WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 11 Влияние упругих напряжений на ИК спектры решеточных колебаний в эпитаксиальных пленках ZnSe на подложке (001)GaAs © В.С. Виноградов, Л.К. Водопьянов, С.П. Козырев, Ю.Г. Садофьев Физический институт им. П.Н. Лебедева Российской академии наук, 117924 Москва, Россия E-mail: vodopian@sci.lebedev.ru (Поступила в Редакцию 28 декабря 1998 г.) Исследованы спектры решеточного ИК отражения эпитаксиальных пленок ZnSe различной толщины на подложке (001)GaAs. Наблюдалось увеличение частоты TO-моды для пленок с толщинами 0.8 и 1.2 µm, превышающими критическое значение dcr 0.1 µm для пары ZnSe / GaAs. Эффект объясняется существованием в пленках областей с остаточным напряжением.

Соединение ZnSe и твердые растворы Zn1-xCdxSe 1. Выращивание пленок и измерения на его основе, принадлежащие к группе полупроводГетероэпитаксиальные слои ZnSe на GaAs выращиниковых соединений II–VI, являются перспективными вались методом эпитаксии из молекулярных пучков на материалами для опто- и микроэлектроники. На их осноустановке ”Катунь”, в которой была существенно дове создаются различные квантово-размерные структуры:

работана система формирования молекулярных пучков сверхрешетки [1], квантовые точки [2,3], тонкие атомные с целью повышения однородности свойств получаемых слои [4,5]. Было установлено, что квантовые ямы и точки слоев. Для контроля эквивалентных давлений молекулярявляются эффективными излучателями света в голубой ных пучков использовался ионный манометр, дополниобласти [1,2]. Квантовые точки Zn1-xCdxSe в матрице тельно вмонтированный в установку. Предельное давлеZnSe могут быть использованы для управления волноние остаточных газов в установке составляло 110-8 Pa.

водными свойствами гетероструктур [3]. Двухатомные Эпитаксия проводилась на компенсированные Cr подслои ZnSe, помещенные на границе раздела между ложки (100)GaAs с разориентацией 3 к направлению полупроводниками IV / IV или III–V / III–V, приводят к {110} испарением особо чистых (6N) элементов Zn и изменениям скачков зон. Для исследования перечисленSe из индивидуальных молекулярных источников при ных структур на основе ZnSe–Zn1-xCdxSe использоватемпературе наращивания 300-320C. Образцы были лись преимущественно методы структурного анализа и выращены при отношении эквивалентных давлений мофотолюминесценции. Методы ИК-спектроскопии и комлекулярных пучков Se и Zn, близком к 2, что обеспебинационного рассеяния света к ним не применялись.

чило сосуществование на поверхности сверхструктуры, Известно однако, что фононы в низкоразмерных объексостоящей из смеси реконструкций (1 2) и c(2 2), тах могут отличаться от фононов в объемных образцах и соответствующей условиям стехиометрического роста.

того же вещества. Причинами этих отличий могут быть Скорость роста поддерживалась равной 1 µm в час.

напряжения и корреляционные эффекты.

Более подробно ростовые условия рассматривались в [6].

В нашей работе [6] были впервые измерены спектры Спектры длинноволнового ИК отражения в области решеточного ИК отражения для пленок Zn1-xCdxSe на решеточных колебаний для пленок ZnSe регистрироподложке (001)GaAs. Частота поперечных оптических вались дифракционным ИК-спектрометром с оптикофононов для пленок с малым x и толщиной d < 1 µm акустическим приемником ОАП-5 в качестве детектора превышала ее значение для объемных образцов при- ИК излучения со спектральным разрешением не хуже близительно на величину 1 cm-1. Этот факт вызвал 1cm-1.

удивление, так как толщины пленок значительно превосходили критическое значение dcr 0.1 µmдля пары 2. Результаты измерений ZnSe / GaAs [7], и напряжения должны были бы исчезать из-за возникновения дислокаций. В данной работе для Измеренный спектр решеточного ИК отражения при более детального исследования явления предприняты 300 K для пленки ZnSe толщиной d = 1.2 µm на измерения решеточного ИК отражения на серии пленок подложке GaAs представлен на рис. 1 (кривая 1). Там же ZnSe / GaAs с толщинами от d = 0.2 до 4.2 µm. Эффект показаны расчетный спектр (кривая 2) и спектр отражеподтвердился для пленок ZnSe толщиной d = 0.8 и нияподложкиGaAs (t = 269 cm-1, S = 2.1) (кривая 3).

