Характеризация полупроводниковых материалов и структур методами оптической спектроскопии и эллипсометрии тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 00.00.00, доктор наук Панов Михаил Федорович

• Панов Михаил Федорович
• доктор наук
• 2025

Оглавление диссертации доктор наук Панов Михаил Федорович

ВВЕДЕНИЕ

Глава 1. ДИАГНОСТИКА ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ И СТРУКТУР МЕТОДАМИ ИК СПЕКТРОСКОПИИ (литературный обзор)

1.1. Определение кинетических параметров носителей заряда

и толщин слоев в подложках и слоях SiC

1.2. Оптические характеристики узкозонных полупроводников

PbSe,

1.3. Роль примеси бора в алмазах и определение её концентрации оптическими методами

1.4. Характеризация структурных особенностей аморфного

гидрогенизированного кремния с помощью ИК-спектроскопии

Литература к Главе

Глава 2. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ И ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СТРУКТУР ПО ИК-СПЕКТРАМ ОТРАЖЕНИЯ ПРОПУСКАНИЯ

2.1. Определение параметров свободных носителей заряда в SiC-подложках и толщины эпитаксиального слоя

методом моделирования спектра ИК-отражения

2.2. Определение толщин слоев в многослойных SiC-структурах методом частотного анализа ИК-спектра отражения

2.3. Исследование слоев и структур на основе узкозонных полупроводников методом анализа ИК-спектров отражения

2.4. Определение концентрации примеси бора в алмазе

методом анализа ИК-спектров поглощения

2.5. Исследование соотношения кремний-водородных колебательных

мод в слоях а^:Н методом ИК-спектроскопии НПВО

2.6. ИК-спектроскопическое исследования слоев пористого А1203

Литература к Главе

Глава 3. ЭЛЛИПСОМЕТРИЯ СЛОЕВ И ПОВЕРХНОСТЕЙ

(литературный обзор)

3.1. Эллипсометрия: принципы, этапы, возможности и ограничения

3.2. Газовые сенсоры на основе 8пй2-слоев

3.3. Система «SiC - SiO2»: типы граней и свойства поверхностей

3.4. Low-k диэлектрики на основе пористых SiO2-слоев и LB-пленок .... 148 Литература к Главе

Глава 4. ЭЛЛИПСОМЕТРИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ И

ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ И СТРУКТУР

4.1. Эллипсометрические модели структур, условия измерений, оценка результатов

4.2. Эллипсометрия газочувствительных SnO2-слоев

4.3. Эллипсометрическая диагностика полярности грани SiC

и переходных слоев в системе «SiC-SiO2»

4.4. Эллипсометрический контроль low-k-материалов,

их получения, модификации и планаризации методами ALD и LB

4.5. Эллипсометрическая диагностика в технологиях получения твердых растворов SiC-AlN, боросиликатных пленок и качества

обработки поверхности SiC-подложек

Литература к Главе

Глава 5. СОБСТВЕННЫЕ ЭЛЕКТРОННЫЕ ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ Si-Ge

И КВАНТОВО-РАЗМЕРНЫХ СТРУКТУР СИСТЕМЫ InGaAs/InP (литературный обзор)

5.1. Зонная структура твердых растворов SixGe1-x

5.2. Зонная структура твердых растворов GaxIn1-xAs

и электронные состояния композиционных квантово-размерных структур на их основе

Литература к Главе

Глава 6. ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ТВЕРДЫХ

РАСТВОРОВ Б1хОе1-х И КВАНТОВО-РАЗМЕРНОЙ СТРУКТУРЫ аа0.471п0,53Ав/1пР

6.1. Характеристики материалов и образцов. Методика эксперимента

6.2. Формы спектров фотоответа твердых растворов Б1хОе1-х.

Край собственного поглощения Si и Ge

6.3. Определение ширины энергетических зазоров Б1хОе1-х

и их зависимость от состава твердого раствора

6.4. Спектры фотопроводимости твердого раствора Оах1п1-хАв

и сверхрешетки Оао;471п0 53Ав/1пР

Литература к Главе

ПЕРЕЧЕНЬ СОКРАЩЕНИЙ

ПЕРЕЧЕНЬ ОБОЗНАЧЕНИЙ

ПЕРЕЧЕНЬ ТЕРМИНОВ

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Характеризация полупроводниковых материалов и структур методами оптической спектроскопии и эллипсометрии»

ВВЕДЕНИЕ

Актуальность темы. Развитие современной научно-технологической базы электроники, включая оптоэлектронику, невозможно без применения широкого круга методов для определения параметров полупроводниковых материалов и структур на их основе. Исследования в этой области направлены на: разработку технологии новых полупроводниковых материалов и диэлектрических материалов, сопутствующих реализации полупроводниковых приборов; более углубленное изучение и уточнение параметров известных материалов; технологическую модификацию материалов с приданием им новых характеристик; разработку структур с новыми свойствами и возможностями применений; анализ и интерпретацию новых эффектов в структурах пониженной размерности.

Среди современных методов диагностики материалов и структур полупроводниковой электроники и оптоэлектроники выделяется широкая группа методов, использующих взаимодействие твердотельных объектов исследований с оптическим излучением от ИК до УФ диапазона. Выделяется ряд бесконтактных методов диагностики, предназначенных для получения материаловедческих, структурно-технологических характеристик полупроводников. Среди них особое место занимают методы оптической спектроскопии (пропускания, отражения, рассеяния); разнообразные методы микроскопии (оптическая, электронная, атомно-силовая, ближнепольная); поляризационные, среди которых выделяется метод эллипсометрии. Контактные методы спектроскопии, важнейшим из которых является фотоэлектрический метод, направлены на исследование материалов и структур, ориентированных на создание приборов оптоэлектроники. Методами фотоэлектрической спектроскопии исследовался широкий класс полупроводники, а также их твердые растворы, гомо- и гетерокомпозиции.

Однако в области применения оптических бесконтактных и фотоэлектрических методов диагностики существуют не решенные проблемы. Во-первых, подавляющее большинство работ направлено на изучение и

определение параметров конкретного материала или структуры. Практически отсутствуют исследования, в которых методы спектроскопии и эллипсометрии были бы направлены на широкий круг материалов, структур и параметров. Во-вторых, применение рассматриваемых методов могло бы получить дальнейшее развитие в результате исследования и расширения границ их применимости. В-третьих, редко встречаются исследования, в которых бесконтактные оптические методы зондирования применялись в качестве независимых методов при сравнительном изучении характеристик одних и тех же объектов. В-четвертых, весьма чувствительная к электронным переходам фотоэлектрическая спектроскопия ранее не применялась к исследованию энергетических переходов в широком диапазоне составов твердых растворов полупроводников, а также электронных переходов, энергии которых находятся выше фундаментального края поглощения.

Применение оптических методов при исследовании конкретных полупроводниковых материалов и структур имеет ряд принципиальных особенностей, базирующихся на ключевых аспектах: 1) спектральные свойства среды в исследуемом диапазоне (нормальная или аномальная дисперсия показателя преломления); 2) физические эффекты в среде, меняющие характеристики оптического луча (интенсивность, спектральные свойства, поляризацию) или преобразующие оптический сигнал в электрический; 3) структура объекта исследований.

Этими аспектами определяется выбор метода и режима исследований (см. блок-схему). Совокупность свойств среды, используемых физических эффектов, методов и режимов измерения определяет широкий круг получаемых результатов: тип материала; структура материала; качество обработки поверхности; толщины слоев; концентрацию примеси; электронные состояния (энергетические зазоры).

Исследования, выполненные в настоящей работе, объединяет то, что инструментом зондирования материалов или структур является оптический луч видимого или ИК-диапазона. Реакцию среды или структуры на оптическое зондирование фиксирует фотоприемник, который либо измеряет оптическое отражение или пропускание объекта, либо регистрирует гашение интенсивности в поляризационно-оптических схемах. И, наконец, в конфигурации фотоэлектрических спектрометров исследуемый полупроводник сам является преобразователем оптического сигнала в электрический сигнал, который несет информацию о его электронном спектре и структурных особенностях.

Цели работы: Совершенствование методик оптической и фотоэлектрической спектроскопии и эллипсометрии, определение границ их возможностей и на этой базе прецизионное определение важнейших параметров актуальных полупроводниковых материалов и структур на их основе (SiC, алмаз,

3 5

халькогениды свинца, оксиды, системы твердых растворов Si-Ge, A B и др.).

Для достижения указанных целей решались следующие основные задачи:

- развитие и расширение возможностей метода бесконтактного определения кинетических параметров носителей заряда в 4И-БЮ, различения политипов БЮ, а также толщин в многослойных БЮ-композициях с использованием Фурье-анализа ИК-спектра отражения;

- разработка метода контроля параметров исходного и окисленного слоев РЬБе с помощью ИК-спектроскопии отражения и эллипсометрии;

- формулировка и применение алгоритма определения концентрации бора в эпитаксиальном алмазном слое методом анализа спектров ИК поглощения;

- диагностика типа грани БЮ и параметров переходных слоев в системе «БЮ-БЮ2» с использование эллипсометрии и спектроскопии отражения;

- разработка методов эллипсометрического контроля параметров и режимов получения газочувствительных слоев пористого Бп02, а также применяемых в полупроводниковой технологии low-k-материалов, получаемых с помощью ALD-технологии (атомно-молекулярное наслаивание) и метода ЬБ (Ленгмюра-Блоджетт);

- исследование края собственного поглощения Si, Ge и твердых растворов Б1хОе1-х и определение зависимости энергетических зазоров Б1хОе1-х от состава твердого раствора с помощью спектроскопии фотопроводимости (ФП) или фототока (ФТ);

- исследование края спектра фотопроводимости квантово-размерной структуры Оао.471по,53Ав/1пР методом спектроскопии ФП.

Объектами исследования являлись: БЮ-подложки и эпитаксиальные слои; слои РЬБе, эпитаксиальные слои алмаза; слои гидрогенизированного кремния; пористый А1203; слои пористых Бп02 и БЮ2; слои ЬВ; твердые растворы SiC-AlN, твердые растворы Б1хОе1-х; квантово-размерная структура Оао.471по,53Ав/1пР. Кроме того, объектами исследования являлись методика контроля толщин многослойных эпитаксиальных SiC-структур, а также возможности и границы применимости метода эллипсометрии.

Методы исследования. Для характеризации объектов исследования использовались методы, объединяемые общим инструментом зондирования

материалов и структур, - оптическим лучом видимого или ИК-диапазона. Компонентом, регистрирующим реакцию среды или структуры на оптическое зондирование, является фотоприемник, который при спектроскопических измерениях играет роль измерителя интенсивности света, при поляризационных измерениях - роль фиксатора гашения линейной поляризации. Фотоприемник, выполненный на основе испытуемого полупроводника, сам являлся объектом исследования как формирующий сигнал электрического фотоотклика, представляющего информацию об электронном спектре материала.

Личный вклад автора состоит в создании системного экспериментального подхода к планированию и проведению экспериментов, а также в анализе, осмыслении и интерпретации полученных результатов и подготовке публикаций в качестве основного автора. Исследования выполнены в рамках работ, проводившихся на кафедре микро- и наноэлектроники и в центре микротехнологии и диагностики Санкт-Петербургского электротехнического университета «ЛЭТИ».

