Катодолюминесцентные методы исследования лазерных гетероструктур на основе ZnSe тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, кандидат физико-математических наук Шахмин, Алексей Александрович

• Шахмин, Алексей Александрович
• кандидат физико-математических наук
• 2011

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Шахмин, Алексей Александрович

Содержание

Введение

2

ГЛАВА 1. Катодолюминесценция соединений А В и гетероструктур на их основе

9 (\

1.1. Методы роста пленок и гетероструктур А В и их особенности

1.2. Параметры лазерных структур, построенные на исследованных образцах

1.3. Люминесцентные свойства пленок А В

1.3.1. Спектры люминесценции слоев А2В6

9 А

1.4. Люминесцентные свойства гетероструктур А В

1.5. Взаимодействие электронного пучка с образцом

1.5.1. Потери энергии электронов по глубине структуры

1.5.2. Генерация электронно-дырочных пар по области взаимодействия

1.5.3. Генерация катод о люминесценции по области взаимодействия

1.6. КЛ с разрешением по глубине гетероструктуры

Выводы к главе 1

ГЛАВА 2. Установка и методики исследования

2.1. Описание образцов

2.2. Экспериментальная установка

9

2.3. Методики микроанализа слоев и гетероструктур А В

2.3.1. Микроанализ толстых пленок гпМ§88е

2.3.2. Методика микроанализа тонких слоев в гетероструктурах А2В6

9 (\

2.3.3. Результаты микроанализа тонких слоев в гетероструктурах А В

2.4. Катодолюминесценция слоев и гетероструктур А В

2.4.1. Моделирование распределения генерации носителей заряда по глубине структуры

2.4.2. Условия эксперимента и методы измерения катодолюминесценции слоев и гетероструктур А2В6

Выводы к главе 2

2

ГЛАВА 3. Катодолюминесценция эпитаксиальных слоев А В

2

3.1. Спектры като до люминесценции слоев А В

3.2. Временные зависимости интенсивности КЛ и определение энергии активации ловушек

3.2.1. Описание разгорания и затухания интенсивности КЛ во времени

3.2.2. Определение энергии активации ловушек в слоях

3.3. Определение концентрации точечных дефектов в слое ZnMgSSe

3.3.1. Насыщение интенсивности КЛ широкой полосы (2,1 эВ) от плотности тока электронного пучка

3.3.2. Определение концентрации точечных дефектов

3.3.3. Результаты определения концентрации точечных дефектов

3.3.4. Измерение времени жизни широкой полосы

3.3.5. Определение концентрации точечных дефектов в гпМ§88е барьерном слое гетероструктур

Выводы к главе 3

ГЛАВА 4. Исследование гетероструктур на основе Zn.Se модель и результаты

4.1. Спектры КЛ гетероструктур

4.2. Послойный анализ гетероструктур методом катодолюминесценции

4.3. Вид зависимости интенсивности излучения катодолюминесценции КЯ (КТ) от энергии электронного пучка

4.4. Моделирование экспериментальных результатов с учетом транспорта носителей заряда в гетероструктуре

4.5. Результаты определение области транспорта носителей заряда

4.6. Зависимости интенсивности катодолюминесценции от энергии электронного пучка для излучения сверхрешеток и барьерных слоев

4.7. Деградация структуры под воздействием электронного пучка

Выводы к главе 4

Заключение и выводы

Список цитируемой литературы

Основные работы, включенные в диссертацию

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Катодолюминесцентные методы исследования лазерных гетероструктур на основе ZnSe»

Введение

Актуальность работы

В настоящее время полупроводниковые лазеры зеленого спектрального диапазона (500-550 нм) востребованы во многих областях техники - проекционное лазерное телевидение, оптическая связь, лазерные навигационные системы, высококачественная цветная печать. В 1991 году впервые реализован инжекционный лазер на основе гпБе, излучающий в зеленой области спектра [1], но все усилия последующих лет по увеличению срока службы этого лазера до уровня, позволяющего перейти к промышленному производству, не увенчались успехом. Одна из причин деградации лазера - ухудшение р-типа проводимости используемых структур при высоких уровнях возбуждения [2]. В этой связи, перспективными являются полупроводниковые лазеры с накачкой электронным пучком. Преимущество накачки электронным пучком над инжекционной накачкой связано с отсутствием необходимости создания высокой проводимости р- и п-типа в широкозонных материалах А2В6, необходимой для реализации излучения в видимой области спектра.

В последние годы была продемонстрирована перспективность использования квантоворазмерных гетероструктур в лазерах сине-зеленого диапазона [3]. Применение многослойных квантоворазмерных гетероструктур гп(Сф8е/2п8е в лазерах с продольным возбуждением сканирующим электронным пучком позволило достичь средней мощности излучения в квазинепрерывном режиме в несколько ватт при комнатной температуре [4]. Использование квантовых точек (КТ) либо квантовых ям (КЯ) в качестве активной области позволяет существенно улучшить основные лазерные характеристики, такие как пороговая плотность тока, характеристическая температура, внешняя квантовая эффективность. При использовании поперечной или продольной накачки КПД может быть выше 10%, что почти на порядок превышает КПД используемых в настоящее время ксеноновых ламп в цветных дисплеях высокого качества. В работе [5] продемонстрированы результаты работы зеленого лазера (535 нм) с накачкой электронным пучком на основе гетероструктуры с 10 активными слоями КЯ 2пСё8е/гп8е. Достигнута эффективность преобразования энергии электронного пучка в свет, равная 7% с выходной мощностью 31 Вт в импульсе с одного лазерного элемента.

В настоящий момент, время жизни лазерных гетероструктур на основе

? £

широкозонных полупроводников А В все еще слишком мало для использования в коммерческих целях. Основным ограничением, препятствующим быстрому прогрессу в этой области, является относительно низкая энергия активации образования и развития протяженных и точечных дефектов в активной области.

Дефекты упаковки, сформировавшиеся на границе слой-подложка (слой 7п8е -буферный слой ваАв) и прорастающие к поверхности, дислокации и другие протяженные дефекты приводят к безызлучательной рекомбинации электронно-дырочных пар, возникающих при генерации электронным пучком и тем самым уменьшают эффективность лазерной структуры. Наличие точечных дефектов в слоях структуры приводит к захвату носителей и их локализации на дефектах, что в свою очередь также приводит к уменьшению эффективности лазера. В многослойных гетероструктурах ключевым фактором является транспорт носителей заряда в активную область, влияние интерфейсов и качества барьерных слоев и сверхрешеток на эффективность люминесценции. Использование катодолюминесценции (КЛ) при исследовании лазерных гетероструктур позволяет быстрым и неразрушающим способом проводить диагностику гетероструктур и получать информацию о свойствах структур, которую зачастую трудно получить другими способами.

Совершенствование и разработка новых катодолюминесцентных методов изучения полупроводниковых гетероструктур является важным шагом, необходимым для разработки и оптимизации технологии выращивания перспективных лазерных гетероструктур с заданными люминесцентными свойствами. При этом решаются также и задачи фундаментальной науки, необходимые для более глубокого понимания процессов, происходящих в гетероструктурах при облучении их электронным пучком: образование и транспорт носителей заряда, захват носителей заряда ловушками. В связи с этим тема данной работы является актуальной. Цель диссертационной работы

Цель работы заключается в исследовании катодолюминесцентных свойств эпитаксиальных пленок и гетероструктур на основе 7п8е и разработка

катодолюминесцентных методов изучения лазерных гетероструктур с

(7п)Сё8е/гп8е активной областью.

Были поставлены следующие основные задачи:

1. Исследование влияния точечных дефектов на люминесцентные свойства слоев четвертных твердых растворов гп]У^88е. Разработка способа количественного определения точечных дефектов в слоях и гетероструктурах на основе 2п8е.

2. Создание методики рентгеноспектрального микроанализа для определения состава и глубины залегания слоя гпСс18е КЯ в многослойных гетероструктурах на основе 7п8е.

3. Изучение катодолюминесцентных свойств гетероструктуры на основе 2п8е. Определение условий эксперимента для изучения транспорта носителей в гетероструктуре методом катод о люминесценции.

4. Развитие метода моделирования зависимостей интенсивности катодолюминесценции от энергии электронного пучка в гетероструктурах на основе ZnSe.

5. Разработка модели, позволяющей по экспериментальным данным оценивать транспортные свойства гетероструктур на основе 7п8е. Определение факторов влияющих на транспорт носителей в гетероструктуре. Разработка способа оценки качества гетероструктуры по транспорту неравновесных носителей, созданных электронным пучком в гетероструктуре.

Научная новизна

Научная новизна работы состоит в разработке и применении новых методов

катодолюминесценции и рентгеноспектрального микроанализа для исследования

гетероструктур на основе 2п8е.

1. Исследованы медленные изменения интенсивности краевой полосы катодолюминесценции слоев 7п]У^88е при непрерывном облучении электронным пучком в зависимости от температуры образца и мощности электронного пучка.

2. Предложен способ количественной оценки точечных дефектов в слоях ZnMgSSe на основе измерений катодолюминесценции излучательных полос.

3. Впервые предложен метод рентгеноспектрального микроанализа наноразмерных слоев, и продемонстрирована возможность определения состава и глубины залегания слоя 7пСс18е толщиной 1-7 нм в гетероструктуре на основе гп8е.

Установлены возможности метода по определению состава слоя толщиной до 1 нм.

4. Показана возможность использования метода катод о люминесценции для исследования гетероструктур на основе 2п8е по глубине. Проведена оценка вертикального транспорта неравновесных носителей заряда генерируемых при облучении электронным пучком, в гетероструктурах с использованием моделирования экспериментальных результатов интенсивности КЛ при вариации энергии электронного пучка. Научная и практическая значимость работы

Практическая значимость работы состоит в том, что предложены и реализованы методики определения различных параметров гетероструктур на основе ZnSe, таких как состав и глубина залегания слоя квантовой ямы, содержание точечных дефектов в барьерных слоях, характеризация транспортных свойств многослойных гетероструктур А В .

1. Показана возможность определения концентрации точечных дефектов в слоях системы А В по их като до люминесценции.

2. Предложен способ моделирования экспериментальных результатов изменения интенсивности КЛ при вариации энергии электронного пучка, позволяющий характеризовать транспортные свойства варизонного волновода использованного в дизайне лазерных гетероструктур на основе 2п8е.

2 6

3. Разработанные способы характеризации слоев и структур

А В

на основе 2п8е

методами катодолюминесценции могут быть использованы для сравнения образцов в процессе отработки технологии их роста, а также могут быть использованы в разработке методов исследования других материалов и структур. Положения, выносимые на защиту

1. Зависимость интенсивности полосы катодолюминесценции, связанной с точечными дефектами в эпитаксиальных пленках 7п1У^88е имеет насыщение при увеличении плотности тока электронного пучка от 0,1 до 2 мА/см2. Интенсивность насыщения пропорциональна содержанию этих дефектов в пленках 7п]У^88е.

2. Метод вариации энергии электронного пучка и математическое моделирование результатов измерений рентгеноспектрального микроанализа позволяет

определять состав и глубину залегания слоя ZnCdSe толщиной 1-7 нм в гетероструктуре на основе ZnSe с погрешностью не хуже 10% относительных. 3. Модель расчета распределения носителей в гетероструктуре на основе ZnSe, созданных электронным пучком, основанная на использовании распределений потерь энергии электронов по глубине структуры может успешно применяться для описания вертикального транспорта неравновесных носителей, сгенерированных электронным пучком в гетероструктуре. Апробация работы

Материалы диссертационной работы докладывались и обсуждались на российских и международных школах, конференциях и симпозиумах: XV Российский симпозиум по растровой электронной микроскопии и аналитическим методам исследования твердых тел (Черноголовка 2007 г.); 9 Всероссийская молодежная конференция по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектронике (Санкт-Петербург 2007 г.); 12, 13 International Conference on Defects-Recognition, Imaging and Physics in Semiconductors (DRIP) (Берлин Германия 2007 г.; Вилинг, США 2009 г.); Международная зимняя школа по физике полупроводников (Зеленогорск 2008 г., 2011 г.); XII Международный Симпозиум "Нанофизика и наноэлектроника" (Нижний Новгород 2008); 9, 10 International Workshop on Beam Injection Assessment of Microstructures in Semiconductors (BIAMS) (Толедо Испания 2008, Халле, Германия 2010); 25 Международная конференция по дефектам в полупроводниках (ICDS-25) (Санкт-Петербург 2009); 14, 15 Международная конференция по соединениям II-VI (Санкт-Петербург 2009, Маян Ривьера, Мексика 2011); 2-ой Российский симпозиум "Полупроводниковые лазеры: физика и технология" (Санкт-Петербург 2010); 11 International Conference on Atomically Controlled Surfaces, Interfaces and Nanostructures (ACSIN) (Санкт-Петербург 2011).

2 6

ГЛАВА 1. Катодолюминесценция соединений А В и гетероструктур на их основе

>у УГ

1.1. Методы роста пленок и гетероструктур А В и их особенности

В настоящее время технология молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ)

многослойных гетероструктур на основе широкозонных полупроводниковых

соединений А В достигла высокого уровня возможностей. Технология

выращивания гетероструктур позволяет контролируемо создавать наноразмерные

слои квантовых ям (КЯ) или квантовых точек (КТ), многослойные

короткопериодные сверхрешетки с изменением толщин слоев, многокомпонентные

твердые растворы заданного состава и толщины. Эффективным для роста 7п8е и

твердых растворов на его основе 2п88е, 2пСё8е и гпМ^88е является использование

ОаАэ подложек в связи с малым рассогласованием периода решетки с ZnSe -

Да/а=2,6 10"3. Процесс МПЭ обычно происходит псевдоморфно, структура

выращиваемого соединения наследует структуру подложки ОаАБ. Таким образом,

2 6

рост гетероструктур

А В /ОаАэ происходит в кубической модификации соединений А2В6. Существенным моментом при МПЭ твердых растворов (2п88е, ZnMgSSe) является контроль температуры роста, которая значительно влияет на состав осаждаемого слоя [6]. При небольших отклонениях состава тройных и четверных твердых в результате сильного рассогласования периодов решетки с ваАБ, может приводить к релаксации упругих напряжений в процессе роста и возникновению большой плотности структурных дефектов (сетки дислокаций несоответствия и прорастающих дислокаций). Высокая плотность прорастающих дислокаций и дефектов упаковки [7] может быть связана с продолжительным трехмерным ростом, что наряду с точечными дефектами считается основной причиной деградации структур лазерных диодов [8,9].

