обладали концентрацией свободных электронов ниями (PLP), обозначаемыми PLP+(q) и PLP-(q) [64], выше чем 1019 cм-3. В таком случае интерпретация частоты которых сильно зависят от концентрации своспектра в области продольных оптических колебаний и бодных носителей заряда. Когда частота плазмона маидентификация абсолютного спектрального положения ла по сравнению с частотой LO-фонона (не очень LO-фононов требует учета взаимодействия LO-фононов большая концентрация свободных носителей заряда), с коллективными возбуждениями свободных носителей PLP--моды проявляют характер, типичный для плаззаряда. мона, а PLP+-моды — характер, типичный для фонона. В противоположном случае (большая концентра2.1.3. Фонон-плазмонные моды. Спектр фонон-плазция свободных носителей заряда) PLP--моды проявмонных возбуждений в общем случае дается решением ляют фононообразное поведение, приближаясь к чауравнения [63] стоте TO-фонона, что означает почти полное экрани2 рование электрического поля LO-фонона свободными LO - TO inter intra 1 + q () +q () + = 0, (1) носителями заряда. В свою очередь, PLP+-мода сдвиTO - гается к высоким частотам, становясь плазмонообразinter intra ной. Обе ветви наблюдались, например, в кристаллах где q () и q () представляют собой соответGaN [65–67].

ственно вклад межзонных переходов и вклад свободных В то же время имеются примеры проявления в носителей заряда в диэлектрическую восприимчивость рамановских спектрах полосы на частоте неэкранированкристалла, LO и TO — частоты продольных и поного LO-фонона для образцов с высокой концентрацией перечных оптических колебаний. Диэлектрическая восносителей заряда, например n-GaAs [64]. Как правило, приимчивость кристаллической решетки L() связана с предлагается два механизма для объяснения такого остальными параметрами кристалла соотношением необычного поведения фононных мод в рамановских 2 спектрах: а) наличие тонкого приповерхностного обедL() LO - TO =. (2) inter ненного носителями заряда слоя, связанного с изгибом 1 + q () - ()TO зон вблизи поверхности; б) несохранение волнового векДля широкозонных кристаллов, когда интересующая об- тора в процессе рассеяния и, как следствие, проявление ласть энергий много меньше ширины запрещенной зоны, в рамановских спектрах смешанных мод с большими Eg, зависимостью межзонного вклада в диэлектри- волновыми векторами.

ческую восприимчивость от частоты можно пренебречь В работе [56] существование приповерхностного обедinter и считать, что [1 + q ()] =. В случае кристалли- ненного носителями заряда слоя в InN было исключеческого InN необходимо учитывать несколько факторов. но на основании анализа эллипсометрических данных.

Необычность ситуации с кристаллическим InN состоит в Таким образом, полоса на частоте неэкранированного том, что концентрация свободных электронов достигает LO-фонона в InN с высокой концентрацией свободных больших (полуметаллических) значений и при этом мо- электронов может быть объяснена, если мы примем во жет изменяться в широких пределах для разных образ- внимание рассеяние виртуальных электронно-дырочных цов. Как следствие, энергия плазмона может достигать пар на структурных дефектах кристаллической решетки, значений, сравнимых с шириной запрещенной зоны. что приводит в конечном итоге к нарушению закона В интервале энергий, ограниченном с одной сторо- сохранения волнового вектора. В этом случае в спекны энергией оптического фонона, а с другой стороны тре проявляются LO-фононы с волновыми векторами, Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 904 В.Ю. Давыдов, А.А. Клочихин жение фононных мод в интервале 580-596 см-1 действительно соответствует неэкранированным фононам симметрии A1(LO) и E1(LO).

Кроме двух мод E2 и A1(LO), разрешенных правилами отбора для конфигурации z (xx)z (рис. 1), в рамановском спектре наблюдается дополнительная полоса на частоте 445 см-1. Исследование ее температурной зависимости позволило исключить отнесение этой полосы к спектру второго порядка. В то же время изучение образцов InN с различной концентрацией носителей заряда выявило, что эта полоса сдвигается в низкочастотном направлении с уменьшением концентрации свободных электронов (рис. 3 и рис. 4, a). Это наблюдение послужило основанием для отнесения этой полосы к возбуждениям, принадлежащим нижней ветви смешанных плазмон-LO-фононных мод с малыми волновыми векторами. Подтверждением такой интерпретации является сдвиг линии, связанной с плазменными колебаРис. 3. Рамановские спектры нелегированных образцов InN с ниями в спектре ИК отражения, от 3500 до 800 см-1 с различной концентрацией электронов по данным холловских увеличением концентрации акцепторов (рис. 4, b).