Научная новизна:

1) Продемонстрирована возможность количественного различения политипов SiC по результатам анализа спектров отражения в ИК-области, базирующаяся на разной глубине залегания примеси азота в разных политипах.

2) Разработан метод определения толщин в многослойных эпитаксиальных структурах БЮ различного типа и уровня легирования с помощью частотного анализа ИК-спектра отражения в области нормальной дисперсии. Определены границы применимости метода.

3) С использованием данных спектроскопии отражения в области частоты плазмона и данных эллипсометрии исследован температурный режим окисления РЬБе и установлены условия, при которых слой представляет собой однородную фазу РЬБе03.

4) Показано, что эллипсометрия позволяет контролировать модификацию слоев SnO2, которая происходит после выведения летучих примесей, что повышает газочувствительность слоев. Установлено, что между

газочувствительностью и эффективным показателем преломления слоя существует обратно пропорциональная зависимость.

5) Методом эллипсометрии определена толщина переходного слоя в структуре «БЮ - термический диоксид кремния». На С-грани она двукратно превосходит толщину переходного слоя на Бьграни.

6) Наблюдалась тонкая структура спектров ФП твердых растворов Б1хОе1-х с абсолютным минимумом в точках А6 и Ь6 зоны проводимости, обусловленных непрямыми экситонными переходами с участием и без участия фононов. Наблюдалась тонкая структура спектров непрямого края поглощения в Si, характеризующаяся одновременным присутствием всех фононных компонент с поглощением и испусканием фонона, а также бесфононной компоненты.

7) Определены зависимости энергий непрямых (Г8 - А6, Г8 - Ь"6) и прямых ( Г8 - Гу) энергетических переходов, а также прямых переходов в зазоре Е1 для широкого диапазона составов твердого раствора 81хОе1-х.

8) Показано, что проявление фотоиндуцированных электронных переходов в экситонные состояния в спектре фотопроводимости сверхрешетки Ga0,47In0;53As/InP определяется положением основного состояния соответствующего экситона относительно континуума электронных состояний. Изменение температуры сильно влияет на форму проявления в спектре перехода в дискретное экситонное состояние при относительной стабильности формы проявления переходов в резонансные состояния.

Практическая значимость результатов работы заключается в расширении границ применимости методов тестирования БЮ-подложек и многослойных эпитаксиальных Б1С-структур; в определении зависимости, связывающей газочувствительность пористых слоев Бп02 с их эффективным показателем преломления; в определении влияния режима осаждения ТЮ2 на изменение параметров системы «пористый БЮ2 - ТЮ2»; в контроле методом эллипсометрии режима получения и модификации слоев жесткоцепных полиимидов и измерении толщины монослоев преполимера и полиимида; в

определении энергетических зазоров в области края поглощения твердых растворов Б1Де1-х и GaxIп1-xAs.

Научные положения, выносимые на защиту:

1) Определение концентрации свободных носителей заряда в 4Н^С по экспериментальному спектру отражения требует учета как поглощения на плазмонах, так и однофононного оптического поглощения в связи со спектральной близостью данных эффектов в SiC и, в общем случае, несовпадению положения частоты плазмона и минимума спектра отражения.

2) Математическая обработка экспериментального спектра оптического отражения, включающая интерполяцию данных и удаление линии тренда, обеспечивает в процедуре Фурье-преобразования спектра расширение диапазона толщин фиксируемых слоев эпитаксиальной SiC-структуры и удаление неинформативной низкочастотной составляющей спектра.

3) Применение эллипсометрической модели прозрачного слоя с эффективным показателем преломления позволяет получить параметры связи между структурой и свойствами композиционных нанопористых материалов, характеризуя пористость слоя SnO2, а также технологические режимы получения нанопористого SiO2 с различной степенью проникновения осаждаемого оксида.

4) Переходные слои в системе <^С - термический диоксид БЬ) на Si-грани кратно превосходят по толщине переходные слои на С-грани, что коррелирует с данными о 3...4-кратно более низкой скорости роста окисла на Si-грани по сравнению с С-гранью.

5) Экспериментально наблюдаемый край поглощения твердых растворов Б^Ое1-х с х = 0,6. 1,0 при 300 К соответствует порогу энергетических переходов в состояния непрямых экситонов с поглощением ТО-фононов.

6) Сильная температурная зависимость интенсивности самого низкоэнергетичного экситонного пика (переход Н1Е1) в спектре фотопроводимости сверхрешетки Gao,47Iпo,53AsЛnP определяется зависящей от температуры вероятностью распада соответствующего экситона, в то время как

основные экситонные состояния более высоко лежащих экситонных подзон ионизованы при всех температурах эксперимента.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы апробированы:

- на международных конференциях: международные конф. «Микро- и нанотехнологии в электронике» (Нальчик; III-2010; X-2018; XII-2021; XIV-2024); V Междисциплинарный научный форум с международным участием «Новые материалы и перспективные технологии: материалы» (Москва, 2019); 8-th Int. Symposium «Molecular Order and Mobility in Polymer Systems St.Petersburg», 2014; 3-d Asian Spectroscopy Conference (Xiamen, China, 2011); международная конф. «Химия твердого тела и современные микро- и нанотехнологии» (Кисловодск, 2002); IV международная научно-техническая конф. «Электроника и информатика» (Зеленоград, 2002); 12 int. Conf. on Crystal Growth (Jerusalem, 1998); International conf. on optical characterisation of semiconductor (Sofia, 1990).

- на всероссийских конференциях: XXIV Российская конф. по электронной микроскопии РКЭМ-2012 (Черноголовка); X национальная конф. по росту кристаллов (Москва, 2002); Всероссийская конф. «Химия поверхности и нанотехнология» (Хилово; 2-я - 2022, 3-я (с международным участием) -2006); 1 Всесоюзная научная конф. «Фотоэлектрические явления в полупроводниках» (Ташкент, 1989); 1 Всесоюзная научная конф. «Ионно-лучевая модификация материалов» (Каунас, 1989).

Основные результаты диссертации опубликованы в 51 печатной работе, среди которых 25 научных статей, входящих в перечень, рекомендованный ВАК РФ, 5 научных статей в изданиях, индексируемых в базах WoS и Scopus; 18 работ опубликованы в других изданиях и материалах конференций; 1 учебное пособие, рекомендованное УМО вузов РФ; 1 зарегистрированная программа для ЭВМ (РФ).

Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения и списка литературы, включающего 268 наименований. Работа изложена на 295 страницах машинописного текста и содержит 108 рисунок и 26 таблиц.

Глава 1. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ И СТРУКТУР МЕТОДАМИ ИК-СПЕКТРОСКОПИИ (литературный обзор)

Для характеризации кинетических свойств носителей заряда в полупроводниках успешно применяется целая группа методов. Среди них можно выделить метод измерения, основанный на эффекте Холла, и метод измерения С-У-метод. Однако для мониторинга формирования приборных структур холловский метод и С-У-метод измерения неудобны, поскольку они требуют формирования электродов или применения зонда в качестве контакта. К тому же С-У-метод предоставляет информацию об уровне легирования, но не о концентрации носителей.

Метод оптической микроскопии является важнейшим бесконтактным методом исследования поверхности [1.1]. Но он не применим к исследованию шероховатости при высоких классах обработки поверхности, поскольку позволяет визуализировать объекты размером только более длины волны. Для измерения толщин требуется фокусировка света на обеих границах слоя, и, следовательно, необходимо заметное отличие показателей преломления слоя и подложки. Метод эллипсометрии [1.2] характеризуется высокой точностью и чувствительностью. Но он эффективен лишь при толщинах от единиц нанометров до величин порядка микрона. АСМ-метод позволяет контролировать рельеф поверхности на субнанометровом уровне [1.3]. Метод ИК-спектроскопии применим при определении концентрации свободных носителей заряда [1.4, 1.5], а кроме того, используется при определении толщин слоев (по спектральной интерференции в слоях) от долей микрометра до сотен микрометров. Наблюдение спектральной интерференции возможно при совпадении вещественных составляющих показателей преломления п слоя и подложки, но при различии коэффициентов экстинкции к (N = п - г • к - комплексный показатель преломления), что может

быть связано с различной концентрацией свободных носителей заряда в полупроводнике.

Настоящий раздел посвящен контролю параметров полупроводниковых подложек и структур оптическими бесконтактными методами (с акцентом на важнейший материал современной полупроводниковой индустрии - карбид кремния).

Уникальная совокупность электрофизических свойств карбида кремния политипа 4Н (4Н^Ю) позволяет создавать на его основе приборы силовой электроники, которые существенно превосходят кремниевые аналоги по таким важнейшим параметрам, как сопротивление активной области, потери при переключении, плотность коммутируемой мощности, рабочая температура и рабочая частота.

Получение SiC-подложек и эпитаксиальных структур с заданной концентрацией легирующей примеси и заданной протяженностью слоев требует развития комплекса методических подходов к оперативному контролю полуфабрикатов SiC-индустрии [1.6]. Важнейшими операциями технологического цикла создания приборов и мониторинга параметров готовых пластин с эпитаксиальными БЮ-слоями на БЮ-подложке являются:

1) контроль поверхности подложек;

2) контроль концентрации свободных носителей заряда в подложках;

3) контроль толщин эпитаксиальных слоев приборных структур.

Среди группы известных методов контроля наиболее оперативны неразрушающие бесконтактные методы.

Глава 1 посвящена проблемам определения свойств, получения и применения материалов и структур полупроводниковой электроники, использующих методики ИК-спектроскопии или имеющих перспективы их применения (БЮ и эпитаксиальные структуры на его основе, РЬБе и 1пБЬ, слои полупроводникового алмаза).

Результаты методических и экспериментальных работ по ИК-спектроскопии подложек и слоев БЮ, слоев РЬБе и ЛпБЬ, а также легированных алмазных слоев приведены в разделах 2.1-2.5, 4.2, 4.4, 4.5.

1.1. Диагностика кинетических параметров носителей заряда и толщин

слоев в подложках и слоях 81С

В БЮ-индустрии до настоящего времени доминирующими являются материаловедческие вопросы, связанные с ключевыми процессами роста объемных монокристаллов и формированием на их основе подложек с требуемыми структурными и электрофизическими параметрами, созданием изотипных и анизотипных эпитаксиальных структур для приборов силовой электроники. Единственным методом постростового управления примесным составом (учитывая сверхвысокие температурные и временные параметры диффузии примесей в Б1С) является ионное легирование материала. В технологическом цикле создания БЮ-приборов и контроля готовых подложек и пластин с эпитаксиальными БЮ-слоями на БЮ-подложке важнейшими являются операции контроля кинетических параметров (концентрации и подвижности) свободных носителей, а также толщин эпитаксиальных слоев приборных структур. Среди известных методов контроля наиболее оперативны неразрушающие бесконтактные методы. Важнейшему из них - методу ИК-спектроскопии - и различным аспектам его применения, посвящен настоящий раздел.

