（凝聚态物理专业论文）znsegaas异质结构的拉曼光谱.pdf

z n s e g a a s 异质结构的拉曼光谱 物理丕系( 所) 拯鬈查塑堡专业 学生姓名王蕉建导师姓名董太堕导师职称越 摘要： 使用微区拉曼谱仪测量了三种不同掺杂的g a a s ( 1 0 0 ) , f f 底( 1 1 + ，p + ，s i 一) 的 拉曼谱，用分子束外延技术在三种衬底上同时生长了相同厚度的z n s e 外延层， 并且测量了z n s e g a a s 异质结构的拉曼光谱，通过比较不同样品在不同激发光 强下的拉曼谱，研究了掺杂和光生载流子的效应。对g a a s 衬底，观察到未受屏 蔽的l o 声子模和等离子一l o 声子耦合模，但后者具有不同的特点。在n + g a a s 中，等离子是由电子形成的，而在s i g a a s 和p + 一g a a s 中，等离子主要来源于 空穴。对于z n s e g a a s 异质结构，在相同激发光强度下，发现在g a a s 中的光 生载流子浓度有显著的增强，表明在z n s e g a a s 异质结中光生载流子有更小的 复合率和更长的寿命。通过拉曼谱的分析，我们得到了上述三种z n s e g a a s 异 质结构的能带图。在不同偏振配置下测量的拉曼光谱表明，在禁戒的配置条件 下，没有观测到任何电场诱导的拉曼散射信号。 也测量了不同z n s e 厚度的z n s e n + - g a a s 异质结构的拉曼谱，并且分析了 界面附近的位错缺陷和能带弯曲对异质结构中的拉曼谱的影响。 关键字：z n s e ，g a a s ，拉曼散射，光生载流子，等离子声子耦合模 、 r a m a n s p e c t r af r o mz n s e g a a sh e t e r s t r u c t u r e s 旦! 卫i ! ! 里曼望! q ! 旦堕y ! i ! ! c o n d e n s e dm a t t e rp h y s i c s n a m e ：至望：! i 鱼旦里垒旦ga d v i s e r ：! q ：坠垒翼i 旦gh 旦i 旦g a b s t r a c t n o n r e s o n a n tm i c r o - r a m a ns p e c t r af r o mh e t e r o s t m c t u r e so fz n s eo ns e m i i n s u l a t i n g ( s i ) ，n + ，a n dp + g a a su s i n gv a r i o u se x c i t a t i o nd e n s i t i e sa r er e p o s e d t h ee f f e c t so ft h e c a r r i e r sg e n e r a t e db yb o t hd o p i n ga n dp h o t o e x c i t a t i o nh a v eb e e ni n v e s t i g a t e da n dt h e r e s u l t sa r ec o m p a r e dw i t ht h o s ef r o mb a r eg a a ss u b s t r a t e s t h es c a t t e r i n gf r o m u n s c r e e n e dl op h o n o n sa n dc o u p l e dp h o n o n - p l a s m am o d e si ng a a sa r eo b s e r v e di na l l t h r e et y p e so fs a m p l e s ，b u tw i t hd i f f e r e n tc h a r a c t e r i s t i c s t h ep l a s m aw a sf o u n dt ob e e l e c t r o ng a si n 一一g a a sb u th o l eg a si ns i a n dp + - g a a s d e p e n d i n go nt h et y p eo f s u b s t r a t ea n dt h ed e n s i t yo fe x c i t a t i o n ，t h ep l a s m ae f f e c t si n d u c e db yd o p i n ga n dp h o t o e x c i t a t i o ni nt h es u r f a c ea n di nt h ed e e p e rr e g i o n sa r ed e m o n s t r a t e d a sc o m p a r e dt ob a r e g a a ss u b s t r a t e s ，t h ed e n s i t yo fp h o t o c a r r i e r sg e