Благодаря тому, что замещение цинка кадмием в кристаллической решетке халькогенида приводит к уменьшению ширины запрещенной зоны, твердые растворы гп1_хСс!х8е используются для формирования КЯ в лазерных гетероструктурах [10]. Рассогласование периодов решеток ZnCdSe и СаАз варьируется от 0 до -7% (чистый Сс18е), что приводит к быстрому уменьшению критической толщины слоя КЯ с увеличением содержания Сс1. Другой вариант -использование в активной области лазерных гетероструктур сильнонапряженных

низкоразмерных наноструктур СёЗе/гпБе КТ, образующихся путем самоформирования в процессе МПЭ [11,12]. Формирование КТ происходит вследствие упругой релаксации напряжений, вызванных большим рассогласованием периодов решеток бинарных соединений, при толщине Сс18е в ZnSe меньше критической толщины ~3 МС [13,14]. Использование активной области на основе одиночной Сс18е дробно-монослойной вставки с номинальной толщиной 2,8 МС позволило создать лазерные структуры, демонстрирующие низкие значения пороговой плотности мощности при комнатной температуре (менее 4 кВт/см2) [15]. Исследования просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) [16] показали, что в результате процессов интер-диффузии и сегрегации во время МПЭ роста вместо бинарных слоев Сс18е образуются слои твердого раствора 2пСё8е с переменной концентрацией Сй, как вдоль оси роста структур, так и в плоскости слоя [17].

На смену толстым слоям ZnSSe, ZnMgSSe в конструкции оптического волновода инжекционных лазеров на основе двойной гетероструктурой с раздельным ограничением [18] стали применяться переменно напряженные короткопериодные сверхрешетки (СР) гп88е^п8е в волноводе лазерных структур для оптической накачки и накачки электронным пучком [19]. Параметры СР задаются с учетом полной компенсации напряжений. Использование таких СР обеспечивает повышение деградационной стабильности гетероструктур за счет возможности превышения критической толщины, защиту активной области гетероструктуры от проникновения и развития протяженных и точечных дефектов, эффективный транспорт носителей в КЯ (КТ), хорошее оптическое и электронное ограничение[20].

Для улучшения транспорта неравновесных носителей заряда в активную область гетероструктуры был разработан варизонный оптический волновод. Наборы напряженных ZnMgSSe/ZnSe и гп88е^п8е сверхрешеток с различными периодами и соотношениями толщин ям и барьеров обеспечивали необходимый профиль показателя преломления и ширины запрещенной зоны в волноводной области.

В качестве барьерных слоев в гетроструктурах используются четверной твердый раствор ZnMgSSe с содержанием Mg х ~ 0,12 и 8 у ~ 0,16 решеточно согласованный с ваАБ, что позволяет увеличить ширину запрещенной зоны до 2,9 эВ. Дальнейшее увеличение содержания Mg и 8 в слоях гп1У^88е толщиной

более 1 |ш, согласованных по параметру кристаллической решетки с подложкой ваАз с целью увеличения ширины запрещенной зоны более 3,0 эВ приводит к фазовому распаду твердого раствора, качество слоя значительно ухудшается [21]. Хорошо изучено, что при этом твердый раствор будет находиться в области метастабильной фазы, близко к границе области несмешиваемости и спинодального распада [22,23]. Высокая однородность твердого раствора гп]У^88е с составом, соответствующим условию Eg ~ 2,9 эВ, обеспечивается при росте в стехиометрических условиях при уменьшении температуры эпитаксии ниже 280°С. В пленках 2пГ^88е с концентрации и 8 выше 20 % наблюдалась модуляция состава в кристаллографическом направлении <100> [23]. Обнаружено, что контраст модуляции состава влияет на деградацию инжекционного лазера или светодиода на основе напряженной гетероструктуры гпСс18е/7п]У^88е [24]. В лазерах с оптической или накачкой электронным пучком неравновесные электронно-дырочные пары генерируются в основном в толстых барьерных слоях 7п]У^88е и за время жизни они собираются в слоях КЯ, где возникает оптическое усиление. При распаде твердого раствора образуются структурные дефекты, создающие безызлучательные каналы рекомбинации [25], кроме того, формируется неоднородный потенциальный рельеф, который затрудняет транспорт носителей заряда в КЯ. Оба фактора приводят к уменьшению плотности электронно-дырочных пар в КЯ, а, следовательно, к увеличению порога и уменьшению эффективности генерации.

1.2. Параметры лазерных структур, построенные на исследованных образцах

Главными конкурентами соединениям А2В6 для оптоэлектронных применений являются полупроводники АЗЫ. Инжекционные 1пОаЫ/ОаК лазеры, излучающие в зеленой области спектра, еще не созданы в силу принципиальных трудностей формирования малодефектных КЯ 1пСаМ с большим содержанием индия, необходимых для получения требуемой длины волны излучения. На настоящий момент, для лазерных гетероструктур КЯ ГпОаШлаК продемонстрирована лазерная генерация в непрерывном режиме на длине волны 523-525 нм с выходной мощностью до 50 мВт и эффективностью ~ 2,3% и в импульсном режиме при 532 нм

[26]. Основной проблемой остаются высокие значения пороговой плотности тока 9 кА/см2, резко возрастающие при дальнейшем увеличении длины волны, более 530 нм.

в последние годы продемонстрирована перспективность использования нелегированных квантоворазмерных гетероструктур Сс1(2п)8е/2п]У^88е для создания высокоэффективных зеленых лазеров с электронно-лучевой накачкой [27]. Другой подход заключается в создании интегрального лазерного конвертера а2в6/а3к в котором 1пОаМ/СаК лазерный диод используется в качестве источника возбуждения зеленого полупроводникового лазера на основе ¿п8е [28]. С целью уменьшения порога генерации лазерной наногетероструктуры на основе 7п8е за счет увеличения фактора оптического ограничения была разработана новая конструкция лазера с использованием нескольких плоскостей электронно-связанных КТ Сс18е/7п8е в активной области. Совершенствование дизайна привело к созданию

Л

высокоэффективных низкопороговых (2,5 кВт/см при 300 К) оптически

9 (\

накачиваемых зеленых А В лазеров с активной областью на основе двух электронно-связанных плоскостей КТ Сс18е/7п8е с внешней квантовой эффективностью более 42% и выходной оптической мощностью свыше 20 Вт [29].

Использование варизонного волновода в лазерных гетероструктурах на основе 7п8е позволило дополнительно снизить значения пороговой плотности тока. Волновод представляет собой набор короткопериодных сверхрешеток Zn(Mg)SSe/ZnSe и 7п88е/7п8е с изменяемыми периодом и соотношением толщин ям и барьеров при неизменной концентрации и 8 в слоях СР. Параметры переменно-напряженных короткопериодных СР были выбраны с учетом обеспечения компенсации напряжений в структуре и плавного снижения положения минизоны тяжелых дырок к активной области [30].

В работе [31] впервые сообщается об использовании СР ZnSe/ZnSSe для лазеров с накачкой электронным пучком. Была получена генерация с пороговой

9 9

плотностью тока 1Л=5 А/см (300 К) на пленках гп8е и 12 А/см - при использовании поперечной накачки с энергией пучка 35 кэВ. В работах [27] [32] показано, что использование 7п8е-содержащих квантоворазмерных структур со встроенной в волновод сверхрешеткой позволяет получить генерацию в зеленой области при комнатной температуре с низкими значениями пороговой плотности тока (менее

0,5 А/см2) при невысоких (4-25 кэВ) значениях энергии электронного пучка. Максимальное значение эффективности излучения составило 8.5%, выходная импульсная мощность одиночного лазера достигала 34 Вт. Предельные значения выходной мощности ограничивались разрушением структуры. Использование лазерной сборки позволило достичь значений выходной импульсной мощности более 600 Вт [5].

2 6

1.3. Люминесцентные свойства пленок А В

КЛ-эмиссия характеризуется спектральным составом излучения. Энергия фотонов и, таким образом, спектр КЛ-излучения содержат сведения об энергетических уровнях в запрещенной зоне. Излучательные переходы можно разделить на два класса: собственные и примесные. К собственным переходам относятся переходы межзонной рекомбинации с излучением фотона с энергией близкой к Eg - ширине запрещенной зоны, а также рекомбинация свободного экситона с выделением фотона с энергией hv=Eg-Ex, где Ех - энергия ионизации экситона. К примесным переходам относятся переходы с участием уровней внутри запрещенной зоны, образованные различными донорными или акцепторными примесями либо структурными дефектами. Мелкие примесные уровни, расположены у краев зон, глубокие расположены ближе к середине запрещенной зоны, соответственно энергия излучения либо близка к Eg, либо заметно меньше Eg.

Формирование слоев лазерной гетероструктуры путем синтеза твердых растворов с определенными свойствами, прежде всего, определяется шириной запрещенной зоны и периодом кристаллической решетки этих слоев. На рисунке 1.1 приведены значения ширины запрещенной зоны в зависимости от периода

л /

кристаллической решетки при 300 К для рассматриваемых соединений А В . Линии, соединяющие бинарные соединения, схематично показывают область возможных твердых растворов. Вертикальной линией задаются составы четверного твердого раствора ZnMgSSe, совпадающие по периоду решетки с ОаАэ. При этом ширина запрещенной зоны таких соединений изменяется от 2,7 до 4,5 эВ.

Lattice constant (nm)

Рисунок 1.1. Ширина запрещенной зоны, как функция периода кристаллической решетки для основных широкозонных бинарных соединений A2Bf>, Горизонтальные линии показывают области синего, зеленого и красного излучения.

Химическая связь в полупроводниках А2В6 носит смешанный ковалентно-ионный характер. Усиление ионного характера связи приводит к большим значениям ширины запрещенной зоны, низким подвижностям носителей заряда, меньшей прочности кристаллической решетки и меньшей пороговой энергии образования точечных и протяженных дефектов в соединениях на основе ZnSe [33 j.

В твердых растворах ZnSySei.y увеличение содержания серы приводит к уменьшению периода кристаллической решетки и возрастанию ширины запрещенной зоны. При у=0.06 (300 К) постоянная решетки тройного соединения ZnSvSeu совпадает с GaAs. ширина запрещен ой зоны ZnSo.o6Seo.94 при этом равна 2,74 эВ.

Из разных источников определение ширины запрещенной зоны слоев ZnSySei_y в зависимости от состава при 300 К описывается квадратичным полиномом вида: Eg(y) = 2,69 + О A3 у + 0.63 / [34], (1.1)

Eg(y) = 2,71 + (3.68 - 2.71 -0,43)у + 0.43/ [35], (1.2)

там же приведена зависимость от состава и температуры слоя ZnSySei-y Eg(y,T) = 0,53/ - 0,45у + 2,828 + Г(-3.45у2 + 3.22у - 3.88)10^'. (1.3)

Кроме того, в других работах [36,37] показаны способы расчета Eg при низких температурах, Следует обратить внимание на значительный разброс литературных данных для параметров квадратичной нелинейности в зависимости ЕАх) твердых

О (\

растворов соединений А В . Изменение ширины запрещенной зоны твердых растворов 2п8у8е1_у обусловлено, главным образом, изменением положения потолка валентной зоны.

Система гпД/^БЗе характеризуются сильным рассогласованием параметров решетки составляющих бинарных соединений. Условие изопериодного замещения с ваАз для твердых растворов 2п1.х1У^х8у8е1.у, показанное на рисунке 1.1 пунктирной линией, можно представить в виде: 0.148 + 2.22*

У

(1.4)

2.58 + 0.12*

Температурная зависимость Е§ для такого состава четверного слоя дана в работе [38]

0,0008Г2

Ев(Т) = 3,016-

(1.5)

Г+ 300

Для расчета ширины запрещенной зоны четверных твердых растворов Znl_xMgxSySel_y различными авторами представлено уравнение степенной интерполяции: Окуяма и др. (1998) [39]

Ее (х,у) = 4,65ху + 3,68(1 - х)у + 3,59х(1 - у) + 2,69(1 - х)(1 - у) - у(1 - у)(0,68х + 0,68(1 - х)) ,

(1.6)

Лунц и др. (1997) [40,41] (проиллюстрировано на рисунке 1.2)

Е8 (х,у) = (2,7 + 1,35х + 0,42ху - 0,42у)(1 - у) + 0,82ху + 3,68у - 0,53х(1 - х) + 0,2ху(1 - х),

(1.7)

шш

¿Й К; ЙЛ К: -

Рисунок 1.2. Ширина запрещенной зоны четверного твердого раствора Znl. хМ§х8у8е1_у, в зависимости от состава по Mg и 8, по формуле (1.7).

16

Тео и др. (1994) [42]

Е8(х,у) = 4,02 + (0,194(1 -х) + 0,099у + 0,019(1 -у)у- 0,183у2 -1,52)(1 -х) + (1,035 + 0,011у)у,

(1.8)

Параметр решетки четверного твердого раствора определяется по формуле: а(х, у) = 0,562ху + 0.5409(1 - х)у + 0,589х(1 - у) + 0,5668(1 - *)(1 -у), (1.9)

в формуле использованы параметры решетки для гп8е, 2п8, М§8е, М§8 равные 0,5668 нм, 0,5409 нм, 0,589 нм, 0,562 нм соответственно [39]. Для сравнения параметр решетки ваАэ равен 0,5653 нм.