Задача взаимодействия электромагнитной волны с кристаллической решеткой в области спектра, где отсутствуют межуровневые электронные переходы, может решаться как задача гармонического осциллятора в рамках теории дисперсии с применением модели, предложенной Кунем [1.7]. Предполагается, что на однозаряженный ион воздействует электрическое поле световой волны, представляющее собой вынуждающую силу смещения

относительно положения равновесия. Связь разноименных атомов решетки, а также их продольное и поперечное смещение друг относительно друга осуществляется силами, при малых смещениях из положения равновесия проявляющими квазиупругий характер. При составлении уравнения движения осциллятора учитывается затухание в виде тормозящей силы, которая в приближении малости затухания и незначительного искажения собственных колебаний системы пропорциональна скорости движения электрона. Решение дифференциального уравнения движения осциллирующего иона приводит к диэлектрической функции 8(ш), описывающей однофононное взаимодействие (полоса «остаточных лучей», примерно средняя часть ИК-области).

На спектр отражения полупроводников в средней и дальней ИК-областях спектра могут также существенно влиять свободные носители заряда. При описании движения свободных электронов (в отличие от описания колебания ионов) под действием поля электромагнитной волны возвращающую квазиупругую силу и резонансную частоту принимают равными нулю.

Полученная в результате диэлектрическая функция с учетом вклада непосредственного взаимодействия света с оптической ветвью колебаний решетки (первый ее член) и коллективными колебаниями свободных носителей заряда - плазмонами (второй ее член) - с учетом факторов затухания имеет следующий вид [1.8-1.11]:

:(ю)

8(Ш) = 8

С 2 2 2

-ш - гу1 шр

<х>

^ш2 -ш2 - Iу( ш2 + Iурш J

где 8Ю - высокочастотная диэлектрическая проницаемость; Ш[ и ш{ - продольная и поперечная частоты оптической ветви спектра колебаний решетки в центре зоны Бриллюэна. Параметр шр - частота плазмона (коллективных колебаний свободных носителей с массой т ) - определяется выражением

(1.1)

ш р

V

(1.2)

8»80т

где п - концентрация носителей заряда. Параметры у/, уг и ур -феноменологические параметры затухания соответственно продольных и поперечных фононных, а также плазменных колебаний. Последний параметр (ур), определяемый выражением у = 1/х, где т = т*ц/е - время жизни носителя

заряда, - связан с подвижностью свободных носителей заряда ц соотношением

е

У р =

т ц

(1.3)

На рисунке 1. 1 представлены расчетные спектры коэффициента отражения.

1,00

0,75

е

и н

|0,50 ар

50,25

_ и. I • % Ю/ у/юг - 0,004 ----0,02 ............... 0,05

0,75 1,0

0,8

«0,6 н

I 0,4 Р-

т

0,2 0

1,00

1,25

1,50 ю/ю.

_ б с--

- И Ю Ю/

Юр

1 1 1

-1

400 600 800 1000 Ю, СМ

Рисунок 1.1 - Расчетные спектры коэффициента отражения для «полосы остаточных лучей»: а - без учета взаимодействия света с носителями заряда; б - с его учетом

0

Вычисления выполнены по осцилляторной модели в приближении у/=уь т.е. по первому члену формулы (1.1), учитывающему только взаимодействие света с оптическими колебаниями решетки (а) [1.5, 1.7], и по полной формуле (1.1), учитывающей также эффект плазмонного поглощения (б) [1.9, 1.10], с использованием параметров БЮ-кристалла.

Показано, что ИК-спектроскопия отражения БЮ-подложек в спектральном диапазоне является удобным неразрушающим и бесконтактным методом измерения концентрации свободных носителей и их подвижности. Этот метод наиболее эффективен при существенных концентрациях носителей - более

18 -3

10 см [111, 1.12]. При малых концентрациях носителей спектр малочувствителен к кинетическим параметрам в средней ИК-области. При высоких концентрациях носителей частоты ЬО-фонона и частота плазмона имеют близкие спектральные локализации. В связи с этим для анализа использовалась широкая спектральная области, включающая дальний ИК-участок, в том числе частоты, соответствующие частоте плазмона, которая сильно зависит от концентрации носителей.

В [1.11] спектры отражения бН-БЮ-подложек п-типа с концентрациями носителей заряда различных порядков были измерены в средней и дальней ИК -областях при комнатной температуре (рисунок 1.2).

Экспериментальные спектры были аппроксимировнаы теоретическими зависимостями, определяемыми формулами (1.1)—(1.3) с учетом того, что при нормальном падении света энергетический коэффициент отражения имеет вид

Я

N -12

N +1

Яе (78)-11т (7в)

2

1

Яе (78)-11т (л/в)

+1

Яе2 (7в)-1 + 1т2 (7в)

Яе2 (л/в) +1 + 1т2 (>/8) , (14)

где N - комплексный показатель преломления подложки, в - относительная диэлектрическая проницаемость подложки, вычисляемая как функция частоты по формуле (1.1). При аппроксимации были использованы параметры фононных мод (в том числе и затухание фононов) из [1.13], где они были определены методом

эффекта Холла и методом комбинационного рассеяния. Использование в качестве подгоночных параметров шр, yp и yi позволило провести аппроксимации для широкого диапазона концентраций носителей n (рисунок 1.2).

100

80

60

40

20

О 100

Í ■

Я

-

*

о. н О

100 80 60 40 20 О

О 400 800 1200 1600 2000

Частота ш, см-1

Рисунок 1.2 - Экспериментальные и расчетные ИК-спектры отражения 6Н-БЮ-пластин с различными концентрациями носителей. Указаны полученные в результате аппроксимации значения концентрации и подвижности носителей

Спектр коэффициента отражения ИК-излучения при комнатной температуре низколегированных эпитаксиальных SiC-пленок, нанесенных на высоколегированные SiC-подложки, содержит полосы спектральной интерференции, что связано с разницей в концентрациях свободных носителей заряда между подложкой и пленкой. Если подложка достаточно легирована, то в

определенном диапазоне частот эти материалы имеют весьма различные показатели преломления.

Сравнение экспериментальных ИК-спектров отражения с расчетными спектрами позволяет определять толщину эпитаксиальной пленки. Аппроксимация спектра отражения структуры с ЗС-БЮ-слоем проводилась с использованием частотно-зависимой диэлектрической функции (1.1), а также объемных параметров SiC-монокристаллов [1.14]. Аппроксимация спектров ИК-отражения осуществляется с учетом многократного переотражения в слое и интерференции парциальных волн с отраженным излучением (рисунок 1.3).

Список литературы диссертационного исследования доктор наук Панов Михаил Федорович, 2025 год

- // /У

/л /у Л» V /У

■ ¿V А объемные

поликристаллы

эпитаксиальные

ЯЖ О слои

1 ... .

5

6

3 4

/•:, еУ

Рисунок 5.7 - Определение энергетического зазора Е1 [5.26]:

0 0,2 0,4 0,6 0,* х

а - спектры глубины проникновения излучения для разных х; б - зависимость Е1 от состава твердого раствора Б1хОе1-х

1

Выводы по разделу 5.1.

1. Оптические переходы в системе Б1хОе1-х в разных областях собственного спектра исследовались различными методами: в области непрямых переходов методом спектроскопии поглощения, а в области прямых переходов наиболее чувствительными методами спектроскопии электроотражения и эллипсометрии.

2. Характерными особенностями спектров поглощения твердых растворов Б1хОе1-х в области 0 < х < 0,085 являются экситонный характер переходов с участием и без участия фононов, а также отсутствие бесфононной компоненты в чистом германии, ее появление и рост с увеличением доли кремния.

3. Тонкая структура спектра в области края поглощения Б1хОе1-х с абсолютным минимумом зоны проводимости в направлении (100) ранее экспериментально не наблюдалась.

4. Ранее приведенная зависимость ширины запрещенной зоны Б1хОе1-х от состава экспериментально получена не на основе тонкой структуры края спектра поглощения и потому весьма приблизительна. Экспериментально измеренные зависимости более широких энергетических зазоров твердых растворов от состава х представлены линейными зависимостями, что не имеет обоснования.

Результатам исследования ширин энергетических зазоров твердых растворов Б1хОе1-х от состава методами спектроскопии фотоотклика, полученным на основе анализа тонкой структуры области края поглощения, а также сопоставлению их с результатами других работ посвящены разделы 6.1-6.3.

5.2. Зонная структура твердых растворов СаДп^Аэ и электронные состояния композиционных квантово-размерных структур на их основе

Полупроводники ОаАБ и 1пАб имеют сходные зонные структуры, (рисунок 5.8), обладают полной взаимной растворимостью и образуют непрерывный ряд прямозонных твердых растворов с широким диапазоном изменения ширины запрещенной зоны. Система Оах1п1-хАв примененяется при изготовлении источников излучения [5.28, 5.29], приемников излучения (особенно на длину волны 1,06 мкм) [5.31-5.33], приборов термовольтаики [5.34] и МДП-транзисторов [5.35].

Структура энергетических зон Оах1п1-хАБ хорошо изучена [5.1]. Ширина запрещенной зоны определялась по спектрам поглощения, спектрам ФП и спектрам фотоотражения [5.36, 5.37]. Более широким запрещенным зонам соответствует больший коэффициент поглощения (более 104 см-1), причем на результаты измерений влияет качество обработки поверхности. Для определения ширины таких запрещенных зон применялся метод электроотражения [5.38, 5.39].

а

(111) ь

л

(ООО)

г

А

X

б

(111) (ООО) (100)

Ь Л г АХ

Рисунок 5.8 - Зонные структуры ОаАБ (а) [5.14] 1пА8 (б) [5.13]

Наибольший практический интерес представляет материал с составом х=0,47, являющийся изопериодическим фосфиду индия и обычно выращиваемый на подложке и (или) с барьерами 1пР. В [5.40] ширина его запрещенной зоны (0,75 эВ) для комнатной температуры определена по спектру поглощения. Область края поглощения (0,75.0,82 эВ) хорошо аппроксимировалась корневой зависимостью. Край собственного поглощения в широком диапазоне температур

получен авторами [5.41] (Рисунок 5.9). Оптические переходы носят экситонный характер.

18 16 14

- 12

301 К

260 К

о

10 8 6 4 2

0 0,7

225 К

162 К

,%-**100 К

5 К

_1_

0,85

0,75 0,80

Е, эВ

Рисунок 5.9 - Спектры коэффициента поглощения

471по 5зА.8 при различных температурах

Большое значение для электроники и оптоэлектроники приобрели композиционные квантово-размерные структуры (КРС) на основе полупроводниковых твердых растворов Оах1п1-хАв (Оах1п1-хАв/1пР, Оах1п1-хАв/ОаАв). Сверхрешетки и одиночные квантовые ямы (КЯ), получаемые методами МПЭ и осаждения из газовой фазы с использованием металл-органических соединений, позволили в полной мере применить на практике возможности влияния размерного квантования на зонную структуру полупроводников. Наиболее распространена изопериодическая (ненапряженная) СР Оао,471по,53Ав/1пР. Расчетный энергетический спектр КРС этого типа приведен в [5.42], где СР рассматривается как полупроводник с одномерными прямоугольными потенциальными ямами. Разрывы зон учтены в виде периодического потенциала в электронном и дырочном гамильтонианах при решении уравнения Шредингера.

