Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Гетерогенные системы А В - А2 Сз с эпитаксиальными слоями 1п2Тез и In2xGa2(i-X)Te3 на подложках InAs 17
1.1. Свойства и способы синтеза соединений А2 Сз и технологические возможности формирования гетероструктур А В - А2 Сз 17
1.2. Формирование гетероструктур 1п2Тез - InAs и in2xGa2(i X)Te3 - InAs методом термического испарения в квазизамкнутом объёме 33
1.3. Кристаллическая структура слоев In2xGa2(i.X)Te3 и концентрационные профили компонентов гетероструктур In2xGa2(i X)Te3-InAs, синтезированных в квазизамкнутом объёме 59
1.4. Механизмы токопрохождения в тонких слоях 1п2Тез и In2xGa2(i.X)Te3, сформированных напылением на подложках InAs 74
1.5. Параметры центров локализации заряда в слоях 1п2Тез и In2xGa2(i.x)Te3 88
Выводы по первой главе 98
Глава 2. Термостимулированное гетеровалентное замещение анионов в монокристаллах соединений А В атомами халькогена 100
2.1. Взаимодействие монокристаллов соединений А В с элементами VI В
группы Периодической системы 100
2.2. Синтез гетероструктур А В -А2 Сз методом термостимулиро-ванного гетеровалентного замещения в анионной подрешётке 104
2.3. Механизм роста пленок А2 Сз на поверхности А В в процессе гетеровалентного замещения 127
2.4. Лазерностимулированное формирование сильнолегированных областей в гетероструктурах AinBv-A2inC3V 142
Выводы по второй главе 146
Глава 3. Кристаллическая структура слоев А2 Сз и переходных областей в гетероструктурах типа А В -Аг Сз , полученных методом гетеровалентного замещения в квазизамкнутом объёме 148
3.1. Полиморфизм кристаллической структуры в тонких плёнках нормальновалентных соединений А2 Сз 148
3.2. Новые модификации псевдоморфных фаз In2Se3 и Ga2Se3, полученных в реакции твердофазного гетеровалентного замещения в анионной подрешётке 177
Выводы по третьей главе 189
Глава 4. Электрофизические свойства гетероструктур А В - А2 Сз , полученных методом гетеровалентного замещения 191
4.1. Центры локализации заряда в тонкоплёночных фазах А2 Сз , полученных на подложках InAs методом гетеровалентного замещения 191
4.2. Концентрационные профили свободных носителей заряда в гетероструктурах типа А1 - A2inC3VI - AniBv 208
4.3. Экранирование электрического поля в гетероструктурах AniBv-A2niC3VI 215
4.4. Кинетика перезарядки глубоких уровней при обмене носителями заряда между уровнями и разрешёнными зонами 230
4.5. Нелинейные эффекты гистерезисного типа, обусловленные перезарядкой глубокоуровневых центров в запрещённой зоне полупроводников А2 Сз 246
Выводы по четвёртой главе 255
Глава 5. Диффузионно-кинетические процессы в гетерогенных системах AniBv-A2niC3VI 258
5.1. Описание диффузии атомов в твердотельной среде с ограниченной концентрацией стохастически распределённых равновесных положений с помощью интегро-дифференциального уравнения диффузии 258
5.2. Сегрегация атомов в гетерофазных системах А В - А2 Сз в реакции термостимулированного гетеровалентного замещения 274
5.3. Модель диффузии атомов в двухуровневой энергетической системе равновесных положений фазы А2 Сз 279
5.4. Начальная стадия роста плёнок А2 Сз на подложках А В в процессе гетеровалентного замещения 291
5.5. Зародышеобразование фазы А2 Сз и кинетика роста уединённого зародыша фазы А2 Сз на поверхности А В в процессе формирования гетероструктур А В -А2 Сз методом термостимулированного гетеровалентного замещения 298
Выводы по пятой главе 312
Глава 6. Эволюция концентрационных профилей компонентов в гетероструктурах А В -А2 Сз , полученных методом гетеровалентного замещения на стадии планарного роста 315
6.1. Физическая модель стадии планарного роста слоя А2 Сз на поверхности кристалла А В 315
6.2. Математическая модель стадии формирования сплошного слоя А2 Сз на подложке А В 317
