InSb基CdTe/MgCdTe双异质结样品的光致发光和拉曼散射外文翻译资料

 2021-12-13 10:12

英语原文共 5 页

翻译文献一:

Lattice vibrations of MgxCd1-xTe Mixed Crystals

在x=0~0.6的浓度范围内,对MgxCd1-xTe混合晶体的晶格振动进行了红外和拉曼测量。本文应用改进的随机元等位移模型解释了纵向和横向光学声子频率在混合晶体中的浓度依赖性。通过将计算值与实验数据进行拟合,我们估计出了纯MgTe的静介电常数、LO声子和TO声子,以及由Cd在MgTe中形成的间隙。

第一章 介绍

近年来,人们对混合晶体的晶格振动进行了深入的研究。有关ZnxCd1-xTe、ZnxCd1-xS和CdxHg1-xTe的光学声子模型研究在此前已经得到了大范围的开展。MgxCd1-xTe混合体系的晶格动力学具有特殊的意义,因为MgTe和CdTe的原子距离几乎相等,Cd和Mg的质量也相当不同。

对于混合晶体系统的正常模式,通常可观察到两种类型的行为:一种被称为“一种模式类型”,其中出现一个单晶格带,其频率从一端组件的特征频率连续移动到另一端组件的特征频率;另一种称为“两种模式类型”,其中两个波段出现在靠近终端部件的频率处。到目前为止,已经提出了几种标准来预测给定混合晶体中单模或双模行为的出现。所有标准均表明MgxCd1-xTe系统为“双模型”,其预测结果与初步实验结果一致。

到目前为止,已经提出了几种现象学模型来解释混合晶体的行为。最近,Chang和Mitra“提出了一种改进的随机元素等位移模型(MREI),以定性地描述模式频率变化与浓度x的函数关系。使用MREI模型的计算结果表明,该模型与光学模型的一致性很好。光学声子模式与红外和/或拉曼在不同的一模和二模上的测量结果非常一致。

本文介绍了X=0~0.6范围内MgxCd1-xTe混合晶体的红外光谱和拉曼光谱数据,并用MREI模型进行了分析。在MREI模型中,所有参数都是由x=0和x=1边界处的观测量决定的,声子频率是用这些参数计算的。由于缺乏纯MgTe声子频率的信息,我们选择了适合实验数据的参数。利用该曲线拟合程序,可以在忽略纤锌矿型镁铁中光学声子各向异性分裂的情况下,估计出镉在镁铁中的隙模频率和纯镁铁的光学声子频率。

在X=0.35时,系统的带隙能与激发激光能(He-Ne激光)相近。在该值附近发现了散射效率的提高。

第二章 实验

(a)材料准备

采用Bridgman-Stockbarger法生长了本研究所用的混合晶体。采用开管法,在内径13-16mm的碳管中用石英盖进行配制,在1200-1250°C下在50 atm的氩气炉中加热1.5-3小时。纯CdTe和MgTe的结构分别为Zincblende(3c)和Wurtzite(2h)。对于成分范围xlt;0.6晶体具有锌铀矿结构(3c)的伪二元结构。但对于0.3lt;xlt;0.6的晶体,其中部分含有6h的多晶形。对于x=0.6晶体,则含有Wurtzite结构的假二元体(2h)。在xlt;0.7的范围内,MgxCd1-xTe体系可形成稳定的固溶体。通过化学分析确定晶体成分,误差在1%以内。所有晶体的自由载流子浓度均小于1015cm-3。首先用研磨剂研磨晶体表面,然后用甲醇手工抛光以防止水解。

(b)反射率测量

利用远红外真空光栅光谱仪在室温下对样品进行了反射光谱分析。分光计在单光束模式下工作,反射光强度在样品和铝镜的交替扫描中测量。辐射的入射角为12°。在整个频率范围内,谱缝宽度约为1cm。

(c)拉曼散射测量

用50mw氦氖激光器在6328下激发拉曼光谱,并用SPEX 1400型双单色仪分析。散射光被切碎,用冷却的EMI 9558光电倍增管检测,光电倍增管的输出被送入相敏探测器。采用立式玻璃低温恒温器对液氮温度进行了测量。