Зонная структура КРС существенно отличается от зонной структуры объемного полупроводника наличием подуровней в твердом растворе

Оао,471по,53Лв (рисунок 5.10). Электронные состояния обозначены как Еь а состояния тяжелой и легкой дырок как Н, и Ь, соответственно (/=1, 2, ...). Существуют различные возможные энергетические переходы, отмеченные стрелками на рисунке 5.10. Различают:

- внутриямные переходы Н1Е1, Ь1Е1, Н2Е2 ... (Н и Ь означают переходы с уровней тяжелых и легких дырок соответственно);

- фундаментальный щелевой переход Е0 1пР;

- переходы «подуровень-зона» Ед и «зона-подуровень» Еь.

Переход Ед происходит из основного состояния тяжелой дырки в электронный континуум, а переход Еь происходит из континуума тяжелой дырки в основное состояние электрона.

т

§

§ 200 и о

* а 100

и и

ч

п 0

0 100

т

к; т

Он * 200

ж °

Зн о

п л

4 300

< < / < < (1/1// Л 1

Е2 Е1

400

Н1ЕКПН)

Н1 Н2

-

Ео1 Е ъ'

Еа

VI

- О

-10 нм -

30 нм

Рисунок 5.10 - Расчетные энергетические уровни в композиционной СР Оао,471по,53Лв/1пР (в валентной зоне Оа<) 471по 53А.8 приведены только подуровни тяжелых дырок) [5.42]

Результаты измерений спектров поглощения в СР Оао,471по,53Лв/1пР и сопоставление экспериментальных данных с расчетными [5.43] представлены на рисунке 5.11. Как и следовало ожидать, вследствие пропорциональности

матричных элементов межподуровневых переходов интегралу перекрытия между соответствующими волновыми функциями, в первом порядке теории возмущений разрешены только переходы между подуровнями с одинаковой четностью. Расчет уровней квантования производился только с помощью однозонной модели, и причины некоторого расхождения экспериментальных и теоретических данных не анализировались.

0,8 0,9 1,0 1,1 1,2 ДэВ Рисунок 5.11 - Спектры поглощения СР Оа^-Дп^^АвЛпР с различной шириной КЯ и шириной барьеров [5.43]. Стрелками указаны расчетные значения энергий межподуровневых переходов

Аналогичные результаты с помощью спектроскопии ФТ наблюдались для СР ОаАвЩДа^Ав [5.44].

Форма спектров поглощения и ФТ говорит об экситонном характере межподуровневых переходов. Однако ее связь с процессами образования и распада экситонов до выполнения настоящей работы была не исследовалась.

Удобным методом исследования низкоразмерных структур является спектроскопия фотоотклика. Этот метод отражает энергетическую структуру не хуже метода спектроскопии поглощения, позволяя при этом использовать менее

интенсивные источники света, что в случае применения дифракционных спектрометров означает более высокое разрешение. В зависимости от проводимости подложки применяется спектроскопия ФТ - либо параллельного слоям КРС (полуизолирующая подложка), либо перпендикулярного слоям КРС (проводящая подложка). В первом случае обычно используются вплавные контакты, во втором - пленочные металлические. Материал вплавных контактов выбирается с учетом типа легирования материала квантово-размерных слоев.

На рисунке 5.12 приведены спектры ФТ СР Оао;471по;53Лв/1пР [5.42].

Рисунок 5.12 - Спектры фотопроводимости СР Оао,471по;53Лв/1пР при параллельной геометрии контактов (а - омические контакты; б - селективные контакты)

Межподзонные переходы носят экситонный характер, в фототок вносят вклад носители, не связанные в экситоны. Время рекомбинации (жизни) экситона больше времени межподуровневой релаксации [5.42]. Поэтому типичным условием участия носителей в фототоке является термическое возбуждение и распад экситонов, т.е. переход носителей с дискретных экситонных состояний в соответствующий им континуум состояний.

При спектроскопии тока, параллельного слоям СР (рисунок 5.12, а), его значение не связано с преодолением носителями потенциальных барьеров и не зависит от приложенного напряжения. В случае селективных контактов (рисунок 5.12, б) - в отличие от омического контакта к квантово-размерным слоям - фотоотклик в области межподуровневых переходов формируется носителями, преодолевшими потенциальный барьер. Поэтому в диапазоне температур 4.140 К сигнал при энергиях ниже перехода Еа уменьшается примерно в 300 раз.

Экситонный характер межподзонных переходов наиболее отчетливо проявился в случае переходов 11Н (рисунок 5.12) при 70 К и выше. Причины этого в работе [5.42] не исследовались.

При спектроскопии тока, перпендикулярного гетерограницам СР, требуется, чтобы возбужденные носители покинули КЯ. В качестве механизмов покидания обсуждаются термическая эмиссия через барьеры, индуцированное полем туннелирование, а также преодоление барьера «горячими» носителями.

В [5.45] исследованы спектры ФТ КРС из слоев Оао,471по,53Лв толщиной 1,0; 2,0; 2,8; 5,0 и 11 нм, разделенных 1пР-барьерами в 100 нм на 1пР-подложке. При нулевом смещении проявились только переходы, соответствующие самым тонким слоям (1 и 2 нм), так как перешедшие на уровни 1Е и 1Н соответственно электрон и дырка оказываются перед самым низким потенциальным барьером. К тому же в тонких слоях происходит большее пространственное совмещение электрона и дырки и потому вероятность аннигиляции экситона больше, чем в широких слоях. Увеличение ширины КРС сопровождается значительной пространственной поляризацией экситонов, а значит - проявлением более высоких переходов. При увеличении напряжения наблюдается размытие пиков по спектру, но одновременно в спектрах появляются пики, соответствующие переходам между подуровнями с волновыми функциями разной четности [5.46]. (В условиях пространственного разделения образующих экситон электрона и дырки становятся отличными от нуля матричные элементы соответствующих переходов.)

Большой интерес представляет наблюдаемый в КРС эффект Штарка. В структурах Оа0;471п0;53Лв/1пР он исследовался в связи с перспективами создания на их основе модуляторов [5.47], лазеров [5.48], детекторов [5.49] для волоконно-оптических линий связи и устройств интегральной оптики.

На рисунке 5.13 представлены семейства спектров ФТ, полученных для КЯ различной ширины в отсутствии приложенного напряжения (а) и характерный для этих структур сдвиг края фоточувствительности при различном напряжении на примере КЯ шириной 11 нм [5.47].

Е, мкм

Рисунок 5.13 - Эффект Штарка в КЯ разной ширины (а) и при разном смещении (б)

Наблюдается большой спектральный сдвиг пиков при большей ширине КЯ. Спектральный сдвиг 11Н-экситонного перехода при напряжении на образце 10 В составил при ширине КЯ 4,5 и 7,5 нм соответственно 30 и 65 мэВ.

Резкая длинноволновая граница фоточувствительности позволяет создавать на основе КРС Оао,471п0 53Лв/1пР спектрально селективные фотоприемники и модуляторы на длину волны 1,55 мкм [5.50]. Получено соотношение верхнего и нижнего уровней пропускания модуляторов 8:1. В работе [5.51] отмечается и наличие поляризационной зависимости интенсивности межподзонных переходов. Особенно сильно этот эффект проявился в области края поглощения, что также является существенным для создания волноводных структур и оптических модуляторов.

Вывод по разделу 5.2.

Экситонные эффекты играют существенную роль в формировании края собственного поглощения и фоточувствительности КРС Оах1п1-хЛБ/1пР, однако механизм процесса образования и распада экситонов не исследован.

Результатам исследования спектров композиционной нелегированной СР Оао,471по,53Лв/1пР в широком диапазоне температур и обсуждению результатов посвящен раздел 6.4.

Литература к Главе 5

5.1. Пихтин, А.Н. Оптическая и квантовая электроника: монография / А.Н.Пихтин. - Москва: Высшая школа. - 2001. - 574 с. - Текст: непосредственный.

5.2. Экситоны: сборник статей / Под ред. Рашба Э.М., Стердж М.Д. -Москва: Наука. - 1985. - 615 с. - Текст: непосредственный.

5.3. Braunstein, R. Intrinsic optical absorption in germanium-silicon alloys / R.Braunstein, A.R.Moore, F.Herman. - Text: unmediated // Physical Review. - 1958. -Vol.109. - No.3. - P.695-712. https://doi.org/10.1103/PhysRev.109.695.

5.4. Benoit a la Guillaume, C. Electron-hole drops in Ge-Si alloys / C.Benoit a la Guillaume, M.Voos, Y.Petroff. - Text: unmediated // Physical Review B. - 1974. -Vol.10. - No.12, P.4995-5002. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.10.4995.

5.5. SixGe1-x/Si strained-layer superlattices grown by molecular beam epitaxy / J.C.Bean, L.C.Feldman, A.T.Fiory, S.Nakahara, I.K.Robinson. - Text: unmediated // Journal of Vacuum Science and Technology A. - 1984. - Vol.2. - No.2. - P.436-440. https://doi.org/10.1116/1.572361.

5.6. Motron, G.A. Infrared photodetectors / G.A.Motron. - Text: unmediated // RCA Reviews. - 1965. - Vol.26. - No.1. - P.3-21.

5.7. A selective epitaxial SiGe/Si planar photodetector for Si-based OEIC's / T.Tashiro, T.Tatsumi, M.Sugiyama, T.Hashimoto, T.Morikawaю. - Text: unmediated // IEEE Transactions on Electron Devices. - 1997. - Vol.44. - No.4. - P.545-550. https://doi.org/10.1109/16.563356.

5.8. Спектральные и вольт-амперные характеристики / Si-Si1-xGex гетероструктур, полученных методом жидкофазной эпитаксии А.С.Саидов, А.Кутлимратов, Б.Сапаев, У.Т.Давлатов. - Текст: непосредственный // Письма в Журнал Технической Физики. - 2001. - Т.27. - №8. - С.26-36.

5.9. Grimmeiss, H.G. Silicon-germanium - a promise into the future? / H.G.Grimmeiss. Text: unmediated // Semiconductors. - 1999. - Vol.33. - No.9. -P.939-941. https://doi.org/10.1134/1.1187807.

5.10. Paul, D.J. Silicon germanium heterostructures in electronics: the present and the future / D.J.Paul. - Text: unmediated // Thin Solid Films. - 1998. - Vol.321.-P.172-180. https://doi.org/10.1016/S0040-6090(98)00469-6.

5.11. Abstreeiter, G. Straine-induced two-dimentional electron gas in selectively doped Si/ Si1-xGex superlattices / G.Abstreeiter, H.Brugger, T.Wolf. - Text: unmediated // Physical Review Letters. - 1985. - Vol.54. - No.22. - P.2441-2444. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.54.2441.

