Исследование влияния концентрации носителей заряда и дефектов структуры на спектры комбинационного рассеяния в монокристаллах GaAs, полученных методом Чохральского

全文:

ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время арсенид галлия является основой для создания быстродействующих устройств микро-, опто- и наноэлектроники. Полученные методом Чохральского объемные монокристаллы GaAs применяются в качестве подложек при последующем эпитаксиальном росте приборных структур [1]. Так как при подобном росте эпитаксиальный слой “наследует” параметры подложки, итоговые характеристики изделий сильно зависят от качества исходного монокристаллического GaAs [2].

Рамановская спектроскопия является современным и экспрессным методом исследования веществ и структур [3]. Она позволяет получать информацию о структуре и свойствах материалов, основываясь на их спектрах испускания. Легирование донорными или акцепторными примесями, наличие внутренних напряжений, дефектов и деформаций оказывает значительное влияние на колебательные и электронные состояния [4]. В результате спектроскопия комбинационного рассеяния (КР) света представляет широкие возможности для исследования полупроводниковых материалов и структур [5].

Цель работы – исследование образцов арсенида галлия, полученных методом Чохральского при различных условиях, методом КР света.

GaAs кристаллизуется в структуре цинковой обманки (пр. гр. $F\overline{4}3m)$. Эта структура включает два типа атомов в элементарной ячейке и, согласно теории групп, имеет три акустические (одна продольная TA и две поперечные LA) и три оптические (одна TO и 2 LO) колебательные моды. Однако правило отбора допускает в спектрах КР только продольные оптические (LO) фононные моды с поверхности (100), поперечные оптические (ТО) фононные моды с поверхности (110), а с поверхности (111) – как LO-, так и TO-фононные моды [6]. Также частота рамановских фононных полос является функцией межатомных сил. Любое изменение длины связи (например, из-за напряжения/деформации, повреждения, аморфизации и т.д.) влияет на спектры КР света. Возрастающий уровень аморфизации приводит к смещению частоты мод LO-фононов в низкочастотную область, к уширению спектральных полос и, в пределе, к исчезновению LO-моды [7].

В полярных полупроводниках, таких как GaAs, LO-фононы сильно взаимодействуют с коллективными колебаниями системы свободных носителей заряда (плазмонов) [8]. Степень взаимодействия является наибольшей, когда две моды имеют сравнимые энергии и сильно зависит от концентрации свободных носителей заряда. Для n-GaAs это приводит к двум ветвям, связанным с LO-плазмоном: L₊ (верхняя) и L₋ (нижняя), при собственной плазменной частоте ω_p. Возникновение двух плазмонных мод происходит из-за фотон-фононного взаимодействия и результирующего типичного расщепления дисперсионного соотношения в соответствии с правилом фон Неймана [9]. При низкой концентрации носителей заряда энергия плазмона зависит от концентрации носителей как квадратный корень. При более высокой концентрации носителей заряда, когда энергия плазмона приближается к энергии LO-фононов, образуется смешанное плазмон-фононное состояние с двумя ветвями, так что дисперсионные кривые фонона и плазмона не пересекаются. Частоты плазмонных колебаний можно рассчитать по уравнению [10]:

$\begin{array}{c}{\mathit{\omega }}_{\mathit{\pm }}^{\mathit{2}}\mathit{=}\frac{\mathit{1}}{\mathit{2}}\left({\omega }_{LO}^2+{\omega }_p^2\right)\mathit{\pm }\sqrt{{\left({\omega }_{LO}^2+{\omega }_p^2\right)}^{\mathit{2}}\mathit{-}\mathit{4}{\mathit{\omega }}_{\mathit{p}}^{\mathit{2}}{\mathit{\omega }}_{\mathit{T}\mathit{O}}^{\mathit{2}}}\end{array}$. (1)

В данной работе частоты нормальных LO- и TO-мод, ω_LO и ω_TO, получены из измерений спектров КР образца нелегированного GaAs, полученного вертикальной кристаллизацией, с низкой концентрацией дефектов. Плазмонная частота ω_p рассчитывается как

${\omega }_p=\sqrt{\frac{n{e}^2}{{\epsilon }_{opt}{\epsilon }_0{m}_n},}$

где n – концентрация носителей заряда, e – эффективный заряд [11], ε_opt – оптическая диэлектрическая постоянная, ε₀ – электрическая постоянная, m_n – эффективная масса носителя заряда.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

Образцы GaAs, легированные донорными и акцепторными примесями, выращивались методом Чохральского в АО “Гиредмет”. Спектры КР измеряли на рамановском микроскопе Confotec DUO при комнатной температуре. Колебания возбуждались с помощью монохроматического лазера с длиной волны 532 нм. Концентрация носителей заряда и равномерность распределения примеси определялись холловскими измерениями – изменение концентрации носителей заряда в разных точках образца незначительно.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

Образцы с электронным типом проводимости. На рис. 1 представлены спектры КР для образцов n-GaAs<Te> с разной концентрацией свободных электронов, легированных теллуром. Образцами сравнения выбраны нелегированный i-GaAs, полученный методом вертикальной кристаллизации, и образец Poly GaAs<Te>, легированный теллуром, спектр КР на котором измерен в разупорядоченной области. Определенная методом Холла концентрация носителей заряда и рассчитанные отношения I_LO ∕ (I_TO+I_LO) для всех образцов также представлены на рис. 1.

 

Рис. 1. Спектры КР образцов GaAs с разной концентрацией электронов: сплошными вертикальными линиями показаны положения пиков TO- и LO-мод, измеренных на референсном образце нелегированного GaAs; пунктиром показаны сдвиги максимума связанной плазмон-фононной ω₋ (слева) и LO-мод (справа).