n e r a t e db yag i v e ne x c i t a t i o nw a s s i g n i f i c a n t l ye n h a n c e di nz n s e g a a sh e t e r o s t r u c t u r e s ，d e m o n s t r a t i n gal o n g e rl i f et i m e a n dal o w e rr e c o m b i n a t i o nr a t eo fp h o t o c a r r i e r si nt h el a t e rt y p eo fs t r u c t u r e s t h eb a n d d i a g r a m so fz n s e g a a sh e t e r o j u n c t i o n si na l lt h r e ec a s e sw e r eo b t a i n e df r o mt h er a m a n s p e c t r a i nc o n t r a s tt ot h ec a r r i e re f f e c t s ，n oe l e c t r i cf i e l di n d u c e ds c a t t e r i n gw a so b s e r v e d i nf o r b i d d e nc o n f i g u r a t i o n s t h er a m a n s p e c t r a f r o mz n s e g a a sh e t e r o s t r u c t u r e sw i t hd i f f e r e n tz n s e t h i c k n e s s e sa r ea l s om e a s u r e d t h ee f f e c to fi n t e r f a c ea n db a n db e n d i n go nt h er a m a n s p e c t r ah a sb e e ni n v e s t i g a t e d k e yw o r d s ：z n s e ，g a a s ，r a m a ns c a t t e r i n g ，c a r t i e re f f e c t ，c o u p l e dp h o n o n p l a s m am o d e s 损g 太学 第一章：引言 宽禁带i j v i 族半导体材料的研究历史可以追溯到二十世纪初期，例如z n o 整流特性的发现。到六十年代，利用光谱手段研究的范围扩大到z n s e 、z n t e 、 z n s 、c d s e 、c d t e 及其三元合金。长期以来人们也自然地试图将这些材料用 于光发射器件中，但由于材料质量不理想而进展缓慢。到了八十年代，分子束 外延和其他现代外延技术的应用，使z n s e 为基础的合金和异质结构的晶体质 量有了很大的改进，但z n s e 的p 型掺杂以及寻找合适的异质结作为激活层等 一系列问题尚未解决，因此在蓝绿发光器件的研制中一直难以取得突破性的进 展。到了九十年代，以氮为掺杂源成功地实现了z n s e 的p 型掺杂”，使蓝绿 发光器件的研制取得突破性的进展。在以z n c d s e z n s e 为激活层的量子阱结构 中第一次观察到受激发射过程” ，导致了第一个以z n s e 为基础的蓝绿激光二极 管的出现”】。 图1 1 给出z n s e 、c d s e 、z n s 、m g s e 、m g s 以及相关的化合物的重要的物 理参数：室温禁带宽带和晶格常数。可以看出，z n s e 的禁带宽度在蓝色波段， 其晶格常数与最重要的i v i 族化合物g a a s 非常接近，它们之间的晶格适配 率为o2 5 。因此，在发光器件中，通常以g a a s 作为衬底。虽然i 【一v i 族半导 体发光器件有很好的应用前景，但其寿命仍达不到实用要求。要解决这一问题， 需要对材料的基本物理性质包括材料在强光作用下的结构稳定性作更为深入的 研究。要实现这一目标，重要的是找到一种方便研究界面处的探测手段。 拉曼光谱仪是一种非常合适的研究工具，近年来开发出来的微区拉曼谱仪， 它能和普通拉曼谱仪形成互补，提供更多的表面和界面信息。拉曼光谱作为一 种手段已被广泛应用于半导体的表面和界面的研究1 6 】。例如，拉曼光谱研究了 不同掺杂的g a a s ，通过观测到的具有不同散射机制的拉曼光谱，揭示了材料的 一些重要信息。l a f a r r o w t 7 1 和n v a s i l y 等人嘲运用拉曼散射研究不同钝化 条件下g a a s 表面的费米能级，以找到好的处理方法来改变g a a s 器件的电学性 质。由于g a a s 和z n s e 的界面态也对器件的电学和光学性质有重要的影响， z n s e g a a s 界面也得到了广泛的研究，使用拉曼散射的结果可用来分析不同 g a a s 衬底和不同z n s e 外延层厚度的能带排列。