Дефекты с глубокими уровнями в тонких слоях ZnSe и разрывы зон в квантово-размерных структурах на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe, выращенных методом эпитаксии из молекулярных пучков тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.04 ВАК РФ

На правах рукописи

ЛИТВИНОВ Владимир Георгиевич г.

г', а и-.

1 3 НОН

ДЕФЕКТЫ С ГЛУБОКИМИ УРОВНЯМИ В ТОНКИХ СЛОЯХ ЪпБе И РАЗРЫВЫ ЗОН В КВАНТОВО-РАЗМЕРНЫХ СТРУКТУРАХ НА ОСНОВЕ гпве/гпсаве И гпТе/гпС(1Те, ВЫРАЩЕННЫХ МЕТОДОМ ЭПИТАКСИИ ИЗ МОЛЕКУЛЯРНЫХ ПУЧКОВ

Специальность 01.04.04 — физическая электроника

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степепи кандидата физико-математических наук

Рязань 2000

Работа выполнена в Рязанской государственной радиотехнической академии

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор Ю. Г. Садофьев

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор, академик РАЕН

A. Н. Георгобиани

доктор физико-математических наук, профессор

B. И. Кадушкин

Ведущая организация: ОАО Рязанский завод метадло-

керамических приборов, г. Рязань

Защита состоится " / " декабря 2000 г. в /3" часов на заседании диссертационного совета КПЗ. 10. 02. в Рязанском государственном педагогическом университете имени С.А. Есенина по адресу: 390000, г. Рязань, ул. Свободы, д. 46.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке Рязанского государственного педагогического университета.

Автореферат разослан октября 2000 г.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор физико-математических наук

М. В. Чиркин

4 8ЦА.35,5.08

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Широкозонные полупроводниковые соединения группы А2В6 - 2пБе, ЪпТе, обладают уникальными фотоэлектрическими и люминесцентными свойствами и представляют интерес для оптоэлектроники.

В настоящее время уделяется значительное внимание изучению электрофизических свойств пленок гпБе и гпТе, выращенных на инородных подложках методом эпитаксии из молекулярных пучков. В литературе приводятся данные для большого количества глубоких уровней, наблюдаемых в гетеро-эпитаксиальных пленках гпБе и 2пТе. Однако до сих пор данные о природе глубоких центров в пленках гпБе и 2пТе несистематизированы и практически не установлена взаимосвязь между электрофизическими свойствами пленок гпБе и ZnTe и технологическими режимами эпитаксиального роста пленок. Поэтому изучение электрофизических свойств гетероэпитаксиальных пленок соединений А2В6, выращенных при различных условиях роста, является весьма актуальной задачей.

В связи с интенсивным развитием полупроводниковой микро- и нано-электроники значительное внимание уделяется изучению оптических и электрических свойств квантово-размерных структур 7п8е/гпСс15е и гпТе/2пСс1Те. Как правило, квантово-размерные структуры создаются на основе резких гетеропереходов. Величины разрывов энергетических зон в гетеропереходах и квантово-размерных структурах относятся к важнейшим фундаментальным свойствам данных структур. Для структур на основе 2п8е/2пС{18е и 5МГе/2пС(1Те относительные разрывы зон определены не достаточно надежно.

В настоящее время существует ряд теоретических моделей для определения разрывов энергетических зон в гетеропереходах, от модели Андерсона для идеального гетероперехода до более сложных моделей, таких как теория атомных орбиталей Харрисона, теория самосогласованного пограничного потенциала и др. Однако при практическом применении теоретические расчеты дают большой разброс результатов из-за имеющейся свободы в выборе используемых при расчете параметров структур. Кроме того, особенности получения конкретных образцов также могут приводить к колебаниям величин разрывов энергетических зон.

Как правило, для исследования энергетических зон соединений А2В6 применяют оптические методы контроля. Согласно [1], наиболее надежными считаются данные, полученные в экспериментах по фотоэлектронной спектроскопии в ультрафиолетовой и рентгеновской областях спектра на очень тонких

гетеропереходах при условии, что технология изготовления самих переходов очень высока. Определение параметров разрыва зон в гетеропереходах, в том числе и в квантово-размерных структурах возможно только в случае исследования перечисленными методами специально приготовленных образцов [1]. В настоящее время количество объектов с квантовыми ямами, представляющих интерес для наноэлектроники и оптоэлектроники, очень велико. В этих условиях представляется актуальным разработка метода экспериментального определения разрывов энергетических зон конкретных типов структур и сопоставление экспериментальных результатов с предсказаниями различных теоретических моделей.

Изучение особенностей зонной диаграммы в квантово-размерных структурах на основе 2п8е/2пСс18с и 7пТе/2пСс1Те позволит прояснить сложившуюся ситуацию с неопределенностью величин относительных разрывов (параметров разрывов) энергетических зон.

Целью настоящей работы являлось: определение влияния технологических режимов молекулярно-пучковой эпитаксии на энергетический спектр дефектов с глубокими уровнями (ГУ) в пленках гпБе, выращенных на подложках ОаАз(ЮО), и разработка методики определения параметров разрыва зон в квантово-размерных структурах на основе полупроводников А2В6, содержащих одиночную и множественные квантовые ямы (КЯ) различной конфигурации.

Для достижения поставленной цели в работе решались следующие

задачи:

1. Исследование электрофизических свойств (концентрации основных носителей заряда, подвижности, параметров дефектов с глубокими уровнями) пленок гпБе различной толщины, выращенных на подложках ОаАз(ЮО) при различных скоростях роста и типах реконструкции поверхности.

2. Разработка методики определения разрывов зон в квантово-размерных структурах.

3. Исследование влияния параметров квантово-размерных структур на основе гп8е/2пСс18е и 2пТе/2пСс1Те (ширины КЯ и барьерных слоев, концентрации Сё) на величины разрывов зон.

Основными объектами исследования были выбраны нелегированные эпитаксиальные пленки 2пБе, а также квантово-размерные структуры с одиночной КЯ и структуры, представляющие собой набор туннельно-связанных и несвязанных КЯ на основе 7п8еУ2пСс18е и 2пТе/7,пС<1Тс, выра-

щенные на подложках ОаЛз(ЮО) методом молекулярно-пучковой эпитаксии.

Научная новизна представленных в работе результатов заключается в следующем:

1. Проведены исследования глубоких центров в пленках гпБе, позволившие обнаружить зависимость энергетического спектра глубоких центров от типа реконструкции поверхности и скорости роста пленок гпБе.

2. Впервые параметр разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах на основе Zn.Se/ZnCdSe и 7пТе/гпСс1Те, имеющих конфигурацию зонной диаграммы первого типа, определен в результате совместного использования экспериментальных данных, полученных методами релаксационной спектроскопии глубоких уровней (РСГУ) и катодолюминесценции (КЛ).

3. Развита теоретическая модель Андерсона для определения разрывов зон с учетом внутренних механических напряжений в квантовых ямах и барьерных слоях в квантово-размерных структурах с одиночной и множественными квантовыми ямами на основе гетеропереходов 2п8е/2пСс18е и 2пТе/гпСс1Те.

4. Обнаружена зависимость параметра разрыва зоны проводимости в структурах с одиночной и множественными квантовыми ямами на основе гпБе/гпСс^е и 2пТе/7пС<1Те от конфигурации квантово-размерной части структуры.

Достоверность научных выводов работы обеспечена использованием комплекса независимых методов: 1) метода вольт-фарадных характеристик; 2) метода вольт-амперных характеристик; 3) метода эффекта Холла; 3) релаксационной спектроскопии глубоких уровней; 4) катодолюминесценции, а также соответствием экспериментальных величин относительного разрыва'зоны проводимости и рассчитанных теоретически значений.

Основные научные положения, выносимые на защиту:

I. При изменении отношения эквивалентных давлений молекулярных пучков селена и цинка на ±25% относительно значения Р5е:Р^п = 2:1 или скорости роста слоев гпБе от 0,6 до 2 мкм/ч на подложках ОаАз(ЮО) имеет место перестройка энергетического спектра дефектов с глубокими уровнями. При переходе от условий обогащения поверхности 2п8е атомами к условиям обогащения поверхности атомами Эе снижается концентрация ГУ с энергией активации 0,36±0,02 эВ, вместо ГУ с энергией активации 0,84±0,03 эВ появляется ГУ с энергией активации 0,72+0,03 эВ. ГУ с энергией активации 0,56±

0,02 эВ возникает при форсировании скорости роста эпитаксиальных слоев ZnSe.

2. Методика, основанная на совместном использовании экспериментальных данных релаксационной спектроскопии глубоких уровней и катодолюми-несценции, позволяет определять параметры разрыва зон в квантово-размерных структурах, имеющих конфигурацию зонной диаграммы первого типа.

3. Параметр разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с одиночными и множественными квантовыми ямами на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe не является фиксированной величиной, а зависит от конфигурации квантово-размерной части структуры.

Научная и практическая значимость результатов работы:

1. Установлена зависимость энергетического спектра дефектов с глубокими уровнями в эпитаксиальных пленках ZnSe, выращенных методом моле-кулярно-пучковой эпитаксии на подложках GaAs, от типа реконструкции поверхности и скорости роста пленки.

2. Получено выражение для сечения захвата носителей заряда квантовой ямой, учитывающее геометрические размеры (ширину) КЯ и высоту потенциального барьера для НЗ, находящихся на уровнях размерного квантования.

