Автореферат (1149383), страница 3
Текст из файла (страница 3)
В началеглавы приводятся спектры дислокационного излучения при 300 К и 70 К (рис. 1(Б)), подробно рассматривается дуплетная структура DRL, форма каждого из пиков, сравнивается спектр дислокаций, введённых на базисной и призматическойповерхностей, а также проводится сравнение дислокационного излучения в кристаллах GaN с концентрацией свободных электронов от 4·10 16 до 8·1018 см-3.
Линия DRL наблюдается во всех исследуемых низкоомных образцах GaN, так же каки дуплетная структура линии DRL, обозначенная как DRLH – высокоэнергетическая компонента, DRLL – низкоэнергетическая. Стоит отметить, что форма каждого из пиков DRL различна. Высокоэнергетическая компонента имеет схожуюполуширину с линией излучения свободного экситона, в то время как низкоэнергетическая компонента, вероятнее всего, состоит из неразрешённых линий и является уширенной в сравнении с высокоэнергетической компонентой. Важнымисвойствами линии DRL являются сохранение энергетического расщепленияDRLH-DRLL (30-35 мэВ) и изменение спектрального положения DRL идентичноеизменению спектрального положения излучения свободного экситона (FE – free11exciton) при вариации механических напряжений в диапазоне 0-600 МПа и изменении температуры в диапазоне 70-130 К (рис.
4 (А) и (Б)), что свидетельствуетоб экситонном происхождении DRL. Дополнительным экспериментальным фактом в пользу данного предположения является линейный рост интенсивностиDRL линий при увеличении тока электронного луча.Однако, поведение относительной интенсивности пиков при увеличениитемпературы разительно отличается; так при 70 К доминирует низкоэнергетическая компонента DRLL, которая резко затухает при повышении температуры истановится не различима при температурах больших 190 К (рис.4 (В)).(А)(Б)(В)Рис. 4 Зависимость положения максимумов DRLH и DRLL от энергии FE приразличных значениях механического напряжения вблизи царапины (А) и в диапазоне температур 70-130 К (Б). (В) Нормированные на максимум спектрыDRL в диапазоне энергий 70-230 К.Следующий раздел посвящён изучению спектральных особенностей люминесценции пересечений свежеведённых а-винтовых дислокаций (IRL – intersectionrelated luminescence).
На рис. 5 (А) и (Б) представлены монохроматические КЛкарты вблизи царапины, полученные при регистрации фотонов с энергией 3.32 и3.18 эВ. На рис. 5(Б) видно, что от царапины отходят а-винтовые дислокации внаправлениях {11-20}, а в местах их повышенной плотности вблизи царапины образуются яркие белые контрасты (рис. 5(А)). Спектр, полученный из ярких точек,представлен на рис. 5 (В) сплошной линией, откуда видно, что места пересеченийимеют высокоинтенсивную линию ~3.3 эВ, обозначенную IRL. Было обнаружено,что облучение электронным лучом приводит к увеличению количества ярких точек вблизи царапины, зарегистрированных на монохроматических КЛ картах сэнергией фотонов 3.3 эВ.
Данный экспериментальный факт находится в согласиис тем, что облучение электронным лучом стимулирует движение дислокаций вбазисной плоскости, которое также может приводить и к взаимодействию дислокаций между собой с образованием новых структур. Образованные структуры характеризуются иным спектральным положением излучаемого света, а именно3.3 эВ. Опыт по последовательному нанесению уколов индентора показал, что об-12разование светящихся точек не зависит от угла, под которым пересекаются дислокации.
Обнаруженные в ПЭМ растянутые дислокационные узлы в местах пересечения а-винтовых дислокаций свидетельствуют в пользу того, что именно ониответственны за линию излучения 3.3 эВ. Стоит отметить, что данная спектральная линия имеет сложную структуру и состоит как минимум из двух неразрешённых линий. Температурные исследование показывают, что излучение с энергией3.3 эВ пропадает при температурах свыше 100 К.(А)(Б)(В)Рис. 5 КЛ монохроматические карты, снятые при энергии фотонов3.32 эВ (А) и 3.18 эВ (Б).
(В) Сплошная линия – спектр люминесценции яркихточек, представленных на рис. 5(А), пунктирная линия – спектр исходногокристалла. Т = 70 К, Vb = 10 кВ, Ib = 500 пАВ главе 5 представлен подробный анализ причин дислокационной люминесценции (DRL) в GaN, а также их энергетического различия в полуизолирующихкристаллах GaN (3.3 эВ [8]) и в низкоомных кристаллах GaN (3.13-3.18 эВ [7,9]).Важным является факт, что структура ядер а-винтовых дислокаций является различной: так в полуизолирующем кристалле а-винтовые дислокации являются совершенными [8], в то время как в низкоомном – расщеплёнными, как показано вданной диссертационной работе. В приближении теории деформационного потенциала s-состояния минимума зоны проводимости в Г точке не должны бытьчувствительны к сдвиговым напряжениям, которые создаются ядром совершенной винтовой дислокации.
