Диссертация (1149385), страница 19
Текст из файла (страница 19)
4.5 (В))и равна 32-33 мэВ.3.Энергетическое положение линий DRL относительно FE также измерялось для 15 различных точек для каждого из кристаллов. В данном случае прослеживается следующая корреляция EFE-EDRL с концентрацией свободных носителей: с увеличением концентрацииэлектронов энергетическое положение DRL начинает изменяться в более широком диапазоне, а среднее значение EFE-EDRL уменьшается с 295 мэВ до 270 мэВ при увеличении концентрации с 4·1016 см-3до 8·1018 см-3 (рис.
4.5 (Г)). Разброс точек, вероятнее всего, связан стем, что проанализированные спектры снимались в большом промежутке времени и приразличных условиях регистрации (ток зонда, ускоряющее напряжение, щели монохроматора), но несмотря на это, тенденция в смещении положения DRL чётко прослеживается.89(Б)(В)(А)(Г)Рис.
4.5 (А) Спектры а-винтовых дислокаций (сплошные кривые) и бездислокационныхучастков (пунктирные кривые) для кристаллов GaN с разной концентрацией свободныхэлектронов. (Б) зависимость интенсивности линий DRL (синяя кривая), FE в деформированной области (красная кривая) и FE в исходном кристалле (чёрная кривая) от концентрациисвободных электронов. (В) Зависимость энергетического расщепления дуплета DRLH-DRLLот концентрации свободных электронов.
(Г) Зависимость энергетического положения линииDRLH относительно FE от концентрации свободных электронов.90Подобное смещение излучения в синюю сторону с увеличением концентрации свободныхэлектронов наблюдалось также и для дефектов упаковки в GaN в работе [189]. Авторы работы объясняли данный эффект с экранировкой заряда на интерфейсах при увеличенииконцентрации свободных электронов, что приводит к более резким границам барьероввблизи дефекта упаковки.
А это в свою очередь приводит к большей локализации волновых функций электронов и дырок и небольшому смещению собственных значений.В конце следует упомянуть, что другие типы свежевведенных дислокаций, имеющие тёмный контраст, не приводили к появлению или усилению какой-либо полосы излучения в диапазоне энергий 1.8-3.5 эВ. Измерение спектров КЛ в диапазоне излучения DRL 3.1-3.2 эВ с полупетли, которой заканчивалась а-винтовая дислокация (рис. 4.6 (А) точка 2), выявило падениеинтенсивности излучение 3-го фононного повторения свободного экситона FE-3LO в 3 разатакже, как и пика FE.
На рис. 4.6 (Б) приведены спектры, снятые непосредственно вне дислокаций (точка 1, чёрная кривая) и на полупетли (точка 2, красная кривая). Т.е. как и предполагалось ранее, свежевведенные дислокации как в базисной, так и в призматической плоскостях заисключением а-винтовых дислокаций обладают ярко выраженной безызлучательной рекомбинационной активностью в отношении неравновесных носителей.(А)(Б)Рис. 4.6 (А) Панхроматическая КЛ карта вблизи укола. Отмечены точки, в которых былисняты спектры, представленные на части Б.4.2. Зависимость дислокационного излучения от механических напряженийСогласно теории деформационного потенциала, развитой Биром и Пикусом [190], спектральное положение пика зона-зонного излучения должно изменяться при приложении механического напряжения. Следовательно, изменение спектрального положения зона-зонного излучения позволяет обнаружить наличие механических напряжений вблизи места локальной деформации и отследить зависимость DRL от последних.91Исследование положения пика зона-зонного излучения выявило его сложное немонотонное изменение вокруг укола индентора, и отсутствие простой корреляции энергетическогоположения DRL относительно FE, что связано, по-видимому, с большими градиентами напряжений как латерально, так и вглубь образца.
В тоже время, вблизи царапины, где глубина области пластичности значительно меньше и распределение дислокаций более однородно, чем прииндентировании, такая корреляция была обнаружена. На рис. 4.7 (А) приведены три спектра,полученных в трёх последовательно удалённых точках от царапины, обозначенных соответственно 1, 2 и 3. Интенсивность дислокационного излучения вблизи царапины (точка 1) вышеиз-за большей плотности а-винтовых дислокаций, поэтому спектры в точках 2 и 3 умножены накоэффициенты 5 и 15, соответственно, для удобства сравнения друг с другом. При удаленииточки записи спектра от царапины (от 1 до 3) энергетическое положение дуплета DRL смещается в красную сторону, что соответствует уменьшению механических напряжений, при этом ширина расщепления DRL незначительно варьируется вблизи значения 34 мэВ.
