WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Определенные значения Ea и показывают, что в этом диапазоне изменения Ur наблюдается другой уровень H3 с параметрами, отличающимися от предыдущего. В этом диапазоне изменения Ur-эффективная концентрация дырок в профиле распределения p(Ur) увеличивалась от своего минимума в области обеднения до второго максимума области их аккумуляции (рис. 2, b). В третьем диапазоне вариаций Ur = (3.6-4.4) В наблюдалось смещение положения максимума первого пика DLTS в высокотемпературную область при небольшом изменении его высоты. Энергия термической активации и сечение захвата изменялись при этом до Ea = 293 мэВ и = 2.6·10-18 см2 (уровень H4). Кроме того появился еще один низкотемпературный пик DLTS, который по мере роста величины Ur смещался в высокотемпературную область спектра. Энергия термической активации уровня, связанного с этим H1 пиком, была 95 мэВ. В четвертом диапазоне вариации Ur =(4.4-6.0) В наблюдались рост величины первого пика DLT S-сигнала и смещение положения его максимума в высокотемпературную область (рис. 3). При измерении DLTS-спектров с различными Uf и Ur и постоянном значении U, на ряде образцов, выколотых из различных частей пластины, мы наблюдали такие же изменения DLT S-сигнала с ростом Ur (рис. 3, b), что и при фиксированном Uf. На других образцах было обнаружено резкое уменьшение величины DLTS-сигнала. Параметры уровней приведены в таблице.

Концентрация этих уровней, определенная для Ur = 5В, была Nt = 4.5 · 1014 см-3.

Были проведены исследования зависимости спектров DLTS от температуры и условий предварительного изохронного отжига (Ur < 0 или с Ur = 0), а также при четырех различных значениях Ur. Величины Ur соответствовали тем значениям, при которых наблюдались характерные изменения в поведении спектров DLT S, отмеченные ранее. На рис. 4, a представлены спектры DLTS, измеренные после предварительного изохронного отжига образца при температуре Ta = 450 K с приложенным напряжением обратного смещения Ur < 0 или отключенным Ur = 0 и с различными Ur. Эти измерения показали, что при изохронном отжиге с Ur = 0 и Рис. 2. a — C-2(Vr)- и b — p(Ur)-характеристики p-n-гетеTa = 450 K амплитуды низкотемпературных DLT S пиков роструктуры с одним массивом квантовых точек InAs в матриH2, H3, H4, измеренных с Ur = 3.0, 3.5 и 4.0 В, це GaAs, измеренные после изохронного отжига с Ta = 450 K становятся меньше, чем при отжиге с Ur < 0. Трансфори при условии предварительного охлаждения с 1 — Ur < 0 и мация из состояния с H2, H3, H4 в состояние с H2, при освещении белым светом, 2 — Ur < 0, 3 — Ur = 0 без H3, H4 и обратно происходили при температуре отжига света.

около 250 K. Аналогичные изменения отмечаются и для первого пика аккумуляции дырок в профиле p(Ur). Для DLTS-спектра, измеренного с Ur = 5В, пик H5исчезали = (3.3-8.3) · 10-19 см2 (см. таблицу). Положение образовывался новый — H5, амплитуда которого увелимаксимума DLT S-сигнала не менялось при одновремен- чивалась и смещалась в высокотемпературную область, ном изменении Uf и Ur (рис. 3, b). При дальнейшем демонстрируя свойства, которые обычно наблюдаются увеличении величины Ur в диапазоне (3.0–3.6) В наблю- у бистабильного дефекта [15–17]. Оптическая подсветдался рост величины сигнала первого пика DLT S и даль- ка при измерении спектра DLT S приводила к росту нейшее смещение его в низкотемпературную область. DLTS-сигнала в области низкотемпературного максимуЭнергия термической активации и сечение захвата, опре- ма (рис. 4, b).