6.3. Самоорганизация концентрационных профилей компонентов планарных гетероструктур А В -А2 Сз 323
6.4. Квазиравновесная доставка в зону реакции и квазистационарная диффузия халькогена 329
Выводы по шестой главе 336
Заключение 337
Основные результаты и выводы 338
Литература 3
- Формирование гетероструктур 1п2Тез - InAs и in2xGa2(i X)Te3 - InAs методом термического испарения в квазизамкнутом объёме
- Синтез гетероструктур А В -А2 Сз методом термостимулиро-ванного гетеровалентного замещения в анионной подрешётке
- Новые модификации псевдоморфных фаз In2Se3 и Ga2Se3, полученных в реакции твердофазного гетеровалентного замещения в анионной подрешётке
- Начальная стадия роста плёнок А2 Сз на подложках А В в процессе гетеровалентного замещения
Формирование гетероструктур 1п2Тез - InAs и in2xGa2(i X)Te3 - InAs методом термического испарения в квазизамкнутом объёме
В работах Н.А. Горюновой [9,19,20-22,26], СИ. Радауцана [22-25], Я.А. Угая [10], С.С. Горелика [8], Woolley J.C. [27-29], Л.С. Палатника [1,30,31] показано, что соединения Аг Сз (атомы элемента III В подгруппы размещаются в катионной, а элемента VI В подгруппы - в анионной подрешётке) имеют ковалентный sp -гибридный тип межатомных тетраэдрических связей как и элементарные полупроводники IV группы - кремний и германий, так и бинарные полупроводники А В , А С . Характерной для большинства алмазоподобных двойных соединений типа А В или А С является структура сфалерита (цинковой обманки или типа ZnS), где каждый из атомов катионов окружён четырьмя большими по размерам атомами аниона в плотнейшей кубической упаковке и расположен в тетраэдрических пустотах [7-10].
Соотношение числа катионов к числу анионов в соединениях Аг Сз (из условия стехиометрии) не равно единице. Катионы заселяют всего 1/3 всех тетраэдрических пустот. Такие вакансии (в отличие от френкелевских остаются равновесными и при абсолютном нуле температур) получили название стехиометрических вакансий (СВ) [9, 19-31]. Появляется возможность внедрения примесных атомов не только в междоузельные пустоты (тетраэдрические и октаэдрические), но и в СВ. В дефектных тетраэдрических фазах электронные облака, принадлежащие анионам (С ) и направленные в сторону СВ, вырождены, заполнены двумя электронами. Неподелённая пара электронов не осуществляет связи (свободные состояния отсутствуют) [6,7,31], что приводит к электронейтральности СВ [1,6-10,30-38], в распределении которых должен существовать определенный ближний порядок, обусловленный насыщенностью ковалентной химической связи с тетраэдрическим мотивом и необходимостью сохранения электронейтральности при построении кристалла [6,7]. При измерениях кинетических коэффициентов не обнаружены какие-либо эффекты, которые могли быть обусловлены столь большими концентрациями СВ как точечных дефектов в решётке, что может быть истолковано, как их нейтральность или наличие у СВ нулевой валентности [8-10,31,32]. Построение решётки соединений Аг Сз со стохастически распределёнными СВ по Крёгеру Ф. [6], например Ga2Se3, с дальним порядком предполагает размещение атомов галлия, окружённых 4 атомами селена, и атомов селена (с учётом усреднения) окружённых или 2 атомами Ga с двумя вакансиями катиона (Se2), или 3 атомами Ga с одной катионной вакансией (Без), в соотношении n(Se2) : п(Без) = 1 : 2 [6]. Построение с другими фиксированными числами п приводит к локальным дефектам решетки: возникает удаленный в катионной подрешётке Ga2Se3 атом Ga или возникают вакансии галлия (Voa), которые имеют другое окружение, чем СВ [6,7]. Появляются дефекты слойности [39]. Наличие СВ в катионной подрешётке А2 Сз не только не влечёт за собой появление вакансий в анионной подрешётке [31], но и препятствует возникновению дополнительных вакансий в катионной подрешётке [30,31].