3. Проанализировано влияние внутренних упругих напряжений, обусловленных рассогласованием постоянных кристаллических решеток и температурной зависимостью линейных коэффициентов теплового расширения материалов подложки, барьерного слоя и квантовой ямы, на величины разрывов валентной зоны и зоны проводимости в квантово-размерных структурах на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe.

4. Разработанная методика позволяет экспериментально определить конкретные значения относительного разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с одиночной и множественными КЯ на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe.

Апробация результатов работы.

Основные результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на Всероссийской межвузовской научно-технической конференции студентов и аспирантов "Микроэлектроника и информатика - 98" (Зеленоград, 20-22 апреля 1998 г.), IV Всероссийской научно-технической конференции "Методы и средства измерений физических величин" (Нижний Новгород, 1617 июня 1999 г.), Международной конференции "The Ninth International

Conference on II-VI Compounds (II-VI '99)" (Kyoto, Japan, November 1-5, 1999), Международной конференции "Релаксационные явления в твердых телах" (Воронеж, 18-21 октября 1999 г.), Всероссийском совещании "Нанофотоника-2000" (Нижний Новгород, 20-23 марта 2000 г.), 8-м Международном симпозиуме "Nanostructures: physics and technology" (St Petersburg, Russia, June 19-23, 2000).

Публикации. По теме диссертации опубликовано 10 печатных работ, из Hire 4 статьи и 6 тезисов докладов на конференциях.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы, включающего 113 наименований. Диссертация изложена на 152 страницах машинописного текста, содержит 22 таблицы и 48 рисунков.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении определена актуальность темы работы, сформулированы цель и задачи, указаны научная новизна и практическая значимость выполненных исследований, а также выносимые на защиту научные положения.

Первая глава представляет собой обзор литературных данных, посвященных исследованиям электрофизических свойств и природы глубоких центров в эпитаксиальных пленках ZnSe и ZnTe. Показано, что к настоящему времени данные о природе глубоких центров в ZnSe и ZnTe не систематизированы. Также рассмотрены данные по исследованию относительных разрывов зон в квантово-размерных структурах на основе ZnCdSe/ZnSe и ZnCdTe/ZnTe методами люминесценции и измерения спектров поглощения. Показано, что существующие экспериментальные данные о величинах относительных разрывов зон в указанных квантово-размерных структурах, представленные в различных литературных источниках, значительно различаются.

Вторая глава посвящена рассмотрению метода релаксационной спектроскопии глубоких уровней и описанию его технической реализации. Рассмотрены особенности применения метода РСГУ к квантово-размерным структурам.

Носители, локализованные на уровнях размерного квантования в КЯ, подобны носителям, захваченным глубоким уровнем (ГУ) гигантских размеров [2-3]. В квантово-размерной структуре с зонной диаграммой первого типа и одинаковым анионом в барьерном слое и в КЯ согласно правилу корреляции анионов величина разрыва зоны проводимости всегда значительно превышает величину разрыва валентной зоны. Поэтому квантово-размерные структуры на

основе 2п8е/2пСс18е и 2пТе№пСдТе содержат КЯ, представляющие глубокие ловушки главным образом для электронов ввиду более слабого ограничения в КЯ дырок.

Плотность тока эмиссии электронов из квантовой ямы определяется выражением [4]:

]\=етп^, (1)

где ет - скорость термической эмиссии и л,„ - слоевая концентрация электронов в квантовой яме, д - заряд электрона. Согласно термоэлектронной теории все носители заряда в квантовой яме, имеющие энергии больше чем высота потенциального барьера, могут беспрепятственно покидать квантовую яму. Все свободные носители заряда, достигшие границ квантовой ямы, захватываются ямой, поэтому плотность тока захвата электронов определяется как [4]:

]с=2пь(и)Ч, (2)

где щ - концентрация свободных электронов в прилегающем к квантовой яме

барьерном слое и (и} - средняя тепловая скорость электронов с массой т при

температуре Т. Множитель 2 в уравнении (2) введен для учета захвата электронов по обе стороны квантовой ямы. В условиях термодинамического равновесия, когда один и тот же уровень Ферми определяет заполнение состояний в барьерных слоях и в квантовой яме, имеем }с=]е.

Равновесная слоевая концентрация электронов в квантовой яме с энергетическим уровнем размерного квантования Е„ в случае статистики Больцмана определяется как [4]:

Е

т'ккТ { Е^-Ер-V-,

(3)

кТ,

где Е„ - дно зоны проводимости в квантовой яме и Ер - уровень Ферми для электронов. Разрыв зоны проводимости в квантово-размерной структуре определяется как АЕс = ЕсЬ - Ее», где ЕсЬ - дно зоны проводимости в барьерном слое.

По аналогии с выражением для концентрации свободных электронов в зоне проводимости в объемных полупроводниках:

п = пь = Nс ехр

{ЕС~Е,)~

(4)

кТ

двумерная эффективная плотность состояний для электронов в КЯ определя-

ется как:

^ч- = т«кТ . (5)

с яй2

В условиях термодинамического равновесия для процессов захвата и эмиссии электронов скорость эмиссии электронов с учетом выражений (1) и (2) определяется как [4]:

/л

&ЕС-Е,

(6)

кТ

где Дг - термическая длина, я,. =(2л-Н1 /ш1 кт]11, Е\ - первый уровень размерного квантования для электронов в яме, / - фактор заполнения квантовой ямы электронами с учетом вырождения в квантовой яме, определяемый го выражения [4]:

/=2>

1 + ехр! Е,:

кТ

<7)

При захвате носителей заряда в квантовую яму происходит рассеяние их энергии. Наиболее эффективным процессом рассеяния энергии является эмиссия оптическпх фононов. Если ширина квантовой ямы с1 меньше чем длина свободного пробега носителей заряда /, зависящая от эмиссии оптических фононов, то захватывается только часть носителей заряда (в данном случае электронов). В этом случае плотность тока захвата определяется как [4]:

Л. =2 п>{и)д±. (8)

Отношение (1/1 учитывает зависимость процесса захвата электронов от соотношения ширины ямы и длины свободного пробега электронов. Аналогичным образом отношение (1/1 добавляется в выражение для скорости эмиссии электронов из квантовой ямы [4]:

е (9)

г /Л, I \ кТ )

Таким образом, из выражения (9) с учетом того, что в обычном РСГУ-методе предэкспоненциальный множитель в выражении для скорости эмиссии электронов с ГУ равен ая<и>Ы^ [5], автором получено выражение для сечения захвата электронов квантовой ямой:

а -М, (Ю)..

"Я

в котором присутствуют геометрический параметр ямы (ширина и ее энергетическая глубина (высота потенциального барьера для носителей заряда,

учитываемая через фактор заполнения/).

В доступных автору литературных источниках выражение (10) для сечения захвата НЗ квантовой ямой отсутствует.

Третья глава посвящена изучению электрофизических свойств эпи-таксиальных пленок гпБе, выращенных на СаАз(ЮО) методом молекулярно-пучковой эпитаксии.

Пленки гпБе выращивались методом эпитаксии из молекулярных пучков в условиях существования поверхностных реконструкций типов (1x2), с(2х2) или (1х2)+с(2х2). Первый из указанных типов реконструкции соответствует поверхности ZnSe, стабилизированной селеном, второй характерен для стабилизированной цинком поверхности, а третий - для переходной области, наиболее близкой к стехиометрическим условиям эпитаксии. Скорость роста эпитаксиальных слоев для различных образцов составляла 0,6 - 2 мкм/ч.

В ходе работы были исследованы диоды Шоттки, созданные на эпитаксиальных слоях 2пБе. Проведенное исследование электрофизических свойств гетероэпитаксиальных слоев гпБе методами эффекта Холла, вольт-амперных и вольт-фарадных характеристик показало, что без намеренного легирования пленки гпБе имеют п-тип проводимости с концентрацией электронов, убывающей по мере увеличения толщины пленки. Донорные уровни являются мелкими, вследствие чего проводимость слоев остается практически неизменной при понижении температуры от комнатной до 77 К. По крайней мере одной из мелких легирующих примесей является галлий, встраивающийся в выращиваемые слои с поверхности подложки в процессе эпитаксии. По мере эксплуатации установки молекулярно-пучковой эпитаксии, имело место снижение уровня неконтролируемого легирования, что приводило к компенсации проводимости слоев.

Измерение спектров РСГУ показало, что несмотря на относительно небольшое изменение отношения эквивалентных давлений молекулярных пучков селена и цинка ( ± 20-25% от среднего уровня Р5е:Рг:п = 2:1), необходимое для изменения типа реконструкции поверхности пленки при эпитаксии, имела место значительная перестройка спектра дефектов с глубокими энергетическими уровнями. Было обнаружено четыре типа ловушек основных НЗ -электронов с энергиями активации 0,36, 0,56, 0,72 и 0,84 эВ. Все обнаруженные ГУ связаны, с вакансиями селена и их комплексами либо междоузельны-ми атомами цинка.

При переходе от типа реконструкции с(2х2) к (1х2)+с(2х2) и (1x2)

происходит уменьшение концентрации ГУ с энергией активации 0,36±0,02 эВ. При переходе от типов реконструкции с(2х2) и (1х2)+с(2х2) к (1x2) вместо ГУ с энергией активации 0,84+0,02 эВ фиксировали ГУ с энергией 0,72±0,02 эВ. Дополнительный ГУ с энергией активации 0,56±0,02 эВ фиксировался в образцах, выращенных при форсировании скорости роста эпитаксиальных слоев.

Четвертая глава посвящена разработке методики определения разрывов зон в квантово-размерных структурах и изучению высокоомных квантово-размерных структур с одиночными КЯ на основе 2п8е/2пС(18е и 2пТе/2пСс1Те методами катодолюминесценции и токовой РСГУ.