5.12. Quantum-Confined Stark Effect in Ge/SiGe Quantum Wells on Si for Optical Modulators / Y.-H.Kuo, Y.K.Lee, S.Ren, J.E.Roth, T.I.Kamins, Y.Ge, D.A.B.Miller, J.S.Harris. - Text: unmediated // IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics. - 2006. - Vol.12. - No.6. - P.1503-1513. https://doi.org/10.1109/GROUP4.2011.6053731.

5.13. Landolt, H. Numerical data and functional relationships in science and tecknology. New Series. Group III: Crystal and Solid State Physics. Vol.22: Semiconductors. Subvolume a: Intrinsic Properties of Group IV Elements and III-V, II-VI and I-VII Compounds / H.Landolt, R.Borstein. - Text: unmediated // Crystal Research and Technology. 1988. - Vol.23. - Issue 10/11 (1360p.). ISBN 3-540-160092.

5.14. Cardona, M. Elrctroreflectance at a semiconductor-electrolyte interface / M.Cardona, K.L.Shaklee, F.H.Pollak. - Text: unmediated // Physical Review B. -1967. - Vol.154. - No.3. - P.695-720. https://doi.org/10.1103/PhysRev.154.696.

5.15. Тематические базы данных, архивы и каталоги (ФТИ им.Иоффе): сайт. NSM Archive -Physical Properties of Semiconductors. -Silicon Germanium (SiGe) - Band structure -URL: http://www.ioffe.ru/SVA/NSM/Semicond/SiGe/bandstr.html (дата обращения 5.12.2024). - Текст: электронный.

5.16. Krishnamurti, S. Bamd structure of SixGe1-x alloys / S.Krishnamurti, A.Sher, A.-B.Chen. - Text: unmediated // Physical Review B. - 1986. - Vol.33. -No.2. - P.1026-1035. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.33.1026.

5.17. Bassani, F. Effect of alloying and pressure on thr band structure of germanium an silicon / F.Bassani, D.Brust. - Text: unmediated // Physical Review. -1963. - V.131. - No.4. - P.1524-1529. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.33.1026.

5.18. Сафаров, В.И. Непрямые бесфононные оптические переходы в смешаных кристаллах германий-кремний / В.И.Сафаров, А.Н.Титков. - Текст: непосредственный // Физика твердого тела. - 1972. - Т.14. - Вып.2. - С.458-462.

5.19. Курносов, А.И. Получение p-n переходов наоснове сплава германий-кремний / А.И.Курносов, Н.М.Беленков. - Текст: непосредственный //

Электронная техника, Серия 2: Полупроводниковые приборы. - 1968. - №5. -С.26-29.

5.20. Бакиров, М.Я. Фотовольтические свойства дифузионных p-n переходов в сплавах Ge-Si. - Текст: непосредственный / М.Я.Бакиров, Г.А.Мамедова. Текст: непосредственный // Доклады АН Азербайджанской ССР. -1974. - Т.30. - №5. - С.20-25.

5.21. Бакиров, М.Я. Фотодиоды на основе сплава Si-Ge / Бакиров М.Я., Мадатов Р.С., Муставаев Ю.М. - Текст: непосредственный // Доклады АН Азербайджанской ССР. - 1978. - Т.34. - №10. - С.32-34.

5.22. Влияние низкотемпературного оюлучения на фотопроводимость монокристаллов твердого раствора n-SixGe1-x / К.Р.Аллахвердиев, Ш.М.Аббасов, Г.Т.Агавердиева, В.А.Алиев. - Текст: непосредственный // Доклады АН Азербайджанской ССР. - 1987. - Т.43. - №12. - С.12-15.

5.23. Shmidt, E. The reflection spevtra of GeSi alloys from 3 to 4eV / E.Shmidt.

- Text: unmediated // Physics Letters. - 1966. - Vol.21. - No.6. - P.640-641. https://doi.org/10.1016/0031-9163(66)90105-3.

5.24. Shmidt E. Optical properties of GeSi alloys in energy region from 1 to 13eV / E.Shmidt. - Text: unmediated // Phusica Status Solidi. - 1968. - Vol.27. - No.1.

- P.57-67. https://doi.org/10.1002/PSSB.19680270105.

5.25. Kline, J.S. Elrctroreflectance in Ge-Si alloys / J.S.Kline, F.H.Pollak, M.Cardona. - Text: unmediated // Helvetica Physica Acta. - 1968. - Vol.41. - No.6/7.

- P.968-977. ISSN 0018-0238.

5.26. Optical spectra of SixGe1-x alloys. / J.Hunlichek, M.Garriga, M.I.Alonso, M.Cardona. - Text: unmediated // Journal of Applied Physics. - 1989. - Vol.65. -No.7. - P.2827-2832. https://doi.org/10.1063/1.342720.

5.27. Aspnes, D.E. Third derivative modulation spectroscopy with low-field electroreflectance / D.E.Aspnes. - Text: unmediated // Surface Science. - 1973. -Vol.37. - No.2. - P.418-442. https://10.1016/0039-6028(73)90337-3.

5.28. Nahory, R.E. Efficient LPE-grown GaxIn1-xAs LEDs at 1-1.1 ^m wavelength / R.E.Nahory, M.A.Pollak, J.C.De Winter. - Text: unmediated // Applied

Physics Letters. - 1974. - Vol.25. - No.3. - P. 146-148. https://doi.org/10.1063/L1655416.

5.29. Mabbitt, A.W. High-radiance small-area gallium-indium-arsenide 1.06 ^m light-emitting diodes / A.W.Mabbitt, R.C.Goodfellow. - Text: unmediated // Electronics Letters. - 1975. - Vol.11. - No.13. - P.274-275. https://doi.org/10.1049/EL: 19750208.

5.30. Furtado, M.T. Electro-optical modeling of high power semiconductor laser based on an InGaAs/GaAs/InGaP heterostructure / M.T.Furtado, E.Moschim. -Text: unmediated // IEEE Latin America Transactions. - 2015. - Vol.13. - No.9. -P.2871-2878. https://doi.org/10.1109/TLA.2015.7350033.

5.31. Schottky barrier GaxIn1-xAs alloy avalanche photodiodes for 1.06 ^m wavelength / G.E.Stillman, C.M.Wolf, A.G.Foyt, W.T.Lindley. - Text: unmediated // Applied Physics Letters. - 1974. - Vol.24. - No.1. - P.8-10. https://doi.org/10.1063/L1655004.

5.32. Pearsall, T.P. GaInAs/InP large bandwidth (>2 GHz) PIN detectors / T.P.Pearsall , R.A.Logan , C.G.Bethea. - Text: unmediated // Electronics Letters. -1983. - Vol.19. - No.16. - P.611-612. https://doi.org/10.1049/el:19830416.

5.33. Pin-фотодиод на основе InGaAs/InP для фотоприемных устройств систем импульсной лазерной дальнометриию / А.А.Короннов, Н.Ф.Салова, М.М.Землянов, А.В.Гринин, А.Е.Сафутин, Е.В.Кузнецов, М.А.Ладугин, М.Ю.Кузнецов, Н.Н.Брагин, А.В.Мамин. - Текст: непосредственный // Квантовая электроника. - 2022. - Т.52. - №7. - С.671-675. ISSN 0368-7147.

5.34. Efficient and scalable GalnAs thermophotovoltaic devices / E.J.Tervo, R.M.France, D.J.Friedman, D.M.Bierman, J.A.Briggs, M.A.Steiner. - Text: unmediated // Joule. - 2022. - Vol.6. - No.11. - P.2566-2584. https://doi.org/10.1016/j.joule.2022.10.002.

5.35. Jha, Asu R. Parametric analysis of GaInAs devices for mm-wave applications. / Asu R.Jha. - Text: unmediated // Journal of Infrared, Millimeter, and Terahertz Waves. - 1989. - Vol.10. - No.10. - P.1181-1191. https://doi.org/10.1007/BF01009246.

5.36. Taylor, E. Photoconductivity in some III-V alloys / E.Taylor, E.Forint. -Text: unmediated // Canadian Journal of Physics. - 1970. - Vol.48. - No. 16. - P.1874-1878. https://doi.org/10.1139/p70-236.

5.37. Nahory, R.E. Growth and characterization of liquid-phase epitaxial GaxIn1-xAs. / R.E.Nahory, M.A.Pollak, J.C.De Winter. - Text: unmediated // Journal of Applied Physics. - 1975. - Vol.46. - No.2. - P.775-785. https://doi.org/10.1063/L321644.

5.38. Williams, E.W. Electroreflectance Studies of InAs, GaAs, and (Ga,In) As Alloys / E.W.Williams, V.Rehn. - Text: unmediated // Physical Review. - 1988. -Vol.172. - No.3. - P.798-810. https://doi.org/10.1103/PhysRev.172.798.

5.39. Vishnubhatla, S.S. Electroreflectance measurements in mixed III-V alloys. / Vishnubhatla S.S., Eyglunent B., Woolley J.C. - Text: unmediated // Canadian Journal of Physics, 1969, Vol.47, No.16, P.1661-1670. https://doi.org/10.1139/p69-211.

5.40. Elrctron mobility and energy gap of In0,53Gao,47As on InP / Yo.Takeda, A.Sasaki, Yu Amamura, T.Takagi. - Text: unmediated // Journal of Applied Physics, 1976, Vol.47, No.12, P.5405-5408. https://doi.org/10.1063/L322570.

5.41. Excitonic transitions and exciton damping processes in InGaAs/InP / E.Zielinski, H.Schweizer, K.Streubel, H.Eisele, G.Weimann. - Text: unmediated // Journal of Applied Physics. - 1986. - Vol.59. - No.6. - P.2196-2204. https://doi.org/10.1063/L336358.

5.42. Photoconductivity in InGaAs/InP quantun well heterostructures - inter-sub-band- and sub-band-continuum transitions / M.Zachau, P.Helgesen, F.Koch, D.Grutzmacher, R.Meyer, P.Balk. - Text: unmediated // Semiconductor Science and Technology. - 1988. - Vol.3. - No.7. - P.1029-1036. https://doi.org/10.1088/0268-1242/3/10/012.

5.43. InGaAs-InP multiple quantum wells grown by atmospheric pressure metal-organic deposition / M.S.Skolnick, L.L.Taylor, S.J.Bass, A.D.Pitt, D.J.Mowbray, A.G.Cullis, N.G.Chew. - Text: unmediated // Applied Physics Letters. - 1987. -Vol.51. - No.1. - P.24-26. https://doi.org/10.1063/L98893.

5.44. Observation of monolayer fluctuations in excited states of GaAs-AlxGai_ xAs multiple-quantum-well structures using photocurrent and reflaction spectroscopy / P.W.Yu, D.C.Reynolds, K.K.Bajaj, C.Litton, J.Klem, D.Huang, H.Morkoc. - Text: unmediated // Solid State Communocations. - 1987. - Vol.62. - No.1. - P.41-44. https://doi.org/10.1016/0038-1098(87)90080-9.

5.45. Electric-field-dependent photoconductivity in GalnAs/InP quantum wells. / D.J.Mowbray , M.S.Skolnick , D.Lee , P.A.Claxton , J.S.Roberts. - Text: unmediated // Applied Physycs Letters. - 1988. - Vol.53. - No.9. - P.752-754. https://doi.org/10.1063/L99822.