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. 188 М.М. Соболев, А.Р. Ковш, В.М. Устинов, А.Ю. Егоров, А.Е. Жуков, Ю.Г. Мусихин Рис. 3. Спектры DLTS p-n-гетероструктуры с одним массивом квантовых точек InAs в матрице GaAs, измеренные: a —при импульсе заполнения Uf = 1 В и для импульса обратного смещения Ur, В: 1 —2, 2 —2.5, 3 —2.8, 4 —3.0, 5 —3.3, 6 —3.5, 7 —4.0, 8 —5.0; b — при различных Uf и Ur, но с фиксированным значением U =(Ur - Uf ) =0.8В (Ur, В: 1 —1.8, 2 —2.4, 3 —2.6, 4 —2.8, 5 —3.0, 6 —3.2, 7 —3.4, 8 —3.6, 9 —3.8, 10 —4.2, 11 —4.4, 12 —5.4, 13 —6.0).

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. Емкостная спектроскопия глубоких состояний в InAs/GaAs-гетероструктурах с квантовыми точками Рис. 4. Спектры DLTS p-n-гетероструктуры с одним массивом квантовых точек InAs в матрице GaAs, измеренные при импульсе заполнения Uf = 1 В после изохронного отжига с Ta = 450 K и при условии предварительного охлаждения с a — Ur < 0 (Ur, В:

1 —3.0, 3 —3.5, 5 —4.0, 7 —5.9) и Ur = 0 (Ur, В: 2 —3.0, 4 —3.5, 6 —4.0, 8 —5.9); b — Ur = 3.6: 1 — без света, 3 —при освещении белым светом; Ur = 0: 2 — при освещении белым светом в процессе измерения спектра DLTS.

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып. 190 М.М. Соболев, А.Р. Ковш, В.М. Устинов, А.Ю. Егоров, А.Е. Жуков, Ю.Г. Мусихин Обсуждение результатов p(Ur) от условий предварительного изохронного отжига и оптической подсветки в процессе C-V-измерений Исследования спектров DLTS (рис. 3–4) в зависимости (рис. 2). Эти эффекты подобны тем, что наблюдаются от Ur и Uf показали, что можно выделить четыре диапазодля DX-центра в AlGaAs, концентрация которого сравна Ur, при которых происходят существенные изменения нима с концентрацией донорной примеси [22].

DX-центр спектров DLTS. Эти же диапазоны Ur определяют характеризуется наличием двух конфигураций. В одной четыре характерных области в профиле распределения конфигурации он является ловушкой с глубоким уровдырок p(Ur). В свою очередь исследования спектров нем, на который носитель может быть захвачен при DLTS при двух условиях предварительного изохронного температурах, достаточных для преодоления потенциотжига (Ur < 0 или с Ur = 0) продемонстрировали, ального барьера. Для обратной эмиссии с этого уровня что первых три диапазона Ur, при которых происходило самозахвата (self-trapped) также необходима достаточуменьшение амплитуды пика DLTS при отжиге с Ur = 0, но высокая температура. В другой конфигурации он можно объединить в один. При этих Ur в профиле является мелким донором. При переводе DX-центра в распределения p(Ur) наблюдались области аккумуляции конфигурацию с мелким донором растет проводимость и обеднения, связанные с квантовой точкой и смачиваобразца. Трансформацию DX-центра из конфигурации с ющим слоем (рис. 2, b). Четвертый диапазон, где при глубоким уровнем в конфигурацию с мелким уровнем увеличении Ur происходило увеличение ширины пика можно произвести с помощью оптического возбуждения DLTS-сигнала с одновременным ростом амплитуды и или нагревом образца. Применяя предварительный изосмещением положения его максимума в высокотемперахронный отжиг при соответствующих условиях (Ur < турную область, характеризуется проявлением эффекта или с Ur = 0), можно также трансформировать дефект бистабильности спектра DLT S (рис. 4). В этом диапаиз одной конфигурации в другую. В нашем случае увезоне Ur концентрация дырок в профиле распределения личение концентрации дырок при отжиге с Ur < 0, p(Ur) практически не меняется и эта область GaAs когда дефект, подобный DX-центру, трансформируется в непосредственно примыкает к смачивающему слою InAs конфигурацию с мелким уровнем, должно происходить (рис. 2, b). Изменения в спектрах DLTS структур с КТ смещение положения уровня Ферми ближе к валентной в зависимости от приложенного напряжения смещения зоне. В результате чего степень заполнения дырками и условий изохронного отжига (рис. 4) были подобны квантовых или поверхностных пространственно локалитем, что ранее обнаружили в радиационно-облученном зованных состояний должна увеличиться. Эффект увелиGaAs [18–19]. В спектрах DLTS GaAs наблюдали чения концентрации дырок на таких состояниях в завиширокую зону, которую связывали с кластерами близко симости от условий изохронного отжига мы и наблюрасположенных дефектов, образуемых при его облучедали при определении профиля распределения p(Ur) нии. Эмиссия носителей с глубокого состояния одного из (рис. 2, b). В случае пространственно локализованных дефектов такого кластера могла происходить через более состояний это также должно приводить к росту высоты мелкие уровни другого дефекта посредством многофопика DLTS-сигнала. Известно, что, например, в случае нонного туннельного прыжкового перехода. Кроме того, квантовой ямы DLT S-сигнал определяется соотношенибыло установлено [15,20], что кластеры, образуемые в ем [7] GaAs, как в результате радиационного облучения, так и C/C = pwL/(2NaW ), (1) в процессе эпитаксиального роста из раствора-расплава в Ga при высоких температурах начала кристаллизации где C — емкость слоя объемного заряда для напрямогут обладать свойствами конфигурационной биста- жения обратного смещения, при котором производится бильности. С помощью DLTS-измерений было также измерение DLTS-сигнала; pw — поверхностная конценобнаружено образование кластеров дефектов в GaAs, вы- трация дырок, захваченная в яму; L — глубина слоя ращенном при низких температурах начала кристаллиза- квантовой ямы; W — ширина области объемного заряда;