它是表征外延层质量和测量外 延层性质的重要手段，也是研究表面和界面能带结构的有力工具。对于 z n s e g a a s 异质结结构，通过选择适当的激发波长，使激发光子的能量位于外 延层和衬底禁带宽度之间，这样激光能够完全通过外延层，并且进入到衬底中， 从而拉曼散射信号能反映异质结界面的信息。微区拉曼谱仪的应用，能使我们 钽g 火擎 硕士论文王福建 1 3 a n d 。g a pe n e r g y ( e v ) 图1 1 a 部分1 i 族化合物在7 7 k 时的晶格常数 图1 1 bi i 一族化合物能带排列示意图 2 一一ucgcou u 譬j 】弼一 彼g 史擎 硕士论文- 1 4 t t j 4 l 利用小功率的激光器在样品的测量区域中得到很大的激发光强密度，从而产生 大量的光生载流子，或者等离子体。光生载流子会与声子相互作用，形成等离 子一声予耦合模，通过研究耦合模的散射谱随激发光强的变化，可以得到丰富的 界面上的信息。我l f j 希望从中得剑外延层的质量，界面的情况，以及外延层刈 衬底光电子特性的调制。 本论文利用拉曼光谱来研究z n s e g a a s 异质结构的特性。在第二章，我们 给出了喇曼散射的基本原理以及等离子声子耦合模的形成和特性，同时描述了 研究中使用的微区拉曼谱仪和普通拉曼谱仪的布局图，给出了闪锌矿晶体结构 的拉曼选择定则和部分相关的实验结果。在第三章中，主要以厚度不同的一组 z n s e n + 一g a a s 样品来阐述z n s e g a a s 异质结构拉曼谱的基本特性。在第四章中， 我们通过三组六个样品在不同激发光强下的拉曼谱的分析，讨论z n s e g a a s 异 质结构的能带以及z n s e f 引- 延层的生长对g a a s 表面光电子特性的影响，研究的重 点是光生载流子对拉曼光谱的影响。 握9 大摹 第二章：声子和等离子耦合模的基本性质 2 1 声子拉曼散射的基本原理和选择定则1 9 1 1 9 2 8 年，拉曼( c vr a m a n ) 在研究液体对光的散射时，发现散射光中除了 有与入射光频率相同的弹性成份( 瑞利散射) 外，还有与入射光频率不同但相差 不多的非弹性散射成份，称为拉曼( r a m a n ) 散射。它是一个双光子过程。这种由 非弹性散射引起的散射光相对与入射光的频率的改变正是拉曼光谱的基础。 在入射光波的电磁场( 光是电磁辐射) 的作用下，晶体中的原子将被极化， 产生感应电偶极矩。单位体积的感应电偶极矩( 即极化强度) 芦与入射光波的电 场强度e 之间的关系由下式给出： p = a e ( 2 1 ) 其中d 为极化率。上述感应电偶极矩将向空间辐射电磁波，形成散射光。 为了简化说明，假定晶体为各向同性，将电子极化率看成标量。在可见光的情 况下，晶体的极化率主要来自电子的贡献。同时，电子极化率也会被晶格振动 所调制。在固体物理学中我们知道每一个声子对应与晶体振动的一个本征模式。 用平面波的形式可以表示为： 0 ( 7 ，f ) = 亘( 口，c o ) c o s ( q - f 一耐) ( 2 2 ) 其中的i 和印为该声子的波矢和频率。设晶体中的原子处于平衡位置时的极化 率为，晶格振动引起的极化率的改变为a a , ，这里的口是极化率口按照晶格 振动位移矢量的泰勒展开的一次求偏导项，则口= a 0 十口。则由它引起的电子 极化率的改变可表达为： 口= ( 蕾) 。豆( 芦，f ) = a a 0c o s ( c a i i ) ( 2 3 ) 如果入射光的频率为功，波矢为云的平面电磁波 雪= 或c o s ( o f t 一丘i ) 则整理以上等式，极化强度可表达为 ( 2 - 4 ) 腹l 戈掌 p = ( + a a ) e = a o e oc o s ( c o 一k ，i ) + e o c o s ( q + c o ) t 一( i + k i ) tf 】+ c o s ( c o , 一c o ) t 一( i k ) t ， ) ( 2 5 1 由上式可知，存在两种散射光，第一项频率不变，即为r e y l e i g h 散射；第 二则丘。是品格振动的光学模引起的频率改变的非弹性散射光，称为拉曼散射。 式( 2 4 ) 第二项中与拉曼散射有关的两项可以写为 真：中 专d o e ) c o s ( c o 一。珀 ( - 0 s2 以缈 k s = k i 茸 f 2 6 1 ( 2 7 ) ( 2 - 8 ) 国。和k ，分别为散射光的频率和波矢。式( 2 7 ) 和( 2 8 ) 中的负号对应于s t o k e s 散 射，表示散射光的频率相对于入射光频率减少彩；正号则相应于a n t i s t o k e s 散 射，表示散射光的频率相当于入射光增加甜。这两项解释了拉曼散射，表示入 射光子散射后其频率会增加或减少相同的值。上面两式分别表明了拉曼散射 应该遵守的能量守恒和动量守恒原理。在拉曼散射实验中，入射光常在可见光 的波段，其波矢大小为i k 。i 2 刀7 7 磊“1 0 6 c m 。