5.46. Collinse, R.T. Photoexcited transport in GaAs/AlAs quantum wells / R.T.Collinse, V.Klitzing, K.Ploog. - Text: unmediated // Applied Physics Letters. - 1986. - Vol.49. - No.7. - P.406-408. http://doi.org/10.1063/L97602.

5.47. Quantm confined Stark effect in single GalnAs/InP quantum wells investigated by photocurrent spectroscopy / A.J.Moseley, D.J.Robbins, A.C.Marshall, M.Q.Kearley, J.I.Davies. - Text: unmediated // Semiconductor Science and Technology. - 1989. - Vol.4. - No.3. - P.184-190. http://doi.org/10.1088/0268-1242/4/3/008.

5.48. High-speed multiwavelength InGaAs/InP quantum well nanowire array micro-LEDs for next generation optical communications / Zhang F., Su Z., Li Z, Zhu Y., Gagrani N., Z.Li, M.Lockrey, L.Li, I.Aharonovich, Yu.Lu, H.H.Tan, C.Jagadish, L.Fu. - Text: unmediated // Opto-Electronic Science. - 2023. - Vol.2. -No.5. - P.230003. http://doi.org/10.29026/oes.2023.230003.

5.49. Li E.H. Optical properties of an InGaAs-InP interdiffused quantum well. / E.H.Li. - Text: unmediated // IEEE Journal of Quantum Electronics. - 1998. - Vol.34. - No.6. - P.982-990. http://doi.org/10.1109/3.678594.

5.50. Large electroabsorption effect in GaInAs/InP multiple quantum well (MQW) optical modulators grown by OMVPC / T.Wood, E.C.Carr, C.Burrus, B.Miller, U.Koren. - Text: unmediated // Electronics Letters. - 1988. - Vol.24. - No.14. -P.840-844. http://doi.org/10.1049/el:19880571.

5.51. Temkin, H. Photocurrent response of GaInAs/InP multiple quantum well detectors grown by gas source molecular beam epitaxy / Temkin H., Panish M.B., Logan R.A. - Text: unmediated // Applied Physics Letters. - 1985. - Vol.47. - No.9. -P.978-980. https://doi.org/10.1063/L95950.

6. ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ 81хСе1-х И КВАНТОВО-РАЗМЕРНОЙ СТРУКТУРЫ Са0,471п053А8ЯпР

В рамках метода спектроскопии фотоотклика работает целая группа методик, связанных общим инструментом воздействия на материал - лучом переменной длины волны (переменной энергии фотона). Метод спектроскопии фотоотклика полупроводников информативен в области энергетических переходов, он позволяет исследовать электронный и фононный спектры материалов, а также спектральные характеристики детекторов излучения.

Различие вариантов реализации метода спектроскопии фотоотклика связано со следующими обстоятельствами.

• Способ регистрации сигнала фотоотклика зависит от типа исследуемого образца: объемный кристалл предполагает спектроскопию ФП (или ФТ), а р-п-переход - спектроскопию ФТ.

• Выбор режима измерения фотоотклика р-п-перехода - переменного или постоянного тока - и измерительная схема определяются:

- оценками максимума отношения фотоэлектрического сигнала к интенсивности падающего излучения,

- минимальным искажением фотоэлектрического сигнала со стороны измерительной схемы,

- возможностью реализации режима синхронного детектирования сигнала (который исключает влияние внешней засветки).

В Главе 6 представлены результаты исследований твердых растворов 81хСв1.х и системы Сах1п1-хА8-1пР, полученные с помощью спектроскопии фотоотклика в диапазоне от ИК до УФ. Анализ структуры края поглощения позволил определить зависимость энергии непрямых и прямых электронных переходов от состава твердого раствора 81хСв1-х и обосновать влияние температуры на проявление экситонных переходов в сверхрешетке Сао,471по,5зА8ЛпР.

Основные результаты фотоэлектрических исследований изложены в публикациях 6.3-6.9, 6.15, 6.16, 6.18, 6.19.

6.1. Характеристики материалов и образцов. Методика эксперимента

Спектры фотоотклика Б1хОе1-х получены с использованием как объемных монокристаллов, так и эпитаксиальных слоев. Объемные монокристаллы были выращены методом Чохральского. В их числе:

- марки КДБ-10;

- Б1, легированный углеродом до концентрации 1016 см-3;

- Ое марки ГДВ-5-200;

- твердый раствор Б1хОе1-х с ^=0,115.

Эпитаксиальные слои толщиной 5 и 2 мкм с концентрацией носителей

17 1Я ^

10...1018 см были выращены методом газофазной эпитаксии (ГФЭ) на Бь подложке КДБ-10 (таблица 6.1).

Образцы подвергались электронографическому анализу, показавшему их монокристаллическую структуру. Состав материала слоев и его однородность по толщине и поверхности контролировались с помощью рентгеноспектрального анализа (РСА).

Механические напряжения и их влияние на электронный спектр в исследованных образцах можно считать незначительными. Действительно, толщина слоев всех образцах на порядок и более превосходит критическую толщину однородно напряженного бездислокационного слоя [6.1]. Поэтому имеющиеся дислокации несоответствия сосредоточены вблизи гетерограницы на расстояниях в несколько периодов решетки. Вследствие того, что диффузионная длина неосновных носителей в данных материалах значительно превосходит толщину рассматриваемых эпитаксиальных слоев, поглощение в приграничной дефектной области не играет значительной роли в формировании сигнала фотоотклика. Об этом свидетельствуют, например, результаты определения

диффузионной длины дырок в п-германии, приведенные в разделе 6.2. С приближением состава твердого раствора к чистому кремнию критическая толщина однородно напряженного слоя возрастает, но при этом одновременно уменьшается влияние напряжения на ширину запрещенной зоны [6.1].

Таблица 6.1 - Параметры эпитаксиальных слоев,

полученных на высокоомных Si-подложках с ориентацией (111)

Состав x Относительная точность определения состава Тип проводимости Удельное поверхностное сопротивление, Ом Толщина слоя, мкм

подложка слой

1 0,05 Р п 6,5 5

0,975 0,05 Р п 7,5 5

0,943 0,05 Р п 6,3 5

0,850 0,05 Р п 11,0 5

0,731 0,05 Р п 20,5 5

0,694 0,05 Р п — 5

0,613 0,05 Р п 50 5

0,3 0,1 п п — 2

0,2 0,1 п п — 2

0,13 0,05 п п — 2

Исследовалась также гетероструктура Si/Ge, представляющая собой слой pSi, полученный методом МПЭ на высокоомной «-Ge-подложке.

Образцы твердого раствора GaxIn1-xAs представляли собой эпитаксиальные гетероструктуры на подложке из высокоомного !п?. Пленка с составом х = 0,82 была получена методом жидкофазной эпитаксии (ЖФЭ), а композиционная СР Gao,47Ino,53As/InP - методом МПЭ.

Вплавные контакты к слоям формировались с помощью импульсного рубинового лазера [6.2] с энергией светового импульса не превышала 1.2 Дж.

Диаметр контактов регулировался в пределах 20 мкм...1 мм (в зависимости от расположения поверхности образца относительно фокальной плоскости объектива). Данный метод позволял создавать контакты к р-и-переходам с глубиной более 3 мкм. В случае твердых растворов 81хОе1-х для контактов к р- и п-материалам использовались соответственно 1п и БЬ, а в случае твердого раствора Оах1п1-ЛАв - А1 и Ли. Методика создания выпрямляющих контактов не отличалась от методики создания омических контактов. Различие состояло только во вплавляемом материале. Важнейшее достоинство данной методики в том, что за время создания контакта объем полупроводника не успевает нагреться, и в его структуре не происходит изменений.

Освещение образцов с вплавным р-и-переходом во время спектроскопических измерений локализовывалось вблизи контактов, чтобы максимизировать долю фотоиндуцированных носителей, принимающих участие в сигнале фотоотклика.

Спектральная зависимость фотоэлектрического сигнала измерялась с помощью дифракционного спектрометра МДР-2, позволявшего проводить исследования в диапазоне 0,2.2,5 мкм и отградуированного с помощью ртутной лампы и термоэлемента с чувствительностью 0,7 В/Вт. Разрешение по энергии было не хуже 0,006 эВ в диапазонах 0,64.0,98 и 2,00.2,64 эВ, не хуже 0,002 эВ в диапазоне 0,98.2,00 эВ и не хуже 0,04 в диапазоне 2,64.3,60 эВ. С такой же точностью были выполнены градуировки.

Спектры ФП Б1хОе1-х определялись с учетом нелинейности люкс-амперных характеристик образцов (смещение квазиуровней Ферми электронов и дырок при увеличении освещенности, приводящее к уменьшению времени жизни носителей заряда и увеличению их рассеяния). Зависимость ФП от освещенности аппроксимировалась степенной функцией с показателем, меньшим 1.

Измерение при пониженных температурах выполнялись с использованием заливных криостатов. В диапазоне 85.273 К температура изменялась вольфрамовым нагревателем.

Измерения при всех температурах, кроме 10 К, выполнялись в режиме синхронного детектирования на частотах 22.28 Гц. При температуре 10 К вследствие больших времен релаксации фотоиндуцированных носителей измерения выполнялись на постоянном токе.

Сопротивление нагрузки цепи, с которого снимался сигнал фотоотклика, выбиралось равным сопротивлению образца (в частности, сопротивлению обратно смещенного р-и-перехода), для обеспечения максимального соотношения «сигнал/шум».

Результаты по разделу 6.1.

1. Подготовлена серия образцов твердых растворов 81хОе1-х и Оах1п1-ЛАв, выбраны методика создания контактов, а также методика измерений, позволяющая определять край собственно поглощения в диапазоне 0,2.2,5 мкм при температурах 10 К и 85.273 К.

2. Методика подготовки образцов и методика выполнения измерений позволяют реализовать высокое спектральное разрешение, и высокую чувствительность к малому поглощению, а также связь между значением фотоотклика и коэффициента поглощения освещаемого полупроводника, близкую к прямо пропорциональной.

6.2. Формы спектров фотоотклика твердых растворов 81хСе1-х.

Край собственного поглощения 81 и Се

Спектры ФП объемных образцов Б1хОе1-х и фототока р-и-переходов (р-81хОе1-х/и-81) в области собственного поглощения при температуре 85 К [6.3-6.7] представлены на рисунке 6.1. Общий вид кривых, полученных при температурах 10 и 300 К качественно совпадает. На спектрах в виде перегибов и максимумов проявились компоненты поглощения, связанные с межзонными электронными переходами в Б1хОе1-х при поглощении фотонов (в том числе и группы переходов

с участием фононов). На рисунке 6.1 соответствующие особенности спектров отмечены стрелками. Обозначения указывают конечные состояния электронных переходов.

твердых растворов SixGe1-x при температуре 85 & х:1-0; 2-0,115; 3-0,613; 4-0,694; 5-0,850; 6-1.