В решётках металлов, в фазах вычитания, число вакансий определяется величинами порядка 1 ат.% [1,7]. СВ в полупроводниковых фазах А2 Сз составляют более 16 ат.%. По данным разных работ концентрация СВ в соединениях A2inC3VI составляет -5-Ю20 см"3 [12], чаще 1021см"3 [7,10,30,31], по мнению большинства - 5-Ю21 см"3 [8,11,20,21,27-29,32-37] и даже 5,5-1021 см"3 [9] или 5,7-10 см" [19]. Упорядочение (различной степени) вакансий и относительная стабильность их кристаллохимических размеров [7-10,31,32,34,40] свидетельствуют об индивидуальности этого структурного элемента решётки
А2 Сз . Кристаллохимический радиус катионной вакансии (1,14 А в Ga2Se [24,32,34], 1,25 А в Ga2Te3 [24,32,34], 1,25-1,26 А в 1п2Те3 [24,31]) оказывается меньше (на 5-15%), чем ковалентный [32] радиус соответствующего катиона (галлия - 1,22 А [32,33], 1,26 А [15], 1,31 А [32,34], 1,672 А [13] и индия - 1,29 А [41], 1,38 А [32,33], 1,43-1,48 А [32,34,40], 1,841 А [13]) и соответствующих катионов для двухкатионных соединений со стехиометрическими вакансиями, в частности, AnB2inC4VI (например, (3-CdIn2Se4 [41]) или анионов (серы - 1,826 А [1,13], 1,83 А [1,10], селена - 1,863 А [13], 1,86 А [9], теллура - 1,43-1,46 А [1,7,9,10,19]). Наиболее энергетически выгодным равновесным положением (РП) примесного или сверхстехиометрического атома является его локализация (за время 10" -10" секунд из очень протяжённой зоны неустойчивости для А2 Сз размером от 10 до ЮОА [30,31,40]) в стехиометрическую вакансию, из-за уменьшения упругих напряжений в кристаллической решетке А2 Сз .
Соединения А2 Сз , в отличие от AUiBv [8-10,16,42], имеют заметные области гомогенности. Соединения In2Se3 и In2S3 обладают более узкими областями гомогенности по сравнению с Ga2S3, Ga2Se3, Іп2Тез и Ga2Te3. В то же время соединения А2 Сз на диаграммах состояния А - С или А - А2 Сз не являются единственными [1,8,9,10,42-54]. Например, в системе In-S, обнаруживают по данным различных исследований: In2S (12,26 вес.% S), существующее по-видимому только в газовой фазе [42,52,53], InS (21,83 вес.% S), In6S7 (InSu), где 24,53 вес.% S, In5S6 (25,11 вес.% S), I114S5 (25,89 вес.% S), In3S4 (27,15 вес. % S), In2S3 (29,53 вес.% S), In3S5 (31,77 вес.% S) [7-10,19,42-54]. Хотя в области составов In-In2S3 существуют только InS, In5S6, In3S4 и In2S3 по данным работы [52] или только InS, In6Sy и In2S3 [53], а разница в составе между In6Sy, In5S6, 111485 составляет всего 1,34 вес.% S [7-10,19,42]. Соединение In3S4 представляет собой твёрдый раствор на основе In2S3 при температурах более 370С, а при меньших температурах образуется твёрдый раствор на основе Іп2Бз и сульфида с 23,93 вес.% S, соответствующий In6Sy [53]. В системе Гп-Те существуют Гп2Те (35,73 вес.% Те), ІП9ТЄ7 (46,38 вес.% Те), ГпТе (52,63 вес.% Те) выпадает вблизи состава как а- 1п2Тез, так и 3- 1п2Тез [31,50], ІП3ТЄ4 (59,72 вес.% Те), 1п2Тез (при 600 С а-фаза - 59,75 -59,94 вес.% Те распадается эвтектоидно на ГпТе + а-1п2Тез, а при 605С на ІП4ТЄ7 + а- 1п2Тез и 3-фаза - 59,5 - 60,1 вес.% Те [50]), ІП3ТЄ5 (64,96 вес.% Те), ІП4ТЄ7 (66,16 вес.% Те - не существует по данным работ [8,10,42]), Гп2Те5 (73,55 вес.% Те) [7-10,19,30,33,42,49,50]. Аналогичные данные имеются для системы Gae [42,45,48] и вблизи Ga2Te3 для Gae по данным работ [31,35], для In-In2Se3 (соединения In2Se, InSe, Іп28ез) [42], для системы Ga-Se (в области 50-100 ат.% Se) [43,44]. В работах [30,33,35] отмечалось, что соединения 1п2Тез и Ga2Te3 менее стабильны при стехиометрическом составе и небольшие отклонения от стехиометрии или наличие примеси ( 0,2 ат.%) стабилизируют их.
