WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 8 Разрыв зон в структурах с одиночной квантовой ямой Zn1-xCdxTe/ZnTe, выращенных на GaAs (001) эпитаксией из молекулярных пучков © В.И. Козловский, В.Г. Литвинов, Ю.Г. Садофьев Физический институт им. П.Н. Лебедева Российской академии наук, 117924 Москва, Россия Рязанская государственная радиотехническая академия, 390000 Рязань, Россия (Получена 2 февраля 2000 г. Принята к печати 3 февраля 2000 г.) Выращенные методом молекулярно-пучковой эпитаксии на подложках GaAs (001) гетероэпитаксиальные слои ZnTe и напряженные квантово-размерные структуры ZnTe/Zn1-xCdxTe/ZnTe изучены методами низкотемпературной катодолюминесценции и токовой релаксационной спектроскопии глубоких уровней (ТРСГУ).

В спектрах ТРСГУ квантово-размерных структур обнаружен пик, обусловленный эмиссией электронов с основного уровня размерного квантования в зоне проводимости. С использованием данных ТРСГУ и катодолюминесценции определен параметр разрыва зоны проводимости QC. Для структур с одиночной квантовой ямой Zn1-xCdxTe/ZnTe и x = 0.2-0.22 значение QC оказалось равным 0.82 ± 0.05. Представлены расчеты влияния внутренних упругих напряжений на разрыв зон вблизи границ квантовой ямы CdxZn1-xTe и параметр QC, которые хорошо описывают экспериментальные данные.

1. Введение между уровнями размерного квантования в КЯ и краями соответствующих разрешенных зон в барьерах. Зная Квантово-размерные структуры на основе гетеропере- энергетические положения уровней размерного квантохода ZnTe/Zn1-xCdxTe перспективны для создания источ- вания, можно определить величины EC и(или) EV.

ников и модуляторов видимого излучения. Одним из важ- Кроме того, метод РСГУ дает информацию о параметрах нейших параметров структур является разрыв энергети- дефектов с глубокими энергетическими уровнями, не все из которых могут быть обнаружены традиционно ческих зон EC (зоны проводимости) и EV (валентной зоны) на границе раздела, определяющий высоты потен- используемыми оптическими методами характеризации объектов.

циальных барьеров для электронов и дырок. Однако до сих пор эти параметры определены не достаточно надежно. Так, известные из литературы данные о величине 2. Экспериментальные методы параметра разрыва зоны проводимости QC =EC/EG (где EG =EC +EV — разрыв запрещенной зоны) В данной работе были исследованы четыре образца:

для гетероперехода ZnCdTe/CdTe изменяются от 0.эпитаксиальный слой ZnTe (образец 160) и три струкдо 1.2 [1–4]. Одной из причин такого разброса данных туры с одиночными квантовыми ямами ZnCdTe/ZnTe может быть существенная зависимость разрывов краев различного состава и ширины (образцы 195, 196, 197) разрешенных зон от внутренних упругих напряжений.

(см. табл. 1 и 2).

Эти напряжения возникают из-за различия параметров Исследуемые образцы были выращены методом эпикристаллических решеток (6% для пары ZnTe–CdTe), таксии из молекулярных пучков на подложках n+-GaAs а их распределение по слоям зависит от конкретного ориентации (100), отклоненных на 3 к направлению состава структуры.

110. Эпитаксиальный слой ZnTe и буферные слои Как правило, для исследования энергетических зон ZnTe для квантово-размерных структур имели толщисоединений AIIBVI применяют оптические методы конну 1.5 мкм и выращивались при температуре 350C в троля. Однако полезная информация может быть поусловиях сосуществования реконструкций поверхности лучена и из электрических измерений. В частности, (1 2) +c(2 2), регистрируемых дифрактометром в последние годы для определения величин разрывов быстрых электронов. Скорость роста этих слоев была энергетических зон на гетеропереходы AlGaAs/GaAs [5] равна 2 /c, отношение эквивалентных давлений мои SiGe/Si [6] в квантовых ямах (КЯ) был использован лекулярных пучков Zn : Te = 1 : 2. При выращивании метод релаксационной спектроскопии глубоких уровней квантово-размерной части структур скорость роста по(РСГУ), известный из зарубежной литературы под на- нижали до 1 /c, а температуру подложки до 280C.