Для легирования п-типа слоев ZnSe-ZnMgSSe наилучшие результаты были получены при использовании элемента седьмой группы - хлора, замещающего в решетке атомы халькогенидов. Концентрация свободных электронов в ¿п8е

1 / 'З 1 п л

находится на уровне 10 см" , хотя может достигать величин более 10 см" . При этом коэффициент диффузии хлора при ростовой температуре довольно мал, что позволяет получать резкие профили п-легирования в слоях широкозонных соединений А2В6. Легирование слоев лазерных гетероструктур для оптической или электронной накачки примесью р-типа намеренно не используется.

1.3.1. Спектры люминесценции слоев А2В6

Разными авторами довольно много обсуждалась расшифровка спектров 2п8е, в особенности при низких температурах. В литературе часто встречаются спектры КЛ и фотолюминесценции (ФЛ) в которых при комнатной температуре присутствуют две основные полосы (рисунок 1.3). Это полоса краевой люминесценции 2п8е-2п]У^88е и широкая полоса люминесценции обусловленная точечными дефектами. КЛ из слоев ZnSe вблизи 2,7 эВ (для 2п]\^88е 2,9 эВ) соответствует люминесценции локализованных или связанных экситонов с энергией вблизи края поглощения 2пМ§88е, полоса с меньшей энергией 2,66 эВ объясняется рекомбинацией донорно-акцепторных пар в слое. При комнатной температуре краевая полоса КЛ является суперпозицией трех рекомбинационных каналов: межзонных переходов, аннигиляции экситонов и переходов с участием локальных центров. Энергия связи свободного экситона в ZnSe равна 16-24 мэВ. Для толстых слоев ZnSe более 1 рм по

спектрам ФЛ свободных экситонов определены время жизни свободного экситона 150-200 пс и диффузионная длина - 0,7 |Ш при низких температурах 45 К [43].

а

'(О' 1.0

0.5

0

1.7 1.9 2.1 2.3 2.5 2.7

Рисунок 1.3. Спектр ФЛ 2п8е при 300 К из работы [44].

Полоса КЛ излучения точечных дефектов исследовалась во многих работах. Существует несколько интерпретаций с различными вариантами происхождения центров люминесценции. Одни авторы связывают ее с точечными дефектами (вакансия цинка) и комплексами точечных дефектов [45]. Известно, что дефектные центры в 7п8е, включающие катионные вакансии, обнаруживают полосу поглощения при ~ 2,48 эВ, связанную с двухзарядной вакансией (У2п"2), а также полосы при ~ 1,4 эВ и ~ 2,65 эВ, приписываемые однозарядной вакансии (У2п_1) [46]. При этом наблюдаемая в спектрах ФЛ гп8е широкая полоса излучения при ~ 2,01 эВ соответствует самоактивированному излучению центра донор-(двухзарядная вакансия 2х\) (Б-У2п"), в состав которых входят глубокие акцепторные (Еа -1,2 эВ) и мелкие донорные уровни (Ес1 ~ 0,02-0,03 эВ). Первые обусловлены двухзарядной отрицательной вакансией цинка, а вторые однозарядной положительной вакансией селена У8е [44]. Полоса при ~ 1,72 эВ соответствует излучению дефектного центра, включающего изолированную вакансию Ъп. Время жизни носителей, захваченных этими центрами, составляет -10" с [47]. Другие авторы связывают широкую полосу с донорно-акцепторными уровнями образованными примесями, например хлора, как наиболее часто используемого для п-типа легирования [48]. При этом интенсивности дефектной полосы увеличивается, с увеличением концентрации хлора [49].

В некоторых работах рассматривается распределение дефектов по глубине слоя. Авторы показывают, что большинство дефектов образуется на гетерогранице ZnSe/GaAs за счет взаимной диффузии атомов Zn и Ga через границу с образованием точечных дефектов замещения либо дефектов упаковки [50]. Широкую длинноволновую полосу с максимумом вблизи 2 эВ в спектре ФЛ связывают с самоактивированной люминесценцией, отвечающей глубоким уровням в слое ZnSe, обусловленной наличием вакансией цинка VZn или комплексом вакансии цинка и атомов галия (VZn - GaZn) в подрешетке цинка [51,52]. Появление этой полосы свидетельствует о легировании структуры галлием, проникающим в слой ZnSe из подложки. Глубокие уровни сосредоточены вблизи границы с подложкой GaAs, они быстрее насыщаются с увеличением накачки. Возможно, под действием электронного пучка происходит деградация слоев и структур, сопровождающаяся или вызывающая формирование вакансионных типов дефектов [53].

2 6

1.4. Люминесцентные свойства гетероструктур А В

Изменение ширины запрещенной от состава твердого раствора Zni.xCdxSe при 300 К описывается уравнением:

Eg О) = 2.67(1 - х) +1.69* - Сх( 1 -х). (1.10)

Следует отметить, что разброс значений параметра квадратичной нелинейности С, полученный из различных литературных источников, достаточно велик: 0,35 [54], 0.45 [55], 0,68 [39]. При большом содержании CdSe, когда х>0,4, может наблюдаться фазовый переход в гексагональную модификацию. Температурная зависимость ширины запрещенной зоны Zni_xCdxSe описана в [56]. В реальных лазерных гетероструктурах доля CdSe в активной области обычно не превышает 0,3, поскольку с ростом содержания кадмия в твердом растворе увеличивается рассогласование периодов решеток твердого раствора и подложки GaAs. Большие напряжения, возникающие в несогласованной по параметру решетки с подложкой квантовой яме ZnCdSe, содействуют процессам размножения и диффузии дефектов.

В спектрах ФЛ гетеросструктур доминирует полоса излучения из CdSe/ZnSe КТ (2,4-2,5 эВ) над полосами из волноводной CP (2,70-2,85 эВ) и широкозонными ограничивающими слоями ZnMgSSe (3,05 эВ), положение полос в спектре даны при 77 К (см. рисунок 1.4). Это свидетельствует о малом количестве центров

безызлучательной рекомбинации в активной области, а также об эффективном сборе носителей, в первую очередь, дырок из СР в КТ за счет минизонного транспорта. При комнатной температуре интенсивность излучения КТ падает в 6 раз.

1 1 I 1 ■ 1 » 1 »—1......• . , , , , , ,,.r. ^■■■'1 1 T ' 1 ' 1

#4-671 He-Cd laser 1 = 77 К -

J77K/J300K~4'6 хЮ I x500 ft '

J fJL

2,0 2,1 2,2 2,3 2,4 2,5 2,6 2.7 2.8 2.9 3,0 3.1 3,2

Energy, eV

Рисунок 1.4. Спектр ФЛ лазерной гетероструктуры А2В6 при 77 К из [57].

Основные электронные и оптические свойства регулярных полупроводниковых сверхрешеток к настоящему времени хорошо изучены, как экспериментально, так и теоретически. Толщина барьеров в композиционных сверхрешетках сравнима с длиной волны де Бройля носителей. Поэтому волновые функции носителей из отдельных квантовых ям, составляющих сверхрешетку, перекрываются, приводя к формированию минизоны [58]. Ширина минизоны пропорциональна вероятности туннелирования носителя через барьер. При не слишком сильной связи между состояниями в различных ямах, спектр минизоны может быть приближенно описан в простой модели сильной связи, учитывающей взаимодействие только между ближайшими соседними квантовыми ямами.

Спектр сверхрешетки состоит из конечного числа дискретных уровней. Увеличение числа периодов сверхрешетки обуславливает уменьшение энергетического расстояния между ними. Переход к минизоне в реальной полупроводниковой сверхрешетке осуществляется, когда расстояние между уровнями становится меньше, чем уширение, обуславливаемое действием внешним факторов, таких как температурное уширение.

Электрические исследования транспортных свойств полупроводниковых сверхрешеток во многих случаях невозможно, поскольку даже небольшое внешнее электрическое поле может существенно влиять на электронные состояния. Во многом из-за этого широкое применение получил оптический метод исследования впервые предложенный для структур ваАз/Оа^хА^Аз [59], позволяющий определять параметры транспорта носителей вдоль оси роста сверхрешетки без существенной модификации электронных состояний структуры. Этот метод требует изготовления образца, представляющего собой исследуемую сверхрешетку, в которую вставлены одна или несколько расширенных квантовых ям. Исследуя ФЛ из этих ям, как при непрерывном, так и при импульсном возбуждениях, можно определять населенность носителей в различных точках вдоль оси роста структуры и, таким образом, оценивать длину диффузии носителей заряда и кинетику их транспорта.

С использованием таких образцов был проведен ряд интересных экспериментальных исследований вертикального транспорта носителей заряда и экситонов в сверхрешетках в зависимости от геометрических параметров сверхрешетки, температуры [60], мощности возбуждения [61]. Если длина свободного пробега носителей превышает длину сверхрешетки, то когерентность волновой функции сохраняется в пределах всего образца, и времена переноса не превышают характерных времен между столкновениями носителей (< 1 пс). Если длина свободного пробега заметно меньше длины сверхрешетки, но превышает период сверхрешетки, то транспорт носит диффузионный характер и происходит через протяженные минизонные состояния. Для протяженных, достаточно короткопериодных сверхрешеток при не слишком низких температурах транспорт носителей обычно носит диффузионный характер [60]. Увеличение мощности возбуждения приводит к изменению процессов переноса от транспорта электронов и экситонов к амбиполярному транспорту электронов и дырок [61]. Для интерфейса ненапряженных слоев ZnSe/ZnSSe большая часть разрыва зон приходится на валентную зону [62]. При этом в широком диапазоне составов твердого раствора ZnSSe на интерфейсе формируется расположение зон второго типа. Тогда слой ZnSSe является барьером для дырок и ямой для электронов.

Сверхрешетки с варьируемой шириной запрещенной зоны впервые были предложенные в 1984 г. [63]. Такие СР использовались в различных приборных структурах [64], в том числе, в оптическом волноводе низко-пороговых инжекционных лазеров [65]. Оптические исследования показали формирования минизон в сверхрешетке АЮаАэ/АЮаАз с изменением содержания А1 в ямах и барьерах [66]. В гетероструктурах А В применение СР с плавным изменением ширины запрещенной зоны в оптическом волноводе лазерной гетероструктуры были впервые показано в работе [30].

1.5. Взаимодействие электронного пучка с образцом

Распространение электронов первичного пучка в образце сопровождается различными процессами рассеяния, при которых электроны постепенно теряют свою энергию до полного торможения. Для описания взаимодействия электронов с твердым телом необходимо определить вклад каждого из процессов в суммарные потери энергии электрона. Интенсивность процесса взаимодействия (рассеяния) характеризуется сечением процесса о. Если образец имеет толщину 1;, плотность р, и средний атомный вес А, то интенсивность процесса рассеяния будет 0>=Моор/А, где N0 - число Авогадро. Дифференциальным сечением описывается угловое распределение с1а/(Ю=( 1 /(2;шп0))с1а/<10. Вместо сечения, имеющего размерность площади, часто используют среднюю длину пробега между последовательными актами взаимодействия, приводящими к наблюдаемому процессу Ь=1/(2=А/(1\[оар).

При взаимодействии с образцом электроны пучка претерпевают два типа взаимодействия: упругое и неупругое. Упругое рассеяние происходит в результате столкновений электронов высокой энергии с ядрами атомов, частично экранированных связными электронами. При этом вероятность обмена энергией между падающим электроном и ядром незначительна. Однако сильное кулоновское взаимодействие отклоняет электроны, масса которых заметно меньше массы ядра. Образцу при каждом акте упругого рассеяния передается энергия порядка 1 эВ. Угол отклонения от направления падения составляет порядка единиц градусов. Экспериментально установлено, что доля отраженных электронов может достигать 30% от изначального количества электронов пучка.

Упругое рассеяние на системе атомов в отличие от классического корпускулярного подхода, описывается в рамках волнового механизма взаимодействия. Формула Резерфорда, даже с поправками на экранировку и релятивизм не могут точно описать процесс рассеяния, поскольку она игнорирует волновую природу электронов. В волновом подходе взаимодействие описывается амплитудой, или фактором атомного рассеяния, который соотносится с

Л

дифференциальным сечением как |f(ö)| -da(9)/dü.

Неупругое рассеяние происходит при взаимодействии первичных электронов с электронами атомных орбиталей. Поскольку различие между энергетическими уровнями в атоме меньше энергии первичного электрона, то возможна передача энергии атомным электронам. Энергия первичных электронов теряется на коллективное взаимодействие с атомами решетки; генерацию вторичных электронов; генерацию рентгеновского излучения. Область взаимодействия

Большое значение для описания явлений и процессов, возникающих в твердом теле, при взаимодействии электронного пучка с образцом, имеет глубина проникновения электронов и распределение потерь энергии в образце. Область, внутри которой электроны пучка взаимодействуют с образцом, теряя всю свою кинетическую энергию и создавая вторичное излучение, называется областью взаимодействия. Для оценки максимальных размеров области взаимодействия часто используют приближенные формулы [67].

Из диффузионной модели Каная и Окаямы [68] получены формулы, хорошо согласующиеся с экспериментом и часто используемые для проведения расчетов при энергиях электронов 2-1000 кэВ. В частности, для определения максимальной глубины проникновения R электрона с энергией Е0 в материале со средним атомным номером Z, средним атомным весом А и плотностью р используется формула:

Р

В 1987 г. Поттс получил эмпирически формулы, используемые для подсчета глубины проникновения (X) и ширины области взаимодействия (У):

R(jjm) = 0,0276-Е0513(КЭВ)

(1.11)

(1.12)

= (1.13)

р

где Ео - ускоряющее напряжение (кэВ), р - плотность вещества (г/см3).