измерений n, см-3: 1 —1 · 1019, 2 —5 · 1019, 3 —1 · 1020, В рамановских спектрах InN иногда наблюдалась еще 4 —2 · 1020.

одна полоса, находящаяся на низкочастотном крыле фононной линии A1(LO) на частоте 561 см-1 (рис. 1).

В настоящее время в литературе нет однозначной интерпретации этой полосы. Однако ее положение в области высокой плотности фононных состояний (см. далее) предполагает участие фононов с волновыми векторами q = 0.

В работах [54,55] были также измерены спектры ИК отражения на образцах InN, выращенных на подложках (0001) и (1102) -Al2O3. Спектры ИК отражения измерялись в диапазоне 200-4000 см-1 при угле падения луча 20. Значения частот фононов 448 см-для A1(TO) и 476 см-1 для E1(TO), полученные из анализа Крамерса–Кронига, хорошо согласуются с данными рамановских измерений (см. вставку на рис. 2 и табл. 1). Таким образом, в этих работах удалось вперРис. 4. Рамановские спектры (а) и спектры инфракрасного вые зарегистрировать все 6 раман-активных мод InN, отражения (b) эпитаксиальных слоев InN:Mg с различной 1A1(TO) +1A1(LO) +1E1(TO) +1E1(LO) +2E2, и опреконцентрацией свободных носителей n, см-3: 1 — 2 · 1020, делить их симметрию. Тот факт, что 5 из них были 2 —1 · 1020, 3 —5 · 1019, 4 —1 · 1019. Из работы [54].

измерены на одном и том же образце InN, выращенном на подложке (1102) -Al2O3, дает возможность получить самосогласованную картину поведения оптических фопревосходящими порог затухания Ландау, и сечение нонов в InN при различных воздействиях (деформация, рамановского рассеяния оказывается пропорциональным температура и т. д.).

концентрации дефектов [68]. Так, например, на рис. Колебательные свойства гексагонального InN были представлены спектры номинально нелегированных плеизучены также в работах [57,58], использовавших раманнок n-InN с различной концентрацией электронов, коспектроскопию и ИК спектроскопическую эллипсометторые обусловлены структурными дефектами решетки.

рию [56]. Полученные в этих работах значения чаХорошо видно, что с ростом концентрации электронов стот оптических фононов различной симметрии также интенсивность полосы LO увеличивается.

приведены в табл. 2. Имеющаяся разница в значениях Для больших волновых векторов при данной концен- частот для фононов одной и той же симметрии скорее трации свободных носителей заряда PLP--мода cдвига- всего объясняется различными величинами остаточных ется в область выше частоты ТО-фонона и приближается деформаций в слоях InN, поскольку все пленки были к частоте неэкранированного LO-фонона снизу [64]. выращены на инородных подложках (сапфир, кремний Таким образом, можно считать, что спектральное поло- и т. д.). Можно предположить, что в работе [57], где Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Электронные и колебательные состояния InN и твердых растворов Inx Ga1-xN фононов в гексагональном InN, полученные расчетами из первых принципов [59], в рамках модифицированной модели валентных сил [58] и в рамках теории возмущений с использованием искусственного функционала плотности [60]. Видно, что значения фононных частот, рассчитанные теоретически, находятся в удовлетворительном согласии с экспериментальными данными.

Для того чтобы исследовать структурную однородность слоев InN по глубине, в рамановском рассеянии используются различные энергии возбуждающих линий [40]. Согласно оценкам [56], в рамановских спектрах, полученных с энергией возбуждающего излучения Eexc = 2.54 эВ (длина волны exc = 514 нм), глубина тестируемого слоя не превышает 0.2 мкм. По сравнению с Eexc = 2.54 эВ использование энергии возбуждающего излучения с Eexc = 1.9эВ (длина волны exc = 647 нм) обеспечивает большую глубину проникновения света в InN. В качестве примера на рис. 5 представлены Рис. 5. Рамановские спектры двух нелегированных образ- рамановские спектры двух образцов, полученные с исцов InN различного качества, полученные при двух энергиях пользованием двух указанных выше энергий возбуждаювозбуждения.