званием DLTS [7]. Квантовую яму можно рассматривать Состав и толщину содержащего Cd слоя определяли как гигантскую ловушку, которая способна захватывать как по изменению периода осцилляций интенсивности электроны или дырки. Термическая эмиссия захваченных рефлексов на картинах дифракции быстрых электронов, носителей заряда в процессе измерения спектров РСГУ так и из зависимостей интенсивности молекулярных дает информацию о величине энергетического барьера пучков от температуры испарения. Толщина верхнего Разрыв зон в структурах с одиночной квантовой ямой Zn1-xCdxTe/ZnTe, выращенных на GaAs (001)... Таблица 1. Параметры исследуемых структур с одиночной квантовой ямой Zn1-xCdxTe Номер образца Содержание CdTe, x Lw, нм ECL, эВ ECL, мэВ Eadd, мэВ Eel, мэВ Ehh1, мэВ QC 195 0.22 3.5 2.246 134 101 80 16 0.823 ± 0.196 0.22 6.5 2.206 174 133 38 7.5 0.816 ± 0.197 0.2 5.5 2.226 154 116 46 9 0.814 ± 0.Примечание. Lw — ширина квантовой ямы (КЯ), ECL, ECL — энергия максимума линии излучения КЯ и ее сдвиг относительно линии излучения свободного экситона в барьере ZnTe; Eadd — энергия активации пика эмиссии электронов из КЯ в спектре ТРСГУ; Eel, Ehh1 — энергии основных уровней квантования в зоне проводимости и в валентной зоне, отсчитываемые от краев соответствующих зон; QC — параметр разрыва зоны проводимости.

покровного слоя ZnTe составляла 250 нм. Основные и он не наблюдался в квантово-размерных структурах.

параметры образцов с одиночными квантовыми ямами Второй пик E2 можно приписать электронной ловушке ZnCdTe/ZnTe приведены в левой части табл. 1.

с энергией залегания EC - (0.60.62) эВ [8,9], которую Образцы исследовали методами РСГУ и низкотемпе- связывают с наличием в материале вакансий Te либо ратурной (14 K) катодолюминесценции (КЛ). КЛ из- межузельных атомов Zn.

меряли при энергии электронов 10 кэВ, плотности тока На ТРСГУ спектрах квантово-размерных струтур на0.1 мА/см2 и диаметре электронного пятна на образце ряду с пиком от глубокого уровня E2 появлялся до1 мм. Для измерения спектров РСГУ были изготовлеполнительный интенсивный пик Eadd в области низких ны диодные структуры с площадью полевого электрода температур (77120 K) (рис. 1, b). При использованной 1мм2. Контакты наносили термическим испарением инминимальной температуре измерений (77 K) регистрадия на обратную сторону подложки и никеля на верхний ция этого пика была возможна в окнах для скорости эпитаксиальный слой ZnTe.

эмиссии, обеспечивающих значения постоянных времени Все образцы обладали высоким электрическим сопрорелаксации менее 5 · 10-4 с. Энергия активации ловутивлением из-за эффектов самокомпенсации эпитаксишек, связанных с дополнительным пиком, изменялась от альных слоев. Емкость структур не изменялась с на101 до 133 мэВ для различных структур. Значения Eadd пряжением смещения. По этой причине традиционно представлены в табл. 1. Мы считаем, что дополнительиспользуемый вариант РСГУ, основанный на релаксаные пики ТРСГУ обусловлены эмиссией электронов с ции емкости структуры, не мог быть применен для уровней размерного квантования, возникающих в зоне исследования образцов. Мы регистрировали релаксацию проводимости КЯ. В табл. 2 приведены значения эффекэлектрического тока через структуру (метод ТРСГУ), тивной объемной концентрации носителей Nt на уровиспользуя в остальном обычную процедуру измерения нях Eadd, рассчитанные с использованием традиционного РСГУ спектров.

формализма ТРСГУ. Учитывая, что захват носителей происходит в КЯ, можно оценить слоевую концентрацию 3. Результаты измерений ns носителей, захватываемых на уровни размерного кванСпектр КЛ эпитаксиального слоя ZnTe содержал набор узких линий в краевой области спектра, обусловлен- Таблица 2. Параметры обнаруженных глубоких уровней меных излучением свободных и связанных экситонов. В тодом токовой релаксационной спектроскопии глубоких уровней длинноволновой области спектра наблюдалась широкая полоса с максимумом излучения при 600 нм, обуслоСечение захвата № Тип вленная наличием собственных дефектов, связанных со Et, эВ exp(EB/kT ), Nt, см-образца уровня структурным несовершенством эпитаксиальной пленки.

