Диссертация (1149385), страница 5

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 5)

Рассмотрим некоторые варианты диссоциации совершенных дислокаций в гексагональных кристаллах.Полные дислокации в базисной плоскости могут расщепляться согласно схеме, приведённой на рис. 1.10 (А). В табл. 1.3 представлены возможные реакции только для полных дислокаций, дающих вклад в дислокационную петлю в базисной плоскости (рис. 1.10 (Б)), такиекак винтовая, 30°, 60° и краевая дислокации. На рис. 1.10 (Б) представлена обобщённая модельдислокационной петли в базисной плоскости в гексагональной решётке, согласно приведённойсхеме расщепления (рис. 1.10 (А)) и реакций, приведённых в таблице 1.3.Табл. 1.3 Реакции расщепления совершенных дислокаций вбазисной плоскости гексагональных кристаллов0°  30° (α) + 30° (β)90°  60° + 60°30°  0° + 60°60°  90° + 30°21(А)(Б)Рис.

1.10 (А) Схема расщепления базисных полных дислокаций на частичные в вюрцитнойрешётке. (Б) Модель расщепления дислокационной петли в базисной плоскости в гексагональной решётке.1.2.3. Атомная структура ядер дислокацийКак было сказано выше дислокации в кристаллах с тетраэдрической координацией могутбыть двух типов перетасованного и скользящего наборов, атомная структура которых будетразлична. На рис.

1.11 (А) и (Б) представлены модели атомного строения 60° дислокации в двухконфигурациях. Атомное строение расщеплённой 60° дислокации на 30° и 90° частичные дислокации представлен на рис. 1.11 (В), пунктирной линией выделена образовавшаяся плоскостьдефекта упаковки. Дислокации скользящего набора из-за большего наличия оборванных связейимеет большую вероятность реконструкции ядра дислокации, что было экспериментально зафиксировано методом элекродипольного спинового резонанса и предложена модель реконструкции ядра 30° частичной дислокации, представленной на рис. 1.11 (Г) [29].В общем случае частичные дислокации при расщеплении 30°, 60° и 90° совершенныхдислокаций будут иметь один тип – либо α, либо β. Интересным случаем является расщеплениевинтовых дислокации, которое будет сопровождаться появлением двух 30° частичных дислокаций Шокли, одна из которых будет оканчиваться атомами металла, другая – металлоида [30].На рис.

1.12 приведена атомная структура совершенной и расщеплённой винтовой дислокациив базисной плоскости [24,31]. Подробный анализ возможных частичных дислокаций, структурыих ядер и дислокационных реакций в гексагональных кристаллах представлен в работе [31].22(А)(Б)(В)(Г)Рис. 1.11 Две модели атомного строения 60° дислокации (А) перетасованного набора (Б)скользящего набора. (В) Модель расщеплённой 60° дислокации скользящего набора в структуре алмаза/сфалерита.

Диаграмма снизу демонстрирует полученные вектора Бюргерса 30°и 90° частичных дислокаций, ограничивающих дефект упаковки слева и справа. (Г) Видатомной плоскости [111] содержащей ядро 30° частичной дислокации Шокли: слева – нереконструированное ядро, справа – реконструированное [32].23(А)(Б)Рис. 1.12 (А) – Атомная структура а винтовой дислокации[24]; (Б) – атомная структурарасщепленной совершенной а-винтовой дислокации на две 30° градусные частичные дислокации [31]1.3. Электронные и рекомбинационные свойства дислокаций в полупроводникахРид [36] со ссылкой на краткое сообщение Шокли [33] в 1954 году впервые описал идеюразорванных связей, как связи ковалентных орбиталей, которые не связываются со вторым атомом, занятые только одним электроном в собственном кристалле при низких температурах.

Онпредполагал, что такое может происходить в ядре дислокации, например, 60° дислокации перетасованного набора (рис. 1.11 (А)). Бонч-Бруевич и Гласко [34] предполагали, что волновыефункции смежных связей будут перекрываться, образуя одномерную на половину заполненнуюзону. С тех пор дислокации стали рассматриваться теоретически как естественные одномерныеэлектронные системы.С развитием технологии гетероэпитаксии были созданы искусственные полупроводниковые низкоразмерные структуры такие как: квантовые ямы (2D), квантовые нити/проволоки(1D) и квантовые точки (0D), которые, как было показано, обладают отличными от объёмныхполупроводников фундаментальными параметрами такими, как электронный энергетическийспектр, эффективная масса носителей заряда и их подвижность, показатель преломления, ит.д.[35]. В частности, для одномерной системы в теоретических расчётах [36,37] было показано,что в приближении чисто кулоновского потенциала энергия связи наименьшего экситонногосостояния бесконечно велика, сила осциллятора [36,38] имеет аномально высокие значения длясостояния экситона с наименьшей энергией, что должно приводить к чрезвычайно высокой вероятности излучательных переходов в 1D системах.Помимо дислокаций к естественным низкоразмерным структурам можно отнести такжеи другие дефекты кристаллической решётки такие, как дефекты упаковки, границы зёрен, преципитаты [6,39–42].