Для исследования квантово-размерных структур с зонной диаграммой первого типа широко используют люминесцентные методы контроля. При безусловной информативности этих методов люминесцентный сигнал не содержит исчерпывающей информации о величинах разрывов энергетических зон.

Нами был разработан новый метод экспериментального определения разрыва зон, основанный на использовании дополнительной информации о величине энергии термической активации носителей, локализованных на основном уровне размерного квантования в квантовых ямах. Экспериментальным методом извлечения этой информации является релаксационная спектроскопия глубоких уровней. С позиций формализма РСГУ уровень размерного квантования подобен центру захвата гигантских размеров, и термоактивационный анализ может быть применен для определения энергетического зазора между уровнем размерного квантования и краем соответствующей разрешенной зоны в барьере. В случае гетероструктур с достаточно широкими ямами энергия активация носителя непосредственно дает разрыв соответствующей зоны. Если удается найти сигнал как для электронов, так и для дырок, то, тем самым, РСГУ дает полную информацию о зонной диаграмме гетероструюуры. При обнаружении сигнала РСГУ лишь от одного типа носителей необходима дополнительная информация об энергии излучательного перехода в квантовой яме, которую можно легко получить из спектра люминесценции структуры. В структурах с узкими квантовыми ямами необходимо определить положение основного уровня квантования в яме. Здесь приходится использовать расчеты, однако зависимость конечного результата в определении разрыва зон от параметров используемой при расчетах модели в этом случае довольно слабая.

Относительный разрыв зоны проводимости (валентной зоны) в кван-

тово-размерной структуре с зонной диаграммой первого типа может быть найден следующим образом:

Qcm ~ Л£С(г/Л£о = (El + Eel(hh,j)/(AEa, - АЕЬ + Eei + Ehhl), (11) где El - энергетический интервал между основным электронным (дырочным) уровнем размерного квантования и краем соответствующей зоны в барьере; АЕа - энергетический сдвиг максимума линии излучения КЯ относительно линии излучения свободного экситона в барьере, полученный из спектров KJ1; Eei и Ehhi - энергии основного уровня размерного квантования в КЯ электронов и тяжелых дырок соответственно, отсчитываемые от краев соответствующих зон в КЯ; АЕь - разница между энергиями связи экситона, локализованного на тяжелой дырке, в объемном материале барьерного слоя и КЯ.

Отметим, что определение относительных разрывов зон по формуле (11) основано главным образом на экспериментальных данных. Расчетными параметрами являются только энергии основных состояний размерного квантования в С- и V-зонах (индексы С и V соответствуют зоне проводимости и валентной зоне), а также величина энергии связи экситона в КЯ. Методики расчета этих параметров известны и апробированы.

В данной работе квантово-размерные структуры с одиночными и множественными КЯ были исследованы методами катодолюминесценции и токовой РСГУ. Спектры КЛ исследуемых образцов наряду с линиями излучения свободных экситонов в барьерных слоях содержали интенсивную линию излучения, обусловленную излучением локализованного на тяжелой дырке экситона в КЯ. Изучаемые структуры имели конфигурацию зонной диаграммы первого типа, поэтому линия излучения КЯ соответствует прямому переходу электрон - тяжелая дырка.

На РСГУ-спектрах образцов с КЯ появлялся дополнительный пик El, энергия активации которого для различных образцов коррелировала с величиной сдвига энергетического положения линий KJI квантово-размерных структур относительно линий излучения свободных экситонов в буферных слоях ZnSe и ZnTe. Величина энергии активации дополнительного уровня оказалась большей для тех образцов с большим энергетическим сдвигом максимума линии излучения КЯ относительно линии излучения свободного экситона в барьере. Дополнительный пик, по нашему мнению, связан с эмиссией электронов с основного состояния размерного квантования в квантовой яме. Энергия активации ГУ El. в этом случае соответствует энергетическому интервалу между дном зоны проводимости барьерного слоя и положением уровня размерного квантования в КЯ. Далее с использованием экспериментальных данных, полученных из спектров РСГУ и катодолюминесценции, и выражения (11) были

рассчитаны значения параметра разрыва зоны проводимости в структурах с одиночной КЯ.

Параметр Qc можно теоретически рассчитать с учетом и без влияния внутренних упругих напряжений на разрывы краев разрешенных зон. Для определения величин разрывов валентной Л£(< и зоны проводимости АЕс в первом приближении воспользуемся моделью Андерсона.

В случае, когда рассматривается пара гпЗе(Те) и гпСс!8е(Те), относительный разрыв зоны проводимости можно определить из выражения:

^ Ес (г«5е(Ге)) - Ев (х) -Л, (12)

Еа (&&(7е)) - Еа (х)

где Ес(х) - ширина запрещенной зоны материала КЯ, х — содержание С<3 в КЯ.

При этом предполагается линейное изменение разрыва валентной зоны от концентрации Сс1 в КЯ. Для двух различных полупроводников, имеющих одинаковые анионы, в данном случае Бе или Те, разрыв валентной зоны всегда меньше разрыва зоны проводимости, поэтому для снижения погрешности вычислений энергий размерного квантования носителей заряда разрыв зоны проводимости находили через разрыв валентной зоны.

Формула (12) соответствует практически идеальному случаю. В реальных объектах присутствуют встроенные механические напряжения, поэтому учтем их влияние на положение краев разрешенных зон в КЯ при нахождении относительного разрыва зоны проводимости. Поскольку ширина запрещенной зоны КЯ отсчитывается относительно положения потолка валентной зоны тяжелых дырок, параметр Ос может быть вычислен по формуле:

О М- (?пГс(5е))-Е(!(х)-АЕух-ЛКГ(х) . (13)

^ Еа (Ше^е))-Еа (х) - АУс (х) + Д (*)

где АУс(х) и АУ>,),(х) - энергетические сдвиги зоны проводимости и валентной зоны тяжелых дырок, соответственно, обусловленные упругими напряжениями. Упругие напряжения возникают вследствие рассогласования постоянных кристаллических решеток материалов КЯ и барьеров, а также из-за рассогласования температурных коэффициентов линейного расширения материалов КЯ, барьеров и подложки. Расчеты показали, что термические напряжения по крайней мере на порядок величины меньше, чем напряжения из-за рассогласования постоянных решеток. Поэтому термические напряжения в расчетах теоретического значения ()с можно не учитывать.

Упругие напряжения из-за рассогласования постоянных кристаллических решеток материалов КЯ и барьеров существуют лишь до некоторой кри-

тической ширины КЯ, при превышении которой они оказываются релаксиро-ванными. Поэтому при расчетах учитывали значения критической ширины КЯ при заданных значениях концентрации Сс1 в КЯ.

Несоответствие между теоретическими и экспериментальными значениями относительного разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах на основе 2п8е/2пСс18е может получаться из предположения о линейной зависимости разрыва валентной зоны от концентрации Сё в ненапряженном гетеропереходе в формулах (12)-(13). В этом случае вся нелинейность зависимости полного разрыва запрещенной зоны от х определяется нелинейностью АЕс{х). В квантово-размерных структурах на основе 2пТе/2пСсГГе разрыв валентной зоны очень мал, поэтому предположение о линейной зависимости разрыва валентной зоны от х не оказывает существенного влияния на конечный результат.

Все это может приводить к несоответствию теоретических к экспериментальных данных. Однако указанные причины не снижают практической ценности рассматриваемых методик как экспериментального, так и теоретического определения Qc ввиду их простоты и наглядности.

Таким образом, была предложена процедура расчета параметра разрыва зоны проводимости дс, основанная на экспериментальных данных РСГУ и КЛ при известной ширине КЯ.

При концентрации кадмия в КЯ х = 0,07+0,22 для структур ZnTdZnCйTt экспериментально и теоретически определенные значения составили соответственно 0,81 и 0,82. Для структур 2п8е/2пСс18е при х ~ 0,2+0,39 средние значения параметра Qc из экспериментальных и теоретических данных составили 0,68 и 0,77 соответственно.

Разрыв зон в квантово-размерных структурах с одиночной КЯ не является фиксированной величиной и зависит от содержания Сё в КЯ. Изменение разрыва зон относительно значений, соответствующих ненапряженному гетеропереходу, в случае квантово-размерных структур с КЯ докритической ширины определяется величиной встроенных упругих напряжений, обусловленных рассогласованием постоянных кристаллических решеток материалов ямы и барьера. Расчетная зависимость Qc(x) хорошо согласуется с полученными экспериментальными значениями.

Пятая глава посвящена изучению разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с множественными КЯ (МКЯ-структурах). Часть структур представляла собой сверхрешетки (СР).

Серия МКЯ-структур на основе 2п8е/2пСс18е состояла из образцов с

количеством квантовых ям от 4 до 100. Содержание Сй в КЯ в различных образцах изменялось в пределах 0,24 - 0,48. Серия МКЯ-структур на основе 2пТе/2пСсГГе состояла из образцов с различной конфигурацией квантово-размерной части и содержанием Сс1 в КЯ от 0,08 до 0,28.

В МКЯ-структур ах оказываются напряженными не только слои КЯ. но и барьерные слои. Поэтому при теоретическом расчете параметра разрыва зоны проводимости учитывали изменение краев разрешенных зон и в КЯ и в барьерных слоях:

0 /л Ва{2пТе(5е))-Ев{х)-&Егх-АУс(х)-ЛУ'(х) , (14)

Ее (3. Те{8е)) - Еа (*) - Д Ус (*) - Д V* (х)+Д (х) + Д у£ (дг)

где дУ*(х) и АУк1(х) - сдвиги краев зоны проводимости и подзоны тяжелых дырок в барьерном слое гп8е(Те) соответственно.