На рис. 4.7 (Б)приведены положения максимумов излучения FE, DRLH и DRLL в зависимости от расстояния отцарапины, откуда видно, что положения всех трёх пиков сдвигаются синхронно в красную сторону. Из рис.4.7 (Б) видно, что при удалении от царапины больше 14 мкм положение FE перестаёт изменяться, что свидетельствует о пренебрежимой малости остаточных напряжений и(А)(Б)(В)Рис. 4.7 (А) Спектры DRL полученные в 3-х разноудалённых точках от царапины.Vb = 10 кВ,Ib = 500 пА, Т = 70 К. (Б) Положения максимумов FE, DRLH и DRLL от расстояния от царапины.
(В) Положения DRLH и DRLL от энергии FE.92позволяет определить истинное положение дислокационного излучения при Т = 70 К для ненапряженного кристалла с концентрацией свободных носителей 3·1017 см-3 для линии DRLH как3.189 эВ и для линии DRLL как 3.158 эВ.На рис. 4.7 (В) отложены положения линий дуплета DRL от значения энергии свободного экситона FE, которые хорошо аппроксимируются прямыми линиями. Коэффициент наклонав обоих случаях близок к 1, то есть при изменении механических напряжений линии дислокационного излучения следуют за энергетическим положением излучения свободного экситона.Значения механических напряжений, указанные на рис.
4.7 (В), получены из гидростатическогоприближения dE/dP = 43,7 мэВ/ГПа [191].4.3. Зависимость дислокационного излучения от температурыТемпературная зависимость спектрального положения DRL в диапазоне от 70 до 120 Ктакже, как и в случае зависимости от деформации, повторяет поведение FE (рис. 4.8 (А)). Положение максимумов при изменении температуры FE, DRLH и DRLL хорошо аппроксимируются зависимостью Варшни (пунктирные линии на рис.
4.8 (А)). Энергетическое расщеплениеDRL также не зависит от температуры в данном диапазоне температур (рис. 4.8 (Б)) и имеетзначение ~ 32-34 мэВ. Если построить положение каждой из линии DRL от энергии FE, аналогично механическим напряжениям (рис. 4.8 (В)), и аппроксимируя отмеченные точки линейнойзависимостью, то коэффициент наклона для обоих линий будет также равен единице (рис.
4.8(В)).Одинаковая ширина линий DRL, их сходные со свободным экситоном температурная зависимость и зависимость от механических напряжений позволяют сделать вывод об экситонном происхождении DRL, то есть приписать её к экситону, связанному на а-винтовых дислокациях.Несмотря на одинаковое поведение энергетического положения DRL компонент при изменении температуры в диапазоне 70-130 К, интенсивность и форма линий заметно изменяютсяпри исследовании в большем диапазоне температур от 70 до 230 К, как показано на рис.
4.9 (А).Интенсивность и форма высокоэнергетической линии DRLH существенно не изменяется до190 К (см. рис. 4.9 (А)). Полуширина линии DRLH в этом диапазоне температур увеличилась с16 мэВ до 25 мэВ, что хорошо совпадает с изменением полушириной линии FE (см. рис. 4.9(Б)). В отличие от линии DRLH, интенсивность низкоэнергетической компоненты DRLL, которая начинает доминировать в спектре при температуре ниже 120 К, быстро падает с повышением температуры, и её полуширина быстро увеличивается, так что выше 170 К линия DRLL может быть с трудом распознана только на длинном низкоэнергетическом хвосте DRLH (рис.
4.993(А)(Б)(В)Рис. 4.8 (А) Энергетическое положение линий FE и DRLH от температуры образца.(Б) Значение энрегетического расщепления DRLH-DRLL от температруры.(В) Положения DRLH и DRLL от энергии FE при различных температурах.(А)). При комнатной температуре структура дублета исчезает полностью (см. рис. 4.1 (Б)), превратившись в широкую полосу DRL с полушириной около 90-110 мэВ и с низкоэнергетическомхвостом вплоть до энергий 2.8 эВ.
