Диссертация (1149651), страница 12
Текст из файла (страница 12)
Переход к диффузионному движению происходит не толькона характерной глубине h0 , но и в некоторой ее окрестности, поэтому профильдиффузионной компоненты вдоль направления h незначительно отличается отгауссова (рис. 26, б), а полуширина dD (h) растет с уменьшением глубины линейным образом:dD (h) = dD0 − κD h.(83)Таким образом, на основе моделирования TRIM построена картина генерации вакансий под действием ионного пучка. На рис. 25 б показан профильдиффузионной компоненты VD (x, h), построенный по данным описанных вышеаппроксимаций, а на рис.
25 в — профиль компоненты, обусловленной первичным пучком, VP (x, h), полученный путем вычитания VD (x, h) из полных данныхмоделирования.3.3.2Моделирование для ионов Ga+Аналогичные рассуждения применимы и для моделирования взаимодействияионов 30 кэВ Ga+ с GaAs. На рис. 27, а показаны результаты моделированияV (x, h). При поверхностной дозе облучения ионами < 1012 1/см2 плотностьдефектов в кристалле по результатам моделирования на 2-3 порядка меньшеплотности атомов в GaAs, поэтому используемый метод моделирования остается применимым.Близость массы иона и масс атомов кристалла приводит к тому, что существенную роль начинает играть вторичный каскад, а первичный ион посленескольких соударений переходит к диффузионному движению.
Малый размер ячеек при моделировании позволил выделить помимо компоненты, соответствующей первичному пучку (P ) и диффузионно-движущимся ионам (D),компоненту, соответствующую ионам первичного пучка, испытавшим небольшое число соударений, и в связи с этим сохраняющим информацию о направлении первичного пучка. Эта компонента обозначена на графиках как S.84Рис. 27: (а) Пространственное распределение эффективности генерации вакансий V (x, h), полученное путем моделирования TRIM для ионов 30 кэВ Ga+(логарифмический масштаб по шкале интенсивности).
(б) Распределение V (x)для h = 5 нм. Точки — моделирование TRIM, цветные линии — различные компоненты аппроксимации, черная линия — сумма всех компонент. Зависимостьамплитуды A (в) и полуширины на половине высоты d (г) различных компонент. Точки — данные, извлеченные из моделирования TRIM, сплошная линия– аппроксимация. P — первичный пучок, D — диффузионно-движущиеся ионы,S — отклоненные ионы первичного пучка, Σ — сумма всех компонент.На рис. 27, б показано разложение профиля V (x) для глубины h = 5 нмна сумму трех гауссианов.
На рис. 27, в и г показаны параметры этих компонент. Аппроксимация затухания амплитуды диффузионной компоненты AD помере увеличения глубины позволяет вычислить характерную глубину переходак диффузионному движению h0 = 16 нм.853.4Оптические свойства однороднооблученных ионами квантовых ямВ этом разделе описаны эксперименты по однородному облучению ионами квантовых ям после эпитаксиального роста.
Однородность облучения образца достигалась путем расфокусировки пучка ионов и сканирования пучка по большойобласти образца. В этом случае можно ввести эффективность генерации вакансий от глубины V (h), которая может быть получена из рассмотренной вышефункции V (x, h) путем интегрирования:ZV (h) =V (x, h) dx.(84)На рис. 28 показана V (h) для однородного облучения ионами, а такжеположения квантовых ям в использованных в экспериментах образцах.3.4.1Схема оптического экспериментаСхема оптического эксперимента по измерению спектров отражения от облученных квантовых ям показана на рис.
29. Образцы были помещены в гелиевыйкриостат замкнутого цикла Cryomech 6, позволяющий поддерживать температуру 10 К. Криостат был закреплен на гониометре, и с помощью двухкоординатной подвижки ось вращения гониометра совмещалась с плоскостью образца.На образец направлялся монохроматический лазерный пучок из полупроводникового лазера Sacher Lasertechnik Lynx, настроенного на длину волны короче,чем спектральное положение всех экситонных особенностей образца. С помощью двух скрещенных призм Глана-Тейлора 1, 3 и фазовых пластинок λ/2 2,4 устанавливалась необходимая поляризация и интенсивность света. Лазерныйпучок фокусировался на образце с помощью линзы 5 с F = 20 см.
Вращениемгониометра и поворотом плоскости поляризации по минимуму отраженной интенсивности устанавливалась геометрия Брюстера (угол падения θBr = 74.4◦ ,поляризация света в плоскости падения — p-поляризация). Затем по тому же оптическому пути пропускался фемтосекундный титан-сапфировый лазер Spectra86Рис. 28: Зависимость эффективности генерации вакансий от глубины V (h) дляоднородного облучения ионами 30 кэВ Ga+ (а) и 35 кэВ He+ (б). Сплошныелинии — моделирование TRIM, пунктир — аппроксимация гауссианом. Вертикальные пунктирные линии — положения квантовых ям в образцах P549 и P602.Логарифмический масштаб по вертикальной оси одинаков для обоих графиков.Physics Tsunami со спектральной шириной излучения порядка 20 мэВ.