(Масштаб по оси ординат для всех кривых разный)

Все спектры состоят из двух участков, имеющих различие, связанное со значением параметра ай, где а - коэффициент поглощения, а й - характерный размер образца. При измерении ФТ р-п-структуры й - это глубина залегания р-п-перехода. При измерении ФП й - это размер образца в направлении, перпендикулярном освещаемой поверхности и протеканию тока. Первый участок

(со стороны малых энергий фотона) включает область края поглощения и характеризуется малым а и значениями а^<1. Здесь выполняется условие пропорциональности фотоэлектрического сигнала коэффициенту поглощения, и спектр содержит особенности, обусловленные образованием непрямых экситонов и имеющие корневую зависимость от энергии. Второй участок соответствует большим а и значениям а^>1. Здесь вид спектра определяется тем фактором, что увеличивающийся с ростом энергии фотона коэффициент поглощения приводит к стягиванию поглощающего фотоны объема кристалла в узкую приповерхностную область, наиболее богатую дефектами структуры и характеризующуюся меньшим временем жизни носителей заряда. При этом спектр фотоотклика отклоняется от спектра растущего а. Включение в механизм поглощения новых электронных переходов чаще всего сопровождается уменьшением сигнала фотоотклика в зависимости от структуры и геометрии образца от его электрических параметров и типа перехода.

Проявление на спектрах фотоотклика компонент поглощения, связанных с различными межзонными переходами, удобно анализировать на примерах составляющих твердого раствора 81хОе1-х - германия и кремния. Спектры фототока вплавного р-и-перехода в и ФП объемного легированного углеродом, представлены соответственно на рисунке 6.2, а и на рисунке 6.2, б. Спектры ФП Ое в области края собственного поглощения представлены на рисунке 6.3.

Кривые имеют характерные особенности, связанные с порогами непрямых экситонных переходов в А6-минимум в и в Ь* -минимум в Ое, идущих как с участием фононов, так без их участия. Тонкая структура спектра фотоотклика позволившая наблюдать непрямые бесфононные переходы, в настоящей работе получена впервые. Наиболее отчетливо все непрямые компоненты проявились при спектроскопии фототока вплавного р-и-перехода, освещавшегося непосредственно в области объемного заряда (рисунок 6.2, а).

/ф, пр.ед. а

Е

ТО

Е

ТО

I

ТО

Еа

то|/

ЬОI

101 -

ТО

I

ТА

1 -

Е I/

'300 К

/85 К

ТА

10-1 Ь

1/

ЬО

то

1/

< Ну \ \ щ 5 и ™ /

1 [/Ф

10"

б

101 -

1 -

,Ну. *

V У

Ю"1

85 К 1

_1_

X

1,00 1,05 1,10 1,15 1,20 Е, эВ Рисунок 6.2 - Спектры 1ф вплавного ^-«-перехода в Б1:С (а)

и уф объемного марки КДБ-10 (б)

2

Экспериментально определенные энергии фононов при 85 К для составили ЕТо=58 мэВ, ЕЬЛ=48 мэВ, ЕТЛ=18 мэВ, а для Ое - ЕТо=28 мэВ, ЕТЛ=9 мэВ, что хорошо согласуется с известными результатами [5.13]. При 300 К в связи с уширением спектра наблюдались только компоненты, связанные с поглощением и испусканием ТО-фонона (ЕТо = 63 мэВ [5.13]).

Определенные в настоящей работе значения ширины экситонной запрещенной зоны чистых Ое и не противоречат известным

экспериментальным [5.13] и расчетным (рисунок 5.1) данным.

Возможность наблюдения на фотоэлектрических спектрах отдельных компонент поглощения, а также вид соответствующих особенностей спектра, связаны со следующими факторами.

• В зависимости от структуры образца (однородный или содержащий р-и-или гетеропереход), способа изготовления перехода (эпитаксия, вплавление) на одних и тех же участках спектра сигнал фотоотклика может меняться на неодинаковое количество порядков.

• В случае образца с гетеропереходом форма спектра определяется направлением его освещения.

• Влияние температуры связано с двумя причинами. Во-первых, с температурой меняется амплитуда фононных колебаний и интенсивность переходов с их поглощением. Во-вторых, подвижность носителей заряда является функцией температуры (в Si и Ge при температуре жидкого азота подвижность электронов и дырок примерно на порядок больше, чем при комнатной температуре [5.13]). В результате, при различных температурах эффект, связанный с локализацией поглощения света вблизи освещаемой поверхности и с отклонением спектра фотоотклика от прямой пропорциональности коэффициенту поглощения, начинает проявляться при различных значениях а. А прямые переходы в Ое сильнее влияют на падение ФП при 300 К в связи с меньшим коэффициентом диффузии носителей при высоких температурах.

• При уменьшении глубины проникновения света с ростом а на форму спектра значительно влияет качество обработки поверхности полупроводника [6.8, 6.9], поскольку с ростом дефектности увеличивается скорость поверхностной рекомбинации (рисунок 6.4). Спектральные зависимости фототока получены для освещаемого со стороны подложки р-и-гетероперехода р-Б1/и^е. Поверхность подложки в одном случае была зеркально полированной, а в другом -шлифованной. По экспериментальным кривым определена скорость поверхностной рекомбинации ^ и диффузионная длина неосновных носителей -дырок - Ьр в исследованном образце Ое. С этой целью была рассчитана зависимость внутреннего квантового выхода структуры ц от а для освещаемого р-и-перехода. Значение фототока 1ф рассмотрено как пропорциональное квантовому выходу.

Зависимость внутреннего квантового выхода от коэффициента поглощения а следует из решения одномерного уравнения непрерывности, линейность которого следует из условия Ар<<р, где р и Ар - соответственно равновесная и неравновесная концентрации дырок. Значение Ар для Ое можно оценить из

соотношения Ар < Iт/Ь [6.10], где I - интенсивность света; т и Ь - соответственно время жизни и диффузионная длина неосновных носителей.

Рисунок 6.4 - Спектры 1ф КЗ р-п-гетероперехода Si-Ge, освещенного со стороны Ge-подложки. Поверхность подложки: 1 - полированная, 2 - шлифованная

Интенсивность, при которой измерялись спектры гетероперехода p-Si/n-Ge,

13 —2 1

не превышала 10 см с- . Для такого значения с учетом того, что в «-Ge с

—13

удельным сопротивлением 20 Омсм при 7=300 К время жизни дырок т«10 с

9 1

[6.11], а характерный коэффициент диффузии Dp=0,36 см с- [6.12], получается Lp =^xDp «210-2 см. Таким образом, концентрация фотоиндуцированных

11 -3

носителей составляет порядка 510 см- , что много меньше равновесной.

13 3

(Собственная концентрация дырок в Ge составляет примерно 710 см- [6.10].)

Для аппроксимации спектров 1ф использовалось решение уравнения непрерывности, полученное в [6.13], а также спектр поглощения Ge из [6.14].

Наилучшее совпадение экспериментальных (сплошные линии на рисунке 6.4) и теоретических (пунктирные линии на рисунке 6.4) кривых для ширины и-области ^=0,03 см было получено при скорости поверхностной

_Л _Л

рекомбинации 8=225 и 1800 см/с и диффузионной длине £р=2,50-10 и 1,25-10 см носителей для случаев полированной и шлифованной поверхностей соответственно [6.15]. Разброс полученных значений диффузионной длины для двух образцов можно объяснить неоднородностью легирования по площади подложки, так как подложка представляет собой перпендикулярный оси срез слитка, выращенного по методу Чохральского.

Исследования спектров фотоотклика исходных компонент твердого раствора Б1хОе1-х обнаружили наличие непрямой бесфононной компоненты поглощения в образцах Б1. Это относится в равной степени к объемным кристаллам и эпитаксиальным слоям при всех температурах. В случае Ое-образцов бесфононная компонента была во всех экспериментах неразличима. Поскольку вероятность бесфононных переходов в соответствии с формулой (5.1) находится в обратно-пропорциональной зависимости от квадратов энергетических зазоров между конечным и виртуальными состояниями, логично проанализировать, не вытекает ли различие интенсивностей бесфононных компонент непосредственно из зонных структур этих полупроводников. Для этого методом анализа в рамках теории групп были определены ближайшие виртуальные состояния, через которые идут непрямые бесфононные переходы в и Ое [6.16]. В электронные переходы идут через Г2 и Г15, а дырочные -через А5. В Ое электронные переходы идут через Г2, а дырочные - через Ь3. Следует отметить (см. рисунок 5.1), что энергетический зазор между виртуальным состоянием Г2 и конечным состоянием Ь1 в Ое значительно меньше энергетических зазоров между виртуальными состояниями Г2, Г15 и конечным состоянием А6, виртуальным состоянием А5 и конечным состоянием Г25 в Поэтому то, что интенсивность бесфононных переходов в значительно

превосходит их интенсивность в Ge, не является следствием особенностей их зонной структуры.

Таким образом, значительную разницу в интенсивности бесфононных компонент в Si и Ge следует связывать с большей равновесной концентрацией дефектов в кристаллах Si. Этот вывод косвенно подтверждается тем, насколько менее отчетливо проявляется про 300 К тонкая структура спектров фотоотклика вблизи края поглощения в Si-кристаллах, по сравнению с ее проявлением в Ge-кристаллах (рисунки 6.2, 6.3). К числу несовершенств структуры Si-кристаллов, создающих условия для рассеяния квазиимпульса, можно отнести характерные для этого полупроводника примеси - кислород и углерод. В настоящей работе исследовались фотоэлектрические спектры Si-монокристаллов, легированных углеродом с содержанием С 1016 и 5-1016 см-3. Интенсивность бесфононной компоненты в этих образцах оказалась примерно одинаковой и близкой к обнаруженной в других исследованных Si-образцах. Это свидетельствует о том, что примесь углерода в таких концентрациях не определяет процесс рассеяния квазиимпульса.

Результаты раздела 6.2.

1. Получены спектры фотоотклика твердых растворов SixGe1-x при температурах 10.300 К в области непрямого края поглощения и в области ближайших краю прямых переходов. Показан их качественно схожий вид.

2. Получена тонкая структура спектров края поглощения в Si и Ge, при азотных температурах характеризующаяся присутствием всех фононных компонент (с поглощением и с испусканием фонона), а также бесфононной компоненты в Si.

3. Установлено, что наблюдение бесфононной компоненты в спектрах Si при ее неразличимости в спектрах Ge нельзя связывать с особенностями зонных структур этих полупроводников, а следует рассматривать как результат большей дефектности кристаллов Si.

4. Показано влияние качества обработки освещаемой поверхности на форму фотоэлектрического спектра Ge, особенно сильно проявляющееся в области прямых переходов.

6.3. Определение ширины энергетических зазоров 81хСе1-х и их зависимость от состава твердого раствора.

Край собственного поглощения ЗьДе^ определяется порогом непрямых переходов. Экспериментальные спектры фототока гетеропереходов р-81хОе1-х/«-81 представлены на рисунке 6.5 (10 К) и на рисунке 6.6 (300 К). Спектры, полученные при 85 К, мало отличаются от спектров, полученных при 10 К.