Скорость изменения кинетической энергии электрон Е вдоль траектории в для всех типов неупругих процессов описывается классической формулой Бете [67]:

„..-к

(кэВ ■ см'1) = 7,85 • 1041п <1$ АЕ

1,165

(1.14)

V и У

где I - потенциал ионизации атома образца (1=0,01157). Таким образом, определяются средние потери энергии электронов на единицу длины его траектории. Длину пробега электрона можно получить из соотношения:

о ^

Л(НЛ.) = —^ = — _ - (1.15)

„ с1Е! (¡я р

Еп г-

2 у

/ ЕЛ1'7

Е

15,2 АЕ1

Форма области взаимодействия зависит от энергии электронов, среднего атомного номера вещества и угла падения пучка. Чем меньше атомный номер и чем больше энергия электронов, тем глубже электроны проникают в образец и тем меньше они отклоняются от первоначальной траектории. Электроны пучка проникают в образец, теряя энергию согласно закону Бете и рассеиваясь в соответствии с сечением экранированного кулоновского потенциала. На некой глубине траектории электронов из-за многократного рассеяния становятся изотропными, и электроны движутся по всем возможным направлениям, пока их полный пробег не составит величину Я.

1.5.1. Потери энергии электронов по глубине структуры

Пространственное распределение энергии потерянной электронами пучка, сложным образом зависит от их энергии и свойств облучаемого материала. Функция распределения потерь энергии электронов могут быть получены с использованием эмпирических моделей расчета или моделированием методом Монте-Карло. Одной из первых была использована модель расчета потерь энергии электронов в виде гауссиана Кайзера и Виттри [69], согласно которой функция плотности потерь энергии описывается формулой:

р(х,у,г) = ртакехр(-а2((г-20)2 +х2 +/)). (1.16)

Величина а выбирается из сравнения с экспериментом, величина максимальной плотности ртах находится в результате интегрирования выражения (1.16) по координатам, а выделяемая электронным пучком в конденсированном веществе мощность можно определить из:

Р = Р0(\-ппЕ). (1.17)

Здесь Р0 мощность пучка, а п и пЕ - коэффициент обратного рассеяния и средняя доля энергии обратно рассеянных электронов, соответственно.

Среди возможных способов описания плотности потерь энергии электронов в конденсированном веществе следует отметить использование полиномов. Этот подход может применяться и для аппроксимации результатов вычислений с использованием метода Монте-Карло. В качестве примера укажем зависимость, предложенную Эверхартом [70]:

( „ \ ( ^ 2 / л •7

р(г) = 0,6 + 6,21 -12,4 + 5,69

где 1^=0,0181Е1'75, 0<г/К£<1. Полиномиальные коэффициенты определяюися из экспериментальных результатов для конкретного материала.

Расчеты различных моделей распределения плотности потерь энергии электронов р(г), часто используемые на практике, проведены в [71] [72] [73]. При расчетах полагалось постоянное значение мощности, рассеянной в объекте. Основным недостатком существующих моделей является то, что они хорошо применяются только в узкой области исследуемых материалов и для определенного диапазона энергий электронов пучка. Для количественного описания процессов рассеяния энергии электронами в многослойной структуре, состоящей из слоев различного материала, необходимо определять распределения по энергиям электронов, прошедших слои материала заданной толщины; некоторые результаты таких исследований изложены в [74].

В задачах моделирования процессов взаимодействия заряженных частиц с веществом весьма широко применяются методы Монте-Карло [75]. Благодаря значительному интересу в этой области и значительному числу опубликованных работ, в настоящее время разработаны пакеты программ позволяющие моделировать процессы взаимодействия электронного пучка с различными объектами (см. например [76]).

Часть пучка электронов, падающего на образец, отражается от поверхности образца. Количество отраженных электронов характеризуется коэффициентом обратного рассеяния, который в основном зависит от среднего атомного номера и слабо зависят от энергии падающего пучка. Размеры области генерации отраженных электронов значительны и зависят от длины пробега электронов в материале образца. Протяженность области возрастает с увеличением энергии электронного пучка и уменьшения среднего атомного номера Ъ элементов образца, может изменяться от сотых микрона до единиц микронов.

Вторичные электроны возникают в результате взаимодействия между высокоэнергетическими электронами пучка и слабо связанными электронами проводимости. Они характеризуются очень малой энергией до 50 эВ. Прямым следствием низкой энергии вторичных электронов является их малая глубина выхода (5 - 50 нм). Медленные вторичные электроны дают наименьший вклад в неупругие процессы, однако, этот процесс достаточно интенсивен. Большую часть медленных электронов составляют свободные электроны. Считается, что выход медленных электронов, нормированный на количество электронов в пучке, не зависит от энергии первичных электронов. Количество образующихся вторичных электронов слабо зависит от атомного номера элемента. Несмотря на то, что вторичные электроны генерируются во всей области взаимодействия, с поверхности образца испускаются только те электроны, которые сгенерированные на глубине, менее 10 А.

В процессе неупругого рассеяния электронов пучка может возникать тормозное или характеристическое рентгеновское излучение. Кинетическая энергия первичных электронов в этом случае частично или полностью преобразуется в энергию рентгеновского излучения. Так как энергетические потери в процессе торможения могут принимать любые значения, то тормозное рентгеновское излучение образует непрерывный спектр с энергией от нуля до энергии электронов пучка. Характеристическое рентгеновское излучение возникает при взаимодействии электронного пучка с электронами внутренних оболочек. Для ионизации определенной оболочки и генерации характеристического рентгеновского излучения требуется определенная критическая энергия электронов Ес. Большинство моделей, описывающих сечение ионизации, являются вариациями модели Бете.

Значительная доля энергии, приносимой на образец электронным пучком, передаётся твёрдому телу за счёт возбуждения колебаний решётки (фононов). Механизмы генерации фононов могут быть как прямыми, так и непрямыми. Первые обусловлены элементарным актом неупругого рассеяния электронов пучка на атомных ядрах, приводящих к упругим осцилляциям атомов относительно равновесных позиций. Вторые являются следствием других неупругих процессов в конечной стадии. Энергия фонона мала, менее 0,1 эВ, но электрон, после взаимодействия с атомом с образованием фонона, рассеивается на достаточно большой угол (5-15 мрад). Сечение фононного рассеяния имеет зависимость ~2'3/2 от атомного номера.

Плазмоны представляют собой продольные коллективные колебания валентных электронов, затухающие в течение фемтосекунд, так что эти волны локализованы в пределах до 10 нм. Генерация плазмонов имеет наибольшее сечение, по сравнению с другими неупругими процессами и является наиболее вероятным процессом неупругого рассеяния. Плазменные осцилляции квантуются, средний пробег плазмона составляет 100 нм. Энергия плазмонов зависит от плотности свободных электронов и, следовательно, от химического состава образца. Характерное значение потери энергии электрона при возбуждении плазмона составляет, по порядку величины, 10-20 эВ.

Энергия генерации электронно-дырочных пар электронным пучком

Наряду с плазменными потерями, значительную часть энергии электроны пучка теряют на возбуждение электронно-дырочных пар. Образование электронно-дырочных пар может происходить, за счет распада плазменных колебаний и потерь энергии вторичных и неупругорассеянных электронов. Для того, чтобы перевести электрон из валентной зоны в зону проводимости, необходимо сообщить электрону некую энергию (энергию активации), которая несколько больше, чем ширина запрещенной зоны Её полупроводника.

В 1961 году Шокли предложил теоретическую модель для вторичной ионизации в полупроводниках [77], прогнозирующую линейную зависимость между средней энергией образования электронно-дырочной пары и шириной запрещенной зоны Её определяемая как Е;=2,2Её+Ег(11й)), где Ег(Ьсо) - средняя величина энергии, уходящей на генерацию оптических фононов в одном акте ионизации. В 1968 году,

Клейн пересмотрел теорию Шокли и рассчитал новое значение параметра наклона -2,8, которое хорошо согласовалось с имеющимися экспериментальными значениями Е; для различных полупроводников, из которых Клейн определил, что 0,5 эВ<Ег(!ко)<1 эВ [78]. Для объяснения такой зависимости Клейн в своей работе полагает Е; является суммой трех составляющих: ширина запрещенной зоны (Её), потери на оптические фононы (Iгм>Я) и термализационные потери остаточной кинетической энергии (9/5Еа). Для электронов с высокой энергией Е0»Её, Е1 считается не зависящей от энергии. В работе [79] авторы приводят сводный график экспериментально определенных Е; для бинарных полупроводников, которые

Л -1—( V/

ложатся на линеиную зависимость ЗЕё и расширяют действие данной зависимости на диэлектрические материалы. Аналогичная линейная зависимость, полученная экспериментально для материалов ОаАв, 81, Ое Е;=1,83Её+1,6 эВ [80] хорошо согласуется с теорией Шокли-Клейна при 300 К.

1.5.2. Генерация электронно-дырочных пар по области взаимодействия

Средняя энергия образования одной электронно-дырочной пары существенно меньше энергии падающего электрона. Один электрон с энергией 10-20 кэВ по траектории своего движения в объекте может создать несколько тысяч электронно-дырочных пар. Эта величина называется фактором генерации и упрощенно дается выражением:

(1Л9)

Е,

где уЕО описывает потери энергии за счет отражения электронов от объекта.

Расчет распределения неравновесных носителей заряда, генерируемых электронным пучком, можно определять на основе пространственного распределения потерь энергии первичных электронов. Такая модель приемлема, поскольку времена процессов рассеяния и термализации сгенерированных

|Л | 1

носителей порядка 10-10 сек, а характерные времена диффузионных процессов, определяемые временем жизни носителей в полупроводнике А2В6, составляют Ю~10-10"9 сек [32]. Локальное распределение сгенерированных электронно-дырочных пар К(г,г), можно представить в виде [81]

= (1.20) где - нормированное трехмерное распределение электронно-дырочных пар, I -ток электронного пучка, е - заряд электрона. Функция %(г,х) обычно берется как нормированное распределение потерь энергии электронов по глубине, в области ограниченной глубиной проникновения электронов Я. Наибольшее количество пар образуются на глубине примерно И/7, где находится максимум потерь энергии.

Изменение концентрации неравновесных носителей заряда в полупроводнике описывается уравнением непрерывности [82]:

д1 е0

где ) — плотность тока, аОиЯ — скорости генерации и рекомбинации носителей заряда, соответственно. Для полупроводников концентрация генерируемых электронно-дырочных пар, при обычной мощности электронного пучка, много меньше концентрации основных носителей заряда. В этом случае переход неравновесных носителей заряда из свободного состояния в связанное происходит независимо от наличия сгенерированных избыточных носителей другого знака, а скорость изменения их концентрации пропорциональна самой концентрации (случай линейной рекомбинации); при этом К=Ар(г)/т.

В рамках сделанных предположений для однородного полупроводникового материала и стационарного случая генерации неравновесных носителей уравнение диффузии запишется в виде:

= (1.22)

сЬ т

С граничным условием на поверхности

= яАр( 0) (1.23)

DdAp(z)

dz z=0

Здесь p(z) - плотность потерь энергии электронами пучка, определяемая, например, формулой (1.16) или (1.18), s - скорость поверхностной рекомбинации неравновесных носителей заряда. Описание процессов диффузии носителей заряда с использованием такой модели приведены в [83]. Из результатов расчетов следует, что влияние поверхности на распределение носителей весьма ощутимо практически для всех энергий первичных электронов, используемых в KJ1 микроскопии (Е<20 кэВ).

1.5.3. Генерация катодолюминесценции по области взаимодействия

Три фундаментальных процесса участвуют в образовании КЛ излучения. Это -генерация, движение и рекомбинация неравновесных носителей заряда [84]. Областью генерации называют объём, в котором происходит рассматриваемое явление катодолюминесценции. Область генерации КЛ определяется областью торможения электронов первичного электронного пучка, диффузией образовавшихся электронно-дырочных пар, их временем жизни. Определение размеров области генерации может быть принципиально важным при изучении многослойных структур или тонких пленок. На практике для оценки максимальных размеров области генерации часто используют приближенные формулы для максимальной глубины проникновения электронов. Однако они не учитывают диффузию носителей, что в некоторых случаях может значительно увеличить область генерации катодолюминесценции. Знание распределения неравновесных носителей заряда после их диффузии позволяет количественно описать процесс возникновения КЛ излучения в объеме прямозонного полупроводника.

Интенсивность КЛ-эмиссии обычно принимается пропорциональной плотности неосновных носителей заряда и записывается в виде:

1а= $АВт](г)Ап(г)с1Г (1.24)

к

где А и В параметры, учитывающие поглощение выходящего КЛ излучения через толщину объекта и его отражение от поверхности границы раздела объект - вакуум, соответственно, Ап(г) - плотность неосновных носителей заряда, г/(г) внутренний квантовый выход, равный отношению темпа излучательной рекомбинации к сумме темпа излучательной рекомбинации и темпов по всем каналам безызлучательной рекомбинации. Процессы, в результате которых происходит излучательная рекомбинация, достаточно подробно рассмотрены в [85].

2 6

Определение диффузионной длины и время жизни носителей в А В

После образования электронно-дырочных пар, неосновные носители заряда (например, дырки в материале с п-типом проводимости) могут диффундировать в материале. Тем самым изменяется форма распределения носителей заряда по области взаимодействия. Диффузионная длина неосновных носителей заряда Ь,

связана с их временем жизни т соотношением Ь2=тО=тцкТ/е, где Б-коэффициент диффузии, |1 - подвижности носителей заряда, кТ температуры образца [81]. Можно показать из решении уравнения диффузии, что количество носителей падает очень быстро с длиной миграции (как ~г"1ехр(-г/Ъ), где г - расстояние пройденное после образования). Носители, генерируемые на глубине меньшей Ь, могут диффундировать к поверхности и безызлучательно рекомбинировать. Число носителей, потерянных на поверхности, зависит от энергии падающих электронов, которая определяет глубину генерации носителей по отношению к Ь. Приведенная скорость поверхностной рекомбинации 8=8 т/Ь (где э - скорость поверхностной рекомбинации) показывает, как быстро происходят процессы поверхностной безызлучательной рекомбинации. В случае, когда толщина слоев сравнима или меньше диффузионной длины носителей заряда, то необходимо учитывать вероятность диффузии электронно-дырочных пар из слоя, в котором они образовались, в другой слой. Этот механизм играет заметную роль при наличии в структурах квантовых ям или слоев с квантовыми точками. Однако необходимо учитывать, что интенсивность полос катодолюминесценции пропорциональна не только концентрации электронно-дырочных пар, но и времени жизни носителей заряда. Времена жизни носителей заряда в квантовых ямах, как правило, существенно меньше, чем в прилегающих слоях. Это приводит к тому, что распределение электронно-дырочных пар в структуре не соответствует распределению потерь электронов при торможении. Длина диффузии неравновесных носителей внутри структуры с несколькими 7пСё8е КЯ, разделенными 2п8е барьерами, составила 0,2 цм [86].