Высокая проводимость вдоль дислокаций [43], сверхузкая ширина линииизлучения дефектов упаковки (полуширина ~ 80 мкэВ) [44] делают естественные дефекты кристаллической решётки многообещающими объектами с практической точки зрения.

Однако для24широкого применения дефектов кристаллической структуры на практике, и дислокаций в частности, – необходимы точные сведения об их электронных спектрах и глубокое понимание процессов, происходящих вблизи них.1.3.1. Электрические свойства и электронные уровни дислокацийПервые работы по исследованию электронных свойств дислокаций были проведены длягермания [45–49], в которых были предложены и аналитически описаны основные закономерности захвата носителей на уровни дислокаций и модели рекомбинации неравновесных носителей тока, которые были сформированы из экспериментальных данных по исследованию времени жизни носителей заряда, фотопроводимости и эффекте Холла на пластически деформированных образцах.

Была предложена классическая модель дислокации, как отрицательно заряженной линии, влияющей на рассеянье и рекомбинацию носителей заряда. Центральными аспектами модели является отталкивающий потенциал для близкорасположенных на линии дислокации электронов, который влияет на скорость захвата через экспоненциальный фактор, ипритягивающий потенциал для дырок. В первом приближении можно предположить, что электрон захватывается на болтающуюся связь в ядре дислокации (рис.

1.11 (Б)) и тем самым обладает энергией меньшей, чем если бы он находился в зоне проводимости. Уровень захваченногоэлектрона Ed лежит в запрещённой зоне, а дислокация представляет собой ряд акцепторных состояний [45]. Величина энергетического барьера Φ в такой системе будет определяться полемотрицательного линейного заряда дислокационной линии и окружающего его цилиндра радиуса . положительного заряда нескомпенсированных доноров с концентрацией Nd-Na (см.рис.1.13):Φ=[ ln(21) − 2 (1 − ( 2) )](4)где rcore – радиус локализации линейного отрицательного заряда, а = √ /( − ) [45],который принято называть радиусом Рида.

Линейная плотность заряда, входящая в выражениевеличины энергетического барьера Φ определяется глубиной залегания дислокационных уровней, их линейной плотностью. Наличие области объёмного заряда (рис. 1.13 (В)), наиболее яркопроявляется в процессах рекомбинации неравновесных носителей, поскольку неосновные носители эффективно затягиваются к ядру дислокации, что резко уменьшает время их жизни.Дальнейшее развитие эксперимента и теории позволило установить, что захват дырокявляется двустадийным процессом, в котором дырки из валентной зоны на первом этапе захватываются на состояния вблизи валентной зоны, после чего – на глубокие состояния дислокаций,что позволило описать два различных значения коэффициента захвата для дырок [50].

Применение25(А)(Б)Рис. 1.13 (А) область пространственного положительного заряда, окружающая в видетрубки заряд на дислокации; (Б) зонная диаграмма отрицательно заряженной дислокации вполупроводнике n-типа [32].теории деформационного потенциала для изучения электронных дислокаций позволило обнаружить одномерные зоны как для электронов, так и для дырок зоны проводимости и валентнойзоны, соответственно [47,52–55]. Теоретические расчёты сначала в приближении вариационного метода и теория возмущения [56], а затем и численные решения уравнения Шрёдингера[51,57] для бинарных полупроводников показали также влияние пьезоэлектрических полей вдополнении к деформационному потенциалу на образование одномерных зон вблизи дислокаций.

В таблице 1.4 приведены результаты расчёта энергий связи для электронов и дырок длявинтовой и 60° полных дислокаций для ряда полупроводников [51]. Необходимо заметить, чтосдвиговые деформации присущие чисто винтовым дислокациям в теории деформационного потенциала не влияют на зону проводимости с минимумом в центре зоны Бриллюэна, т.е. длявинтовых дислокаций в прямозонных полупроводниках не должно существовать 1D состоянийдля электронов. Для непрямозонных полупроводников таких как кремний и германий [51] связанные состояний электронов в зоне проводимости имеются и для винтовой дислокации.

Позднее в теоретических расчётах из первых принципов было показано, что в GaN [58,59] при учётеболее высоко лежащих зон образование уровней для электронов вблизи зоны проводимости длявинтовых дислокаций также возможно. Этот вывод, по-видимому, справедлив и для другихТабл. 1.4 Энергии связи электронов и дырок на одномерных состояниях, образованных деформационным потенциалом дислокаций [51]Тип дислокацииДыркиЭлектроныЭнергия связи для различных полупроводников, мэВSiGeGaAsInPInSbZnSZnSeCdTeВинтовая473555635046698960°3728424835485385Винтовая497160°415033161664884426прямозонных полупроводников, но до настоящего времени подобного рода расчёты не проводились. Во всех случаях (см.

Характеристики

Список файлов диссертации