В МКЯ-структурах возможны две ситуации: 1) толщина квантово-размерной части меньше критического значения; 2) толщина квантово-размерной части больше критического значения. В первом случае релаксация упругих напряжений отсутствует, из-за рассогласования постоянных кристаллических решеток материалов КЯ и барьера и чередования слоев оказываются напряженными и слои КЯ и барьеры. При этом величины упругих напряжений в КЯ и барьерах достигают максимальных для данной структуры значений. Во втором случае деформационные напряжения в барьерах и КЯ частично релак-сируют на неизвестную величину за счет введения дислокаций несоответствия. Поэтому для МКЯ-структур с толщиной квантово-размерной части, превышающей критическое значение, в первом приближении разумно считать, что величины упругих напряжений в барьерах (КЯ) находятся между нулевым значением, соответствующим идеальному ненапряженному гетеропереходу, и значением, которое получается для случая докритической толщины квантово-размерной части структуры.

Используя те же подходы, которые были приняты для определения величин сдвигов зон в структурах с одиночной КЯ в главе 4, можно определить величины смещения краев соответствующих зон в барьерных слоях и в КЯ. Для МКЯ структур справедливы все рассуждения, которые были сделаны в главе 4 для структур с одиночными КЯ при расчетах изменения положения , краев энергетических зон в КЯ. Для расчета сдвигов краев зон в барьерных слоях определяли деформационный потенциал, обусловленный рассогласованием параметров решеток:

Е - ~а2пЬ(2яТе) ^

° (ЯпТе )

где (¡-¿„^(гпТе) — постоянная кристаллической решетки 2л8е (2пТе) в ненапряженном состоянии, а <Яц - постоянная кристаллической решетки многослойной структуры, состоящей из барьерных слоев, КЯ и покровного слоя, при отсутствии дислокаций несоответствия [б]:

G^Lcap+(N-l)GbLb+NGvLw

где осор, аь и ат Ссар, и - соответственно постоянные решетки и модули жесткости материалов покровного слоя (в данном случае 2п8е(Те)), барьерных слоев и КЯ. N равно количеству квантовых ям. В барьерных слоях с уменьшением периода СР при неизменной ширине КЯ упругие напряжения увеличиваются, поскольку возрастает разница между постоянными решеток аг^е(гпТе) и «II-

В МКЯ-структурах, в том числе и СР на основе гпБе/гпСсШе и г/.пСдТе12п'Те методом РСГУ обнаружен сигнал, обусловленный по нашему мнению эмиссией электронов с основного уровня (минизоны) размерного квантования. Обнаружено, что энергия активации этого уровня коррелирует с энергетическим положением линии излучения КЯ в спектрах КЛ. Процедура расчета относительного разрыва зоны проводимости фс* основанная на экспериментальных данных РСГУ и КЛ при известной ширине КЯ аналогична процедуре, предложенной для структур с одиночными КЯ (формула (11)).

Таким образом, разработана методика теоретического предсказания относительного разрыва зоны проводимости по известным параметрам МКЯ-структуры (СР) с учетом упругих напряжений в КЯ и барьерах. Для большинства образцов экспериментально подтверждено, что для корректного расчета относительного разрыва зоны проводимости следует учитывать влияние упругих напряжений и в КЯ, и в барьерных слоях МКЯ-структуры, Расчетная зависимость параметра (2с(х) с учетом упругих напряжений в КЯ и барьерах достаточно хорошо согласуется с полученными экспериментальными значениями для образцов с высоким содержанием Сё в КЯ.

В заключении изложены основные результаты и выводы по работе.

1.' Экспериментально показано, что при относительно небольшом изменении отношения эквивалентных давлений молекулярных пучков селена и цинка или скорости роста слоев 2п8е на ОаА$(ЮО) имеет место перестройка энергетического спектра дефектов с глубокими уровнями.

2. С использованием математического аппарата токовой РСГУ для перезарядки ГУ и КЯ получено выражение для сечения захвата НЗ квантовой ямой. Теоретически показано, что сечение захвата КЯ определяется ее геометриче-

скими размерами (шириной) и высотой потенциального барьера для НЗ, находящихся на уровнях размерного квантования в яме.

3. Разработана методика расчета относительного разрыва зон, основанная на экспериментальных данных, полученных методами катодолюминесценции и токовой РСГУ, которая была реализована для высокоомных квантово-размерных структурах ZnCdSe/ZnSe и ZnCdTe/ZnTe с одиночными и множественными квантовыми ямами.

4. Установлены конкретные значения параметра разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с одиночной и множественными КЯ на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe.

5. Получены теоретические выражения для относительного разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах ZnCdSe/ZnSe и ZnCdTe/ZnTe с одиночными и множественными квантовыми ямами, в которых учитываются упругие напряжения, обусловленные рассогласованием параметров кристаллических решеток материалов КЯ и барьеров.

6. Теоретически показано, что упругие напряжения из-за рассогласования параметров кристаллических решеток по крайней мере на порядок величины превышают напряжения, обусловленные рассогласованием температурных коэффициентов линейного расширения материалов КЯ, барьеров и подложки.

7. Теоретически и экспериментально показано, что относительный разрыв зоны проводимости в структурах с одиночной и множественными квантовыми ямами не является фиксированной величиной, а зависит от ширины квантовой ямы и барьерных слоев, толщины квантово-размерной части структуры, концентрации Cd в квантовой яме.

Цитируемая литература

1. Молекулярно-лучевая эпитаксия и гетероструктуры: Пер. с англ. / Под ред. Л. Ченга, К. Плога. М.: Мир. 1989. 584 с.

2. Лао K.L., Anderson W.A. Trap behavior in nonintentionally doped AlGaAs/GaAs single quantum well structures // J. Appl. Phys. 1993. V. 73. P. 271276.

3. Chretien O., Apetz R., Vescan L., Souifi A., Luth H., Schmalz К., Koulmann J.J. Thermal hole emission from Si/Si[.xGex/Si quantum wells by deep level transient spectroscopy // J. Appl. Phys. 1995. V 78. P. 5439-5447. '

4.' Берман Л.С., Лебедев A.A. Емкостная спектроскопия глубоких центров в полупроводниках. JI.: Наука. 1981. 176 с. . ь , . ..

5. Schmalz К., Yassievich I.N., Rucker H., Grimmeis H.G. Characterization of Si/Si^,Gex/Si quantum wells by space-charge spectroscopy // Phys. Rev. B. 1994. V. 50. P. 14287-14301.

6. Mathieu H., Allegre J., Chatt A., Lefebvre P., Faurie J.P. Band offsets and lattice-mismatch effects in strained-layer CdTe/ZnTe superlattices // Phys. Rev. B. 1988. V. 38. P. 7740-7748.

Публикации по теме диссертации

1. Литвинов В.Г. Электрофизические свойства гетеропереходов ZnSe/GaAs // Тез. докл. Всероссийской межвузовской научн.-техн. конф. студентов и аспирантов "Микроэлектроника и информатика-98". - Зеленоград, 20-22 апреля, 1998.-4.1.-С. 126.

2. Трегулов В.В., Литвинов В.Г. Влияние сопротивления базы диодов на DLTS спектры // Тез. докл. IV Всероссийской научн.-техн. конф. "Методы и средства измерений физических величин". - Нижний Новгород, 16-17 июня, 1999.-Ч.1.-С. 16-17.

3. Sadofyev Yu.G,, Kozlovsky V.I., Litvinov V.G. Deep level transient spectroscopy of Cd„Zni.xTe/ZnTe MQW structures grown on GaAs(lOO) by MBE // Proc. of the Ninth Int. Conference "II-VI Compounds (II-VI '99)". - Kyoto, Japan, November 1-5, 1999.-P. 173.

4. Литвинов В.Г., Садофьев Ю.Г. Токовая DLTS спектроскопия глубоких центров в тонких слоях ZnSe // Тез. докл. Международной конф. "Релаксационные явления в твердых телах". - Воронеж, 18-21 октября, 1999. - С. 295-296.

5. Козловский В.И., Садофьев Ю.Г., Литвинов В.Г. Разрывы зон в кван-тово-размерных структурах на основе Zn(Cd)Te, Zn(Cd)Se: расчет и эксперимент // Материалы совещания "Нанофотоника". - Нижний Новгород, 20-23 марта, 2000. - С. 233-237.

6. Kozlovsky V.I., Sadofyev Yu.G., Litvinov V.G. Band alignment in ZnCdTe/ZnTe and ZnCdSe/ZnSe SQW structures grown on GaAs(100) by MBE II Proc. of 8th Int. Symposium "Nanostructures: Physics and Technology", StPetersburg, Russia, June 19-23,2000. - P. 185-188.

7. Козловский В.И., Садофьев Ю.Г., Литвинов В.Г. Разрыв зон в структурах с одиночной квантовой ямой Zn^Cd^Te/ZnTe, выращенных на GaAs(100) эпитаксией из молекулярных пучков // ФТП. - 2000. - Т. 34. - Вып. 8.-С. 998-1003.

8. Kozlovsky V.I., Sadofyev Yu.G., Litvinov V.G. Deep level transient spectroscopy and cathodoluminescence of CdxZn[.xTe/ZnTe QW structures grown on GaAs(lOO) by MBE //J. Cryst. Growth. 2000. V. 214/215. P. 983-987.