散射过程中所涉及的光子波矢 变化的最大值为2l k ，即参与散射过程的激元声子的波矢q 2 i 云f 1 0 6 c m ， 这要远小于晶体的布里渊区的大小( 1 0 8 c m 。1o 因此利用级拉曼散射，只能 研究布里渊区中心附近的光学声子激元。 从等式( 2 5 ) 的第二项忘。可以给出了拉曼振动的选择定则。第二项给出了 引起拉曼散射的晶体内的极化强度，散射光的强度为，。o c ；i ，霉。1 。，其中i ， 和巨分别表示入射光和散射光的偏振方向。由于s t o k e s 和a n t i - - s t o k e s 散射没 有很大差别，可以把研究对象限制在s t o k e s 散射上。对声子散射的一级峰，孑 值非常小，可以约等于零。则放射光的强度为： c c f 弓( o a o o ) 。o ( c o ) 瓦j 2 = l 亏- r 己j 2( 2 。9 ) 这里的r 被定义为拉曼张量，它与晶体所属的晶系有关。通过查表可以获的不 同晶系的拉曼张量，代入( 2 9 ) 中可以获得不同实验配置下的拉曼活性的声子散 射谱。 损g 火擎 硪士论文王福建 2 2 等离子一l o 声子耦合模的形成以及基本特性 由于极性晶格振动导致电偶极矩的产生，所以晶格振动会和入射电磁场耦 台，即卢子一光子问耦合形成极化激几。根据入射电磁波的横场特性和福合中的 波矢守恒和能量关系，可以预期只有布里渊区原点附近的横光学模晶格振动才 能和入射光发生耦合。通过晶体中的麦克斯韦方程和黄昆方程可以得到半导体 晶体中的介电函数与频率的关系。 - n - 一n 亡 s 25 m + s m 3 s 一_ 麟_ ! l w 孑l ( 2 - 1 0 )m 一 这里忽略了品格振动的阻尼常数。 在载流子浓度足够高的条件下，必须考虑简并载流子气的集合运动，自由 载流子电极化率将对材料的介电函数有重要贡献。在只有等离子体的情况下， 相对介电函数随入射光场频率的关系由d r u d e 公式给出： 如) = 1 _ ( 4 砒2 ) ( m 珊2 ) 斗享 ( 2 - 1 1 ) 6 ) p 为等离子激元本征频率，c o p = 4 , , f i v e 2 垅y “。在晶体中的，当频率足够高时 可以忽略晶体的周期势以及等离子振动的阻尼系数，将其当成自由电荷处理 有 占b ) = 瓦i1 摹2 r 2 1 2 ) 以下我们讨论等离子激元一l o 声子耦合模的形成( t i i i i 简称其为等离子声予 耦合模或耦合模) 。上面讨论了t o 声子和自由载流子对介电函数的贡献，在以 上的讨论中，为了简单忽略了声予激元和等离子激元的阻尼。在一股情况下两 种振动对拉曼散射的贡献是可以分别研究的，因为它们通常具有不同的频率。 但是，等离子激元和极性半导体中的l o 声子模都具有纵极化模的性质，都引 起纵极化电场，当两种运动模式频率相近时，通过它们产生的极化电场可以强 烈的相互耦合。可以通过介电函数出发研究这种耦合模的频率特征和色散关系。 考虑等离子体与光学声子的共同作用，晶体中的介电常数可以修改为： 一一。= 氏( 1 4c 以o ；_ c 生0 2 刳陋均 援g 史擎 硕士论文l 福建 因为我们研究的是位于布里渊区原点附近的声子，有占= 0 成立，与上式联立， 可以解出纵向耦合模的频率： 定= 圭+ 4 ) 每阮露) 2 一。删1 ”( 2 _ 1 4 ) 6 0 0 5 0 0 4 0 0 3 0 0 2 0 0 1 0 0 0 ；i 夕誓 q 吩 0 24681 01 21 4 1 61 82 0 s a u r ( n 。) x l o 。8 图2 1g a a s 等离子激元一l o 声子耦合模的q h 。关系图 图2 1 中我们作出了等离子激元- l o 声子耦合模的功+ 一n 。关系图。横坐标为晶 体内等离子体的浓度的二次方根，( 浓度以c l t i 3 为单位) 。纵坐标为频率，啤、 彩l 、嘶分别为g a a s 晶体的等离子体、纵波、横波的频率，耦合后的频率分 别有两支：上支够与下支应t ，它们与l o 声子散射有相同的选择定则。从图2 1 中可以看到，随着等离子体浓度的增加，等离子激元频率增大，等离子激元一l o 声子耦合作用增强，耦合模的上支从l o 声子频率移向更高频率，下支趋于t o 声子频率。 有三个机制造成了耦合模式的光散射，它们可以分别称为一机制，u 机制 一。eq一王xo亡03口o-l止 握g 太擎 硕士论文l 福建 和豆机制。在p 机制中是由于晶体中电子密度的涨落引起的散射，因为离子包 含的汤普森离子半径远小于玻尔半径，在这里忽略了它密度涨落的贡献。在“ 机制中，散射是通过声了坐标“对束缚电子极化率凋制而发生的，常被成为形 变势机制。在机制中，极化能量的调制是靠总的纵向场豆，这常被称为电一光 机制。可以看出耦合模式的纵向光学声子部分既包含有位移“的贡献，同时对 豆也有贡献。而祸合模式的等离子体激元部分则是来自口机制和重机制的贡献。 散射中雷机制( 电一光机制) 和“机制( 形变势机制) 是主要的，我们忽略了离子密度 涨落产生的散射。