Синтез гетероструктур А В -А2 Сз методом термостимулиро-ванного гетеровалентного замещения в анионной подрешётке
На зависимости Gm(T) гетероструктур Al-In2Te3-n-InAs (рис. 35) присутствует один максимум, положение которого (Тт) с увеличением частоты тестового сигнала смещается в область больших температур. Зависимость lgf-(l/Tm) представляет собой прямую, наклон которой определяет глубину залегания ЦЛЗ, ответственного за частотную дисперсию дифференциальной проводимости в этом диапазоне температур. Полученные таким образом значения АЕ составляют 0,49-Ю,50 эВ для ГпгТез и совпадают с глубиной залегания ЦЛЗ донорного типа, определённой из температурной зависимости ВАХ [167,168]. Заряды на этих центрах определяют экранирование внешнего электрического поля в области напряжений, соответствующих обеднению электронами в слое. Концентрация этих ЦЛЗ, определённая из ВФХ на частоте тестового сигнала 1кГц, составляет 5 10 см" для 1п2Те3.
На зависимости Gm(T) гетероструктур Al-In2xGa2(i-X)Te3 (в том числе ІПі 3Gao/7Te3)-n-InAs (рис. 36) при данной частоте измерительного сигнала присутствуют два максимума, положение которых Тт смещается в область более высоких температур при увеличении измерительной частоты. Необходимым для реализации метода спектроскопии полной проводимости является изменение емкости структуры в результате изменения частотного отклика ГУ при температурной развёртке [204]. Энергетический уровень ЦЛЗ, ответственного за изменение дифференциальной проводимости гетероструктуры, определён из измерения температурной зависимости Gm(T) по сдвигу максимума зависимости при нескольких частотах тестового сигнала с использованием соотношения где к - постоянная Больцмана, ТІ - температура максимума (пика) дифференциальной проводимости на частоте тестового сигнала на зависимостях Gm(T) [204]. С использованием (14) по зависимостям Gm(T) и Ст(Т), измеренным на частотах ґ=20Гц-К20кГц при Т=(200-К300) К были определены энергии активации соответствующих центров для гетероструктур Al-In2Te3-rnAs АЕ=0,49-0,50 эВ и Al-In2xGa2(i_X)Te3-InAs получены значения АЕ=0,58-0,60 эВ, которые совпадают с глубиной залегания ЦЛЗ донорного типа (определённого из температурной зависимости ВАХ) и АЕ = 0,36 эВ. Ловушечный характер ТОПЗ в структурах АІ-ІПгТез-n-InAs (п. 1.4) и Al-In2xGa2(i-X)Te3 (в том числе Іп зОаоУГез)-n-InAs (п. 1.4) свидетельствует о присутствии ловушечного ЦЛЗ акцепторного типа, лежащего выше уровня Ферми при комнатной температуре. О существовании ЦЛЗ в слое Гп2Тез, с энергией 0,36 эВ свидетельствует также наклон температурной зависимости электропроводности при отрицательном потенциале на А1-электроде в области температур менее 200 К (рис. 33, кривая 1). ЦЛЗ с энергией 0,36 эВ не проявляется в спектрах термостимулированной дифференциальной проводимости структур Al-In2Te3_InAs по следующим причинам: во-первых - вследствие более высокой концентрации доноров в слое 1п2Тез, чем в слое In2xGa2(i-X)Te3 (при х=0,65 Ini 3GaojTe3); во-вторых - из-за меньшей разности энергии активации донорного центра и ловушечного ЦЛЗ в слое 1п2Тез, чем в слое ІПі зСаоУГез. Ток ТСДП, обусловленный глубокими ЦЛЗ донорного типа в Гп2Тез, превалирует над токами ТСДП от ловушечноых центров. Энергия активации этого центра в слое 1п2Тез вероятно близка к значению 0,36 эВ, полученному для слоя Ini 3GaojTe3, поскольку ЦЛЗ с такой энергией обнаружен в объемных кристаллах 1п2Тез из исследования кинетики фотопроводимости в работе [106].