1.2 µm. Произведен расчет изменений частот поперечИз рисунка видно, что спектр отражения тонкой пленки ных и продольных оптических фононов в напряженных относительно спектра отражения подложки напоминает пленках. Из сравнения теоретических и эксперименталь- кривую поглощения пленки. В длинноволновой части ных значений частот поперечных оптических фононов экспериментальной кривой отражения наблюдаются чаделается вывод о существовании в пленках с d > dcr стые осцилляции, связанные с интерференцией на подобластей с остаточным напряжением. ложке GaAs толщиной 400-420 µm. На врезке рис. Влияние упругих напряжений на ИК спектры решеточных колебаний в эпитаксиальных пленках... Рис. 1. Спектр решеточного ИК отражения эпитаксиальной пленки ZnSe на подложке (001)GaAs. 1 — экспериментальный спектр, 2 — рассчитанный, 3 — спектр отражения подложки GaAs.

эти осцилляции вместе с экспериментальными точками Диэлектрическая функция пленки f () представляпоказаны в увеличенном масштабе для шкалы волновых лась в классической аддитивной форме чисел. Шаг осцилляций составляет примерно 2.5 cm-Sjt2j (или 0.8 µm). Показанные на врезке экспериментальf () = +. (2) ные точки демонстрируют также высокое спектральное t2j - 2 - ij j разрешение прибора (лучше 1 cm-1) при регистрации спектров отражения.

При расчете коэффициента отражения R() в формуле Для определения характеристик оптически активных для f () варьировались частота j-ой TO-моды t j, ее фононов в пленке (частоты, силы осциллятора и пасила осциллятора Sj и параметр затухания j. Рассчираметра затухания) проводился математический анализ танный спектр отражения на рис. 1 показан кривой 2.

спектров. Рассматривалась модельная структура, образоВидно хорошее совпадение рассчитанного и эксперименванная тонкой пленкой толщиной d с диэлектрической тального спектров.

функцией f () и полубесконечной подложкой с диэлекЗначения частот TO-моды для пленок ZnSe различной трической функцией s() в предположении однородтолщины и объемного образца ZnSe представлены на ности пленки по толщине. Амплитудный коэффициент рис. 2. Измерения на объемном образце проводились на отражения при нормальном падении света для такой том же приборе и в той же геометрии, что и для пленок.

модельной структуры имеет вид [8] Из рисунка видно, что для образцов с толщиной пленок d = 0.8 и 1.2 µm частоты TO-моды превышают их r1 f () +rfs() exp(i2) r1 fs() =, (1) значение для объемного образца. Вертикальные отрезки 1 + r1 f ()rfs() exp(i2) изображают ожидаемую ошибку измерения, которая в где основном связана со спектральным разрешением прибора и неучетом интерференции в формуле (1). Эта 1 - f () f () - s() ошибка одинакова для всех образцов вследствие почти r1 f () =, rfs() = 1 + f () f () + s() полной идентичности подложек и условий измерения.

Таким образом, превышение значений частоты TO-моды 2d f () для пленок с d = 0.8 и 1.2 µm над их значении =, ями в пленках с d 1.6 µm и объемном образце — длина волны (= 10000/). Коэффициент отраже- устанавливается достаточно надежно. Понижение чания R() связи с (1) соотношением R() =|r1 fs()|2. стот TO-моды для очень тонких пленок (d = 0.Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 1950 В.С. Виноградов, Л.К. Водопьянов, С.П. Козырев, Ю.Г. Садофьев Рис. 2. Зависимость частоты поперечного оптического фонона пленки ZnSe от толщины пленки. Штриховая линия соответствует значению этой частоты для объемного образца.

и 0.2 µm) связано, по-видимому, с растущей ошибкой (i = 1-4). В случае недеформированной структуры выделения слабого сигнала пленки ZnSe на фоне сигнала энергия кулоновского взаимодействия представляется в подложки. eвиде Uc = -, где R — расстояние между ближайшиПрежде чем делать окончательные выводы о природе R ми разноименными ионами, = 1.6381 для структуры наблюдаемого эффекта, проведем теоретические оценки.