对于xgt;0.35和xlt;0.35的混合晶体,使用40°入射光对xlt;0.35的背向散射进行检查,因为浓度范围内的晶体对He-Ne激光是不透明的。

第三章 实验结果

(a)反射率谱

图1显示了从纯CdTe到混合晶体MgxCd1-xTe(x=0.5)的四种样品的反射率谱。在本研究所考察的组成范围内,观察到典型的双模行为。随着x值的增加,类高锰矿带向较小的方向移动。类CdTe带的x偏移量相当小。我们假设在本实验中所研究的晶体的所有部分都具有锌铀矿结构,尽管事实并非如此。这个假设的有效性将在后面讨论。具有zincblende结构的二元化合物在布里渊区中心有一个光学声子,通过长程库仑相互作用将其分为横向光学(TO)和纵向光学(LO)声子。通过Kramers-Kronig分析和经典阻尼振子谱拟合,得到了共振到模的频率。在这个分析中,从0~100cm-1以及600 cm-1以上频率范围内的恒定反射率被测定。根据介电常数虚部中相对最大值的位置来估计声子频率。数值数据如表一所示。

(b)拉曼光谱

混合晶体的拉曼散射光谱X=0.3~0.6如图所示2-4所示。对定向晶体进行测量,使一个lt;111gt;晶体轴平行于入射光束,lt;110gt;轴指向分光计狭缝。由于此处使用的晶体很容易沿lt;110gt;面切割,因此我们可以确定一个lt;111gt;方向,尽管这些样品不是单晶体。观察到两组谱带,分别属于类CdTe带和类LO声子带和类MgTe带和类LO声子带。这些波段的频率与红外反射率测量结果一致。图5显示了这些到振型频率和低振型频率随浓度x的变化。这些点来自红外和拉曼数据。

由图可以看出,2LO(CdTe)、2LO(MgTe)和LO(CdTe) LO(MgTe)是发现在高频率侧。求和带的强度比2LO(CdTe)和2LO(MgTe)简单的叠加要大。这种强大的加和带在共振拉曼条件下的CdSXSe1-x中被Hayer and Brafman观察到。对于X=0.35左右的晶体,MgxCd1-xTe系统的多声子带具有更高的强度。X=0.35晶体的共振拉曼增强是由于晶体的带隙能量与激发激光能量非常接近。在低频侧也发现了三个强度较高的宽频带。为了确定和计算TO和LO模频率,无论这些频带是由一阶还是二阶声子产生的,都在液氮温度下进行了强度测量。由于某些晶体在低温下表现出强发光现象,这使得测量带强度变得困难,因此我们只对x=0.4的晶体进行了测量。这些谱带在室温下的峰位分别为46.1、78.0和118.8 cm-1。室温和液态氮温度下的综合强度对比如表二所示。由于在液氮温度下,78cm-1的波段非常弱,无法解析,因此仅对46.1和118.8 cm-1波段进行比较。将TO模式的综合强度用作内部标准,并假设TO强度随上述一阶Rama线的温度而变化。结果表明,低频侧的谱带为二阶拉曼谱带。

第四章 MERI模型的应用

在本节中,我们将把MREI模型应用于MgxCd1-xTe系统。MREI模型建立在同类物质的阴阳离子作为一个刚性单元振动、i.e单元以相同的相位和振幅振动的假设基础上。这个模型的第二个假设是,每个原子都受到其相邻原子统计平均值产生的力的影响。写下运动方程有三种不同的力常数:FAB、FAC、FBC,对于AxB1-xC型混合晶体来说。在这个模型中,所有的参数都是由在x=0和x=1的边界上观察到的量决定的,即纯化合物的光学声子和局部或间隙模式。考虑到极化场的影响,利用这些模型参数可以计算出混合晶体系统在整个混合比范围内的模频和模频。边界条件是通过求解x=0和x=1的运动方程得到的。

我们选用了3.7作为 (MgTe)的值,这是通过将表1中的MgxCd1-xTe的值外推到x=1得到的。在应用MREI模型时,我们确定了纯MgTe的声子频率和所有参数,以使计算值与实验数据相匹配,因为纯MgTe的声子频率未知。利用这种曲线拟合方法,我们可以在假设纤锌矿型MgTe中光学声子模(A、E模)的各向异性分裂很小的情况下,估计Cd在MgTe中的隙模频率、静态介电常数、 (MgTe)和纯MgTe的LO和TO声子频率。我们还测定了力常数FAB、FAC、FBC和的值。因此确定的最佳拟合参数和这里使用的常数列在表til中。