см-В спектрах КЛ образцов с одиночной КЯ появлялась 160 E1 0.21 ± 0.01 4 · 10-16 1.8 · дополнительная интенсивная линия излучения Iqw, энерE2 0.58 ± 0.02 8.6 · 10-17 3.8 · гетическое положение которой зависело от параметров 195 Eadd 0.101 ± 0.01 6 · 10-16 3.3 · КЯ. Ее интенсивность превышала интенсивность линий E2 0.58 ± 0.02 1.3 · 10-16 3.6 · излучения буферного слоя ZnTe на 2–3 порядка величи196 Eadd 0.133 ± 0.01 2.6 · 10-14 2.6 · ны. Полная ширина на полувысоте линий Iqw составляла E2 0.58 ± 0.02 3.4 · 10-16 3.4 · 8–10 мэВ, что свидетельствует о высоком качестве структур. Энергетические положения ECL максимумов линий 197 Eadd 0.116 ± 0.01 3.5 · 10-14 1.4 · Iqw для различных образцов представлены в табл. 1. E2 0.58 ± 0.02 5 · 10-16 2.1 · ТРСГУ спектр эпитаксиального слоя ZnTe содержал Примечание. Et, Nt — энергия активации и объемная концентрация два пика, обусловленных глубокими центрами (рис. 1, a).

глубоких уровней; — не зависящий от температуры сомножитель Их энергии активации Et составили 0.21 ± 0.02 (E1) и сечения захвата; EB — энергия активации зависящего от температу0.58 ± 0.02 эВ (E2). Интенсивность пика E1 была мала, ры сечения захвата.

Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 1000 В.И. Козловский, В.Г. Литвинов, Ю.Г. Садофьев Рис. 1. Спектры ТРСГУ для образца 160 эпитаксиального слоя ZnTe (a) и для структур с одиночной квантовой ямой ZnCdTe/ZnTe (b), измеренные при обратном напряжении Vr = -1 В и заполняющем напряжении Vf = 0. Номера образцов:

195 — 1, 1 ; 196 — 2, 2 ; 197 — 3, 3 (см. табл. 1).

тования, по формуле ns = NtLw, где Lw — ширина КЯ. практически равны и me,qw = me,b = me = 0.11m0 [4], Оценки показывают, что в исследуемых нами образцах получаем соотношение для определения Ee1:

величина ns не превышает 1010 см-2. Это означает, что 0.в яме заполняется только основной уровень размерного Lw(2meEe1/ )0.5 = -2 arcsin Ee1/(Ee1+Eadd). (1) квантования.

Ширину запрещенной зоны ZnCdTe в КЯ и ее отклонение от ширины запрещенной зоны барьера ZnTe 4. Обсуждение результатов можно выразить через энергетическое положение линии излучения КЯ ECL и его сдвига ECL (см. табл. 1) Полученные результаты были далее использованы относительно линии излучения свободного экситона в для оценки параметра разрыва зоны проводимости, спектре катодолюминесценции (КЛ) эпитаксиального QC = EC/EG. Величина EC определялась сум- слоя ZnTe исследуемых образцов по формулам мированием определенной из данных ТРСГУ величиb EG(ZnCdTe) =ECL + Ehh - Ee1 - Ehh1, (2) ны энергетического интервала Eadd (между основным уравнением размерного квантования e1 и дном зоны EG =EV +EC =EV + Eadd + Eeпроводимости ZnTe-барьера) с величиной энергии электронов на основном уровне размерного квантования Eeb =ECL - Ehh + Ee1 + Ehh1, (2a) в квантовой яме ZnCdTe. Энергия Ee1 вычислялась b по известным параметрам КЯ (ее ширине, содержанию где Ehh — энергия связи экситона с тяжелой дыркой, кадмия, значениям эффективных масс электронов в КЯ Ehh1 — энергия тяжелой дырки на основном уровне и барьерах) с помощью модели прямоугольной КЯ с ши- размерного квантования в КЯ, отсчитываемая от потолка рокими барьерами и конечной глубиной [10]. Учитывая, валентной зоны КЯ. При этом предполагается, что что эффективные массы электронов в КЯ и барьерах линия КЯ обусловлена излучением свободного экситона, Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Разрыв зон в структурах с одиночной квантовой ямой Zn1-xCdxTe/ZnTe, выращенных на GaAs (001)... Рис. 2. Зависимость параметра разрыва зоны проводимости QC от концентрации CdTe в квантовой яме (x). Расчет без учета (1) и с учетом внутренних упругих напряжений для изоморфной структуры с a = aGaAs (2) и a = aZnTe (3); эксперимент — треугольники.