9. Kozlovsky V.I., Sadofyev Yu.G., Litvinov V.G. Band alignment in ZnCdTe/ZnTe and ZnCdSe/ZnSe SQW structures grown on GaAs(lOO) by MBE // Nanotechnology. 2000. V.ll. P. 1-5.

10. Садофьев Ю.Г., Литвинов В.Г. Исследование электрофизических свойств гетероэпитаксиальных слоев ZnSe на GaAs(IOO) // Неорганические материалы. 2000. Т. 36. № 12. С. 1-6.

Литвинов Владимир Георгиевич

Дефекты с глубокими уровнями в тонких слоях гпБе и разрывы зон в кванто-во-размерных структурах на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe, выращенных методом эпитаксии из молекулярных пучков

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Подписано в печать 16.10.2000 г. Формат бумаги 60x84 1/16. Бумага газетная. Печать офсетная. Усл. печ. л. 1,0.

Уч.-изд. л. 1,0. Тираж 100 экз. Заказ Рязанская государственная радиотехническая академия

ЗР'-ООО, Рязань, ГСП, ул. Гагарина, 59/1. Участок оперативной полиграфии Облстатуправления 390013, Рязань, ул. Типанова, 4.

ВВЕДЕНИЕ.„.

ГЛАВА 1. Электрофизические свойства некоторых полупроводниковых соединений А2В6 и квантово-размерных структур на их основе.

1.1. Электрофизические свойства 2п8е и 2пТе.

1.1.1. Дефекты в соединениях АВ

1.1.2. Проблемы легирования ZnSe и ZnTQ.

1.1.3. Дефекты с глубокими уровнями в ZnSe, обнаруженные электрическими методами.

1.1.4. Дефекты с глубокими уровнями в 2пТе. обнаруженные электрическими методами.

1.2. Особенности квантово-размерных структур с одиночными и множественными квантовыми ямами на основе 2п8е^пСс18е и ЪпХъ/ЪпС&Те.

ПОСТАНОВКА ЗАДАЧ ДИССЕРТАЦИИ.

ГЛАВА 2. Релаксационная спектроскопия глубоких уровней в квантово-размерных структурах.

2.1. Физические основы РСГУ.

2.2. Особенности применения РСГУ для характеризации объектов с квантовыми ямами.

2.3. Установка релаксационной спектроскопии глубоких уровней.

2.4. Погрешность определения энергии ионизации ГУ по наклону кривой Аррениуса.

ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕ 2.

ГЛАВА 3. Исследование электрофизических свойств эпитаксиальных слоев 2п8е на (ОООваАз.

3.1. Особенности роста и параметры образцов.

3.2. Экспериментальные результаты и их обсуждение.

ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕ 3.

ГЛАВА 4. Разрывы зон в квантово-размерных структурах с одиночной квантовой ямой на основе 7пСс18е/7п8е и 7пСс1Те/2пТе.

4.1. Обоснование предлагаемого метода определения относительных разрывов зон.

4.2. Особенности получения и параметры исследуемых образцов.

4.3. Оптические переходы в квантово-размерных структурах на основе гпЭе/гпСсШе и 7,пТе/7,пСс1Те.

4.4. Токовая релаксационная спектроскопия глубоких уровней в квантово-размерных структурах с одиночной КЯ.

4.5. Расчет энергий размерного квантования носителей заряда в квантоворазмерных структурах.

4.6. Расчет энергии связи экситона, локализованного на тяжелой дырке.

4.7. Расчет параметра разрыва зоны проводимости с использованием экспериментальных данных KJI и РСГУ.

4.8. Теоретический расчет параметра разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с одиночной КЯ.

4.9. Расчет изменения положения энергетических зон, вызванного деформационными напряжениями из-за рассогласования постоянных кристаллических решеток.:.

4.10. Деформационные напряжения в слоях, обусловленные различием температурных коэффициентов линейного расширения материалов слоев.

4.11. Расчет критической толщины пленок ZnCdSe(Te) в структурах с одиночными КЯ.

4.12. Сопоставление результатов эксперимента и теории, обсуждение полученных результатов.

ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕ 4.

ГЛАВА 5. Разрывы зон в квантово-размерных структурах с множественными квантовыми ямами на основе ZnCdSe/ZnSe и ZnCdTe/ZnTe.

5.1. Особенности определения относительных разрывов зон в квантово-размерных структурах с множественными квантовыми ямами.

5.2. Параметры исследуемых квантово-размерных структур.

5.3. Оптические переходы в МКЯ-с груктурах на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe.

5.4. Расчет параметра разрыва зоны проводимости с использованием экспериментальных данных КЛ и РСГУ.

5.5. Теоретический расчет параметра разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с множественными КЯ.

5.6. Расчет критической толщины многослойной структуры для образцов с множественными КЯ.

5.7. Сопоставление результатов эксперимента и теории, обсуждение полученных результатов.

ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕ 5.

Широкозонные полупроводниковые соединения группы А2В6 - 7п8е, 7пТе обладают уникальными фотоэлектрическими и люминесцентными свойствами и представляют интерес для оптоэлектроники.

В настоящее время уделяется значительное внимание изучению электрофизических свойств пленок 2п8е и 2пТе, выращенных на инородных подложках методом эпитаксии из молекулярных пучков. В литературе приводятся данные для большого количества глубоких уровней, наблюдаемых в гетероэпитаксиальных пленках 7п8е и 7пТе. Однако до сих пор данные о природе глубоких центров в пленках ZnSe и 7пТе несистематизированы и практически не установлена взаимосвязь между электрофизическими свойствами пленок 7п8е и 7пТе и технологическими режимами э п итакс и ал ьн о го роста пленок. Поэтому изучение электрофизических свойств гетероэпитаксиальных пленок соединений А"В , выращенных при различных условиях роста, является весьма актуальной задачей.

В связи с интенсивным развитием полупроводниковой микро- и наноэлектроники значительное внимание уделяется изучению оптических и электрических свойств квантово-размерных структур 7п8е/7пСс18е и 7пТе/7пС(1Те. Как правило, квантово-размерные структуры создаются на основе резких гетеропереходов. Величины разрывов энергетических зон в гетеропереходах и квантово-размерных структурах относятся к важнейшим фундаментальным свойствам данных структур. Для структур на основе 7п8е/7пСс18е и 7пТе/7пС(ЗТе относительные разрывы зон определены не достаточно надежно.

К настоящему времени существует ряд теоретических моделей для определения разрывов энергетических зон в гетеропереходах, от модели Андерсона для идеального гетероперехода до более сложных моделей, таких как теория атомных орбиталей Харрисона, теория самосогласованного пограничного потенциала и др. Однако при практическом применении теоретические расчеты дают большой разброс результатов из-за имеющейся свободы в выборе используемых при расчете параметров структур. Кроме того, особенности получения конкретных образцов также могут приводить к колебаниям величин разрывов энергетических зон.

Как правило, для исследования энергетических зон соединений А~В применяют оптические методы контроля. Согласно [1], наиболее надежными считаются данные, полученные в экспериментах по фотоэлектронной спектроскопии в ультрафиолетовой и рентгеновской областях спектра на очень тонких гетеропереходах при условии, что технология изготовления самих переходов очень высока. Определение параметров разрыва зон в гетеропереходах, в том числе и в к ван го во-размер ных структурах возможно только в случае исследования перечисленными методами специально приготовленных объектов [1].

Одними из перспективных методов по изучению оптических и электрических свойств полупроводниковых структур являются фото- и катодолюминесцен ция и релаксационная спектроскопия глубоких уровней (РСГУ). Методы люминесценции позволяют получить информацию о ширине запрещенной зоны материала КЯ, величинах энергий основных состояний электронов и тяжелых (легких) дырок, а также о величине энергии связи экситана в КЯ. РСГУ дает информацию о глубоких центрах. Квантовую яму можно рассматривать как гигантскую ловушку для носителей заряда (ИЗ) [2-3], поэтому с помощью РСГУ можно определить величину энергетического интервала между уровнем размерного квантования, с которого происходит эмиссия носителей заряда, и краем соответствующей зоны в барьере.

В этих условиях представляется актуальным разработка метода экспериментального определения разрывов энергетических зон конкретных; типов структур и сопоставление экспериментальных результатов с предсказаниями различных теоретических моделей.

Изучение особенностей зонной диаграммы в квантово-размерных структурах на основе Хп8е/2пС(18е и гпТе^пСёТе позволит прояснить сложившуюся ситуацию с неопределенностью величин относительных разрывов энергетических зон.

Целью диссертации является определение влияния технологических режимов молекулярно-пучковой эпитаксии на энергетический спектр дефектов с глубокими уровнями (ГУ) в пленках 2п$е, выращенных на подложках ОаАз(ЮО), и разработка методики определения параметров разрыва зон в квантово-размерных структурах на основе полупроводников А2В6, содержащих одиночную и множественные квантовые ямы (КЯ) различной конфигурации.

Научная новизна представленных в работе результатов заключается в следующем:

1. Проведены исследования глубоких центров в пленках 2п8е, позволившие обнаружить зависимость энергетического спектра глубоких центров от типа реконструкции поверхности и скорости роста пленок 7п8е.

2. Впервые параметр разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах на основе 7п8е/7пСс18е и 2пТе/2пСс1Те, имеющих конфигурацию зонной диаграммы первого типа, определен в результате совместного использования экспериментальных данных, полученных методами релаксационной спектроскопии глубоких уровней и катодолюминесценции (КЛ).

3. Развита теоретическая модель Андерсона для определения разрывов зон с учетом внутренних механических напряжений в квантовых ямах и барьерных слоях в квантово-размерных структурах с одиночной и множествен ными квантовыми ямами на основе гетеропереходов 2п8е/2пСс18е и 7пТе/7пСс1Те.