为了更进一步分析耦合峰的峰形以及电子( n ) 和空穴( p 一) 等离 ：f 振动的衰减对耦合峰的影响，我们采用h o n 和f a u s t 的介电方法的结果，耦 合散射的散射截面为”1 ： s ( c o ) i m ( 1 ，c ，c 2 ) ( 一) 】( 2 15 ) c 为f a u s t h e n r y 系数，f 为总的介电常数。 对于n 并口p - g a a s 的主要不同在于载流子的类型不同，从而形成等离子体 的电荷的有效质量和迁移率也有很大的差别【1 3 】。通过以往有效质量的计算和霍 尔效应对载流子迁移率的测量结果，可以得到自由载流子的有效质量和迁移率 都很大程度上增加了啤的值，其中r p 为等离子体振动衰减常数。我们以载 流子浓度为n = 1 0 ”c m 。的n 一和p - g a a s 为例，在t = 3 0 0 k 条件下，有下面结 果 4 1 , 1 s l ：m ：= o 0 6 3 2 m o ，m ：= 0 3 7 8 m o ，以= 2 5 0 0 c m 2 v - l , u h = 1 5 0 c m 2 v 一，又 1 1 ，= ，所以对于相同浓度空穴载流子和电子载流子的有： 暑7 暑 ( 2 - 1 6 ) 在简单的衰减谐振子模型中，r p c o e 的大小是判断振动形式的重要依据。通过 计算，在n - g a a s 中，c o p 的值足够小( 一0 1 ) ，可以把等离子体的衰减效应当 成微扰处理，但在p - g a a s 中，因为衰减当c o v 。1 衰减非常显著( 接近过阻尼 损旦火擎 硕士论文王福建 2 0 03 0 0 4 0 0 5 0 0 6 0 0 w a v e n u m b e r ( c m 。1 ) 2 0 0 3 0 04 0 0 w a v e n u m b e r ( c m 。1 ) 图2 2h o n 和f a u s t 的模型计算n g a a s 和p - g a a s 中的耦合峰的峰形 和峰位随载流子浓度的变化情况 振动) ，可能破坏等离子体的振动，从而等离子的衰减不能再当成微扰来处理。 9 一=c3c|l一芝亡_cc町e匣 棋堡火擘 硕士论文王福建 在重搀杂的g a p 样品的拉曼谱的解释中，h o n 和f a u s t 曾指出对于大的r p ，l 一支 可以发生严重的畸变，特征变的模糊，以致实际上不能观察到。而这一结论在 后来的研究重搀杂的p g a a s 样品的拉曼谱的等离子- - l o 耦合峰的峰形时也得到 丁证实。下面我们利用h o n 和f a u s t 的模型计算n g a a s 矛t l p g a a s r 0 的祸合峰的峰 形和峰位随载流子浓度的变化情况。 在图2 2 中我们列出了理论计算的n g a a s 和p - g a a s 的拉曼谱【j 。显示等 离子一l o 声子耦合峰的峰形及峰位随载流子浓度的变化情况。计算参数的值为： 甜r = 2 6 8 c m 。；吼= 2 9 2 c m - 1 ；= 2 c m ；c = 一o5 7 ；m 0 0 6 3 2 m o ，m o3 7 8 m o ， f 。= 1 0 8 9 1 7 】。因为我们知道n 型和p 型g a a s 主要的不同在于等离子体振动衰 减系数。所以计算时n 型和p 型g a a s 等离子体的衰减系数分别选取： 1 1 ，= 9 0 c m - i ，5 4 0 c m 。从图2 2 ( a ) 中可以看到对于n g a a s ，耦合峰有两支，分 别位于g a a s 的l o 峰和t o 峰频率两边，而对于p - g a a s ，耦合峰仅有一支， 位于l o 峰和t o 峰之间。 2 3 拉曼散射实验以及几何配置 在拉曼散射中，一般采用p o l o 等人规定的符号来描述实验的几何配置”。 例如x ( 弦谚，这个符号中包含了四个记号，第一个记号表示入射光的传播方向， 第四个记号表示散射光的传播方向：括号内的两个记号，前者表示入射光的偏 振方向，后者表示测量的散射光的偏振方向。做晶体拉曼散射光谱的实验，很 重要的一点是要选择好散射实验的几何配置。原则上，尽量不让不同对称类型 的振动模的拉曼散射混在同一谱图上，这样有利于谱线的识别。 晶体拉曼散射光谱实验采用的几何配置，按照入射光和散射光方向之间的 夹角曰可以分为前向散射( 目= 0 。) ，直角散射( 汐= 9 0 。) 和背向散射( = 1 8 0 。o 本实验使用的普通拉曼谱仪其布局图显示在图2 3 中，r a m a n 散射采用的是 近背向散射方法，并且可以选择两种不同的几何配置：z ( 弦垮( 称为退偏振配置) 和x ( y y ) z ( 偏振配置) 。我们采用时+ 离子激光器作为激发光源，散射光用j o b i n y v o nu 1 0 0 0 双光栅单色仪分光后由光电倍增管探测。入射光的偏振方向一定， 散射光的偏振方向可在入射狭缝前加一个偏振片和一个半波片选定。 实验也使用r e m s h a w 2 0 0 0 型显微拉曼谱，图2 4 为其布局图。