щего излучения. Видно, что два спектра, приведенные в нижней части рисунка, имеют незначительные различия, что свидетельствует в пользу однородности по глубине исследуемого слоя InN. В то же время существенное различие между двумя спектрами, представленными в верхней части рисунка, указывает на увеличение количества структурных дефектов с увеличением расстояния вглубь от поверхности. Интересно отметить, что при использовании энергии возбуждающего излучения 1.9 эВ интенсивность рамановского спектра InN увеличивается более чем в 10 раз. Поскольку ширина запрещенной зоны исследованных образцов InN близка к 0.7 эВ, этот эффект нельзя приписать резонансному усилению рамановского расеяния при использовании энергий возбуждения, близких к ширине запрещенной зоны. Пока обнаруженный эффект не получил своего объяснения и требует дополнительных исследований. Однако обнаруженное большое усиление интенсивности рамановского рассеяния, несомненно, предоставляет возможность проводить исследования очень тонких слоев InN, например, квантовых ям.

Рис. 6. Рамановские спектры InN, полученные со стороны Раман-спектроскопия предоставляет также возможэпитаксиальной пленки (1) и со стороны подложки (2). Звезность получать информацию об интерфейсе слой InN – дочками отмечены колебательные линии сапфира.

сапфировая подложка. Для этого анализируется рамановское рассеяние от слоя InN, полученное в геометрии обратного рассеяния через прозрачную сапфировую методом раман-спектроскопии исследовались ориентиподложку. На рис. 6 представлены спектры, полученрованные толстые пластинки InN, влияние остаточных ные в геометрии обратного рассеяния от верхнего деформаций на фононные частоты пренебрежимо мало.

слоя InN и от слоя, прилежащего к подложке. Видно, Совпадение частот фононов симметрии E2(high), ко- что слой InN, прилежащий к подложке, является более торые наиболее чувствительны к деформации, в рабо- дефектным, на это указывает большая интенсивность тах [54,55] и [57] указывает на то, что приведенные в полосы, расположенной на частоте неэкранированноработе [54,55] данные для 6 оптических фононов были го LO-фонона. Как уже отмечалось выше, появление также получены на слоях InN с незначительной остаточ- этой полосы вызвано нарушением закона сохранения ной деформацией. Кроме частот оптических фононов, волнового вектора вследствие рассеяния виртуальных зарегистрированных экспериментально, в табл. 2 пред- электронно-дырочных пар на структурных дефектах криставлены также данные для центрозонных оптических сталлической решетки. При этом интенсивность полосы Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 906 В.Ю. Давыдов, А.А. Клочихин увеличивается с увеличением количества структурных дефектов.

Хорошее согласие поляризованных рамановских спектров InN с правилами отбора для вюрцитной структуры указывает на удовлетворительное качество исследованных образцов. На основании соотношения Лиддана– Сакса–Теллера для статической и высокочастотной ди2 электрической проницаемости (0/ = LO/TO) и в предположении, что диэлектрическая проницаемость на частотах, много больших, чем частоты решеточных колебаний, является изотропной и равной = 8.4 [69], в этих же работах были проведены оценки анизотропии статической диэлектрической проницаемости для InN.

Рис. 7. Рассчитанные дисперсионные кривые фононов и Для обыкновенного и необыкновенного направлений эти плотность состояний для гексагонального InN. Для сравнения постоянные оказались равны 0 = 13.4 и 0 = 14.приведен рамановский спектр при температуре T = 7K крисоответственно. Следует, однако, отметить, что в листалла InN, облученного ионами N+. Из работы [54].

тературе имеются и другие значения для, равные 5.8 [53] и 6.7 [56]. По этой причине величины и 0 нельзя пока считать однозначно установленными.

Однако соотношение между статическими диэлектриче- Важная информация о размерах энергетической щели между областями оптических и акустических фононов, а скими проницаемостями не зависит от. Полученное также об энергиях silent-мод симметрии B1 может быть значение для анизотропии статической диэлектрической получена из исследования структурно несовершенных проницаемости InN было оценено как 0/ 0 = 0.91.

образцов InN. В этих образцах вследствие наруше2.1.4. Основные характеристики колебательного ния закона сохранения волнового вектора проявляется спектра кристаллической решетки InN. В рамався плотность колебательных состояний. Исследования, новских спектрах первого порядка разрешены только проведенные на таких образцах, позволили получить фононы с q 0. Правила отбора, вытекающие из закона оценки для центрозонных частот симметрии B1, которые сохранения импульса для рамановского рассеяния второсоставили 220 см-1 для нижней и 565 см-1 для верхней го порядка, требуют, чтобы сумма волновых векторов q моды соответственно [54,55].

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 11 |



© 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.