Диссертация (1149385), страница 21
Текст из файла (страница 21)
Положение линии ДИ незначительно (~30 мэВ) смещается в высокоэнергичную сторону при увеличении концентрации свободных электронов.Различные значения концентрации свободных электронов, механических напряжений итемпературы не изменяют энергетического расщепления ДИ, которое всегда сохраняется в диапазоне ~30-35 мэВ, что является, по-видимому, отражением внутренней структуры уровнейвинтовых дислокаций.Совпадение поведения излучения свободного экситона и зависимостей энергетическогоположения ДИ, полуширины высокоэнергетической компоненты при изменении температуры, атакже зависимости энергетического положения ДИ от механических напряжений свидетельствуют об экситонном происхождении ДИ.Точки пересечения а-винтовых дислокаций представлены собственной линией излученияс энергией ~ 3.3 эВ при 70 К. Однако, в отличии от ДИ излучение от узлов быстро затухает сповышением температуры и не наблюдается при T больше 100 К.
Опыт по двойному индентированию демонстрирует, что если бы формировался участок совершенной дислокации, то вслучае пересечения дислокаций под тупым углом, узлы не должны были бы светится, из-заучастка краевой дислокации. Однако в обоих случаях пересечения являются излучательнымицентрами с энергией 3.3 эВ. Учитывая вышесказанное и результаты структурных исследованийв главе 3 следует, что источниками данного излучения, вероятнее всего, являются растянутыедислокационные узлы, представляющие собой 2D дефект упаковки типа I2, излучающий с тойже энергией и имеющий схожую полуширину с протяжёнными дефектами упаковки I2 в GaN.104Глава 5.
Обсуждение результатов. Модель излучательной рекомбинации на а-винтовых дислокациях и их пересечений.5.1. Люминесценция а-винтовых дислокацийПрежде чем приступать к описанию оптических переходов, рассмотрим некоторые свойства а-винтовых дислокаций связанных со строением их ядра. Результаты ПЭМ и СПЭМ, представленные в п. 3.6, показали, что ядра свежевведённых а-винтовых дислокаций являются расщеплёнными на 2 частичные дислокации, ограничивающие дефект упаковки, ширина которогоможет варьироваться в диапазоне 4-6 нм вдоль линии дислокации. Расщеплённый характера-винтовой дислокации позволяет понять сильную анизотропию в их движении параллельно иперпендикулярно базисной плоскости (0001) в структуре вюрцита. Анализ дислокационнойструктуры вблизи места индентирования, описанный в главе 3, показывает, что расщеплённые вбазисной плоскости дислокации легко скользят в тех же базисных плоскостях, в то время какдвижение в других направлениях намного медленнее, т.к.
переползание дислокации являетсянеконсервативным процессом, т.е. процессом с участием захвата и испускания точечных дефектов [194]. Подобная анизотропия движения объясняет стабильность прямолинейных участковсвежевведённых дислокаций вплоть до температур ~ 700 К (см. п. 3.7), несмотря на то, что назалегающие в приповерхностном слое дислокации действует притяжение к поверхности, вызванное силами изображения.Другим важным результатом, представленным в главах 3 и 4 является то, что a-винтовыедислокации, введённые пластической деформацией при комнатной температуре индентированием или царапаньем GaN, являются эффективными источниками собственной люминесценциис энергией излучения на ∼ 0.3 эВ меньше ширины запрещённой зоны, а точки пересеченияа-винтовых дислокаций представлены положением максимума люминесцентной полосы на∼ 0.15 эВ меньше ширины запрещённой зоны.Вообще говоря, происхождение дислокационного излучения (ДИ) с энергией меньше величины запрещённой зоны и локализованной вдоль линии дислокации может быть связано слокальными электронными состояниями ядра полной дислокации, ядер частичных дислокацийи дефекта упаковки расщеплённой дислокации, а также точечными дефектами, сопровождающими движение дислокаций и сосредоточенными вблизи её ядра.Расщеплённый характер ядер а-винтовых дислокаций, обнаруженный в данной работе вспециально нелегированных низкоомных образцах n-GaN, согласуется с опубликованными ранее данными для ростовых а-винтовых дислокаций [185].