a r + 离子激光 器的5 1 4 5 n m 激光线为激发光源，激光线通过显微镜的镜头会聚入射样品的表 橇g 史擎 硕士论文玉福建 c o m p u t e ra m p d i s c p m t f i l t e r 图2 3 普通拉曼谱仪其布局图 图2 4 实验中采用的显微拉曼仪的结构图 面，最小的入射光斑的直径为2 微米，散射光同样由显微镜收集，实验的几何 配置为严格的背散射。入射光的偏振方向确定，测量的散射光的偏振方向通过 在光栅前的入射狭缝前加适当偏振片和半波片选定。到达样品表面的最大激光 强度为4m w ，而激光束光斑的直径为2 微米，所以样品表面的激发能量密度 最大可以达到1 0 0k w c m 2 。在这样的激发光强下，在g a a s 中的光生载流子 握g 史擎 硕士论文王福建 r a m a ns h i f t ( c m 1 r a m a ns h i f t ( c m 1 ) 图2 5n g a a s 和z n s e n g a a s 异质结在不同散射配置下的拉曼谱 1 2 (s篡亡了qj口)j!s亡芑一c叮e町叱 一=c丁qj西一扫isco芒一c町e帕叱 棋旦火擎 硕士论文王福建 r a m a ns h i f t ( c m 1 ) r a m a ns h i f tf c m 11 图2 6p - g a a s 和z n s e p g a a s 异质结在不同散射配置下的拉曼谱 1 3 一兰lj丁d高一lis亡o；u一亡毋毋叱 【s=c3d_j p)扫sco芑一亡e叱 梗g 史擎 r a m a ns h i f t ( c m “) 图2 7z n s e s i g a a s 异质结在不同散射配置下的拉曼普 的密度为1 0 ”c m 一。测量拉曼谱时通过中性滤色片改变样品表面上的激发光能 量密度。拉曼信号最终由c c d ( c h a r g ec o u p l e dd e v i c e ) 探测器收集。 实验用的样品介绍。在我们的研究中使用的g a a s 衬底为l 0 0 1 面，生长的 z n s e 是沿着( 1 0 0 ) 方向。通过下表我们可以得到在不同配置下的选择定则，这里 要强调的是等离子一l o 声子耦合模与l o 声子模具有相同的选择定则。从下表 中可以得到，对于我们实验的样品，在背向散射条件下入射光沿着f l o o ) 方向入 射，t o 声子峰是禁戒的，所以在这种配置下只能观测到l o 声子峰和声子等离 子耦合峰。如果从【1 lo 面背散射，只能观测到t o 声子峰。从 1 l i 面背散射可 以同时观测到l o 和t o 声子峰。为了说明测量的拉曼谱中不存在其他不遵守 选择定则的散射，在图2 5 ，图2 6 和图2 7 中我们列出n 一，p - 和s i g a a s 样品 在两种配置下的测量结果，图中的a 和d 分别表示低激发光强和高激发光强。 从图中可以得到，在不同的激发光强，我们只观测到遵守选择定则的散射。这 些结果在后面两章中要用到。 一m是亡丁qjmj丽仁芒一亡e叮叱 橇旦火擎 硕士论文王福建 下表是闪锌矿结构晶体拉曼振动的结果，本文中的测量使用其中的一些配置。 金刚石与闪锌矿结构在背散射条件下的喇曼选择定则阳 【11 0 】1 1 1 0 11 1 1 0 l c 2 + b 2 + d 2 r t o ) 1 t o 0 0 h 0 0 1 d2 + b 2 1 7 0 1 o o u 110d 2 ( 巾) + c 2 【1 1 0 【1 1 1 a2 + 4 d 2 ( t o 、 1 0 0 【1 0 0 】 1 0 0 1 0 0 】 【1 1 1 叭1 【0 1 1 】 【0 1 0 】 0 1 0 【1 1 0 1 1 1 1 t o 】 0 1 1 】 一 【0 1 1 0 0 1 【0 1 0 】 【1 10 】 1 1 2 】 a2 + b 2 + d 2 ( l 0 ) 3 6 2 + c 2 d 2 ( 0 ) + c 2 a 2 4 b 2 n 2 + ；d2 ( 上d ) + ；d 2 ( 加) d2 + 妄d2 ( 砌 h 1 1 1 口1 习1 。 扣三d ) + 弘m ) 1 5 棋g 太擎 硕士论文王福建 第三章：g a a s 和z n s e g a a s 异质结构的拉曼光谱 3 1g a a s 、z n s e 和z n s e g a a s 异质结构的基本性质 z n s e 是一种典型的i i 一族半导体材料，为闪锌矿结构，具有直接带隙，室 温下f 3 0 0k ) 的禁带宽度为2 6 9 8e v ，在低温( - o 5p m ，由晶格失配诱发的应变基 本弛豫。在0 1 0 5p m 区域，实验测得晶格常数、声予频率和激子峰位随厚度 连续变化。由于z n s e 和衬底g a a s 之间存在晶格失配，所以外延层必然存在着 应变。应变和由应变释放导致的缺陷是影响外延层质量的重要原因。 3 2 样品的制备以及实验方法 研究中我们使用了两组样品，第一组实验所用的z n s e 薄膜是采用z n ，s e 的固态单质作为生长源，通过分子束外延技术f m b e ) 生长在s i ，n + 一，p + g a a s ( 1 0 0 ) j 底上，形成三种不同的z n s e g a a s 异质结构。