4. Обнаружена зависимость параметра разрыва зоны проводимости в структурах с одиночной и множественными квантовыми ямами на основе 2п8е/7пС<18е и 2пТе/2пСёТе от конфигурации квантово-размерной части структуры.

Положения, выносимые на защиту.

1. При изменении отношения эквивалентных давлений молекулярных пучков селена и цинка на ±25% относительно значения Р§е Рхп = 2:1 или скорости роста слоев 2п8е от 0,6 до 2 мкм/ч на подложках СаА5( 100) имеет место перестройка энергетического спектра дефектов с глубокими уровнями. При переходе от условий обогащения поверхности 2п8е атомами Ъа к условиям обогащения поверхности атомами 8е снижается концентрация ГУ с энергией активации 0,36+0,02 эВ, вместо ГУ с энергией активации 0,84±0,03 эВ появляется ГУ с энергией активации 0,72+0,03 эВ. ГУ с энергией активации 0,56+ 0,02 эВ возникает при форсировании скорости роста эпитаксиальных слоев 7п8е.

2. Методика, основанная на совместном использовании экспериментальных данных релаксационной спектроскопии глубоких уровней и катодолюминесценции, позволяет определять параметры разрыва зон в квантово-размерных структурах, имеющих конфигурацию зонной диаграммы первого типа.

3. Параметр разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с одиночными и множественными квантовыми ямами на основе 7п8е/7пС<18е и 7,пТе/2пСсГГе не является фиксированной величиной, а зависит от конфигурации квантово-размерной части структуры.

Основные результаты работы докладывались и обсуждались на Всероссийской межвузовской научно-технической конференции студентов и аспирантов "Микроэлектроника и информатика - 98" (Зеленоград, 20-22 апреля 1998 г.), IV Всероссийской научно-технической конференции "Методы и средства измерений физических величин" (Нижний Новгород, 16-17 июня 1999 г.), Международной конференции "The Ninth International Conference on И-VI Compounds (II-VI '99)" (Kyoto, Japan, November 1-5, 1999), Международной конференции "Релаксационные явления в твердых телах" (Воронеж, 18-21 октября 1999 г.), Всероссийском совещании "Нанофотоника-2000" (Нижний Новгород, 20-23 марта 2000 г.), 8-м Международном симпозиуме "Nanostructures: physics and technology" (St Petersburg, Russia, June 19-23, 2000).

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы.

Выводы по главе 5

В МКЯ-структурах, в том числе и СР на основе 7п8е/7пСё8е и 7пСёТе/7пТе методом РСГУ обнаружен сигнал, обусловленный по нашему мнению эмиссией электронов с основного уровня (минизоны) размерного квантования. Обнаружено, что энергия активации этого уровня коррелирует с энергетическим положением линии излучения КЯ в спектрах КЛ. Предложена процедура расчета относительного разрыва зоны проводимости Ос, основанная на экспериментальных данных РСГУ и КЛ при известной ширине КЯ.

Предложена процедура теоретического расчета относительного разрыва зоны проводимости по известным параметрам МКЯ-структуры с учетом упругих напряжений в КЯ и барьерах. Для большинства образцов МКЯ-структур экспериментально подтверждено, что для корректного теоретического расчета относительного разрыва зоны проводимости следует учитывать влияние внутренних упругих напряжений и в КЯ, и в барьерных слоях МКЯ-структуры. Расчетная зависимость параметра (2с(х) с учетом упругих напряжений в КЯ и барьерах достаточно хорошо согласуется с полученными экспериментальными значениями для образцов с высоким содержанием Сё в квантовой яме.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. Экспериментально показано, что при относительно небольшом изменении отношения эквивалентных давлений молекулярных пучков селена и цинка или скорости роста слоев гпЭе на ОаАз(100) имеет место перестройка энергетического спектра дефектов с глубокими уровнями.

2. С использованием математического аппарата токовой РСГУ для перезарядки ГУ и КЯ получено выражение для сечения захвата НЗ квантовой ямой. Теоретически показано, что сечение захвата КЯ определяется ее геометрическими размерами (шириной) и высотой потенциального барьера для НЗ, находящихся на уровнях размерного квантования в яме.

3. Разработана методика расчета относительного разрыва зон, основанная на экспериментальных данных, полученных методами катодолюминесценции и токовой РСГУ, которая была реализована для высокоомных квантово-размерных структурах 2пСс18е/2п8е и 2пСёТе/2пТе с одиночными и множественными квантовыми ямами.

4. Установлены конкретные значения параметра разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с одиночной и множественными КЯ на основе 7п8е/7пСс18е и гпТе/2пСс1Те.

5. Получены теоретические выражения для относительного разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах 2пСё8е/Хп8е и 7пСс1Те/7лТе с одиночными и множественными квантовыми ямами, в которых учитываются упругие напряжения, обусловленные рассогласованием параметров кристаллических решеток материалов КЯ и барьеров.

6. Теоретически показано, что упругие напряжения из-за рассогласования параметров кристаллических решеток по крайней мере на порядок величины превышают напряжения, обусловленные рассогласованием температурных коэффициентов линейного расширения материалов КЯ, барьеров и подложки.

7. Теоретически и экспериментально показано, что относительный разрыв зоны проводимости в структурах с одиночной и множественными квантовыми ямами не является фиксированной величиной, а зависит от ширины квантовой ямы и барьерных слоев, толщины квантово-размерной части структуры, концентрации Сё в

142 квантовой яме.

В заключение выражаю признательность научному руководителю д.ф.-м.н., профессору Садофьеву Юрию Григорьевичу за научное руководство и помощь при выполнении данной работы, Козловскому Владимиру Ивановичу за предоставленные спектры катодолюминесценции, благодарность сотрудникам кафедры Микроэлектроники за внимание к работе и моральную поддержку.

143

1. Молекулярно-лучевая эпитаксия и гетероструктуры: Пер. с англ. / Под ред. Л. Ченга, К. Плога. М.: Мир. 1989. 584 с.

2. Jiao K.L., Anderson W.A. Trap behavior in nonintentionally doped AlGaAs/GaAs single quantum well structures // J. Appl. Phys. 1993. V. 73. P. 271-276.

3. Chretien O., Apetz R., Vescan L., Souifi A., Luth H., Schmalz K., Koulmann J.J. Thermal hole emission from Si/Sii,4Gex/Si quantum wells by deep level transient spectroscopy //J. Appl. Phys. 1995. V 78. P. 5439-5447.

4. Hartmann H., Mach R., Selle B. Wide gap II-VI compounds as electronic materials. Preprint 82 of a review publised in "Current topics in materials science". Amsterdam. 1982. V. 9. 572 p.

5. Warlick EX., Ho E., Petrich G.S., Kolodziejski L.A. Reducing the defect density in MBE-ZnSeAIl-V heterostructures //J. Crystal Growth. 1997. V. 175/176. P. 564-570.

6. Qiu J., Qian Q.-D., Gunshor R.L., Kobayashi M., Menke D.R., Li D., Otsuka N. Influence of GaAs surface stoichiometry on the interface state density of as-grown epitaxial GaAs heterostructures//Appl. Phys. Lett. 1990. V. 56. P. 1272-1274.

7. Vanzetti L., Bonanni A., Bratina G., Sorba L., Franciosi A., Lomascolo M., Greco D., Cingolani R. Influence of growth parameters on the properties of ZnSe-GaAs(lOO) heterostructures //J. Crystal Growth. 1995. V.150. P.765-769.

8. Qian Q.-D., Qiu J., Melloch M.R., Cooper J.A., Kolodziejski Jr.,L.A., Kobayashi M., Gunshor R.L. Low interface state density at an epitaxial ZnSe/ epitaxial GaAs interface // Appl. Phys. Lett. 1989. V. 54. P. 1359-1361.

9. Ayyar S.G., Colak S., Marshall Т., Khan В., Cammack D. Observation of hysteresis, transients, and photoeffects in the electrical properties of ZnSe/GaAs heterojunctions // J. Appl. Phys. 1990. V. 68. P. 5226-5233.

10. Hommel D., Jobst В., Behr Т., Bilger G., Beyersdorfer V., Kurtz E., Landwehr G. Correlation between electrical and structural properties of chlorine doped ZnSe epilayers grown by molecular beam epitaxy // J. Crystal Growth. 1994. V. 138. P. 331-337.

11. Hierro A., Kwon D., Ringel S.A., Rubini S., Pelucchi E., Franciosi A. Photocapacitance study of bulk deep levels in ZnSe grown by molecular-beam epitaxy // J. Appl. Phys. 2000. V. 87. P. 730-738.

12. Raisanen A.D., Brillson L.J., Vanzetti L., Bonanni A., Franciosi A. Atomic diffusion-induced deep levels near ZnSe/GaAs( 100) interfaces // Appl. Phys. Lett. 1995. V. 66. P. 3301-3303.

13. Spahn W., Ress H.R., Schull K., Ehinger M., Hommel D., Landwehr G. The growth start on the heterovalent GaAs-ZnSe interface under Те, Se and Zn termination // J. Crystal Growth. 1996. V.159. P.761-765.

14. Коваленко A.B. Электрические свойства гетероструктур ZnSe/GaAs(100), выращенных методом фотостимулированной газофазной эпитаксии // ФТП. 1997. Т. 31.Вып.1.С. 11-14.

15. Vos М., Xu F., Anderson Steven G., Weaver J.H. Photoemission studies of interface chemistry and Schottky barriers for ZnSe(100) with Ti, Co, Си, Pd, Ag, Ce, and A1 // Phys. Rev. B. 1989. V.39. P. 10744-10751.