Этот факт свидетельствует о наличии двух типов оптическихпереходов на дислокациях, которые различаются по их температурной зависимости вероятности, что может быть связано с различием энергии связи экситона на дислокациях.(А)(Б)Рис. 4.9 (А) Нормированные на максимум спектры DRL в диапазоне энергий 70-230 К.(Б) Зависимость полуширины DRLH, DRLL и FE от температуры.944.4.
Зависимость дислокационного излучения от тока электронного лучаПрежде чем переходить к описанию результатов в данном разделе следует сказать, чтоизменение тока электронного луча в диапазоне125 пА до 7400 пА могло бы привести к локальному нагреву образца. В таком случае энергетическое положение пика FE должно было бысдвигаться в низкоэнергетическую сторону, как в случае, температурной зависимости (рис. 4.8(А)). На рис.
4.10 представлены спектры КЛ с различными значениями тока, откуда видно, чтоположение пика FE не изменяется и, следовательно, разогрева образца не происходит в подобных экспериментах.Рис. 4.10 Спектры излучения FE при изменении тока электронного луча от 125 пА до 7400 пАКак отмечалось в предыдущем разделе, увеличение тока электронного луча в непрерывном режиме облучения приводило к движению дислокаций даже при 70 К, и как следствие, квариации интенсивности DRL. Для того, чтобы избежать влияния рекомбинационноусиленного движения дислокаций, зависимость от тока электронного луча снималась в импульсном режиме облучения с длительностью импульса 1 микросекунда и периодом 10 микросекунд при накоплении одной точки спектра в течение 2 секунд.
На рис. 4.11 представлены данные полученные с группы а-винтовых дислокаций при изменении тока электронного луча от500 пА до 6400 пА при облучении в импульсном режиме. Деконволюция данных спектров спомощью трёх функций Лоренца показана на рис. 4.12, из которого видно, что подобное разложение, как и в п. 4.1, хорошо описывает экспериментальный кривые. В таблице 4.1 приведеныосновные параметры деконволюции, визуализация которых представлена на рис. 4.13 Видно,что энергетическое положение всех пиков в пределах погрешности не изменяется (рис. 4.13(Б)), полуширина пиков увеличивается на 3-5 мэВ с увеличением тока электронного луча(рис. 4.13 (А)).
С увеличением тока форма низкоэнергитического плеча слегка изменяется, чтосвязано с большей скоростью роста интенсивности пика DRLL2, чем более высокоэнергичногоDRLL1, что хорошо видно на рис. 4.12. Также можно заметить небольшое, на 1 мэВ, увеличениеэнергетического расщепления DRLH-DRLL (рис. 4.13 (В)), которое, по-видимому вызвано изме-95нением формы пика DRLL. Наконец, отношение интенсивностей люминесценции всех компонент DRL от тока электронного луча оказалось независимой от последнего (рис. 4.13 (Г)), чтосоответствует линейному роста интенсивности излучения при увеличении тока, которое такжехарактерно для экситонного механизма излучения.
В заключение, следует отметить, что линейный рост интенсивности DRL также наблюдалось и в случае изменения длительности импульсапри сохранении периода.Рис. 4.11 Зависимость DRL от тока электронного лучаТабл. 4.1 Результаты разложения спектров КЛ при различных токах электронного лучаТок электронноголучаFWHMЭнергияИнтенсивность КЛdEDRLнAмэВэВсчётымэВ400125047006400DRLL2DRLL1DRLHDRLL2DRLL1DRLHDRLL2DRLL1DRLH2526,624,528101111131111,514,516,63,1393,1413,143,1413,1483,153,1483,1493,1793,1823,1793,1831511306633396617603995136373176551947432218653450467478931,73232,132,8496Рис. 4.12 Разложения спектров КЛ с помощью трёх функций ЛоренцаРис.
4.13 Результаты разложения спектров КЛ при различных токах электронного луча.Зависимости полуширины (А), энергетического положения (Б), соотношения интенсивность/ток (В) и энергетического расщепления (Г) интенсивности DRL пиков от токаэлектронного луча.974.5. Люминесценция узлов а-винтовых дислокацийПодробное исследование эволюции люминесценции а-винтовых дислокаций привело кобнаружению новых спектральных особенностей в местах пересечения а-винтовых дислокаций.На рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