为了确定z n s e 外延 层对g a a s 的影响，我们也同时测量了s i ，n + 一和p + - o a a s ( 1 0 0 ) 衬底的拉曼谱， 用于对比。n + 一和p + g a a s 衬底的掺杂浓度分别为2 x1 0 “c m 。和1 1 0 ” c m 一。s i g a a s 衬底是n 型的，其载流子( 电子) 浓度在室温下为1 0 ，o m 一。在分 子束外延生长z n s e 外延层前，我们对g a a s 衬底做了一些处理。为了除去g a a s 表面的自然氧化层，用去离子水冲洗后把衬底放入6 0 0 c 的 5 1 1 ( 5 h ：s o 。：i h ：0 ：i h ：o ) 溶液中腐蚀，去掉自然氧化层，生成致密的新鲜氧化膜 ( 保护膜) ，并用去离子水反复冲洗衬底。衬底送进生长室后，先进行热退火处 理，退火温度为5 8 0 。c ，同时去除保护氧化膜。然后温度降到3 0 0 。c ，生长z n s e 外延层。z n s e 厚度约为0 5t u n 。对于这组样品的拉曼测量结果我们在下一章进 行详细的讨论。 本章使用是第二组样品，z n s e 薄膜是通过分子束p b 延( m b e ) 在超过真空环 境下生长的。为了研究不同厚度的z n s e 外延层对g a a s 表面的影响，我们在相 同的重掺杂n 型g a a s 衬底上生长了不同z n s e 薄膜的五块样品。这里使用g a a s 衬底n + - g a a s 的掺杂浓度为2 1 0 ”c r n - 3 。z n s e 薄膜的厚度是生长的主要参 数，我们是采用反射光谱测定，同时采用椭偏仪和扫描电镜互为验证，得到五 块样品z n s e 薄膜厚度分别为o 0 4 5 a n ，0 2 3 , a n ，o 3 9 ， ，和 1 对于这五块样品，我们测量了室温下在生长平,a面m方向0上78zann4anl221231os e 的 晶格常数，通过计算，得到对于z n s e 薄膜厚度为0 0 4 5 a n 的样品，接近完全 应变的情况，随着薄膜厚度的增加，应变开始弛豫，这一变化与z n s e 的临界 在g 太擎 硕士论文王福建 厚度值以及文献报道的结果一致”。最后当厚度大于1 , t a n 时，应变完全弛豫。 拉曼实验用的激发光源为时+ 激光器，激光波长为5 1 4 5r l r l ，对应的光子 能量为2 4 1e v 。在室温下它的能量位于z n s e ( e 。- 26 9 8e v ) 和g a a s ( e 。= 1 4 2 4e v ) 的禁带宽度之间，所以5 1 4 5n l n 激光线几乎完全透过z n s e 薄膜，进入g a a s 中。又因为5 1 4 5l l r n 激光的能量比g a a s 的禁带宽度大1e v ，也不会与g a a s 中的其它能带共振形成若振拉曼散射。利用吸收系数随光子能量的变化关系， 可以得到激光光束在g a a s 中的穿透深度为1 0 0n l r l ，拉曼探测深度为激光穿 透深度的一半为5 0n m 2 ”。因此，拉曼光谱可以探测到三种g a a s 衬底和 z n s e g a a s 异质结构的耗尽层和样品深层区域。为了确定实验中测量的l o 声 子峰的来源，我们也使用了不同波长的激发光在普通拉曼谱仪上进行了测量。 3 3z n s e g a a s 异质结构的拉曼光谱 图3 1 是普通拉曼仪器测量的结果。从中可以看出随着薄膜厚度的增加，z n s e 的l o 声子散射峰相对衬底散射峰的强度增加，l o g 。是来源与衬底表面耗尽 层的散射峰，l 一是掺杂衬底中的自由载流子形成的等离子体与l o 声子峰耦合 而产生的声子等离子体耦合峰的低频一支口”。我们同样在低光强下在5 0 0c n l 1 附近观测到了耦合峰的高频一支o ，如图3 2 、3 3 、3 4 、3 5 、3 6 中a 光谱所 显示。我们也在拉曼谱中观测到了g a a s 的二级声子峰。 在背向散射几何配置下，z n s e ( 1 0 0 ) 方向的t o 声子的光散射是禁戒的。但 在异质结构中，由于界面附近的位错等原因，晶格的完整性在一定程度上受到 影响，这样，t o 声子的散射也可以观测到。通常我们可以使用t o 声子峰和l o 声子峰积分强度之比来表征z n s e 外延层的晶格质量。图3 2 6 是五块样品的显 微拉曼谱，可以看到，z n s e 的l o 声子峰随着厚度的增加显著增强。对于o 0 4 5 删2 的薄膜，没有观察到z n s e 的t o 峰，证明外延层的晶格是完整的，界面没有引 进位错。这是完全应变生长的结果。外延层厚度从o 2 3 , t a n 开始，t o 峰开始出 现，表面从外延层中引入位错。 对于n 型g a a s 样品，费米能级在体内靠近导带，在表面钉扎在禁带中间， 从而在靠近表面出形成表面耗尽层，所以测量的拉曼谱中可以同时观察到l o 声子峰和声子等离子耦合峰，前者来源于表面耗尽层，后者主要来自于非耗尽 层”。