16. Blomfield С.J., Dharmadasa I.M., Prior K.A., Cavenett B.C. Discrete Shottky barriers observed for the metal-n-ZnSe (100) system // J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P. 727-731.

17. Marshall Т., Cammack D.A., Electrical characterization of p-type ZnSe:Li epilayers grown on p+-GaAs by molecular-beam epitaxy // J. Appl. Phys. 1991. V. 69. P. 4149-4151.

18. Imai K., Kuusisto E., Lilja J., Pessa M., Suzuki D., Ozaki H., Kumazaki K. Electrical characterization of Li-doped ZnSe grown by molecular beam epitaxy // J. Crystal Growth. 1992. V. 117. P. 406-409.

19. Ни В., Karczewski G., Luo H., Samarth N., Furdyna J.K. Deep hole traps in p-type nitrogen-doped ZnSe grown by molecular beam epitaxy // Appl. Phys. Lett. 1993. V. 63. P. 358-360.

20. Tanaka K., Zhu Z., Yao T. Study of deep hole and electron traps in nitrogen-doped ZnSe by isothermal capacitance transient spectroscopy and deep level transient spectroscopy //Appl. Phys. Lett. 1995. V. 66. P. 3349-3351.

21. Matsumoto Т., Egashira K., Kato T. Hole traps in nitrogen-doped ZnSe epitaxial layers // J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P. 280-283.

22. Qurashi U.S., Iqbal M.Z. Deep levels in nitrogen-doped MBE-grown p-ZnSe // Semicond. Sci. Technol. 1997. V. 12. P. 1615-1618.

23. Matsumoto Т., Kokubo N., Kawakami K., Kato Т., Capacitance-voltage characterization of n-ZnSe/n-GaAs heterojunctions // J. Crystal Growth. 1992. V.117. P.578-582.

24. Shirakawa Y., Kukimoto H. Deep levels in ZnSe/GaAs heteroj unctions // J. Appl. Phys. 1980. V. 51. P. 5859-5863.

25. Besomi P., Wessels B.W. Deep level defects in heteroepitaxial zinc selenide // J. Appl. Phys. 1988. V. 53 P. 3076-3084.

26. Kozlovsky V.I., Krysa A.B., Korostelin Yu.V., Sadofyev Yu.G. МВБ growth and characterization of ZnTe epilayers and ZnCdTe/ZnTe structures on GaAs(100) and ZnTe(lOO) substrates // J. Crystal Growth. 2000. V. 214/215. P. 35-39.

27. Зайцев В В., Багаев B.C., Онищенко EE., Садофьев ЮГ. Излучение свободного и связанного экситонов в напряженных пленках ZnTe, выращенных методом МПЭ на подложках GaAs (100) // ФТТ. 2000. Т. 42 Вып. 1. С. 246-251.

28. Козловский В.И., Крыса А.Б., Садофьев Ю.Г., Турьянский А.Г.

29. Эпитаксиальные слои ZnTe и квантовые ямы CdZnTe/ZnTe, выращенные МПЭ на подложках GaAs(lOO) с использованием твердофазной кристаллизации затравочного аморфного слоя ZnTe //ФТП. 1999. Т. 33. С. 810-814.

30. Kumazaki К., Iida F., Ohno К., Hatano К., Imai К. Lattice strain near interface of MBE-grown ZnTe on GaAs // J. Crystal Growth. 1992. V. 117. P. 285-289.

31. Hishida Y., Toda Т., Yamaguchi T. Characteristics of Li- and CL-doped ZnTe grown by molecular beam epitaxy // J. Crystal Growth. 1992. V. 117. P. 396-399.

32. Wagner H P , Lankes S., Wolf K., Kuhn W., Link P., Gebhardt W. Spectroscopic investigations of donor and acceptor states in n- and p-doped ZnTe epilayers // J. Crystal Growth. 1992. V. 117. P. 303-308.

33. Taike A., Momose M., Kawata M., Gotoh J., Mochizuki K. Effect of N-doped ZnTe layers onZnSe/ZnTe graded superlattices//J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P. 714-717.

34. Losee D.L. Admittance spectroscopy of impurity levels in Schottky barriers // J. Appl. Phys. 1975. V. 46. P. 2204-2214.

35. Khan M.R.H., Saji M. Origin of deep levels in the depletion region of p-ZnTe/n -CdTe heterojunction determined by DLTS // J. Appl. Phys. 1985. V 57. P. 4668-4671.

36. Livingstone M., Galbraith I., Band structure and band offset in Zni,xCdxSe/ZnSe quantum wells // J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P.542-545.

37. Guenaud C., Deleporte E., Filoramo A., Lelong Ph., Delalande C., Morhain C., Tournie E., Faurie J.P. Band offset determination of ZnixCdxSe/ZnSe interface // J. Cryst. Growth. 1998. V. 184/185. P. 839-843.

38. Дианов Е.М., Трубенко П.А., Филимонов Е.Э., Щербаков Е.А. Влияние термического отжига на люминесцентные свойства квантово-размерных структур на основе соединений ZnCdSe/ZnSe // ФТП. 1997. Т. 31. С. 232-234.

39. Максимов М.В., Крестников И.Л., Иванов С.В., Леденцов Н.Н., Сорокин С.В. Расчет уровней размерного квантования в напряженных ZnCdSe/ZnSe квантовых ямах //ФТП. 1997. Т. 31. Вып. 8. С.939-943.

40. Melnik N.N., Sadofyev Yu.G., Zavaritskaya T.N. Multiphonon relaxation in ZnSe/ZnCdSe superlattice // J. Crystal Growth. 2000. V. 214/215. P. 651-655.

41. Cingolani R., Prete P., Greco D., Giugno P. V., Lomascolo M., Rinaldi R., Calcagnile L., Vanzetti L., Sorba L., Franciosi A. Exciton spectroskopy in Zni.xCdxSe/ZnSe quantum wells // Phys. Rev. B. 1995. V. 51. P. 5176-5183.

42. Pellegrini V., Atanasov R., Tredicucci A., Beltram F., Amzulini C., Sorba L., Vanzetti L., Franciosi A. Excitonic properties of Zn i xCdxSe/ZnSe strained quantum wells // Phys. Rev. B. 1995. V. 51. P. 5171-5175.

43. Liaci F., Bigenwald P., Briot O., Gil В., Briot N., Cloitre Т., Aulombard R.L. Band offsets and exciton binding energies in ZnixCdxSe-ZnSe quantum wells grown by metal-organic vapor-phase epitaxy // Phys. Rev. В. 1995. V. 51. P. 4699-4702.

44. Pellegrini V., Tredicucci A., Beltram F., Vanzetti L., Lazzarino M., Franciosi A. Band-offset determination in ZnixCdxSe/ZnSe multiple quantum wells // J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P. 498-501.

45. Lankes S., Reisinger Т., Hahn В., Meier C., Meier M., Gebhardt W. Composition dependent determination of band offsets in ZnCdSe/ZnSe and ZnSe/ZnSSe SQW by optical means // J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P. 480-484.

46. Lozykowski H.J., Shastri V.K. Excitonic and Raman properties of ZnSe/ Znj.xCdxSe strained-layer quantum wells //J. Appl. Phys. 1991. V. 69. P. 3235-3242.

47. Young P.M., Runge E., Ziegler M., Ehrenreich H. Optical absorption and exciton linewidths ofZnbxCdxSe quantum wells //Phys. Rev. B. 1994. V. 49. P. 7424-7431.

48. Mariette H., Dal1 bo F., Magnea N., Lentz G., Tuffigo H. Optical investigation of confinement and strain effects in CdTe/Cdi.xZnxTe // Phys. Rev. B. 1988. V. 38. P. 1244312448.

49. Kim T.W., Park H.L. Interband transition and electronic subband studies in CdTe/ZnTe strained single and double quantum wells grown by double-well temperature-gradient vapor deposition // J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P. 467-470.

50. Due T.M., Hsu C, Faurie J P. Linearity (commutativity and transitivity) of valence-band discontinuity in heterojunctions with Te-based Il-VI semiconductors: CdTe, HgTe, and ZnTe // Phys. Rev. Lett. 1987. V. 58. P. 1127-1130.

51. Mathieu H., Allegre J., Chatt A., Lefebvre P., Faurie J.P. Band offsets and lattice-mismatch effects in strained-layer CdTe/ZnTe superlattices // Phys. Rev. В 1988. V. 38. P. 7740-7748.

52. Козловский В.И., Садофьев Ю.Г., Литвинов В.Г. Разрыв зон в структурах с одиночной квантовой ямой Zn j xCdxTe/ZnTe, выращенных на GaAs(lOO) эпитаксией из молекулярных пучков // ФТП. 2000. Т. 34. Вып. 8. С. 998-1003.

53. Kozlovsky V.I., Sadofyev Yu.G., Litvinov V.G. Deep level transient spectroscopy and cathodoluminescence of CdxZnt.xTe/ZnTe QW structures grown on GaAs(100) by MBE // J. Cryst. Growth. 2000. V. 214/215. P. 983-987.

54. Kozlovsky V.I., Sadofyev Yu.G., Litvinov V.G. Band alignment in ZnCdTe/ZnTe and ZnCdSe/ZnSe SQW structures grown on GaAs(lOO) by MBE // Nanotechnology. 2000. V.ll.P. 1-5.

55. Палатник Л.С., Сорокин B.K. Основы пленочного полупроводникового материаловедения. М.: Энергия. 1973. 296 с.