ции из раствора–расплава в Ga. Результаты наших иссле — диэлектрическая постоянная; q — заряд электрона;

дований, таким образом, показывают, что в низкотемпеNa — концентрация акцепторов в слое GaAs. Принимая ратурных слоях GaAs, примыкающих непосредственно к во внимание, что W2 =(2/qNa), соотношение (1) можКТ и смачивающему слою InAs, происходит образование но привести к виду C/C pwL. Откуда следует, что кластера, в состав которого входят дефекты, характерные с увеличением заселенности локализованных состояний для GaAs, выращенного из раствора–расплава в Ga (pw) должен наблюдаться рост DLT S-сигнала. В то же (см. рис. 3–4 и таблицу), и который проявляет свойства время для дефектов, распределенных по всей толщине бистабильности. Это согласуется с результатами ПЭМ полупроводникового слоя, DLTS-сигнал определяется соисследований (рис. 1), которые показали, что процесс отношением [4] роста КТ не является абсолютно когерентным, имеются области, где отчетливо видны дислокации в напряженных C/C Nt/2Na (2) островках и дефекты упаковки в верхнем слое.

Другим проявлением бистабильности исследуемых и его величина будет уменьшаться при уменьшении конструктур являются зависимости профиля распределения центрации глубоких уровней бистабильного дефекта Nt Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, вып.