 

Из результатов измерений видно, что в спектрах КР нелегированного образца i-GaAs, ориентированного в направлении (100), ярко выражена только продольная оптическая LO-мода. При этом связанные плазмон-фононные моды отсутствуют полностью в силу незначительности концентрации свободных носителей заряда (~10⁷ см⁻³). Для образцов n-GaAs<Te>, также ориентированных в направлении [100] и легированных теллуром, с ростом концентрации свободных электронов значительно уменьшается отношение интенсивностей продольной к поперечной мод I_LO ∕ (I_TO+I_LO).

Это обусловлено ростом интенсивности связанной плазмон-фононной моды ω_–, зависящей от концентрации свободных электронов. При этом наблюдается сдвиг ее частоты к частоте TO-моды. На рис. 2 представлены рассчитанные по выражению (1) зависимости частот плазмонной моды ω_p и плазмон-фононных мод ω₋ и ω₊ от концентрации носителей заряда. Также представлена экспериментальная зависимость относительной интенсивности мод I_LO ∕ (I_TO+I_LO) от концентрации электронов.

 

Рис. 2. Зависимости частот плазмонной моды ω_p и плазмон-фононных мод ω₋ и ω₊ от концентрации носителей заряда.

 

Сопоставление результатов расчета и измеренных частот связаннойплазмон-фононной моды ω₋ (рис. 2) подтверждает наблюдаемый сдвиг ее рамановского пика. Он показан на рис. 1 пунктирной линией.

Из данных рис. 1 видно, что для образца Poly GaAs<Te> LO-мода практически отсутствует. Однако концентрация электронов сопоставима с концентрацией в образце 1-GaAs<Te>. Катастрофическое снижение интенсивности продольной оптической моды связано, по-видимому, с разупорядоченностью кристаллической структуры. Авторы [12] провели исследование влияния неоднородностей в образцах GaAs, полученных молекулярно-лучевой эпитаксией. Показано, что неоднородности в слое приводят к снижению LO-моды вплоть до полного исчезновения. Следуя их результатам, мы измерили спектры КР образца GaAs, легированного теллуром и ориентированного в направлении (100), с разными типами дефектов структуры (рис. 3).

 

Рис. 3. Микрофотографии поверхности образца GaAs<Te> (отмечены места сьемки спектров КР): а – поликристаллическая область, б – центр ламели, в – скопление дислокаций, г – малоугловая граница, д – край малоугловой границы, е – дислокация.

 

Разные типы дефектов можно характеризовать разной степенью разупорядоченности кристаллической структуры в месте съемки спектров КР. Из полученных спектров КР (рис. 4) видно, что при переходе к более неупорядоченной структуре отношение I_LO ∕ (I_TO+I_LO) снижается до значений порядка 0.1. Здесь следует учитывать, что под I_TO мы понимаем суммарную интенсивность поперечной моды и связанной плазмон-фононной моды ω_‒, так как частоты этих мод практически совпадают при концентрации электронов ~3 × 10¹⁸ см^‒3. Уменьшение интенсивности продольной моды и снижение ее частоты связаны с увеличением доли разупорядоченной области по отношению к кристаллической и ориентированной в направлении [100] в месте сьемки спектров КР. Это согласуется с результатами [13].

 

Рис. 4. Спектры КР образцов GaAs<Te>, полученные в точках с разными типами дефектов на поверхности (см. рис. 3).

 

Образцы с дырочным типом проводимости. На рис. 5 представлены спектры КР образцов p-GaAs, легированных акцепторными примесями. Все образцы ориентированы в направлении [100] и имеют концентрацию дырок не больше 1.5 × 10¹⁷ см⁻³.

 

Рис. 5. Спектры КР образцов p-GaAs.

 

В спектрах КР всех образцов отсутствуют пики, соответствующие связанным плазмон-фононным модам. Это обусловлено тем, что эффективная масса дырки на порядок больше эффективной массы электрона, поэтому при сопоставимых концентрациях носителей заряда плазмонная частота ω_p будет модулироваться при меньших частотах. Соответственно, интенсивность связанной плазмон-фононной моды должна быть значительно меньше. Однако из данных рис. 5 видно, что с ростом концентрации дырок наблюдается снижение интенсивности LO-моды и ее уширение, характеризуемое рассчитанной полушириной пика (FWHM). Оба эти фактора, по-видимому, связаны с ухудшением кристаллического совершенства GaAs в результате легирования. Эти выводы хорошо согласуются с результатами предыдущих исследований [14, 15].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследованы спектры КР света, полученные на образцах GaAs с разным типом проводимости и разной концентрацией носителей заряда. Рассчитанные частоты связанных плазмон-фононных мод хорошо согласуются с результатами проведенных экспериментов. Показана возможность применения рамановской спектроскопии для идентификации дефектной структуры GaAs.

КОНФЛИКТ ИНТЕРЕСОВ

Авторы заявляют, что у них нет конфликта интересов.

作者简介

А. Максимов

МИРЭА – Российский технологический университет

编辑信件的主要联系方式.
Email: maksimov_a@mirea.ru
俄罗斯联邦, пр. Вернадского, 78, Москва, 119454

Ю. Тарасов

МИРЭА – Российский технологический университет

Email: maksimov_a@mirea.ru
俄罗斯联邦, пр. Вернадского, 78, Москва, 119454

Н. Санжаровский

МИРЭА – Российский технологический университет

Email: maksimov_a@mirea.ru
俄罗斯联邦, пр. Вернадского, 78, Москва, 119454

К. Чусовская

МИРЭА – Российский технологический университет

Email: maksimov_a@mirea.ru
俄罗斯联邦, пр. Вернадского, 78, Москва, 119454

参考

补充文件