56. Yao Т., Zhu Z., Wu Y.H., Song C D., Nishiyama F., Kimura K., Kajiyama H., Miwa S., Yasuda T. Nitrogen doping and carrier compensation in p-ZnSe // J. Crystal Growth. 1996. V. 159. P. 214-220.

57. Ren W., Yang X. Deep centers in S+ implanted ZnSe // J. Crystal Growth. 1990. V. 101. P. 454-457.

58. Kosai K. Electron traps in ZnSe grown by liquid-phase epitaxy // J. Appl. Phys.1982. V. 53(2). P. 1018-1022.

59. Shirakawa Y., Kukimoto H. The electron trap associated with an anion vacancy in ZnSe and ZnSxSebx // Solid State Commun. 1980. V. 34. P.359-361.

60. Verity D., Bryant F.J., Scott C.G., Shaw D. DLTS investigation of some II-V1 compounds //J. Crystal Growth. 1982. V. 59. P. 234-239.

61. Haase M.A., Qiu J., DePuydt J.M., Cheng H. Blue-green laser diodes // Appl. Phys. Lett. 1991. V. 59. P. 1272-1276.

62. Nasibov A.S., Kozlovsky Y.I, Reznikov P.V., Skasyrsky Ya.K., Popov Yu.M. Full colour TV projector based on A2B6 electron-beam pumped semiconductor lasers // J. Crystal Growth. 1992. V. 117. P. 1040-1044.

63. Демиховский В.Я., Вугальтер ГА. Физика квантовых низкоразмерных структур. М.: Логос. 2000. 248 с.

64. Силин А.П. Полупроводниковые сверхрешетки // Успехи физических наук. 1985. Т. 147. Вып. 3. С. 485-521.

65. Келдыш Л.В. О влиянии ультразвука на электронный спектр кристалла // ФТТ. 1962. Т. 4. Р. 2265-2267.

66. Шик А.Я. Сверхрешетки периодические полупроводниковые структуры // ФТП. 1974. Т. 8. Вып. 10. С. 1841-1864.

67. Johnston W.D. Coloumb interaction in semiconductor lasers // Phys. Rev. B. 1972. V. 6. P. 1455-1464.

68. Бондарь H.B., Тищенко В В., Бродин М С. Энергетическое состояние экситонов и спектры фотолюминесценции напряженных сверхрешеток ZnS-ZnSe // ФТП. 2000. Т.34. Вып. 5. С. 588-593.

69. Mathieu Н., Lefebvre P., Christol P. Simple analytical method for calculating exciton binding energies in semiconductor quantum wells // Phys. Rev. B. 1992. V. 46. P. 40924101.

70. Bassani F., Saminadayar K., Tatarenko S., Kheng K., Cox R.T., Magnea N., Grattepain C. Indium doping of CdTe layers and CdTe/Cdi.xZnxTe microstructures // J. Crystal Growth. 1992. V. 117. P. 391-395.

71. Gourgon C., Eriksson В., Dang L.S., Mariette H., Vieu C. Photoluminescence of CdTe/ZnTe semiconductor wires and dots // J. Crystal Growth. 1994. V. 138. P. 590-594.

72. Пингус С М., Стенин С И., Торопов А.И., Труханов Е.М. Морфологическаястабильность и механизмы роста гетероэпитаксиальных пленок. Препринт 5-86. Новосибирск. СО АН СССР. 1986. 34 с.

73. Александров Л.Н. Структура и свойства переходных слоев, образующихся в процессе эпитаксии // Обзоры по электронной технике. 1972. Сер. Полупроводниковые приборы. Вып. 10(47). 48 с.

74. Van der Merve J.H. Interfacial misfit and bonding between oriented films and their substrates // Single Crystal Films. McMilan. N.Y. 1964. P. 139-163.

75. Cibert J., Gobil Y., Le Si Dang, Tatarenko S., Feuillet G., Jouneau PH., Saminadayar K. Critical thikness in epitaxial CdTe/ZnTe // Appl. Phys. Lett. 1990. V. 56. P. 292-294.

76. Pinardi K., Jain U., Jain S.C., Maes H.E., Van Overstraeten R., Willander M. Critical thickness and strain relaxation in lattice mismatched II—VI semiconductor layers // J. Appl. Phys. 1998. V.83. P. 4724-4733.

77. Lang D.V. Deep level transient spectroscopy: a new method to characterize traps in semiconductors // J. Appl. Phys. 1974. V. 45. P. 3023-3032.

78. Берман Л.С., Лебедев А.А. Емкостная спектроскопия глубоких центров в полупроводниках. Л.: Наука. 1981. 176 с.

79. Денисов А.А., Лактюшкин В.Н., Садофьев Ю.Г. Релаксационная спектроскопия глубоких уровней// Обзоры по электронной технике. 1985. Сер. 7. Вып. 15(1141). 52 с.

80. Кузнецов Н.И. Токовая релаксационная спектроскопия глубоких уровней (i-DLTS) //ФТП. 1993. Т. 27. Вып. 10. С. 1674-1679.

81. Schmalz К., Yassievich I.N., Rucker Н., Grimmeis H.G. Characterization of Si/Sii. xGex/Si quantum wells by space-charge spectroscopy // Phys. Rev. B. 1994. V. 50. P. 14287-14301.

82. Yoon S.F., Lui P.Y., Zheng H.Q. Characterization of Gao.52Ino.48P/GaAs single quantum well structures grown by solid source molecular beam epitaxy using deep level transient spectroscopy // J. Cryst. Growth. 2000. V. 212. P. 49-55.

83. Broniatowski A., Blosse A., Srivastava Р.С., Bourgoin J.C. Transient capacitancemeasurements on resistive samples // J. Appl. Phys. 1983. V. 54. P. 2907-2910.

84. Астрова E.B., Лебедев A.A., Лебедев A.A. Влияние последовательного сопротивления диода на нестационарные емкостные измерения параметров глубоких уровней // ФТП. 1985. Т. 19. Вып. 8. С. 1382-1385.

85. Антонова И.В., Шаймеев С.С. Температурная зависимость амплитуды пика DLTS в кремнии с глубокими центрами // ФТП. 1991. Т. 25. Вып. 5. С. 847-851.

86. Сопряжение датчиков и устройств ввода данных с компьютерами. Пер. с англ. / Под ред. У. Томпкинса, Д. Уэбстера. М.: Мир. 1992. 589 с.

87. Фогельсон И.Б. Транзисторные термодатчики. М.: Советское радио. 1972. 128с.

88. Куликовский К. Л., Купер В.Я. Методы и средства измерений. М.: Энергоатомиздат. 1986. 448 с.

89. Зайдель А Н. Ошибки измерений физических величин. Л.: Наука. 1974. 108 с.

90. Kim С.С., Chen Y.P., Sivananthan S., Tsen S.-C.Y., Smith D.J. Molecular beam epitaxial growth of ZnSe on GaAs substrates: influence of precursor on interface quality // J. Crystal Growth. 1997. V. 175/176. P. 613-618.

91. Fujita S., Yoshimura N., Wu Y.H., Fujita S. Surface reconstruction and stabilization in MOMBE of ZnSe revealed by in-situ monitoring // J. Crystal Growth. 1990. V. 101. P.78-80.

92. Садофьев Ю.Г. Особенности гетеродиффузии и свойства пленок германия на арсениде галлия, полученных эпитаксией из молекулярных пучков // Письма в ЖТФ. 1993. Т. 10, Вып. 10. С.5-10.

93. Ризаханов М.А., Хамидов М.М. Фотоэлектрически активные и неактивные медленные центры прилипания электронов в кристаллах ZnSe // ФТП. 1993. Т. 27. Вып. 5. С. 721-727.

94. Norris С.В. The origin of the 1.59 eV luminescence in ZnTe and nature of the postrange defects from implantation //J. Appl. Phys. 1982. V. 53. P. 5172-5177.

95. Kozlovsky V.I., Sadofyev Yu.G. investigation of e-h pair compression in molecular beam epitaxy grown ZnCdSe/ZnSe multiquantum wells at volume excitation by electron // J. Vac. Sci. Technol. 2000. V. 18. P. 1538-1541.

96. Bastard G., Brum J.A. Electronic state in semiconductor heterostructures // IEEE J. Quantum Electronics. 1986. V. 22. P. 1625-1631.

97. Физические величины. Справочник/А.П. Бабичев, Н.А. Бабушкина, A.M.152

98. Братковский и др. Под ред. И.С. Григорьева, Е.З. Мейлихова. М.: Энергоатомиздат. 1991.1232 с.

99. Katnani A.D., Margaritondo G. Microscopic study of semiconductor heterojunctions: Photoemission measurement of the valence-band discontinuity and of the potential barriers // Phys. Rev. B. 1983. V.28. P. 1944-1956.

100. Шарма Б.JI., Пурохит Р.К. Полупроводниковые гетеропереходы: Пер. с англ. / Под ред. Ю.В. Гуляева. М.: Сов. Радио. 1979. 232 с.

101. Pollak F.K., Cardona М. Piezo-electroreflectence in Ge, GaAs and Si // Phys. Rev. B. 1968. V. 172. P. 816-820.

102. Van de Walle C.G. Band lineups and deformation potentials in the model-solid theory//Phys. Rev. B. 1989. V. 39. P. 1871-1883.

103. Новикова С.И. Тепловое расширение твердых тел. М.: Наука. 1974. 294 с.

104. ИЗ. Драгунов В.П., Неизвестный И.Г., Гридчин В.А. Основы наноэлектроники. Новосибирск: Изд-во НГТУ. 2000. 332 с.