Емкостная спектроскопия глубоких состояний в InAs/GaAs-гетероструктурах с квантовыми точками и росте концентрации мелких акцепторов Na. Проявле- деления дырок p(Ur). Энергия термической активации нием эффекта, связанного с присутствием в структуре уровня, связанного с этим пиком, изменялась в пределах ловушек с уровнем самозахвата, был и рост амплитуды (314–360) мэВ с ростом Ur. Эти величины существенно сигнала в спектрах DLTS, измеренный при оптической превосходят те значения, которые были оценены в работе подсветке (рис. 4, b). [13–14] для квантовых состояний точки и для смачиВ спектрах DLTS, измеренных при различных Ur из вающего слоя. Отсюда следует, что пространственно первых трех диапазонов, наблюдались пики H2, H3 и локализованный уровень H3 может быть поверхностным H4, амплитуды которых увеличивались при изохронных состоянием границы раздела GaAs–смачивающий слой отжигах с Ur < 0 и падали при отжигах с Ur = 0 InAs. Это в свою очередь позволяет связать второй (рис. 3–4). На основании изложенного выше следует, пик в профиле распределения дырок p(Ur) (рис. 2, b) с что все три уровня, связанные с этими пиками, явля- поверхностным состоянием границы раздела GaAs/InAs ются пространственно локализованными состояниями. и квантовой ямой смачивающего слоя. Сопоставление Рассмотрим каждый из них в отдельности. H2 пик на- параметров уровня H3 с известными для GaAs показало, блюдался в спектрах DLTS при Ur из первого диапазона. что он при больших Ur приближается по параметрам к Энергия термической активации, соответствующая это- уровням H2 [23] и HL11, HL5 [21]. Последний из них, му пику, изменялась в пределах Ea = (225-240) мэВ. как было установлено в работе [24], образуется при росте Пространственная локализация пика H2 (рис. 3–4) со- GaAs из раствора–расплава в Ga и связывается с комвпадала с первым пиком аккумуляции дырок профиля плексом, в состав которого входит VAs. Поверхностная p(Ur) (рис. 2, b) и КТ, которые были определены из концентрация уровня H3, так же как и уровня H2, была ПЭМ исследований. ФЛ исследования показали нали- оценена с помощью соотношения (1) и оказалась равной чие в спектрах излучения полосы основного состояния 2.0 · 1010 см-2, что в 2 раза больше, чем концентрация экситона КТ с энергией 1.19 эВ и шириной 110 мэВ. дырок в квантовой точке. Наконец, рассмотрим последКроме того, учитывая результаты работы [13–14], была ний пространственно локализованный пик H4, который оценена энергия основного состояния электрона, кото- появлялся в спектрах DLT S, измеренных для различных рая оказалась равной 100 мэВ. Суммируя величины Ur из четвертого диапазона. Область пространственной энергии дырок и основного состояния электронов с локализации этого пика DLTS и второго максимума в энергией основного состояния экситона КТ, получаем профиле распределения дырок p(Ur) совпадали. Полов итоге величину 1.515 мэВ, которая приблизительно жение пика DLTS H4 смещалось в высокотемпературную совпадает с шириной запрещенной зоны GaAs. Все область при увеличении Ur и уменьшении величины это дает основание предположить, что обнаруженный в импульса заполнения Uf. Возможно, что это тот же спектрах DLTS уровень H2 является основным дыроч- поверхностный уровень, что и H3, локализованный на ным состоянием квантовой точки. С помощью соотно- границе GaAs/InAs. Одной из причин наблюдаемых шения (1) была оценена максимальная поверхностная изменений в положении пика H4 может быть кулоновконцентрация дырок pd в квантовой точке, которая ока- ское взаимодействие между локализованными в квантозалась равной 9.4 · 109 см-2. Эта величина находится вой яме смачивающего слоя дырками и ионизованными в хорошем согласии с определенным с помощью ПЭМ акцепторными поверхностными состояниями границы значением концентрации точек, если считать, что каждое раздела GaAs/InAs, приводящее к образованию диполя основное квантовое состояние содержит две дырки с и изменению энергии термической ионизации дырок противоположными спинами. Нами была также оценена с этого уровня. При относительно небольших Ur из концентрация дырок в квантовой точке из результа- второго диапазона проникновение поля слоя объемного тов C-V-измерений (рис. 2, a), используя соотношение заряда экранируется носителями поверхностных локаpd = C(Ur2 - Ur1/Aq), где C — емкость плато лизованных состояний, эмиссия происходит из узкой C-V -характеристики, Ur1 и Ur2 — напряжение смещения области в окрестности точки пересечения уровня Ферми в начале и конце плато, A — площадь диода. Она была и глубокого состояния. При увеличении Ur эмиссия равна 1.4 · 1011 см-2, что значительно больше концен- дырок из узкой области будет расти, становиться все трации, оцененной из высоты пика DLTS.
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.