При накачке электронным пучком неравновесные носители генерируются в основном, в барьерных слоях, а затем стекают в КЯ, где рекомбинируют и создают оптическое усиление. Очевидно, что эффективность лазера и другие основные параметры будут существенно зависеть от эффективности этого сбора. В частности, если толщина барьерных слоев существенно превышает длину диффузии неравновесных носителей, то часть носителей будет рекомбинировать в самом барьерном слое, не успев достигнуть КЯ. Для соединений

А В типа 7п8е

предельная длина диффузии составляет величину 300-400 нм. Однако микронеоднородность твердого раствора барьерных слоев ZnMgSSe или

энергетические барьеры, которые могут возникать на гетерограницах в силу ряда технологических причин и из-за искривления зон, могут существенно ухудшать как эффективную длину диффузии, так и сечение захвата носителей КЯ. Важным параметром наноструктур, контролирующим эффективность сбора неравновесных носителей заряда в КЯ, является соотношение интенсивностей линий излучения КЯ и барьерных слоев. В практически важных случаях квазиравновесная концентрация неравновесных носителей в барьерных слоях не велика, а их качество не достаточно высокое, так что время жизни носителей в барьере определяется, в основном, безызлучательной рекомбинацией.

Распределение неосновных носителей заряда в результате их диффузии

Для количественного описания диффузии неравновесных носителей обычно используются следующие две модели. Первая - модель коллективного движения генерированных носителей. В этой модели на диффузию неравновесных носителей из каждого микрообъема полупроводника оказывают влияние носители, из других областей объекта. В качестве функции генерации неравновесных носителей в дифференциальное уравнение диффузии входит функция, описывающая плотность потерь энергии электронами пучка во всем объеме и пропорциональная числу носителей, сгенерированных электронным пучком [87] [71]. Вторая - модель независимых источников, в которой сначала рассматривается диффузионный процесс носителей, сгенерированных в каждом отдельном микрообъеме полупроводника, а результирующее распределение неравновесных носителей находится суммированием полученных распределений от каждого из микрообъемов. Математически решается уравнение диффузии для каждого из плоских источников неравновесных носителей, после чего посредством интегрирования по объему, занимаемому продиффундировавшими в объекте неравновесных носителей, находится их распределение в полупроводнике в результате диффузии [88]. Эта модель может быть применена для количественного описания процессов в неоднородных и многослойных структурах.

Сложность теоретического описания зависимости интенсивности КЛ излучения от энергии электронов пучка во многом обусловлена необходимостью корректного учета влияния поверхностной рекомбинации носителей в условиях их пространственного распределения по области возбуждения КЛ в результате

диффузии [89], а именно приповерхностная область во многом определяет характер регистрируемой КЛ.

1.6. КЛ с разрешением по глубине гетероструктуры

2 6

Гетероструктуры из материалов А В ранее довольно мало исследовались методом КЛ с разрешением по глубине. При этом модели описания и способы проведения экспериментов могут быть заимствованы из работ посвященных исследованию других материалов. В работе Бонарда и др. [90] КЛ использовалась для исследования пространственного и распределения по глубине функции генерации электронно-дырочных пар в (А1)ОаАз гетероструктурах для различных энергии электронного пучка. Методика КЛ с разрешением по глубине была применена для оценки изменения светового излучения СсГГе гетероструктур в плоскости и по глубине [91]. В данной работе изменение энергии электронного пучка было выполнено, чтобы продемонстрировать взаимосвязь между структурным качеством образцов и характеристиками светового излучения. В работе [92] Баржон и др. продемонстрировали способ оценки диффузионной длины носителей заряда в АЮаК гетероструктурах. Авторы использовали комбинирование КЛ измерений и моделирования методом Монте-Карло зависимостей интенсивности КЛ AlGaN волновода и ваИ КТ от энергии электронного пучка. Моделирование КЛ основывалось на использовании расчетов потерь энергии электронов по глубине. Если верхний слой структуры прозрачен для излучения, возникающего в расположенном ниже слое, то, регистрируя излучение на различных длинах волн, можно получить К Л излучение только от верхнего или только от нижнего слоев. Проведение исследований КЛ таких структур [93] позволяет определять свойства отдельных слоев в гетероструктуре.

Для полупроводниковой оптоэлектроники весьма важным является не только знание величины диффузионной длины носителей, но и таких характеристик вещества, как глубина приповерхностной области, обедненной основными носителями заряда, величина скорости поверхностной рекомбинации носителей, спектральная зависимость коэффициента поглощения излучения. Некоторые из этих параметров могут быть определены из анализа зависимостей интенсивности КЛ от энергии электронов пучка.

КЛ с разрешением по глубине позволяет, увеличивая энергию первичного пучка (Е), перемещать максимум распределения электронно-дырочных пар вглубь образца. В этих экспериментах равное количество электронно-дырочных пар образуется при каждом значении энергию первичного пучка, если регулировать ток пучка (I) для поддержания постоянной мощности пучка (ЕТ) [94] [95]. Предварительно в эксперименте необходимо проверить линейность интенсивности полосы КЛ от тока электронного пучка, отсутствие насыщения полосы. Использование различных способов измерения КЛ по глубине позволяет с разных сторон интерпретировать полученные результаты. Помимо постоянной мощности электронного пучка, для КЛ по глубине проводят измерения при постоянном токе пучка, либо сохраняют постоянным отношение мощности возбуждения к объему области взаимодействия (ЕТ/У) [96]. А также, пользуясь утверждением о линейной зависимости интенсивности КЛ от энергии электронного пучка, делят померенную интенсивность КЛ на энергию электронов [97]. Определение распределения дефектов по глубине

Использование КЛ с разрешением по глубине позволило определить диффузию атомов подложки 1пР в эпитаксиальный слой и 7пС(18е, а также изучить образование дефектов на интерфейсе с подложкой по изменению интенсивности полосы излучения глубоких уровней дефектов при различных энергиях электронного пучка [98]. Также КЛ с разрешением по глубине использовалась в ряде работ Бриллсона и др. [99] [100] для определения распределения количества собственных точечных дефектов по глубине в слое ZnO вблизи интерфейса металл-7п0 в структурах с барьером Шоттки. По изменению интенсивности глубоких уровней собственных дефектов было определено резкое увеличение плотности дефектов вблизи границы слоя ZnO. В аналогичных исследованиях на слоях ZnO [101] авторы использовали моделирование зависимости интенсивности КЛ полосы излучения дефектов от энергии электронного пучка для определения взаимосвязи структурного качества слоя (относительного количества дефектов) по глубине и интенсивности КЛ. Монте-Карло моделирование профилей генерации КЛ с коррекцией на поглощение показало разумное соответствие с измеренными интенсивностями КЛ для определения распределения дефектов по глубине слоя ZnO [102] и участие безызлучательной рекомбинации на дефектах структуры и на интерфейсах.

Для p-GaAs предложена модель расчета зависимости интенсивности KJI дефектной полосы от энергии пучка [103] и на ее основе определена скорость рекомбинации на поверхности, поверхностная концентрация дефектов и положение энергетического уровня дефектов в запрещенной зоне. Измерение спектров KJI для GaN на сапфире [104] и на подложке SiC [105] при постоянной мощности возбуждения и проведение моделирования зависимости интенсивности от энергии электронного пучка показало увеличение концентрации собственных точечных дефектов в глубину слоя. Моделирование проводилось с использованием распределений генерированных электронно-дырочных пар по глубине, рассчитанных на основании распределений потерь энергии электронов по глубине, и интегрированием этих распределений при разных энергиях электронного пучка. В работе [106] проделанные измерения и расчеты изменения KJI интенсивности от энергии пучка показали равномерное распределение дефектов по толщине слоя с-GaN. Аналогичные измерения проделаны для определения влияния активации Mg примеси электронным пучком по глубине слоя на интенсивность донорно-акцепторного перехода связанного с примесью Mg в p-GaN [107]. Для слоев GaN и AlGaN по сдвигу полосы KJ1, в результате напряжений, скопления дефектов на интерфейсе, флуктуациям состава проведена оценка качества слоя [108] [109]. Также профилирование по глубине интенсивности KJI было проведено для определения влияния сильных электрических полей в гетероструктуре с GaN/AlGaN КЯ с сильными внутренними напряжениями [110]. По неравномерному профилю интенсивности дефектной полосы KJI было установлено неравномерное распределение дефектов в слоях GaN. Все представленные результаты исследований носят описательных или оценочных характер, ввиду сложности создания колличественной модели описания дефектов для KJI по глубине. Определение изменения состава слоя по глубине

Помимо изучения изменения КЛ широкой полосы излучения дефектов в материале при разных энергиях электронного пучка, по смещению положения полосы краевой люминесценции в спектре возможно определять изменение состава по глубине слоя. Такие исследования были проведены для AlGaN слоев [111] [112] или InGaN/GaN слоев [113] [114] на сапфировых подложках. Результаты изменения состава по глубине подтверждаются другими методами - Резерфордовским

обратным рассеянием и рентгеноспектральным микроанализом. Метод моделирования интенсивности KJ1, используемый в работе [112] также применялся авторами при исследованиях других материалов GaN [97] и GaAs [115]. Методы расчета интенсивности KJI от энергии электронного пучка были разработаны различными авторами для пленок SiC>2 [95] [116]. Методики использовались для определения распределения дефектов структуры при имплантации слоев SiC>2 ионами Ge и различных способах полировки поверхности. Определение диффузионной длины

Для определения диффузионной длины неосновных носителей и скорости поверхностной рекомбинации в GaAs и InP предложена аналитическая модель расчета интенсивности KJI от энергии электронного пучка для случая слоя на подложке [117]. Параметры расчета потерь энергии электронов по глубине определяются из Монте-Карло моделирования. Аналогичная работа проведена для гетероструктуры GalnP/InP [118]. Диффузионная длина в слое GaAs была определена из моделирования интенсивности KJI по глубине [119]. По сути тот же способ расчета используется для моделирования результатов измерений наведенного тока (EBIC) при вариации энергии электронного пучка. В работе [120] показан способ определения диффузионной длины в слоях гетероструктуры солнечного элемента.

Выводы к главе 1

Использование гетероструктур на основе 7п8е в лазерах с оптической накачкой и лазерах с накачкой электронным пучком позволяет уйти от необходимости использования р-типа легирования для создания лазеров излучающих в зеленой области спектра, не доступной для инжекционных лазеров на основе других соединений. В связи с этим использование оптических методов исследования и катодолюминесценции для изучения свойств лазерных гетероструктур приобретает дополнительную актуальность.

Анализ литературных данных позволяет заключить о наличии довольно большого числа работ посвященных исследованиям полупроводниковых материалов методами катодолюминесценции. Обычно авторы используют собственные разработанные модели описания катодолюминесценции при анализе по глубине структуры, основываясь на общих начальных принципах. Катодолюминесцентные методы исследования мало используется или несут описательный характер для изучения свойств материалов и, в особенности, многослойных гетероструктур А2В6. При этом возможности метода катодолюминесценции для изучения точечных дефектов структуры, транспорта носителей по волноводным сверхрешеткам, процессов деградации структуры под воздействием электронного пучка остаются полностью не использоваными.

В связи с этим цель диссертационной работы заключалась в исследовании катодолюминесцентных свойств эпитаксиальных пленок и гетероструктур на основе 7п8е и разработка катодолюминесцентных методов изучения лазерных гетероструктур с (7п)Сс18е/7п8е активной областью.

Заключение диссертации по теме «Физика полупроводников», Шахмин, Алексей Александрович

Выводы к главе 4

По исследованию катодолюминесценции Для двух серий лазерных гетероструктур различного дизайна с Сс18е/7п8е КТ и 7пСс18е2п8е КЯ в активной области были получены следующие результаты и сделаны соответствующие выводы:

1. Показано, что предложенная методика моделирования зависимостей интенсивности КЛ излучения КЯ (КТ) от энергии электронного пучка позволяет характеризовать транспортные свойства варизонного волновода лазерных гетероструктур. Разработана модель транспорта носителей заряда в многослойных гетероструктурах и определены условия эксперимента для изучения транспорта носителей методом катодолюминесценции.

2. Сделано моделирование зависимостей интенсивности излучения КЛ КЯ(КТ) от энергии электронного пучка. Определены области транспорта носителей генерируемых электронным пучком в гетероструктурах, сопоставлены результаты моделирования с толщинами слоев гетероструктур.

3. Сравнительный анализ зависимостей для разных образцов позволил провести качественную оценку структурного совершенства лазерных гетероструктур. По результатам исследования можно сделать следующие заключения: размеры области транспорта носителей по глубине структуры, максимальные значения интенсивности полос КЛ КЯ(КТ), а также интенсивность люминесценции сверхрешеток определяют качество волновода. Концентрации точечных дефектов, характер зависимости КЛ барьерного слоя от энергии электронного пучка и размеры области транспорта гетероструктуры позволяет охарактеризовать качестве нижнего барьерного слоя в гетероструктуре.

4. Показано, что наиболее важным фактором, определяющим эффективность люминесценции светодиодных гетероструктур, является эффективный транспорт носителей заряда через нижний барьерный слой гетероструктуры.