сфалерита.

Расположение группы ближайших ионов в напряжен3. Расчет изменений частот оптически ной пленке, выращенной на подложке с ориентацией активных мод в пленке (001), показано на рис. 3. Из-за различия постоянных под воздействием напряжений решетки пленки и подложки куб, в который вписывается тетраэдр, превращается в правильную призму с В модели жестких ионов выражения для квадратов квадратом в основании. Стороны призмы вдоль осей x, y частот оптически активных фононов имеют вид и z имеют соответственно длины b/2, b/2, c/2, где b = a +b, c = a +c, a — постоянная решетки 1 4 e2 2 1 8 et2 = K0 -, l = K0 +, (3) µ 3 V0 µ 3 Vгде µ — приведенная масса, V0 — объем элементарной ячейки, e — эффективный заряд, K0 — силовая константа, определяемая короткодействующей частью взаимодействия.

Под воздействием напряжений происходит изменение константы K0 и членов в (3), обязанных кулоновскому взаимодействию. Расчет этих изменений произведем в рамках приближения жестких ионов, ограничиваясь учетом короткодействующих взаимодействий между ближайшими соседями. Угловыми силами пренебрежем, так как они в ZnSe на порядок величины слабее центральных [9]. Энергия взаимодействия, приходящаяся на один ион, положительный или отрицательный, для интересующей нас кристаллической структуры сфалерита имеет вид U = Uk + Uc = exp(-r0i/) +Uc, (4) Рис. 3. Деформированная тетраэдрическая ячейка пленки i=1-ZnSe на подложке (001)GaAs. Длины ребер прямоугольной где r0i = |r0 - ri| — расстояние между ионом, располо- призмы b/2 < a/2, c/2 > a/2, где a — постоянная решетки женным в центре тетраэдра (0), и ионами в его вершинах недеформированной пленки.

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. Влияние упругих напряжений на ИК спектры решеточных колебаний в эпитаксиальных пленках... вещества пленки в ненапряженном состоянии. Поскольку где оптически активные колебания представляют из себя = (l/t)2 - 1 / (l/t)2 + 2, относительные смещения подрешеток положительных и -Kt 2 2R0 Cотрицательных ионов, то измененные короткодействую= 1 - 1 K0 R0 3 Cщие константы можно рассчитать, дифференцируя Uk по смещениям r0 иона в центре тетраэдра при фиксирован- 2 2C12 2 b ных в положении равновесия ионах i = 1-4. Получим - 1 + - -, 3 C11 R0 a 2Uk 2Uk K0 +Kt =, K0 +Kl =. Далее разложим x2 z0 -правые части этих выражений по деформациям b/a и Kl 2 2R0 C= 1 - 1 c/a. Для пленки со свободной поверхностью между K0 R0 3 Cдеформациями имеется связь [10] 4 2C12 2 2C12 b + 1 + + -.

c 2C12 b 3 C11 R0 C11 a - = -, (5) a C11 a В формулы (8) не включены члены, связанные с изменением поля диполей внутри сферы Лоренца. Точный где C12, C11 — упругие константы пленки. Пользуясь расчет их достаточно сложен, а вклад мал (порядка этой связью, можно получить выражения для Kt/K0, (v + d)), как и остальных кулоновских членов (см.

Kl/K0 как функции аргумента b/a.

оценки далее).

Изменения вкладов кулоновского взаимодействия Для того чтобы воспользоваться формулами (8), нав (3) происходят из-за изменений объема элемендо знать параметр R0/, где R0 — расстояние между тарной ячейки V0, факторов деполяризации, а такближайшими соседями в недеформированном материале.