Спектротражения регистрировался с помощью спектрометра на базе монохроматора МДР-23 с ПЗС-линейкой в качестве детектора. Спектральное разрешениеспектрометра составляло 20 мкэВ. Спектр отражения в абсолютных единицахопределялся как отношение спектра отражения в p-поляризации к сглаженному (для усреднения резонансных особенностей) спектру в s-поляризации сучетом дихроизма спектрометра (различия чувствительности спектрометра ксвету разных поляризаций) и формул Френеля (описанее метода подробнее см.в [4]).
Измерения проводились в линейном режиме по интенсивности.87123456Лазерλ/2λ/2МДР-23 ПЗС7Рис. 29: Схема установки для измерения спектров отражения.3.4.2Облучение ионами Ga+Влияние облучение ионами 30 кэВ Ga+ изучалось на образце P549 с пятьютонкими InGaAs/GaAs квантовыми ямами. Схема структуры по ростовым данным приведена в табл. 3. При росте квантовой ямы QW1 на короткое времязакрывался молекулярный источник галлия и открывался источник индия.
Заэто время на поверхности образца осаждался неполный монослой InAs с эффективной толщиной 0.16 нм. Дальнейший рост GaAs барьера сопровождалсясегрегацией индия из этого слоя, что приводило к образованию тонкой и глубокой квантовой ямы InGaAs/GaAs, что подтверждается спектроскопическими данными.
Различная толщина и состав квантовых ям позволяет разрешитьсигналы отражения от них по спектру. На образце были облучены ионами триобласти 300 × 300 мкм с поверхностными дозами облучения 6 · 109 , 6 · 1010 и6 · 1011 1/см2 .На рис. 30 показаны спектры отражения в необлученной и облученнойразличными поверхностными дозами ионов областях. На спектре отмечены положения резонансов экситонов с тяжелой дыркой в соответствующих квантовых ямах.Для каждого из резонансов путем аппроксимации формулой (37) извлекались значения ΓR (D) и ΓN R (D), где D — поверхностная доза облучения ионами.Облучение ионами не приводило к заметному изменению радиационной ширины экситонных резонансов ΓR , что может быть объяснено сохранением мор-88СлойСоставПодложкаGaAs:Si≈ 3 · 105GaAs830InAs0.16GaAs50In0.03 Ga0.97 As4.2GaAs50In0.03 Ga0.97 As3.2GaAs50In0.03 Ga0.97 As2GaAs50In0.03 Ga0.97 As1.2GaAs70QW1QW2QW3QW4QW5Толщина, нм Глубина h, нм28022617312170Таблица 3: Схема структуры P549.Рис.
30: Спектры отражения образца P549 в необлученной и облученных ионамиGa+ областях.фологии образца. Увеличение нерадиационной ширины в облученных областяхможет быть объяснено возникновением дополнительного неоднородного уширения ∆Γ∗2 (D), вызванного индуцированными ионами дефектами. Величина этого89уширения вычислялась как ∆Γ∗2 (D) = ΓN R (D) − ΓN R (0). Значения параметровдо облучения (ΓR (0) и ΓN R (0)) определялись усреднением величин, полученных путем измерения спектров отражения вокруг облученных областей. В связи с неоднородностью образца значения ΓR (0) незначительно отличаются дляразных облученных областей.
Измеренные параметры экситонных резонансовприведены на рис. 31. Извлечь параметры резонанса QW5 не представлялосьвозможным в связи с интерференцией с другими резонансными особенностямив образце.Рис. 31: Параметры экситонных резонансов в образце P549 в зависимости отповерхностной дозы облучения ионами D. Левый столбец — ΓR (D) (логарифмический масштаб по дозе). Кресты — до облучения ионами, круги — послеоблучения. Правый столбец — ∆Γ∗2 (D) (двойной логарифмический масштаб).Пунктир — аппроксимация линейной зависимостью.90Зависимости ∆Γ∗2 (D) для каждой из квантовых ям, кроме QW1 и QW5 аппроксимировались зависимостью ∆Γ∗2 (D) = a · D.
Подгоночные прямые показаны пунктиром на рис. 31. Видно хорошее согласие экспериментальных данных саппроксимацией, что соответствует линейному режиму по дозе облучения ионами (число индуцированных ионами дефектов пропорционально поверхностнойдозе облучения, а дополнительное уширение пропорционально плотности дефектов).На рис. 32 показана зависимость коэффициента a от глубины залеганияквантовой ямы h, а также эффективность генерации вакансий V (h), полученная моделированием TRIM для плотности GaAs ρGaAs = 5.32 г/см3 .
Заметносущественное расхождение между модельной и экспериментальными глубинами проникновения ионов Ga+ .Рис. 32: Моделирование TRIM эффективностей генерации вакансий V для различных плотностей материала GaAs ρ (левая ось) и подгоночный параметр a(правая ось, точки) для различных глубин h (логарифмический масштаб повертикали по обоим осям, перепад значений на три порядка).Качественное расхождение модельных и экспериментальных глубин проникновения ионов может быть объяснено тем, что при моделировании методомМонте-Карло не учитывается кристаллическая структура образца, в частности,возможность каналирования ионов.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