образованного тяжелой дыркой. Далее в расчетах EG получаем b учитывалось, что энергия экситона Ehh увеличивается QC0 = EG(ZnTe) - EG(x) примерно на 10 мэВ в узких КЯ, когда боровский радиус экситона ( 5.5нм) становится сравнимым с шириной - 0.04x EG(ZnTe) - EG(x), (4) КЯ [11]. Величина Ehh1 определяется через значение разрыва валентной зоны EV следующим соотношением:

где учтено нелинейное изменение EG от x с параметром прогиба зависимости EG(x) B:

Lw(2mhhEhh1/ )0.5 = - 2 arcsin[(Ehh1/EV )0.5], (3) EG(x) =EG(ZnTe) - EG(ZnTe) - EG(CdTe) x - Bx(1 - x) где mhh = 0.6m0 [4] — эффективная масса тяжелой (5) дырки. Численное решение системы уравнений (1)–(3) позволяет вычислить значения Ee1, Ehh1 и параметр и предполагается линейное изменение разрыва валентQC по полученным экспериментальным данным КЛ и ной зоны. Используя рассчитанное на основании рабоТРСГУ без расчета внутренних упругих напряжений.

ты [14] значение параметра B = 0.34, получим завиПолученные таким образом значения QC приведены в симость QC0(x), представленную на рис. 2 штриховой табл. 1. При концентрации CdTe в КЯ x = 0.20.кривой 1.

мы нашли, что QC 0.82.

Теперь учтем внутренние упругие напряжения. ПредТеперь рассчитаем параметр QC, исходя из влияния положим, что структура вблизи КЯ изоморфна и имеет внутренних упругих напряжений на разрывы краев разрепериод кристаллической решетки a вдоль слоев струкшенных зон. Разрыв зоны проводимости двух различных туры, в общем случае отличный от периодов решеток ab ненапряженных полупроводников равен разности значеи aqw объемных кристаллов ZnTe и ZnCdTe в свободном ний сродства к электрону [12]. Учитывая, что величины состоянии. В этом случае в барьере и КЯ возникают сродства к электрону составляют 3.53 и 4.28 эВ, а ширазличные упругие напряжения Xb и Xqw в соответствии рины запрещенной зоны 2.39 и 1.60 соответственно для с формулой ZnTe и СdTe [1,13], получаем, что в отсутствие напряжеXi =(a - ai)/(aiC11i), (6) ний величины EG, EV и QC0 двух полупроводников должны были бы быть равны соответственно 0.75, 0.04 и где C11i — упругая постоянная, а i замещает символ b 0.95 эВ. В случае КЯ из твердого раствора Zn1-xCdxTe для барьера или символ qw для КЯ.

Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 1002 В.И. Козловский, В.Г. Литвинов, Ю.Г. Садофьев Таблица 3. Параметры, используемые для расчета сдвига глубине упругих напряжений, в то время как для легких краев разрешенных зон из-за упругих напряжений [16–19] дырок имеет место разрыв второго рода, когда потенциальная энергия дырки в КЯ становится выше, чем в C11, C12, Кристалл a, нм ac, эВ av, эВ b, эВ барьерных слоях ZnTe. Поскольку ширину запрещенной отн. ед. отн. ед.

зоны КЯ определяет положение потолка валентной зоны ZnTe 0.6104 7.13 4.07 -4.829 -0.654 -1.тяжелых дырок, параметр QC может быть вычислен по CdTe 0.648 5.62 3.94 -3.38 -0.4695 -1.15 формуле Примечание. a — период кристаллической решетки; C11, C12 — QC(x) = EG(ZnTe) - EG(x) - 0.04x упругие константы; ac, av, b — деформационные потенциалы.

Pages:     || 2 |



© 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.