На форму спектра фотоотклика влияет и подложка, внося свой вклад в фототок. Это проявляется в виде замедления роста фототока или его уменьшения в области порога непрямых переходов в с испусканием ТО-фононов, а также в виде бесфононных переходов в подложке. Указанный эффект усиливается со сдвигом состава в сторону Ое. Он предположительно связан с тем, что при росте контраста составов (при уменьшении х) вблизи гетерограницы растет количество состояний, играющих роль центров рекомбинации.

Спектры, полученные при 300 К, сильно уширены и характеризуются проявлением только двух компонент поглощения. Анализ спектра (рисунок 6.2) показывает, что одна из них, определяющая край фоточувствительности, соответствует положению порога непрямых переходов с поглощением ТО-фононов [6.6], а вторая связана с бесфононными переходами.

Спектры ФП пленки твердого раствора на Бьподложке, состав которой (х=0,3) близок к области смены типа абсолютного минимума зоны проводимости (рисунок 6.7), имеет сложную фононную структуру. В области 0,90 эВ и 0,96 эВ при соответственно 300 и 85 К проявилась высота абсолютного (А6) минимума зоны проводимости. Ее положение наилучшим образом идентифицируется при линейном масштабе (вставка на рисунке 6.7). При 1,05 эВ и 1,13 эВ проявились

низкоэнергетичные фононные компоненты - соответственно ТО при 300 К и ТЛ при 85 К.

Рисунок 6.5 - Спектры фототока р-и-гетеропереходов 81хОе1-х/Б1 при 10 К для х\ 1-0,976; 2-0,943; 3-0,850; 4-0,731; 5-0,694; 6-0,613

Рост доли Ge сопровождается сдвигом края фоточувствительности в сторону меньших энергий фотона, ростом интенсивности бесфононной компоненты поглощения и уширением спектра [6.5]. В тенденцию роста бесфононной компоненты не укладывается спектр с х=0,613. Но, судя по некоторым экспериментальным данным [5.13], этот состав представляет область,

где происходит резкое изменение энергий фононов в Б1хОе1-х, и потому в таком составе не исключено наличие локальных фононных мод.

Рисунок 6.6 - Спектры фототока 1ф р-«-гетеропереходов 81хОе1-х/Б1 при 300 К.

1-0,976; 2-0,850; 3-0,7; 4-0,613

Значение ширины экситонной запрещенной зоны в твердых растворов Б1хОе1-х определялось по положению порога непрямых бесфононных переходов. Значение Её для Ое определено по фононным компонентам и известным энергиям фононов. При 10 К и 85 К уширение спектральных линий незначительно, непрямые переходы с поглощением фононов мало интенсивны, и пороговой является бесфононная компонента поглощения. При этих температурах для нахождения Её участки спектров, соответствующие бесфононной компоненте

аппроксимировались теоретической зависимостью А^Е - (А - константа)

[5.1].

Уф, пр.ед.

ю1-

Уф: пр. ед.

300 к/

■ 85 К

е„ еп

8 / е ■ ЩЬ/

— I Е, эВ

300 К

ТОф)

О/

1 -

кг

0,9 1,0

ЕАА6)/Е„(А6)

0,85 0,90 0,95 1,00 1,05 1,10 1,15 1,20 Е, эВ Рисунок 6.7 - Спектры фотопроводимости уф пленки 81ЛСе ] Л состава ^=0,3

Экспериментальные спектры фототока р-и-гетеропереходов 81хОе1-х/81, а также кривые, полученные аппроксимацией представлены на рисунке 6.8. Спектры приведены для 10 К. (Для 85 К спектры имеют аналогичную форму.)

При 300 К в связи со значительным уширением спектральных линий аппроксимация затруднительна. Определение ширины запрещенной зоны твердых растворов 81хОе1-х (0,943 < х < 1) было возможно только по положению непрямой компоненты с поглощением То-фонона. При этом учитывалась зависимость энергии ТО-фонона от состава твердого раствора [5.13]. Для составов 0,694 < х < 0,850 значение Её можно получить по положению достаточно интенсивной бесфононной компоненты.

В спектрах ФП пленочных образцов Б1хОе1-х с х = 0,2 и х = 0,3 (рисунок 6.7), а также в случае х = 0,613 бесфононная компонента была в явном виде (как участок спектра с корневой зависимостью) не различима. Поэтому значение Её при всех температурах определялось без аппроксимации - по визуально определяемому положению порога фоточувствительности.

1

1ф, пр.ед.

3 -

2 -

1 -

О 0,80

1,05

1,10

1,15 Я, эВ

0,85 Е, эВ 1,00

Рисунок 6.8 - Аппроксимация спектров ФТ для определения ширины запрещенной зоны твердых растворов 81хОе1-х составов х\ 1-0,976; 2-0,943; 3-0,850; 4-0,731; 5-0,694; 6-0,115

Нахождение энергий переходов в более высокие состояния (прямых

переходов Г^ ^ Г-, Г^ ^ Г-, Е1 и непрямых переходов в области составов, где

Ь"6 не является абсолютным минимумом зоны проводимости) проводилось по положению соответствующих особенностей спектров фотоотклика. Эти особенности проявились в виде увеличения или уменьшения фотоотклика в зависимости от способа измерения и структуры образца (раздел 6.2).

В отличие от составов вблизи Ое, в составах, близких к Б1,переходы в Г- - и Г- -минимумы происходят на фоне интенсивных переходов Е1 (рисунок 5.1). В этой области коэффициент поглощения достигает величин 106 см-1 [5.25], что значительно больше, чем в области переходов Г^ -Г- в Ое (а«104 см-1). Поэтому отсутствие в спектре фотоотклика особенностей, связанных с переходами в Г- - и

Г- -минимумы объясняется тем, что фотоотклик практически не зависит от а в данной области спектра.

Переходы в Ь"6 -минимум в составах, где его энергетическая высота превышает высоту А6-минимума, достаточно отчетливо проявились для составов 0,613 < х < 1 при 10 К (рисунок 6.9.). Переходы Г^ ^ А6 для составов вблизи Ое,

где абсолютным минимумом зоны проводимости является Ь"6 -минимум, экспериментально наблюдать не удалось.

Рисунок 6.9 - Спектры 1ф р-и-гетероперехода 81хОе1-х/Б1 в области переходов в I 7, -минимум при 10 К для составов .х: 1-1,0; 2-0,943; 3-0,850 При оценке погрешности определения энергий переходов по соответствующим особенностям фотоэлектрических спектров принималось во внимание то, что она зависит от трех основных факторов:

- от уширения спектральных линий, которое складывается из естественного, температурного, а также вызванного флуктуациями состава;

- от спектрального разрешения измерительной установки и точности определения состава твердого раствора;

- от правильности интерпретации спектра.

Оценки показывают, что в большинстве приведенных экспериментов величина погрешности определяется первым фактором.

Экспериментальные значения ширины энергетических зазоров в зависимости от состава х при 10 К представлены на рисунке 6.10.

Ое х

Рисунок 6.10 - Зависимости энергетических зазоров

твердого раствора 81хОе1_х от состава На рисунке 6.10 кружками отмечены соответствующие расчетные данные для Б1хОе1-х из [6.17]. Там же прерывистыми линиями приведены соответствующие данные из [5.25], полученные при 300 К методом

электроотражения, которые, с учетом температурной зависимости энергетических зазоров, не противоречат результатам спектроскопии фотоотклика.

Ширина зазора Е1 с достаточно высокой точностью определена по данным спектроскопической эллипсометрии (по перегибам спектров действительной и мнимой частей диэлектрической проницаемости) [5.26]. Полученная зависимость Е1(х) укладывается в пределы погрешности определения зависимости ширины данного зазора от состава в настоящей работе.

На рисунке 6.11 приведена определенная по спектрам фотоотклика зависимость ширины экситонной запрещенной зоны от состава твердого раствора Б1хОе1-х в области составов 0,613< х < 1 при 300 К, полученная в настоящей работе [6.3, 6.6]. Для сравнения прерывистой линией приведен соответствующий участок кривой из [5.3] (рисунок 5.4).

Е§, эВ

1,10 -

1,05 -

1,00 -

0,95

0,90

0,6 0,7 0,8 0,9 1,0 Ое х

Рисунок 6.11- Зависимость Её твердых растворов 81Л.Се|_Л. для составов х с преобладанием при 300 К: 1 - настоящая работа; 2 - данные [5.3]

Неточность результатов более раннего исследования связана с ошибочной интерпретацией спектров края поглощения. Как показали измерения фотоэлектрических спектров Б1хОе1-х (прежде всего чистых и Ое) при 85К,

наблюдаемым порогом фоточувствительности является не бесфононная компонента, а компонента с поглощением наибольшего по энергии фонона - ТО (в она имеет значение 58 и 63 мэВ соответственно при 85 и 300 К [5.13]). При 300 К компонента с поглощением ТО-фонона велика по интенсивности. К тому же на фоне уширения спектральных линий остальные компоненты (особенно в слабо различимы (рисунок 6.2).В связи с этим, реальная ширина запрещенной зоны находится выше по шкале энергии на значение энергии наибольшего фонона.

С использованием полученных в настоящей работе энергий электронных переходов рассчитаны зависимости энергетических зазоров от состава твердого раствора для 10, 85 и 300 К (таблица 6.1), позволяющие определять значения энергий для промежуточных составов. Результаты аппроксимации представлены сплошными линиями на рисунке 6.10.

Таблица 6.1. Зависимости энергетических зазоров твердого раствора Б1хОе1-х от состава

Тип зазора Т, К Ширина энергетическая зазора, эВ Погрешность

г8+-Лб 10 0,93 8+0,223х-0,195х(1 -х) 0,005

85 0,924+0,231х-0,164х(1 -х) 0,005

300 0,85+0,27х-0,11х(1-х) 0,01

Г8+- Ь86 10 0,76+1,68х-1,08х(1-х) 0,02

Е1 10 2,09+1,29х-0,30х(1-х) 0,05

г8-г- 10 0,88+3,22х-0,03х(1-х) 0,05

Г8+-г- 10 3,2+0,2х-0,6х(1-х) 0,1

Результаты по разделу 6.3

1. Впервые наблюдалась тонкая структура спектров фотоотклика твердых растворов Б1хОе1-х с абсолютным А6-минимумом зоны проводимости, обусловленная непрямыми экситонными переходами как с участием, так и без участи фононов.

2. Установлено, что экспериментально наблюдаемый край фоточувствительности твердого раствора Б1хОе1-х с х = 0,6.1,0 при 300 К соответствуют порогу непрямых переходов с поглощением ТО-фононов.

3. Впервые определены зависимости энергии перехода для зазора Г^-А6 от состава твердого раствора Б1хОе1-х при 10 и 85 К.

4. Благодаря наблюдению переходов в Ь6-минимум зоны проводимости в составах с преобладанием получена зависимость энергетического зазора Гз - Ь"6 от широкого диапазона составов.

5. Впервые определены зависимости энергий непрямых Г^-А6, Г£ - Ь"6 и прямых ГЗ - ГЗ переходов, а также прямых переходов в зазоре Е1 для широкого диапазона составов твердого раствора Б1хОе1-х.