же электрического поля диполей внутри сферы ЛоЕго можно определить, связав с объемным модулем ренца. Объем V0 изменяется согласно соотношению упругости B =(C11 + 2C12)/3 = Vd2U/dV2. Учитывая V0 V0 +V0 = V0(1 - v), где условие равновесия dU/dR|R=R0 = 0, а также соотноше ния V0 = a3/4 и R0 = 3a/4, получим C12 b v = -2 1 -. (6) R0 RC11 a = 16 3B + 2. (9) eПри расчете изменений факторов деполяризации неЭффективный заряд e можно рассчитать, зная эксобходимо иметь в виду следующее. Фактор деполя2 периментальное значение разности l - t. При ризации (фактор Лоренца) возникает при расчете лооценке t/t и l/l будем использовать следукального поля, которое в недеформированном (кубиющие значения констант: для ZnSe a = 5.6687, ческом) кристалле представляет собой поле поляриC11 = 85.9 · 1010 dyn · cm-2, C12 = 50.6 · 1010 dyn · cm-2, зованной сферы. Под влиянием деформаций в пленке t(300 K) = 25.16 meV, l(300 K) = 30.49 meV [12];

сфера превращается в эллипсоид вращения с осью, для GaAs a = 5.6533. Параметр R0/ рассчинаправленной вдоль оси z. При этом факторы таем, пользуясь значением (e/e)2 = S = 0.деполяризации изменяются следующим образом [11]:

из работы [9]. Получим R0/ = 26. Отно(4/3)x (2/3)(1 + 2/5), (4/3)x (2/3) сительное сжатие пленки характеризуется величиной (1-22/5), где =(1-b2/c2)1/2. Применяя эти соотb/a = -(aZnSe - aGaAs)/aZnSe = -0.27%. Подстаношения и учитывая малость деформации, придем к слевляя эти значения в (8), получим t/t 0.9%, дующим изменениям членов в (3), связанных с фактораl/l 1.1%.

ми деполяризации: 4e2/3V0 (4e2/3V0)(1+v+d), Основной вклад в эти величины дают члены (про8e2/3V0 = 4e2/V0 -4e2/3V0 (4e2/V0)(1+v) порциональные R0/) в Kt/K0, Kl/K0, связанные с - (4e2/3V0)(1 + v - 2d) =(8e2/3V0)(1 + v + d), изменением объема. Вклады остальных членов, короткогде действующих и кулоновских, составляют соответственно 2 2C12 b величины: t/t — 20 и 3%, для l/l — 40 и d = - 1 +. (7) 5 C11 a 4%. Эти цифры означают, что при иной ориентации подложки величины t/t и l/l будут отличаться Суммируя перечисленные выше изменения, получим от приведенных максимумов на 20 и 40%.

t 1 Kt = - (v + d), 4. Обсуждение результатов t 2(1 - ) KИз оценок предыдущего раздела следует, что изменение частоты TO-моды в напряженной пленке ZnSe l 1 Kl = + 2(v + d), (8) с толщиной d < dk должно быть t 2cm-1.

l 2(1 + 2) KФизика твердого тела, 1999, том 41, вып. 1952 В.С. Виноградов, Л.К. Водопьянов, С.П. Козырев, Ю.Г. Садофьев Наблюдаемое изменение t в пленках с толщинами d > dk (d = 0.8 и 1.2 µm) не превышает 1 cm-1. Это может означать, что наблюдается средний эффект от областей с остаточным напряжением и релаксированных областей. С дальнейшим увеличением толщины пленок от приведенных выше значений t уменьшается как за счет уменьшения доли напряженных областей, так и за счет релаксации напряжений. При толщинах пленки d 2 µm t 0. Отметим, что аналогичный эффект ранее наблюдался в пленках In1-xGaxSb с толщиной d > dk на подложке GaAs [13].

Настоящая работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проект № 97-02-16791).

Список литературы [1] P. Gingo, M. De Vittorio, R. Rinald, R. Cingolani. Phys. Rev.

B54, 23, 16 934 (1966).

[2] B.P. Zhang, W.X. Wang, T. Yasuda, Y. Segawa, K. Edamatsu, T. Itoh. Appl. Phys. Lett. 71, 23, 3370 (1997).

[3] M. Strassburg, V. Kutzer, U.W. Pohl, A. Hoffman, I. Broser, N.N. Ledentsov, D. Bimberg, A. Rosenauer, U. Fischer, D. Gertsen, I.L. Krestikov, M.V. Maximov, P.S. Kop’ev, Zh.I. Alferov. Appl. Phys. Lett. 72, 8, 942 (1998).

[4] T. Saito. Phys. Rev. B56, 23, 14 933 (1997).

[5] M. Pan, S.P. Wilks, P.R. Dunstan, M. Pritchard, R.H. Williams, D.S. Cammack, S.A. Clark. Appl. Phys. Lett. 72, 21, (1998).

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.