5. Полученные результаты позволят проводить экспрессную диагностику выращенных гетероструктур, а также определить причины низкого качества структур с различным дизайном активной области, волновода и барьерных слоев.

Заключение и выводы

1. Представлен разработанный новый метод рентгеноспектрального микроанализа, позволяющий определять состав и глубину залегания наноразмерного слоя 7пС<18е известной толщины в многослойной гетероструктуре на основе 2п8е. Определены возможности метода по определению состава слоя гпСё8е толщиной до 1 нм на глубине до 400 нм.

2. С помощью разработанной методики микроанализа тонких нанометровых слоев в составе гетероструктур определен состав и глубина залегания слоя 2пСс18е с толщинами 1-7 нм. Полученные результаты находятся в согласии с данными по определению глубины слоя в просвечивающей электронной микроскопии. Точность определения результатов менее 10% относительных.

3. Разработана методика позволяющая определять энергию активации мелких уровней ловушек в запрещенной зоне. Методика основана на измерении зависимостей интенсивности катодолюминесценции полосы излучения связанных экситонов во времени при различных условиях возбуждения для разных температур. Энергии активации определенные в слоях 2п8е и гпМ^^е составили порядка 0,02-0,05 эВ.

4. Разработана методика позволяющая определить количество точечных дефектов в

Л с отдельных пленках на подложке и в барьерных слоях 2п]У%88е структур А В , расположенных на глубине 200 нм. По спектрам катодолюминесценции проводится анализ широкой дефектной полосы (2,2 эВ) при различных энергиях и плотностях тока электронного пучка. Интенсивность дефектной полосы выходит на насыщение при больших токах накачки, что позволяет по интенсивности насыщения провести расчет концентрации дефектов в исследуемом образце. Для трех различных образцов концентрация точечных дефектов составила от 40-1015 см до 1,5 10 см . Аналогичные результаты определения концентрация точечных дефектов получены в барьерных слоях гетероструктур, там концентрация составили 1,5-4 1015 см"3.

5. Представлен способ расчета распределения электронно-дырочных пар, генерируемых электронным пучком разных энергии, по глубине гетероструктуры на основе 2п8е.

6. Для двух серий лазерных гетероструктур различного дизайна с СсШе/^пБе КТ и 7пСс18е7п8е КЯ в активной области получены зависимости измерения интенсивности КЛ излучения КЯ (КТ) от энергии электронного пучка. Разработана модель транспорта носителей заряда в многослойных гетероструктурах и на ее основе предложена методика моделирования зависимостей интенсивности КЛ излучения КЯ (КТ) от энергии электронного пучка.

7. Моделирование зависимостей интенсивности излучения КЛ КЯ (КТ) от энергии электронного пучка позволило определить параметры для оценки вертикального транспорта носителей заряда, генерируемых электронным пучком в гетероструктурах, сопоставлены результаты моделирования с толщинами слоев гетероструктур определенных по данным просвечивающей микроскопии.

8. Сравнительный анализ зависимостей для разных образцов позволил провести качественную оценку структурного совершенства лазерных гетероструктур. По результатам исследования можно сделать следующие заключения: размеры области транспорта носителей по глубине структуры, максимальные значения интенсивности полос К Л КЯ(КТ), а также интенсивность люминесценции сверхрешеток определяют качество волновода. Концентрации точечных дефектов, характер зависимости КЛ барьерного слоя от энергии электронного пучка и размеры области транспорта гетероструктуры позволяет охарактеризовать качестве нижнего барьерного слоя в гетероструктуре.

9. Показано, что наиболее важным фактором, определяющим эффективность люминесценции светодиодных гетероструктур, является эффективный транспорт носителей заряда через нижний барьерный слой гетероструктуры.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Шахмин, Алексей Александрович, 2011 год

Список цитируемой литературы

1. M.A. Haase, J. Qiu, J.M. DePuydt, H. Cheng, Blue-green laser diodes // Applied Physics Letters 1991, 59(11), 1272-1274.

2. S. Gundel, D. Albert, J. Nürnberger, W. Faschinger, Stability of nitrogen in ZnSe and its role in the degradation of ZnSe lasers // Physical Review B 1999, 60(24), R16271.

3. D. Herve, R. Accomo, E. Molva, L. Vanzetti, J.J. Paggel et al., Microgun-pumped blue lasers // Applied Physics Letters 1995, 67(15), 2144-2146.

4. N.G. Basov, E.M. Dianov, V.l. Kozlovsky, A.B. Krysa, A.S. Nasibov et al., Laser Cathode-Ray Tubes Using Multilayer Heterostructures // Laser Physics 1996, 6(3), 608611.

5. M.M. Zverev, S.V. Ivanov, N.A. Gamov, E.V. Zdanova, V.B. Studionov et al., Green electron-beam pumped laser arrays based on II-VI nanostructures // physica status solidi (b) 2010, 247(6), 1561-1563.

6. S.V. Ivanov, S.V. Sorokin, P.S. Kop'ev, J.R. Kim, H.D. Jung et al., Composition, stoichiometry and growth rate control in molecular beam epitaxy of ZnSe based ternary and quaternary alloys // Journal of Crystal Growth 1996, 159(1^-), 16-20.

7. S. Guha, H. Munekata, F.K. LeGoues, L.L. Chang, Growth mode and dislocation distribution in the ZnSe/GaAs (100) system // Applied Physics Letters 1992, 60(26), 32203222.

8. S. Guha, J.M. DePuydt, M.A. Haase, J. Qiu, H. Cheng, Degradation of II-VI based blue-green light emitters // Applied Physics Letters 1993, 63(23), 3107-3109.

9. C.C. Chu, T.B. Ng, J. Han, G.C. Hua, R.L. Gunshor et al., Reduction of structural defects in II-VI blue green laser diodes // Applied Physics Letters 1996, 69(5), 602-604.

10. S. Ivanov, A. Toropov, S. Sorokin, T. Shubina, N. Il'inskaya et al., Molecular beam epitaxy of alternating-strain ZnSe-based multilayer heterostructures for blue-green lasers // Semiconductors 1998, 32(10), 1137-1140.

11. H.-C. Ko, D.-C. Park, Y. Kawakami, S. Fujita, S. Fujita, Self-organized CdSe quantum dots onto cleaved GaAs (110) originating from Stranski-Krastanow growth mode // Applied Physics Letters 1997, 70(24), 3278-3280.

12. S.H. Xin, P.D. Wang, A. Yin, C. Kim, M. Dobrowolska et al., Formation of self-assembling CdSe quantum dots on ZnSe by molecular beam epitaxy // Applied Physics Letters 1996, 69(25), 3884-3886.

13. S.V. Ivanov, A.A. Toropov, T.V. Shubina, S.V. Sorokin, A.V. Lebedev et al., Growth and excitonic properties of single fractional monolayer CdSe/ZnSe structures // Journal of Applied Physics 1998, 83(6), 3168-3171.

14. S.V. Ivanov, A.A. Toropov, T.V. Shubina, S.V. Sorokin, A.V. Lebedev et al., II-VI laser heterostructures with different type of active region // Thesis of Nanostructures: Physics and technology, 1999, 1-6.

15. S.V. Ivanov, A.A. Toropov, S.V. Sorokin, T.V. Shubina, A.V. Lebedev et al., Ultra-low threshold ZnSe-based lasers with novel design of active region // Journal of Crystal Growth 1999, 201-202, 942-945.

16. N. Peranio, A. Rosenauer, D. Gerthsen, S.V. Sorokin, I.V. Sedova et al., Structural and chemical analysis of CdSe/ZnSe nanostructures by transmission electron microscopy // Physical Review В 2000, 61(23), 16015.

17. Z. Zhu, H. Yoshihara, K. Takebayashi, T. Yao, Interfacial alloy formation in ZnSe/CdSe quantum-well heterostructures characterized by photoluminescence spectroscopy // Applied Physics Letters 1993, 63(12), 1678-1680.

18. J.M. Gaines, R.R. Drenten, K.W. Haberern, T. Marshall, P. Mensz et al., Blue-green injection lasers containing pseudomorphic ZnMgSSe cladding layers and operating up to 394 К // Applied Physics Letters 1993, 62(20), 2462-2464.

19. K. Mohammed, D.J. Olego, P. Newbury, D.A. Cammack, R. Dalby et al., Quantum confinement and strain effects in ZnSe-ZnSSe strained-layer superlattices // Applied Physics Letters 1987, 50(25), 1820-1822.

20. C.B. Иванов, П.С. Копьев, A.A. Торопов, Сине-зеленые лазеры на основе короткопериодных сверхрешеток в системе А2В6 // Успехи Физических Наук 1999, 169(4), 468-471.

21. Н. Kalisch, М. Lunenburger, Н. Hamadeh, J. Xu, М. Heuken, Optimized metalorganic vapour phase epitaxy of ZnMgSSe heterostructures // Journal of Crystal Growth 1998, 184-185(0), 129-133.

22. V.S. Sorokin, S.V. Sorokin, V.A. Kaygorodov, S.V. Ivanov, Instability and immiscibility regions in MgxZnl-xSySel-y alloys // Journal of Crystal Growth 2000, 214215, 130-134.

23. B.J. Wu, J.M. DePuydt, G.M. Haugen, G.E. Hofler, M.A. Haase et al., Wide band gap ZnMgSSe grown on (001) GaAs by molecular beam epitaxy // Applied Physics Letters 1995, 66(25), 3462-3464.

24. S. Tomiya, H. Okuyama, A. Ishibashi, Relation between interface morphology and recombination-enhanced defect reaction phenomena in II-VI light emitting devices // Applied Surface Science 2000, 159-160(0), 243-249.

25. C. Verie, Covalency engineering through alloying with beryllium chalcogenides in wide band-gap II-VI crystals // Journal of Electronic Materials 1998, 27(6), 782-787.

26. A. Avramescu, T. Lermer, uuml, J. ller, C. Eichler et al., True Green Laser Diodes at 524 nm with 50 mW Continuous Wave Output Power on on c-Plane GaN // Applied Physics Express 3, 061003.

27. M. Zverev, N. Gamov, E. Zhdanova, D. Peregudov, V. Studenov et al., Green lasers based on CdSe/ZnSe nanostructures pumped by electron beams with energies below 10 keV // Technical Physics Letters 2007, 33(12), 1032-1034.

28. S.V. Ivanov, E.V. Lutsenko, S.V. Sorokin, I.V. Sedova, S.V. Gronin et al., Compact green laser converter with injection pumping, based on MBE grown II-VI nanostructures // Journal of Crystal Growth 2009, 311(7), 2120-2122.

29. S.V. Ivanov, O.G. Lyublinskaya, I.V. Sedova, S.V. Sorokin, A.A. Toropov et al., Correlation of CdSe quantum dot morphology, structure design and lasing properties of optically pumped green CdSe/ZnMgSSe lasers // Physica Status Solidi (a) 2007, 204(1), 251-256.

30. S.V. Gronin, S.V. Sorokin, I.V. Sedova, S.V. Ivanov, E.V. Zdanova et al., ZnSe-based laser structures for electron-beam pumping with graded index waveguide // physica status solidi (c) 2010, 7(6), 1694-1696.

31. D.A. Cammack, R.J. Dalby, H.J. Cornelissen, J. Khurgin, Electron beam pumped lasing in ZnSe/ZnSSe superlattice structures grown by molecular-beam epitaxy // Journal of Applied Physics 1987, 62(7), 3071-3074.

32. M. Zverev, N. Gamov, D. Peregoudov, V. Studionov, E. Zdanova et al., An efficient electron-beam-pumped semiconductor laser for the green spectral range based on II-VI multilayer nanostructures // Semiconductors 2008, 42(12), 1440-1444.

33. A. Waag, T. Litz, F. Fischer, H.J. Lugauer, T. Baron et al., Novel beryllium containing II-VI compounds: basic properties and potential applications // Journal of Crystal Growth 1998, 184-185(0), 1-10.

34. S. Ozaki, S. Adachi, Optical constants of ZnSSe ternary alloys // Journal of Applied Physics 1994, 75(11), 7470-7475.

35. N. Morozova, I. Karetnikov, D. Mideros, E. Gavrishchuk, V. Ikonnikov, Investigation of the effect of oxygen on the cathodoluminescence spectra and band gap of the ZnSSe alloy // Semiconductors 2006,40(10), 1155-1161.

36. W.C. Chou, C.S. Yang, A.H.M. Chu, A.J. Yeh, C.S. Ro et al., Optical properties of ZnSSe epilayers grown on misoriented GaAs substrates // Journal of Applied Physics 1998, 84(4), 2245-2250.

37. E. Oh, S.D. Lee, H.D. Jung, J.R. Kim, M.D. Kim et al., Optical and structural properties of ZnCdSe/ZnSSe/ZnMgSSe separate confinement heterostructures // Journal of Applied Physics 1996, 80(10), 5951-5954.

38. H.J. Chen, D.Y. Lin, Y.S. Huang, R.C. Tu, Y.K. Su et al., Temperature dependence of the band-edge exciton of a ZnMgSSe epilayer on GaAs // Semiconductor Science and Technology 1999,(1), 85.

39. H. Okuyama, Y. Kishita, A. Ishibashi, Quaternary alloy ZnMgSSe // Physical Review B 1998, 57, 2257.

40. U. Lunz, C. Schumacher, J. Nürnberger, K. Schull, A. Gerhard et al., The energy gap of ZnMgSSe epitaxial layers as a function of composition and temperature // Semiconductor Science and Technology 1997, 12(8), 970-973.

41. U. Lunz, C.R. Becker, W. Faschinger, G. Landwehr, Comment on "Quaternary alloy ZnMgSSe" // Physical Review B 1998, 58, 11052.

42. K.L. Teo, Y.P. Feng, M.F. Li, T.C. Chong, J.B. Xia, Band structure of MgZnSSe // Semiconductor Science and Technology 1994, 9(4), 349.