在本章测量的五块不同的拉曼谱中也同时观测到这两个振动模式。 图3 2 6 中我们分别列出了五块样品在不同激发光强下的拉曼谱，图中的a ， b ，c ，d 表示光强由小到大到，观察各光谱可以发现随着激发强度的增加，位 于2 6 8c m 。1 附近的声子等离子耦合模的l 一的强度显著增加，同时位于5 0 0c m 。 附近的l + 的峰位向高波数移动，这体现了等离子体的浓度变大。在图3 7 中我 损g 戈擎 图3 1 普通拉曼谱仪测量的不同厚度z n s e 薄膜的拉曼散射结果 r a m a ns h i f t ( c m ”) 图3 2 o , 0 4 5 a nz n s e 薄膜不同激发光强的显微拉曼谱 1 9 一兰匕丁dj8一扫!s亡au|c町e叱 握霉史擎 硕士论文王福建 r a m a ns h i f t ( c m 1 ) 图3 3 0 2 3 a nz n s e 薄膜不同激发光强的显微拉曼谱 r a m a ns h i f t ( c m 1 ) 图3 4 0 3 9 , l e nz n s e 薄膜不同激发光强的显微拉曼谱 2 0 一毋= c 3 qj叮一扫丽cm芒一cem叱 (s兰c丁口l一扫isc芒一cme再臣 覆g 史擎 硕士论文：a - 1 t a i r r a m a ns h i f t ( c m 1 ) 图3 5o 7 8 z o n z n s e 薄膜不同激发光强的显微拉曼谱 r a m a ns h i f t ( e r a “1 图3 6 1 4 , z , nz n s e 薄膜不同激发光强的显微拉曼谱 2 l 一兰cdj8一扫is亡luce叮叱 一=c3dl b)1面c芒一ce叮叱 损旦又擎 硕士论文l 福建 ， e o 一 莲 c ( ，) c 口 e 哪 叱 l i o h ti n t e n s r v ( k w c m 2 ) 图3 7 不同厚度z n s e 样品l + 峰位随光强的变化 们列出了五块样品耦合峰l + 的峰位随光强的变化关系。从图中可以看出不同样 品的l + 的峰位变化情况不同，其中最明显的是z n s e 厚度为1 4z m 的样品，它 的l + 峰位几乎不随光强的增加变化，这类似于n + g a a s 衬底。这是因为外延层 中晶格完全弛豫，位错浓度大导致界面上g a a s 的费米能级钉扎，使它的能带 结构类似g a a s 表面的能带结构，所以它们拉曼谱随光强的变化相似。而对于 其他几块样品，位错浓度相对不是足够大，还没有引起费米能级在界面上钉扎， 不同样品拉曼谱的l + 峰位随光强变化的差别主要来自于样品生长起伏引起的差 别，例如异质界面的差别、载流子寿命的差别等。 各样品中l 一和l o g 。峰随光强增加的变化。显然随着z n s e 厚度的增加l 一 峰强随激发光强增加的增幅逐步减小。在o 0 4 5 肋l ，0 2 3 , a m 和o 3 9样品中,zan l o 。峰在最大光强是完全消失，l + 向高波数移动了2 5 0 c m ，这说明高激发光 强不仅使耗尽层消失，同时也大幅增加了电子的数量，拉平了样品中能带；z n s e 厚度为o 7 8 , o n 样品中在最大光强时，l o 。峰虽然都有不同程度的减小，但仍 可见，同时也观察到l + 峰位的移动，可见强光激发增加了探测区域的电子浓度， 并未使耗尽层消失。而对于z n s e 厚度为1 4 , z n n 的样品，也存在l o g ；峰强的 减小和l 一峰强的增加，但l + 峰的峰位没有十分明显的移动，这表明强光激发 仅使耗尽层减小，没有显著增加电子浓度。 损g 史学 硕士论支王辐建 第四章：载流子效应 4 1s i g a a s 和z n s e s i g a a s 异质结构的拉曼谱 图41 是在四个不同激发光强下从s i g a a s 衬底测得的拉曼谱，激光在样品 表面上能量密度从1 增加到1 0 0 k w c m 2 。在低光强下( 光谱a ) ，只观测到未屏蔽 的l o 声子，峰位在2 9 2 c m 处，其半峰宽为3 8 c m 。随着激发光强的增加， 散射峰变宽，但峰位几乎没有移动。当激发光强度达到1 0 0 k w c m 2 ( 光谱e ) 时，半 峰宽增加到1 0 c m 。光谱对激发光强的依赖关系表明此峰在高光强时不是完全 的l o 声子峰，也含有等离子声子耦合峰。参与耦合峰形成的等离子体是由光 生空穴构成，通过分析峰形与载流子浓度的关系，这一结论可以得到证明。除 了上面明显的峰形变化，我们还发现在t o 声子峰峰位处( 2 6 8 c m 1 ) ，随着激发 光强度的增加，一个弱的小峰逐渐形成。由于在低光强条件下，我们并没有看 到这个峰的存在，此峰不能归为t o 声子峰。我们认为此峰是被光生电子屏蔽 的l o 声子峰。 图4 2 列出不同激发光强下的z n s e s i g a a s 异质结构的拉曼谱。从图中可 以看到，z n s e 薄膜中的l o 声子峰的强度在不同的光强下随光强线性变化。在 强激发光强时z n s e 的t o 声子峰峰位有一弱峰形成。比较图4 2 和图4 1 ，发 现z n