С целью оценки концентрации и сечения захвата ЦЛЗ в слоях 1п2Тез и In2xGa2(i.X)Te3 построена эквивалентная схема гетероструктуры на основе измеренных значений дифференциальной проводимости, емкости, сопротивления объема пленки и гетероструктуры в целом (рис. 37). Параметр Re определялся на начальном участке ВАХ. В расчетах использовалось значение Re = 10" Ом" . Сопротивление нейтрального объема пленки (До), измеряемое на омическом участке ветви ВАХ, соответствующей большим уровням тока, определяется неоднозначно. Поэтому исследовались зависимости емкости гетероструктуры от
Эквивалентные схемы, соответствующие: а, б - гетеропереходам Al-In2xGa2(i-x)Te3-InAs, в - измерительному устройству
частоты тестового сигнала и внешнего напряжения. При толщинах слоев d 100 нм вид ВФХ как отмечалось выше, в диапазоне f=10 -10 Гц и положительном потенциале на металлическом контакте подобен зависимостям резкого несимметричного гетероперехода [182,205]. При частотах f 1 МГц ёмкость структуры соответствует геометрической емкости слоев (Сг). Такое поведение емкости структуры с изменением частоты тестового сигнала может быть объяснено с помощью эквивалентной схемы (рис.37а), включающей последовательно соединенные Сопз, Ro и параллельной им Ср. Зависимость ёмкости от частоты в этом случае описывается соотношением _ сопз (WT)2+ І С = т тг— + Ст, (17) где co=27if - циклическая частота тестового сигнала, a T=Ro Cora - постоянная времени релаксационного процесса. Полученное из частотной зависимости с использованием (17) значение Go = Ro"1 = Ю"6 Ом"1, что соответствует значению сопротивления гетероструктуры на ВАХ, соответствующее большим уровням токов. Это значение Ro"1 и использовалось в расчетах. Вклад в полную дифференциальную проводимость гетероструктуры емкости ОПЗ InAs п 10 см" не учитывался при толщинах пленок d 100 нм. На эквивалентной схеме Rs и Cs обусловлены обменом заряда между центрами и разрешенными зонами в ОПЗ пленки. Кинетика перезарядки глубоких уровней (ГУ) требует отдельного рассмотрения и является более сложной, нежели кинетика предлагаемая в работах [187-190,205], потому, что не всегда объясняет неэкспоненциальность сигналов релаксации емкости и сопутствующие этому экспериментальные данные даже с учетом одновременной перезарядки нескольких ГУ с близкими скоростями термоэмиссии [189,190,193] и обмена носителями тока между разрешенными зонами через ГУ [191].
Поскольку регистрация дифференциальной емкости Ст и проводимости Gm гетероструктур проводилось с помощью устройства, измеряющего составляющие полной проводимости, представленной параллельно соединенными Ст и Gm (рис. 37в), проведено преобразование полной проводимости структуры, соответствующей эквивалентной схеме (рис. 37 а) в измеренные составляющие Ст и Gm. Активная составляющая этой проводимости не зависит от емкости полупроводника (InAs) Csc
Новые модификации псевдоморфных фаз In2Se3 и Ga2Se3, полученных в реакции твердофазного гетеровалентного замещения в анионной подрешётке
Характерной особенностью нижнего подслоя ІПгТез и его границы с верхней частью плёнки является наличие макродефектов (п. 2.2). Это проявляется на изображениях в РЭМ как поперечного излома (рис. 43, п. 2.2), так и поверхности образцов с частично отслоившейся верхней частью плёнки. Визуальная оценка размеров этих макронеоднородностей достигает значений 0,3 мкм. Состав переходной области гетерограницы ІП2ТЄ3 - InAs исследован методами Оже-спектроскопии и РСМА. В последнем случае определена глубина проникновения атомов теллура из анализа элементного состава по клину контролируемой геометрии с малым углом. Методом РСМА установлено, что от наблюдаемой в СЭМ границы раздела гетероструктуры, полученной в условиях, соответствующих Тп = (75(Н790)К и РТе=(1,(Н10,0)Па, ширина переходной по составу области достигает (4(Н50) нм. Разброс значений концентраций теллура (вдоль оси z) по глубине (1- 5 ат.