43. Y. Rakovich, A. Gurskii, A. Smal', A. Gladyshchuk, K. Khamadi et al., Structure of the free exciton luminescence band of heteroepitaxial ZnSe/GaAs layers // Physics of the Solid State 1998, 40(5), 812-813.

44. В.П. Махний, М.М. Слетов, Ю.Я. Чабан, Влияние изовалентной примеси магния на температурную стабильность голубой люминесценции селенида цинка // Журнал технической физики 2002, 72(6), 135-136.

45. L.V. Borkovska, N.O. Korsunska, V.l. Kushnirenko, Y.G. Sadofyev, M.K. Sheinkman, Influence of cation vacancy related defects on a self-assebly processes in CdSe/ZnSe quantum dot heterostructures // Semiconductor Physics, Quantum Electronics and Optoelectronics 2003, 6(3), 294-298.

46. K.M. Lee, D. Le Si, G.D. Watkins, Optically detected magnetic resonance of the zinc vacancy in ZnSe // Solid State Communications 1980, 35(7), 527-530.

47. M. Valakh, N. Vuychik, V. Strelchuk, S. Sorokin, T. Shubina et al., Low-temperature anti-Stokes photoluminescence in CdSe/ZnSe nanostructures // Semiconductors 2003, 37(6), 699-704.

48. K. Ohkawa, T. Mitsuyu, O. Yamazaki, Characteristics of Cl-doped ZnSe layers grown by molecular-beam epitaxy // Journal of Applied Physics 1987, 62(8), 3216-3221.

49. E. Snoeks, T. Marshall, J. Petruzzello, M.D. Pashley, L.L. Chao et al., Diffusion lengths of carriers in n- and p-type ZnMgSSe cladding layers of green laser diodes // Journal of Applied Physics 1998, 84(7), 3611-3616.

50. H.T. Lin, D.H. Rich, D.B. Wittry, Cathodoluminescence study of domains, defects, and interdiffusion in ZnSe/GaAs(100) // Journal of Applied Physics 1994, 75(12), 80808084.

51. J.S. Song, S.H. Seo, M.H. Oh, J.H. Chang, M.W. Cho et al., Suppression of impurity interdiffusion in heteroepitaxy by inserting a low-temperature buffer layer in between the epilayer and the substrate // Journal of Crystal Growth 2004, 261(1), 159-163.

52. E. Dianov, P. Trubenko, E. Filimonov, E. Shcherbakov, Effect of thermal annealing on the luminescence properties of ZnCdSe/ZnSe quantum-well structures // Semiconductors 1997, 31(2), 186-188.

53. D. Albert, J. Nürnberger, V. Hock, M. Ehinger, W. Faschinger et al., Influence of p-type doping on the degradation of ZnSe laser diodes // Applied Physics Letters 1999, 74(14), 1957-1959.

54. V. Pellegrini, R. Atanasov, A. Tredicucci, F. Beltram, C. Amzulini et al., Excitonic properties of Znl-xCdxSe/ZnSe strained quantum wells // Physical Review В 1995, 51(8), 5171-5175.

55. M. Maksimov, I. Krestnikov, S. Ivanov, N. Ledentsov, S. Sorokin, Calculation of the size-quantization levels in strained ZnCdSe/ZnSe quantum wells // Semiconductors 1997, 31(8), 800-803.

56. U. Lunz, J. Kuhn, F. Goschenhofer, U. Schussler, S. Einfeldt et al., Temperature dependence of the energy gap of zinc-blende CdSe and CdZnSe epitaxial layers // Journal of Applied Physics 1996, 80(12), 6861-6863.

57. C.B. Сорокин, И.В. Седова, C.B. Гронин, С.В. Иванов, Е.В. Луценко et al., Интегральный инжекционный A2B6/A3N лазерный конвертер на основе гетероструктуры с несколькими плоскостями квантовых точек CdSe/ZnSe // Thesis of 7-ой Белорусско-Российский семинар Полупроводниковые лазеры и системы на их основе, 2009,225-228.

58. X.L. Lei, N.J.M. Horing, H.L. Cui, K.K. Thornber, One-dimensional confinement effects on miniband transport in a semiconductor superlattice // Physical Review В 1993, 48(8), 5366-5373.

59. A. Chomette, B. Deveaud, J.Y. Emery, A. Regreny, Enlarged wells as probes to study superlattices // Superlattices and Microstructures 1985, 1(3), 201-204.

60. K. Fujiwara, N. Tsukada, T. Nakayama, A. Nakamura, Perpendicular transport of photoexcited electrons and holes in GaAs/AlAs short-period superlattices: Barrier-thickness and temperature dependence // Physical Review В 1989, 40(2), 1096-1101.

61. В. Lambert, В. Deveaud, A. Chomette, A. Regreny, B. Sermage, Density-dependent transition from electron to ambipolar vertical transport in short-period GaAs-AlGaAs superlattices // Semiconductor Science and Technology 1989, 4(7), 513.

62. C.G. Van de Walle, Band lineups and deformation potentials in the model-solid theory //Physical Review В 1989, 39, 1871.

63. F. Capasso, H.M. Cox, A.L. Hutchinson, N.A. Olsson, S.G. Hummel, Pseudo-quaternary GalnAsP semiconductors: A new GaO.47InO.53As/InP graded gap superlattice and its applications to avalanche photodiodes // Applied Physics Letters 1984, 45(11), 1193-1195.

64. K. Kurihara, T. Numai, I. Ogura, A. Yasuda, M. Sugimoto et al., Reduction in the series resistance of the distributed Bragg reflector in vertical cavities by using quasi-graded superlattices at the heterointerfaces // Journal of Applied Physics 1993, 73(1), 2127.

65. Z.I. Alferov, A.M. Vasilev, S.V. Ivanov, P.S. Kop'ev, N.N. Ledentsov et al., Reduction of the threshold current density in GaAs-(Al, Ga)As double heterostructure separate-confinement quantum well laser (Jth = 52 Acm" , 300K) by bounding the quantum well by a short-period variable-step superlattice // Sov. Tech. Phys. Lett. 1998, 14, 782-784

66. U. Behn, N. Linder, H.T. Grahn, K. Ploog, Investigation of miniband formation in a graded-gap superlattice by electroreflectance spectroscopy // Physical Review B 1995, 51(23), 17271-17274.

67. F. Lukiyanov, E. Rau, R. Sennov, Depth range of primary electrons, electron beam broadening, and spatial resolution in electron-beam studies // Bulletin of the Russian Academy of Sciences: Physics 2009, 73(4), 441-449.

68. K. Kanaya, S. Okayama, Penetration and energy-loss theory of electrons in solid targets // Journal of Physics D: Applied Physics 1972, 5(1), 43.

69. D.F. Kyser, D.B. Wittry, Spatial distribution of excess carriers in electron-beam excited semiconductors // Proc. IEEE 1967, 55(3), 733-734.

70. T.E. Everhart, P.H. Hoff, Determination of Kilovolt Electron Energy Dissipation vs Penetration Distance in Solid Materials // Journal of Applied Physics 1971, 42(13), 58375846.

71. C.J. Wu, D.B. Wittry, Investigation of minority-carrier diffusion lengths by electron bombardment of Schottky barriers // Journal of Applied Physics 1978, 49(5), 2827-2836.

72. P. Henoc, B. Akamatsu, R.B. Martins, Cathodoluminescence in double heterojunction lasers//J. Phys. Colloques 1989, 50(C6), C6-73-C76-83.

73. S.G. Konnikov, V.A. Solovev, V.E. Umanskii, V.M. Chistyakov, Function describing generation of elctron-hole pairs in III-V semiconductors excited by an electron-beam // Soviet Physics Semiconductors 1987, 21(11), 1229-1231.

74. M. Snopova, I. Burylova, V. Petrov, M. Stepovich, Analysis of a model of minority charge-carrier distributions generated in a three-layer semiconductor structure by a wide electron beam // Journal of Surface Investigation: X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques 2007, 1(4), 406-410.

75. D.C. Joy, Monte Carlo modelling for electron microscopy and microanalysis Oxford University Press 1995.

76. D. Drouin, A.R. Couture, D. Joly, X. Tastet, V. Aimez et al., CASINO V2.42 - A Fast and Easy-to-use Modeling Tool for Scanning Electron Microscopy and Microanalysis Users // Scanning 2007, 29(3), 92-101.

77. W. Shockley, Problems related to p-n junctions in silicon // Solid-State Electronics 1961, 2(1), 35-60, IN39-IN10, 61-67.

78. C.A. Klein, Bandgap Dependence and Related Features of Radiation Ionization Energies in Semiconductors // Journal of Applied Physics 1968, 39(4), 2029-2038.

79. R.C. Alig, S. Bloom, Electron-Hole-Pair Creation Energies in Semiconductors // Physical Review Letters 1975, 35(22), 1522.

80. G. Bertuccio, D. Maiocchi, Electron-hole pair generation energy in gallium arsenide by x and gamma photons // Journal of Applied Physics 2002, 92(3), 1248-1255.

81. M.R. Phillips, Cathodoluminescence Microscopy and Spectroscopy of Opto-Electronic Materials // Microchimica Acta 2006, 155(1), 51-58.

82. B.JI. Бонч-Бруевич, К. С.Г., Физика полупроводников Наука, Москва, 1990 685.

83. D.B. Wittry, D.F. Kyser, Measurement of Diffusion Lengths in Direct-Gap Semiconductors by Electron-Beam Excitation // Journal of Applied Physics 1967, 38(1), 375-382.

84. В.И. Петров, Катодолюминесцентная микроскопия // Успехи Физических Наук 1996, 166(8), 859-871.

85. Ж. Панков, Оптические процессы в полупроводниках Мир, Москва, 1973.

86. V.I. Kozlovsky, Y.G. Sadofyev, Investigation of e~h pair compression in molecular beam epitaxy grown ZnCdSe/ZnSe multiquantum wells at volume excitation by electron beam // Journal of Vacuum Science & Technology B: Microelectronics and Nanometer Structures 2000, 18, 1538-1541.

87. T.S. Rao-Sahib, D.B. Wittry, Measurement of Diffusion Lengths in p-Type Gallium Arsenide by Electron Beam Excitation // Journal of Applied Physics 1969, 40(9), 37453750.

88. I. Burylova, V. Petrov, M. Snopova, M. Stepovich, Mathematical simulation of the distribution of minority charge carriers generated in a multilayer semiconducting structure by a wide electron beam // Semiconductors 2007, 41(4), 444-447.

89. N. Puhlmann, G. Oelgart, Semiconductor Characterization by Means of EBIC, Cathodo-, and Photoluminescence //Physica Status Solidi (a) 1990, 122(2), 705-713.

90. J.-M. Bonard, J.-D. Ganiere, B. Akamatsu, D. Araujo, F.-K. Reinhart, Cathodoluminescence study of the spatial distribution of electron-hole pairs generated by an electron beam in Al0.4Ga0.6As // Journal of Applied Physics 1996, 79(11), 8693-8703.

91. M. Godlewski, T. Wojtowicz, E.M. Goldys, M.R. Phillips, R. Czernecki et al., In-depth and in-plane profiling of light emission properties from semiconductor-based heterostructures // Opto-Electronics Review 2004, 12(4), 353-359.

92. J. Barjon, J. Brault, B. Daudin, D. Jalabert, B. Sieber, Cathodoluminescence study of carrier diffusion in AlGaN // Journal of Applied Physics 2003, 94(4), 2755-2757.

93. S. Konnikov, A. Gutkin, M. Zamoryanskaya, T. Popova, A. Sitnikova et al., Integrated diagnostics of heterostructures with QW layers // Semiconductors 2009, 43(9), 1240-1247.

94. Y. Xia, Y. Li, T. Detchprohm, C. Wetzel, Depth profile of donor-acceptor pair transition revealing its effect on the efficiency of green LEDs // Physica B: Condensed Matter 2009, 404(23-24), 4899-4902.

95. R. Renoud, F. Papin, J.P. Ganachaud, J. Bigarré, In-depth analysis of defects of an insulating sample by cathodoluminescence // Physica Status Solidi (a) 2006, 203(3), 591599.

96. M. Toth, M.R. Phillips, Monte Carlo modeling of cathodoluminescence generation using electron energy loss curves // Scanning 1998, 20(6), 425-432.

97. F.B. Nasr, A. Matoussi, R. Salh, S. Guermazi, H.-J. Fitting et al., Cathodoluminescence study of undoped GaN films: Experiment and calculation // Physica E: Low-dimensional Systems and Nanostructures 2009, 41(3), 454-459.

98. X.B. Zhang, H.K. Won, S.K. Hark, Depth-resolved cathodoluminescence study of ZnCdSe epilayer grown on (001) InP by metal organic chemical vapor phase deposition // Applied Physics Letters 1998, 73(22), 3238-3240.

99. L.J. Brillson, Y. Dong, D. Doutt, D.C. Look, Z.Q. Fang, Massive point defect redistribution near semiconductor surfaces and interfaces and its impact on Schottky barrier formation // Physica B: Condensed Matter 2009, 404(23-24), 4768-4773.

100. L.J. Brillson, H.L. Mosbacker, D.L. Doutt, Y. Dong, Z.Q. Fang et al., Nanoscale depth-resolved cathodoluminescence spectroscopy of ZnO surfaces and metal interfaces // Superlattices and Microstructures 2009, 45(4-5), 206-213.

101. H.C. Ong, A.S.K. Li, G.T. Du, Depth profiling of ZnO thin films by cathodoluminescence // Applied Physics Letters 2001, 78(18), 2667-2669.

102. J.D. Ye, H. Zhao, W. Liu, S.L. Gu, R. Zhang et al., Theoretical and experimental depth-resolved cathodoluminescence microanalysis of excitonic emission from ZnO epilayers // Applied Physics Letters 2008, 92(13), 131914-131913.

103. A. Djemel, A. Nouiri, R.-J. Tarento, Study of surface defects in GaAs by cathodoluminescence: calculation and experiment//Journal of Physics: Condensed Matter

2000, 12(49), 10343.