第五章 结论

在将MREI模型应用于MgxCd1-xTe混合体系时,我们能够估计出纯MgTe中的参数,以及LO声子频率和TO声子频率。镁石的晶体结构为纤锌矿,长波长的红外和拉曼有源声子均分为E和A两种模式。然而,我们在分析中假设这些光学声子的各向同性分裂很小。这一假设不会那么糟糕。事实上,在Wurtzite-Zns中,A1和E1 TO模的频率差小于1 cm-1,而在CdS中频率差约为7cm-1。对于LO模式,CdS和ZnS中的差异约为几cm-1,因此该假设对本文所研究的混合系统有效。“S.K.Kurtz”测量了MgTe的静态介电常数,他报告了~7的值。我们的估计值6.9与实验值一致。X射线分析表明,0.6gt;xgt;0.3的混合晶体中含有部分多型6H,Feldmal等报道了6H-SiC上的拉曼散射,他观察到了弱的一阶拉曼谱带以及与纤锌矿结构(2H)对应的强谱带。在我们的实验中,由于二阶拉曼Bans的强度很强,没有发现这种额外的拉曼带。分析MgxCd1-xTe的晶格振动需要在低温下进行额外的测量。

翻译文献二:

Overcoming diffusion-related limitations in semiconductor defect imaging with phonon-plasmon-coupled mode Raman scattering

摘要

载流子扩散在许多半导体器件中至关重要,如太阳能电池、光电探测器和电力电子器件。结构缺陷阻碍了这些装置发挥其全部性能潜力。虽然大的载流子扩散长度表明材料质量高,但它也意味着单个扩展缺陷(例如位错)会增加载流子损耗,并使用光学技术遮蔽相邻缺陷的空间分辨率。对于常用的光致发光(PL)成像,空间分辨率由扩散长度决定,而不是由激光光斑大小决定,无论光斑是否在衍射极限处。在这里,我们展示了拉曼成像的低声子等离子体耦合模式可以用来恢复光学系统的固有空间分辨率,我们证明了该技术的有效性,通过成像缺陷的砷化镓衍射限制光学,实现了10倍的分辨率提高。此外,结合拉曼和PL成像,我们可以独立和同时确定电子密度、空穴密度、辐射复合速率和位错类缺陷附近的非辐射复合速率的空间依赖性,这是其他技术无法实现的。

简介

尽管点缺陷(PDS)和扩展缺陷(EDS)在质量上可能产生相似的效果,例如,假定产生辐射复合或携带电流的载流子耗尽,但它们通常在影响器件性能方面发挥竞争作用。例如,PDS可以抑制载流子差异,从而减少EDS的影响。相对而言,在载流子密度较高的中等质量材料中饱和PDS比较容易,但EDS往往引入非常高密度的缺陷状态,仅通过增加载流子注入量几乎不可能饱和。事实上,在通过增加光照强度达到饱和之前,位错可能会突变成比原来的形式更有害的缺陷网络。此外,不同的EDS可能表现出非常不同的行为,大多数EDS在不同程度上有害,而有些EDS对光生载体是良性的。因此,区分和研究EDS,并且最终确定EDS的原子结构是非常重要的。

要定量地研究缺陷的影响,首先需要将其定位在宏观设备上。光致发光(PL)成像是一种自然的技术,因为实验相对简单。已经开发出各种具有衍射极限或低于衍射极限空间分辨率的基于PL的成像技术,用于探测纳米结构和单个分子,其中载体扩散是可容忍的或不相关的。在大体积半导体中,载流子扩散是载流子输运的一个重要方面,特别是在对具有光生载流子或电注入载流子的器件中的缺陷进行操作研究时。对于辐射性缺陷,可以使用缺陷的光谱特性(如果可以从带边发射光谱上解决)来执行PL/EL成像。在这种情况下,空间分辨率由光学系统决定,不受载流子扩散的影响。促进这种方法的辐射缺陷的例子包括Diamond中的氮空位中心和GaAs中的氮对。然而,对于非辐射性缺陷,如Gap中的位错以及CdTe、中的位错和晶界,常用的方法是对带边PL/EL进行成像,以揭示缺陷引起的载流子损耗减弱发光信号的位置。在这种情况下,当载流子扩散长度(DL)大于光学定义的空间分辨率时,相对于光学系统的性能,空间分辨率会急剧降低。在PL图像中,由于周围区域的载流子距离与DL与缺陷位置的距离(非局部效应)相比,缺陷在视觉上可能比实际尺寸大得多。最近的研究表明,当ED呈现空间电荷场时,缺陷位置的二次谐波产生增强,其产生的局域强度分布明显高于PL。然而,并不是所有的缺陷都能提供这种增强。由于ED最基本和最有害的特征是载流子耗尽,因此需要一种对载流子密度高度敏感的技术。

由于预计缺陷附近的原子振动会发生变化,因此拉曼散射原则

资料编号:[5480]

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