При этом притягивающий потенциал представлентолько для дырок в валентной зоне. Теоретические расчёты дырочных состоянийв деформационном потенциале винтовой дислокации предсказывают значенияменьшие 0.14 эВ [10]. Чтобы объяснить подобное различие M. Albrecht и др.[8] инемногим позже I. Belabbas и др. [11] провели более тщательный расчёт, которыйпоказал наличие вклада вышележащих подуровней зоны проводимости в электронные состояния вблизи ядра дислокации.Логично предположить, что дополнительный сдвиг в низкоэнергетическуюсторону на 150 мэВ DRL линии в низкоомном GaN в сравнении с DRL в полуизо-13лирующих образцах связан с конкретными электронными свойствами ядра расщеплённой дислокации, как комплекса из кванторазмерного узкого дефекта упаковки (ДУ) и 30 градусных частичных дислокаций.
Исходя из люминесцентныхсвойств ДУ [12], ДУ типа I2 может обеспечить дополнительное понижение энергии электронных уровней на величину порядка 150 мэВ. Образование квантовойямы за счёт ДУ и наличие одномерных подзон частичных дислокаций дают суммарное понижение энергии электронных уровней, которое и приводит к суммарному сдвигу DRL излучения в низкоомных кристаллах GaN на величину порядка300 мэВ.
Предполагаемая схема оптических переходов для расщепленной дислокации представлена на рис. 6Экспериментальные данные по температурной зависимости (Рис.4 (В)), несмотря на схожее поведение энергетического положения обеих линия DRL и свободного экситона, обнаруживают определённые различия в поведении интенсивности линий DRL друг относительно друга. Низкоэнергетическая компонентаDRLL доминирует в спектре при низких температурах, но быстро затухает с увеличением температуры, хотя более низкая энергия оптического перехода должнасоответствовать более глубокому уровню и, следовательно, обладать большейстабильностью при повышении температуры.С учётом поведения DRL компонент при повышении температуры былапредложена следующая модель оптических переходов вблизи ядра расщеплённойдислокации.
На рис. 6 учтено, что ядра двух 30° частичных дислокаций, ограничивающих полосу дефекта упаковки типа I2, состоят из различных атомов: ядроодной из дислокаций состоит преимущественно из атомов азота, другое – из галлия. Из-за наличия электрических полей, вызванных спонтанной поляризациейкристаллов GaN, и различно заряженными ядрами частичных дислокаций [11],энергетические уровни Ga+ и N- терминированных дислокаций будут различатьсядруг относительно друга. Деформационный и кулоновский потенциалы Ga-частичной дислокации вместе с уровнем дефекта упаковки формируют глубокийуровень для электронов (на рис.
6 обозначен как EДУ). В тоже время кулоновскийи деформационный потенциалы формируют на N частичной дислокации глубокийуровень для дырок. Так как боровский радиус экситона в объёме GaN (примерноравен 3 нм) сопоставим с шириной дефекта упаковки, то волновые функции электронов и дырок, локализованных на частичных дислокациях, перекрываются достаточно для формирования вместе с ДУ квазиодномерной электронной структуры, и рекомбинация носителей происходит через совместные электронные состояния. В таком случае два хорошо различимых оптических перехода могут бытьизображены на рис. 6: пространственно прямой переход между состояниями одной и той же дислокации (галлиевой), и пространственно непрямой переход с14электронных состояний галлиевой дислокации на дырочные состояния азотнойдислокации.В данной модели энергиянепрямых переходов и их интенсивность должны быть чувствительны к ширине дефекта упаковки, тогда как для прямых переходов это будет неважно.
Изменение ширины дефекта упаковки вдоль линий дислокацийдействительно наблюдалось вПЭМ на исследуемых в даннойработе образцах, как и наблюдаРис. 6. Модель оптических переходов вядре расщеплённой винтовой дислокации слось изменение формы и интенучётом внутренних электрических полейсивности низкоэнергетическойкомпоненты DRLL на различных участках одной дислокации, в то время какформа Лоренц-подобной высокоэнергетической компоненты DRLH была довольно стабильной.Во втором разделе пятой главы рассматриваются возможные дислокационные реакции, приводящие к образованию растянутых узлов.
Из данных по монохроматическому КЛ картированию и результатов ПЭМ делается вывод о том, чтов местах пересечения а-винтовых дислокаций образуются растянутые узлы. Смещение излучения дислокационных узлов в высокоэнергетическую сторону связано с тем, что размер ДУ начинает значительно превышать боровский радиуссвободного экситона в GaN, и дислокационный узел начинает приобретать свойства протяжённых ДУ типа I2, а именно: спектральное положение, форма и полуширина люминесцентной линии.В заключении работы сформулированы основные результаты:1) Определены основные особенности распространения дислокаций в GaNпри локальной пластической деформации базисной и призматической плоскостей.Как при индентировании, так и при нанесении царапин на базисные поверхностикристаллов GaN возникает двуслойная дислокационная структура, в верхнем слоекоторой происходит образование дислокационных петель в призматической системе скольжения, а в более глубоком слое – в базисной системе скольжения.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