104. K. Fleischer, M. Toth, M.R. Phillips, J. Zou, G. Li et al., Depth profiling of GaN by cathodoluminescence microanalysis // Applied Physics Letters 1999, 74(8), 1114-1116.

105. X. Li, J.J. Coleman, Depth-resolved and excitation power dependent cathodoluminescence study of GaN films grown by metalorganic chemical vapor deposition // Applied Physics Letters 1997, 70(4), 438-440.

106. C. Wang, et al., Cathodoluminescence of homogeneous cubic GaN/GaAs(001) layers // Semiconductor Science and Technology 1999, 14(2), 161.

107. O. Gelhausen, H.N. Klein, M.R. Phillips, E.M. Goldys, Influence of low-energy electron beam irradiation on defects in activated Mg-doped GaN // Applied Physics Letters 2002,81(20), 3747-3749.

108. K. Knobloch, P. Perlin, J. Krueger, E.R. Weber, C. Kisielowski, Effect of internal absorption on cathodoluminescence from GaN // Mrs Internet Journal of Nitride Semiconductor Research 1998, 3(3-4), 4.

109. O. Gelhausen, M.R. Phillips, M. Toth, Depth-resolved cathodoluminescence microanalysis of near-edge emission in Ill-nitride thin films // Journal of Applied Physics

2001, 89(6), 3535-3537.

110. M. Godlewski, E.M. Goldys, M.R. Phillips, R. Langer, A. Barski, Cathodoluminescence depth-profiling studies of GaN/AlGaN quantum-well structures // Journal of Materials Research 2000, 15(2), 495-501.

111. H.Y. Lin, Y.F. Chen, T.Y. Lin, C.F. Shih, K.S. Liu et al., Direct evidence of compositional pulling effect in AlGaN epilayers // Journal of Crystal Growth 2006, 290(1), 225-228.

112. F.B. Nasr, A. Matoussi, S. Guermazi, Z. Fakhfakh, Cathodoluminescence study in AlGaN structures // Materials Science and Engineering: C 2008, 28(5-6), 618-622.

113. S. Pereira, M. Correia, E. Pereira, K. O'Donnell, C. Trager-Cowan et al., Depth Resolved Studies of Indium Content and Strain in InGaN Layers // physica status solidi (b) 2001,228(1), 59-64.

114. S. Pereira, M.R. Correia, E. Pereira, K.P. O'Donnell, C. Trager-Cowan et al., Compositional pulling effects in InGaN/GaN layers: A combined depth-resolved cathodoluminescence and Rutherford backscattering/channeling study // Physical Review B 2001, 64(20), 205311.

115. F.B. Nasr, A. Matoussi, S. Guermazi, Z. Fakhfakh, Cathodoluminescence investigations of GaAs thin layers // Physics Procedia 2009, 2(3), 827-833.

116. H. Koyama, Cathodoluminescence study of Si02 // Journal of Applied Physics 1980, 51(4), 2228-2235.

117. J.F. Bresse, A new analytical model for cathodoluminescence emission as a function of the beam energy in GaAs and InP materials // Materials Science and Engineering: B 1996, 42(1-3), 199-203.

118. F. Cleton, B. Sieber, A. Bensaada, R.A. Masut, J.M. Bonard et al., Transmission electron microscopy and cathodoluminescence of tensile-strained GalnP/InP heterostructures. II. On the origin of luminescence heterogeneities in tensile stress relaxed GalnP/InP heterostructures // Journal of Applied Physics 1996, 80(2), 837-845.

119. C. de Meerschman, B. Sieber, J.-L. Farvacque, Y. Druelle, Microscale characterisation of epitaxial semiconducting homolayers. - I. Cathodoluminescence // Microsc. Microanal. Microstruct. 1992, 3(6), 483-499.

120. E. Grunbaum, E. Napchan, Z. Barkay, K. Barnham, J. Nelson et al., Evaluation of the minority carrier diffusion length by means of electron beam induced current and Monte Carlo simulation in AlGaAs and GaAs p-i-n solar cells // Semiconductor Science and Technology 1995, 10(5), 627.

121.1.V. Sedova, E.V. Lutsenko, S.Y. Gronin, S.V. Sorokin, A.G. Vainilovich et al., Low-threshold green laser heterostructures with Zn(Mg)SSe/ZnSe graded-index superlattice waveguide: Structural and optical properties // Applied Physics Letters 2011, 98(17), 171103.

122. M.V. Zamoryanskaya, S.G. Konnikov, A.N. Zamoryanskii, A High-Sensitivity System for Cathodoluminescent Studies with the Camebax Electron Probe Microanalyzer // Instruments and Experimental Techniques 2004, 47(4), 477-483.

123. A.P. Mackenzie, Recent progress in electron probe microanalysis // Reports on Progress in Physics 1993, 56(4), 557.

124. J.I. Goldstein, D.E. Newbury, P. Echlin, D.C. Joy, C.E. Lyman et al., Scanning electron microscopy and X-ray microanalysis Kluwer Academic Plenum Publishers, Dordrecht, London, Moscow, New York, 2003 689.

125. C.S. Campos, E.A. Coleoni, J.C. Trincavelli, J. Kaschny, R. Hubbier et al., Metallic thin film thickness determination using electron probe microanalysis // X-Ray Spectrometry 2001, 30(4), 253-259.

126. A. Möller, S. Weinbruch, F.J. Stadermann, H.M. Ortner, K. Neubeck et al., Accuracy of film thickness determination in electron probe microanalysis // Microchimica Acta 1995, 119(1), 41-47.

127. Y. Osada, Electron probe microanalysis (EPMA) measurement of aluminum oxide film thickness in the nanometer range on aluminum sheets // X-Ray Spectrometry 2005, 34(2), 92-95.

128. R. Gauvin, Quantitative X-Ray Microanalysis of Heterogeneous Materials Using Monte Carlo Simulations // Microchimica Acta 2006, 155(1), 75-81.

129. A. Armigliato, R. Rosa, X-Ray Microanalysis Combined with Monte Carlo Simulation for the Analysis of Layered Thin Films: The Case of Carbon Contamination // Microscopy and Microanalysis 2009, 15(02), 99-105.

130. J.-L. Pouchou, X-Ray Microanalysis of Thin Surface Films and Coatings // Microchimica Acta 2002, 138(3), 133-152.

131. T. Nagatomi, Monte Carlo modeling of electron-excited X-ray emission from bulk materials and thin-film/substrate systems // Surface and Interface Analysis 2005, 37(11), 887-894.

132. Y. Hu, Y. Pan, Method for the calculation of the chemical composition of a thin film by Monte Carlo simulation and electron probe microanalysis // X-Ray Spectrometry 2001, 30(2), 110-115.

133. T.M. Phung, J.M. Jensen, D.C. Johnson, J.J. Donovan, B.G. McBurnett, Determination of the composition of Ultra-thin Ni-Si films on Si: constrained modeling of electron probe microanalysis and x-ray reflectivity data // X-Ray Spectrometry 2008, 37(6), 608-614.

134. M. Kittler, J. Larz, Analytical, structural and electrical characterization of SiGe layers by electron microbeam techniques // Microchimica Acta 1994, 114(1), 327-334.

135. X. Llovet, C. Merlet, Electron Probe Microanalysis of Thin Films and Multilayers Using the Computer Program XFILM // Microscopy and Microanalysis 2010, 16(01), 2132.

136. R. Martin, P. Edwards, K. O'Donnell, E. Mackay, I. Watson, Microcomposition and Luminescence of InGaN Emitters //Physica Status Solidi (a) 2002, 192(1), 117-123.

137. Y.V. Domracheva, L.A. Bakaleinikov, E.Y. Flegontova, V.N. Jmerik, T.B. Popova et al., Investigation of In x Gal- x N layers by local methods // Microchimica Acta 2008, 161(3), 371-375.

138. T. Popova, L. Bakaleinikov, M. Zamoryanskaya, E. Flegontova, X-ray spectrum microanalysis of semiconductor epitaxial heterostructures on the basis of a monte carlo simulation of electron transport // Semiconductors 2008, 42(6), 669-674.

139. L. Bakaleinikov, Y. Domrachova, E. Kolesnikova, M. Zamoryanskaya, T. Popova et al., Depth profiling of semiconductor structures by X-ray microanalysis using the electron probe energy variation technique // Semiconductors 2009, 43(4), 544-549.

140. T. Popova, L. Bakaleinikov, E. Flegontova, A. Shakhmin, M. Zamoryanskaya, Electron probe microanalysis of heterostructures with nanolayers // Semiconductors 2011, 45(2), 260-264.

141. D.R. Penn, Electron mean-free-path calculations using a model dielectric function // Physical Review B 1987, 35(2), 482-486.

142. Z.J. Ding, R. Shimizu, Inelastic collisions of kV electrons in solids // Surface Science 1989, 222(2-3), 313-331.

143. R. Shimizu, Z.-J. Ding, Monte Carlo modelling of electron-solid interactions // Reports on Progress in Physics 1992, 55(4), 487.

144. E. Flegontova, L. Bakaleinikov, K. Pogrebitskii, H.-J. Lee, Y.-K. Cho et al., Effective calculation of energy loss and scattering angle at electron-target material inelastic interaction // Technical Physics 2000, 45(12), 1518-1523.

145. T. Yao, M. Fujimoto, S.K. Chang, H. Tanino, Fabrication of ZnS/(ZnSe)n/ZnS single quantum well structures and photoluminescence properties // Journal of Crystal Growth 1991, 111(1-4), 823-828.

146. R. Passler, E. Griebl, H. Riepl, G. Lautner, S. Bauer et al., Temperature dependence of exciton peak energies in ZnS, ZnSe, and ZnTe epitaxial films // Journal of Applied Physics 1999, 86(8), 4403-4411.

147. A. Chergui, et al., Optical characterization of pure ZnSe epilayers grown by metal organic vapour-phase epitaxy // Semiconductor Science and Technology 1994, 9(11), 2073.

148. S.V. Ivanov, A.A. Toropov, S.V. Sorokin, T.V. Shubina, I.V. Sedova et al., CdSe fractional-monolayer active region of molecular beam epitaxy grown green ZnSe-based lasers // Applied Physics Letters 1999, 74(4), 498-500.

149. S. Ivanov, A. Toropov, S. Sorokin, T. Shubina, A. Lebedev et al., ZnSe-based blue-green lasers with a short-period superlattice waveguide // Applied Physics Letters 1998, 73(15), 2104-2106.

150. Q. Liu, H. Lakner, C. Mendorf, W. Taudt, M. Heuken et al., The influence of structural defects in ZnSe/GaAs heterostructures on luminescence properties // Journal of Physics D: Applied Physics 1998, 31(19), 2421.

151. M.V. Nazarov, D.Y. Jeon, J.H. Kang, E.J. Popovici, L.E. Muresan et al., Luminescence properties of europium-terbium double activated calcium tungstate phosphor // Solid State Communications 2004, 131(5), 307-311.

152. W.F. van der Weg, M.W. van Tol, Saturation effects of cathodoluminescence in rare-earth activated epitaxial Y3A150i2 layers // Applied Physics Letters 1981, 38(9), 705-707.

153. M.V. Zamoryanskaya, Cathodoluminescence of Si02/Si System // Solid State Phenomena 2009, 156-158,487-492.

154. A. Hierro, D. Kwon, S.A. Ringel, S. Rubini, E. Pelucchi et al., Photocapacitance study of bulk deep levels in ZnSe grown by molecular-beam epitaxy // Journal of Applied Physics 2000, 87(2), 730-738.

155. K. Yoneda, Y. Hishida, H. Ishii, Deep electron traps in undoped, molecular beam epitaxially grown ZnSe // Applied Physics Letters 1985, 47(7), 702-704.

Основные работы, включенные в диссертацию

1. A.A. Shakhmin, M.V. Zamoryanskaya, I.N. Arsentyev, S.G. Konnikov, D.A. Vinokurov, A.L. Stankevich, I.S. Tarasov, GaAs quantum well structures investigation by local cathodoluminescence // Superlattices and Microstructures 2009, v. 45 No 4-5, p. 376382

2. С.Г. Конников, A.A. Гуткин, M.B. Заморянская, Т.Б. Попова, A.A. Ситникова, A.A. Шахмин, М.А. Яговкина, Комплексная диагностика гетероструктур с квантоворазмерными слоями // ФТП 2009, т. 43 вып. 9, с. 1280-1287

3. A.A. Shakhmin, I.V. Sedova, S.V. Sorokin, H.-J. Fitting, M.V. Zamoryanskaya, ZnSe based films characterization by cathodoluminescence, // Physica B: Condensed Matter 2009, v. 404 No. 23-24, p. 5016-5018

4. M.V. Zamoiyanskaya, Ya.V. Domracheva, A.A. Shakhmin, D.B. Shustov, A.N. Trofimov, S.G. Konnikov, Local cathodoluminescence study of defects in semiconductors and multilayer structures // Physica B: Condensed Matter 2009, v. 404 No. 23-24, p. 5042-5044

5. A.A. Shakhmin, I.V. Sedova, S.V. Sorokin, H.-J. Fitting, M.V. Zamoryanskaya, Cathodoluminescence of wide-band-gap II-VI quaternary alloys // Physica Status Solidi (c) 2010, v. 7 No. 6, p. 1457-1459

6. M.V. Zamoryanskaya, Y.V. Kuznetsova, T.B. Popova, A.A. Shakhmin, D.A. Vinokurov, A.N. Trofimov, Study of Semiconductor Multilayer Structures by Cathodoluminescence and Electron Probe Microanalysis // Journal of Electronic Materials 2010, v. 39 No. 6, p. 620-624

7. Т.Б. Попова, Л.А. Бакалейников, Е.Ю. Флегонтова, A.A. Шахмин, M.B. Заморянская, Рентгеноспектральный микроанализ гетероструктур с наноразмерными слоями // ФТП 2011, т. 45 вып. 2, с. 263-267