В то же время Albrecht и др сообщили, что в полуизолирующем легированным железом GaN а-винтовые дислокации имели105нерасщеплённое ядро [58]. Причина различного строения ядра в одном материале с разнымиуровнем и типом легирующей примеси пока однозначно не установлена. Но можно предложитьследующие объяснения.Во-первых, возможно прямое влияние примеси железа на движение дислокаций. К сожалению, авторы [58] не указывают концентрацию железа для своих образцов, чтобы можно былооценить расстояние между атомами железа. Но в других работах концентрация железа дляобеспечения полуизолирующих свойств кристаллов GaN составляла 1018-1020 см-3 [195,196].Логично предположить, что в работе Albrecht и др.
[58] были аналогичные значения концентрации железа. Такие значения концентрации соответствуют расстоянию между атомами железа ≈2-10 нм. Из чего можно предположить, что столь близкорасположенные атомы железа могутпрепятствовать распространению частичных дислокаций и/или их разделению с образованиемдефекта упаковки.Во-вторых, возможно влияние свободных электронов на ширину дефекта упаковки. Ядра30° дислокаций заканчиваются в одном случае атомами Ga, в другом – N, которые имеют разный электрический заряд и, следовательно, притягиваются друг к другу.
В полуизолирующемматериале такие силы могут быть достаточными, чтобы преодолеть силу формирования дефекта упаковки. В то же время в низкоомном кристалле n-типа положительный заряд Gaдислокации может частично компенсироваться свободными электронами, уменьшая тем самымпритяжение и позволяя частичным дислокациям разделиться.Кроме того, возможно влияние положения уровня Ферми на расширение дефекта упаковки, которое привлекалось ранее для объяснения рекомбинационно усиленного скольжениядислокаций в SiC [90,98]. Согласно указанной модели, дефекты упаковки в структуре вюрцитапредставляют собой тонкий слой фазы сфалерита, которая имеет меньшую ширину запрещённой зоны, и формируют квантовые ямы как в SiC [92], так и в GaN [149]. Захват электронов насостояния квантовой ямы сопровождается понижением общей энергии системы, которое растётпри увеличении площади ДУ.Кубическая фаза GaN имеет ширину запрещённой зоны 3.27 эВ, а расщепление дислокации формирует дефект упаковки типа I2 и квантовую яму [149,197], глубина которой для электронов около 150 мэВ, а для дырок около 50 мэВ.
Люминесцентные свойства различных типовдефектов упаковки в GaN были подробно обсуждены в первой главе настоящей работы на основании литературных данных, приведённых в обзорах [39,144]. Для ДУ I2, который включён врастянутое ядро винтовой дислокации, энергетическое положение соответствующих полос люминесценции имеет значение 3.32-3.36 эВ, сдвинутое относительно энергии свободного экситона на величину порядка 150 мэВ. В наших образцах с плотностью доноров более чем 1016 см-3уровень Ферми при комнатной температуре лежит выше 150 мэВ (рис. 5.1), что приводит к за-106полнению состояний дефекта упаковки электронами и, соответственно, может в принципе стимулировать зарождение дефектов упаковки по механизму, указанному выше [92]. Вместе с тем,количественные оценки, которые бы подтвердили возможность реализации такого механизмадля расщепленных дислокаций в нитриде галлия, до настоящего времени получены не были.Рис.
5.1 Положение уровня Ферми относительно зоны проводимости от температуры дляразных уровней легированияРассмотрим возможные связи между собственными люминесцентными свойствами иструктурой ядра а-винтовой дислокации.Полоса дислокационного излучения DRL в низкоомном n-GaN имеет схожее поведение соптическим переходом свободного экситона, что было продемонстрировано на зависимостях отмеханических напряжений, температуры и уровня возбуждения электронным лучом. Так какDRL возникает исключительно на прямолинейных участках а-винтовых дислокаций, то можнопредположить, что DRL – это квазиодномерный экситон, связанный на ядре расщеплённойа-винтовой дислокации.Спектральное положение линии DRL в образцах исследуемых в данной работе с расщеплённым ядром винтовой дислокации сдвинуто в красную сторону на 0.3 эВ относительноположения FE, в то время как положение DRL для дислокации с совершенным ядром сдвинутотолько на 0.14 эВ [58].
Как было отмечено в работе [58], что даже подобный красный сдвиг является неожиданно большим в рамках рассмотрения теории деформационного потенциала. Вприближении теории деформационного потенциала s-состояния минимума зоны проводимостив Г точке не должны быть чувствительны к сдвиговым напряжениям, которые создаются ядромсовершенной винтовой дислокации и притягивающий потенциал представлен только для дырокв валентной зоне. Теоретические расчёты дырочных состояний в деформационном потенциалевинтовой дислокации предсказывают значения меньшие 0.14 эВ [57]. Чтобы объяснить подобное различие M.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