%) обусловлен макронеоднородностью переходной области с характерными размерами, сравнимыми с размерами анализируемых РСМА областей (по данным СЭМ в п. 2.2 порядка 0,3- 1,0 мкм) 0,4-Ю,8 мкм, в зависимости от ускоряющего напряжения. Появление этих неоднородностей обусловлено образованием нижней части слоя теллурида и переходной области гетероструктуры в результате диффузионного проникновения атомов теллура в приповерхностную область подложки InAs с последующим, начиная с концентраций халькогена 5-10 см" , образованием дефектно-вакансионных комплексов (п.2.1). Кроме того, в процессе термической обработки InAs в парах теллура при Тп = (750- 790)К и РТе= (1,0 -10,0)Па, в результате испарения с поверхности подложки мышьяка, происходит взаимодействие атомарного индия, освободившегося при диссоциации InAs, с теллуром из паровой фазы (п.2.3). Механизм, определяющий кинетику формирования гетеросистем ІП2ТЄ3 - InAs в процессе ГВЗ, объясняет зависимость толщины верхней части слоя от температуры (рис. 43), рост которой происходит до начала выделения фазы ІПгТез в InAs в пограничной области подложки с плёнкой. Время, необходимое для диффузионного накопления теллура в приповерхностной области в InAs в количестве, достаточном для образования зародышей новой фазы, сокращается (рис. 43) с увеличением температуры подложки, что приводит сначала к уменьшению толщины, а затем к полному исчезновению верхней части слоя при Тд более 790К. Механизм образования верхней части слоя ГпгТез подтверждают также результаты экспериментов (для ГпгБз в п.2.2) по влиянию давления (PAS) мышьяка (задавалось температурой дополнительного источника, содержащего мышьяк или InAs) в КЗО на процесс ГВЗ. Давления паров мышьяка (PAS=10" Па), превышающего давление остаточных газов в КЗО на порядок, оказалось достаточно для полного прекращения образования слоя ІПгТез вплоть до значений Тд = 790К. Начиная с этих температур, происходит образование слоя, по составу соответствующего твёрдому раствору системы ІП2ТЄ3 - InAs. Полученные в таких условиях слои имеют меньшее количество макродефектов в области гетероперехода, чем при формировании слоев в КЗО без дополнительного источника. Электронограммы, полученные на отражение, свидетельствуют об образовании монокристаллических слоев. Очевидно, что повышение температуры подложки в условиях создания дополнительного источника мышьяка приводит к изменению механизма образования не только верхней, но и нижней части слоя Іп2Тез. В этом случае планарность границы раздела между слоем и подложкой может быть обусловлена протеканием химической реакции образования теллурида в решётке InAs непосредственно на границе раздела.
По данным электронографии (рис. 49-50) на отражение тонкие плёнки 1112S3 (состав контролировался методом РСМА), полученные на поверхности InAs при высоких давлениях паров серы (4,(Н10,0) Па в КЗО и ТП=(423- 473)К, имеют поликристаллическое состояние. Начиная с времени процесса более 10 мин (Тд=473 -523К и Ps 5 10" мм.рт.ст.), происходит укрупнение кристаллитов, образующих плёнку 1112S3. Появление на электронограммах наряду с кольцеобразными рефлексами точечных рефлексов, а затем и увеличение их интенсивности, свидетельствует об упорядочении структуры растущей плёнки. По данным электронографии на отражение, начиная с толщин плёнок (30 -100)нм, что соответствует временам процесса, в зависимости от его параметров (Тп, Ps), t= (40-КЮ) мин, образуются монокристаллические плёнки 1112S3 на (100)InAs и (lll)InAs (рис. 50). На электронограммах наблюдаются, наряду с точечными, два или три кольцеобразных рефлекса, которые совпадают с точечными рефлексами, а узлы обратной решётки вытягиваются. Это свидетельствует о механическом упругом напряжении решётки псевдоморфного слоя, имеющем несоответствие параметров решётки с подложкой [11,340-342]. В поликристаллических плёнках, преимущественный рост кристаллитов происходит в направлении, перпендикулярном плоскостям наибольшей плотности атомов [342]. Для кристаллической решётки типа сфалерита таковыми являются плоскости {111}, {110}, {100}. На электронограммах обнаружено совмещение точечных и кольцеобразных рефлексов, соответствующих плоскостям (111), (100) ориентации подложки InAs и (200), (220), (222), определяющих преимущественный рост со структурой типа сфалерита [292]. Включения второй фазы, таким образом, очень прочно связаны с решёткой InAs, хотя на начальной стадии зарождаются с ориентационными отклонениями, в том числе и не определяемыми ориентацией подложки. Рост атомного скопления, требующий добавления атомов в неблагоприятные позиции, не отвечающие природе химической связи зарождающейся фазы и ориентации подложки, при выборе технологических режимов, не способствует их дальнейшему росту. В дальнейшем на электронограммах рефлексы от плоскостей типа 111 и 100 становятся наиболее интенсивными (рис. 49). Плоскость (111) плёнки становится параллельна поверхности подложки, которая имеет ориентацию (Ш). Аналогичный результат соответствия ориентации получен и на подложках InAs (100) (рис. 49) [165]. Плёнки сульфида индия имеют наиболее совершенную кристаллическую структуру на InAs(100) и InAs(lll) (п. 2.2), соответствующую кубической а-модификации (табл. 5) с периодом а ==5,ЗбА при толщинах d = (30 -80) нм. Для монокристаллических плёнок сульфида индия, полученных при давлениях (более низких) - 1,3 Па, начиная с малых толщин (порядка 20 нм), наблюдается когерентное сопряжение решёток без механических напряжений псевдоморфных слоев с подложкой. Несоответствие параметров решёток компонентов гетеросистемы ГпгБз - InAs позволяет в этом случае получать более совершенные слои в результате образования (п.2.2) в области гетероперехода областей на основе твёрдых растворов.
Начальная стадия роста плёнок А2 Сз на подложках А В в процессе гетеровалентного замещения
Ее - нижний край (дно) зоны проводимости, Еу - верхний край (потолок) валентной зоны, v (T) - средняя тепловая скорость электрона. Начальными условиями являются концентрации ионизированных ГУ в момент t=0 (ni(0,T) и Пг(0,Т)), когда на структуру подаётся инжектирующий импульс [359-361]. Генерационные члены характеризуют увеличение скорости ионизации и обусловлены термоэмиссией электронов с уровней в зону проводимости, а для второго уровня и перебросом носителей заряда на первый ГУ. Рекомбинация ионизированных центров определяется процессом захвата электронов на ионизированные ГУ либо с соседнего центра, либо из валентной зоны. Рекомбинационные члены уменьшают скорость ионизации глубоких уровней. Последние члены в рассматриваемых уравнениях отвечают за термическую генерацию электронов из валентной зоны на ионизированные ГУ. При низких температурах, когда квазиуровни Ферми находятся в верхней половине запрещенной зоны, влияние этих составляющих будет незначительным. Учёт этих членов необходим для определения параметров ГУ, находящихся в нижней половине запрещённой зоны, где процессы термоэмиссии из валентной зоны играют существенную роль. Вероятности процессов термоэмиссии электронов с уровня в зону проводимости и перезахвата электронов из валентной зоны на ионизированный ГУ будут соизмеримы.
Переход электрона с первого ГУ в зону проводимости приводит к его ионизации и, как следствие, к возрастанию емкости гетероперехода и увеличению энергии электрического поля структуры. Для минимизации такого возрастания энергии, ионизированный ГУ перезахватывает электрон со второго ГУ, становясь опять нейтральным. Начинается процесс перезахватов электронов с более глубоких уровней, то есть, фактически происходит процесс термической генерации неравновесных носителей заряда из валентной зоны в зону проводимости. Исходя из возможности практической реализации данной модели, рассмотрены только два ГУ (п. 1.3, п. 1.4 и п. 4.1, например, для А2 Сз ), в предположении, что наибольший вклад в процесс релаксации емкости при данной температуре дают только они [359-360].
Для проверки адекватности модели проведён сравнительный анализ DLTS-спектров, построенных как с использованием кинетики перезарядки ГУ из работ [187-189], так и с использованием системы дифференциальных уравнений (75-76). Расчёты проводились для двух ГУ с энергиями Ес_0,35эВ и Ес_0,6эВ, известных для арсенида галлия из работы [192]. Значения сечений захвата для этих центров составляли о=1,5 10" см и о=1,410" см , соответственно [192].
Концентрации этих центров задавались Ni = N2 = 10 см" [192]. Численное моделирование проводилось следующим образом: на каждом шаге по температуре в качестве начальных условий для задачи Копій брались концентрации ионизированных ГУ пщ = Пі(0,Т) = П02 = 112(0,Т) =10 см" , исходя из условия, что по окончании опустошающего импульса щ « Ni; затем для различных значений времён ti и І2 из диапазона от 0 до to (to-время наблюдения релаксации при данной температуре) определялись (по соотношениям из работы [189]) концентрации соответствующих ионизированных центров; значения Nc(T), Ny(T) и v (T) определялись по известным из [184] соотношениям; величина DLTS-сигнала при данной температуре определялась как разность суммарных концентраций ионизированных ГУ в моменты времени іг и ti; температура изменялась в диапазоне (100- 500) К. Такой характер моделирования можно назвать имитационным, потому что он соответствует импульсному методу измерения [189], когда при каждом значении температуры (при соблюдении условия изотермичности процесса) на структуру подаётся опустошающий импульс VD, который приводит к деионизации ГУ, а затем инжектирующий импульс Vi, длительность которого соответствует времени наблюдения релаксации. Только после этого делается шаг по температуре. Параметр to характеризует и скорость изменения температуры. При этом каждой точке пространства начальных условий Z(noi, п02, ТІ) ставится в соответствие траектория
в фазовом пространстве Г(пь -тАп2,—-). Аналогичным образом проводилось
численное моделирование на основе системы дифференциальных уравнений (75-76). Единственное отличие состояло в том, что система уравнений (75-76) не имеет аналитического решения, поэтому для определения мгновенной концентрации ионизированных ГУ эти дифференциальные уравнения решались методом Рунге-Кутта четвёртого порядка точности. На рисунках 102-104 представлены результаты такого имитационного моделирования. Множество точек 1 (рис. 102) образовано максимумами DLTS-сигнала от первого и второго ГУ, рассчитанными с использованием кинетики перезарядки глубоких уровней из [187-189,192]. Этим максимумам соответствуют аррениусовские зависимости 1 и Г (рис. 103). Множество точек 2 и 2 (рис. 102) образовано максимумами DLTS-сигнала для обоих ГУ, рассчитанными с использованием соотношений (75-76). Множествам 2 и 2 соответствуют два вида температурных зависимостей DLTS-сигнала. На рисунке 104 представлена характерная одномодовая температурная зависимость DLTS-сигнала (кривая 1), которая образуется от двух ГУ при определённых значениях интервала стробности (At=t2 ti) . Максимумы таких зависимостей образуют множество точек 2, которое подобно множеству 1. Амплитуда этого максимума значительно превышает амплитуды DLTS-пиков, характерных для кинетики перезарядки ГУ [187-189,192]. Фактически происходит интегрирование сигналов от двух глубоких уровней. При этом амплитуда этого DLTS-пика характеризует суммарную степень ионизации обоих ГУ. В данной ситуации метод DLTS не позволяет определить концентрации каждого конкретного ионизированного ЦЛЗ. Для температурных зависимостей DLTS-сигнала на аррениусовскую плоскость отображается множество точек, некоторую часть которых можно считать линейной зависимостью (рис. 103, множество 2). Значение энергии ионизации, рассчитанное по этой части зависимости, является
Температурные зависимости DLTS-сигнала для уровней и Ес-0,35эВ и Ес-0,6эВ (Ni=N2=10 см"), построенный на основе системы уравнений (76) для to=3c промежуточным между величинами энергий первого и второго ГУ. Другая часть этого множества точек смещается либо в сторону аррениусовской зависимости для первого ГУ (рис. 3, множество точек 3), либо такой же зависимости для второго ГУ (рис. 103, множество точек 4). Это доказывает, что не всегда можно утверждать, что наблюдаемый экспериментально пик соответствует одному глубокому уровню. Наличие процессов обмена носителями заряда между уровнями в предлагаемой модели приводит к уширение спектрального пика (рис. 104, кривая 1). Предлагаемая модель кинетики перезарядки ГУ позволяет объяснить наблюдаемые широкие пики DLTS-сигнала (рис. 101).
На рис. 104, кривая 1, представлена типичная двухмодовая температурная зависимость DLTS-сигнала. Максимумы этих зависимостей формируют некоторое множество, обладающее свойством самоподобия и тонкой структурой (рис. 102, множество 2 ). Такое поведение максимумов DLTS-сигнала можно объяснить детерминированной хаотичностью процесса перезарядки глубоких уровней. Об этом же свидетельствует и размытие аррениусовских зависимостей, рассчитанных для этих пиков (рис. 103, множества точек 3 и 4).
