CC BY
37
УДК 539.234+54.03+539.25 001: 10.15350/17270529.2019.2.34
ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА НАНОСТРУКТУР ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ 7п8х8е1-х, ВНЕДРЕННЫХ В МАТРИЦЫ ПОРИСТОГО Л12Оз
1ЧУКАВИН А. И., 1ВАЛЕЕВ Р. Г., 1БЕЛЬТЮКОВ А. Н.
1 Удмуртский федеральный исследовательский центр Уральского отделения РАН, 426067, г. Ижевск, ул. Т. Барамзиной, 34
АННОТАЦИЯ. Методом термического высоковакуумного напыления успешно синтезированы композитные структуры, представляющие собой тонкую пленку со столбчатыми наночастицами твердого раствора ZnSxSe1_x (х = 0; 0,15; 0,3; 0,52; 1), внедренными в диэлектрическую матрицу ПАОА (пористого анодного оксида алюминия). Исследования полученных структур методом сканирующей электронной микроскопии показали, что форма, размеры и геометрия расположения наночастиц задаются параметрами пор матрицы. Оптические свойства исследовались методом УФ/ Вид-спектроскопии. Показано, что полученные структуры обладают стабильными экситонами при комнатной температуре. На основе анализа спектров оптического поглощения сделан вывод о том, что в порах матрицы ПАОА при термическом напылении формируются нанокристаллиты, средние радиусы которых составляют значения, лежащие в диапазоне от 3 до 5 нм независимо от средних радиусов пор матрицы ПАОА.
КЛЮЧЕВЫЕ СЛОВА: термическое вакуумное напыление, ZnSxSe1_x, пористый оксид алюминия, оптические свойства, растровая электронная микроскопия.
ВВЕДЕНИЕ
Получение полупроводниковых структур со стабильными экситонами при комнатной температуре имеет решающее значение для развития экситоники и поляритоники [1]. Помимо таких потенциальных преимуществ экситонных устройств, как компактность и высокая скорость работы, для них также существует возможность комбинирования множества элементов в интегральные схемы [2]. Для усиления экситонных эффектов в полупроводниковых структурах успешно используется эффект квантового ограничения [3 - 6], показана принципиальная возможность устройств на экситонах с пространственно разделенными электроном и дыркой [7]. Помимо эффекта размерного квантования, в наноструктурах полупроводника, кристаллизованных в диэлектрической матрице, существенную роль играет также эффект диэлектрического усиления экситонов, возникающий за счет различия в величинах диэлектрической проницаемости полупроводника и диэлектрика, что приводит к неоднородной поляризации структуры [8 - 10]. Эффект диэлектрического усиления экситонов («dielectric confinement») дает, как известно, значительно более сильное увеличение энергии связи и силы осциллятора экситона [1, 10 - 12]. Изменение характера кулоновского взаимодействия можно объяснить в терминах зарядов изображений. Электростатическое поле точечного заряда, близкого к границе раздела полупроводника и диэлектрика может быть представлено как суперпозиция полей самого реального заряда и заряда изображения, являющегося зеркальным отражением реального заряда и имеющего величину, зависящую от отношения диэлектрических постоянных полупроводника и диэлектрика. Заряды изображений приводят к заметному увеличению притяжения между электроном и дыркой в случае, если диэлектрическая постоянная матрицы много меньше, чем у полупроводника. Причем притяжение будет увеличиваться тем больше, чем больше диэлектрическое окружение полупроводниковой наночастицы [12, 13]. Таким образом, модулируя диэлектрическое рассогласование между полупроводником и диэлектриком, можно осуществлять «инженерию кулоновского взаимодействия» и менять в широких пределах энергию связи и силу осциллятора экситонов [9].
Таким образом, целью настоящей работы является получение нанокомпозитных систем на основе полупроводникового твердого раствора ZnSxSei_x, термически напыленного на матрицу пористого анодного оксида алюминия (ПАОА), и исследование их морфологии, структуры и оптических свойств. Используемый подход синтеза интересен возможностью достижения в синтезируемых композитах увеличения энергии связи и силы осциллятора экситона, достаточного для наблюдения экситонных эффектов при комнатной температуре. Кроме того, данный подход предоставляет определенную гибкость, так как в случае с твердым раствором ZnSxSe1-x можно варьировать диэлектрическую постоянную, изменяя мольное соотношение серы и селена, что в свою очередь позволит модулировать диэлектрическое рассогласование между полупроводником и диэлектрической матрицей. В качестве диэлектрической матрицы, как сказано выше, в данной работе использовали ПАОА, хорошо зарекомендовавший себя в качестве темплата для синтеза различных наноструктур благодаря наличию отработанных методик по контролируемой настройке диаметров пор, расстояний между порами и пр. [14 - 17]. При этом поры ПАОА имеют цилиндрическую форму и ориентированы перпендикулярно подложке.
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ
Подготовка образцов
Нанокомпозиты, представляющие собой тонкие пленки с массивами наночастиц твердого раствора ZnSxSe1-x c x = 0; 0,15; 0,3; 0,52, 1, внедренных в поры мембран ПАОА, были изготовлены методом термического напыления, где ПАОА использовали в качестве подложек-шаблонов.
Для получения диэлектрических матриц-мембран ПАОА использовались пластинки толщиной 0,5 мм из высокочистого алюминия (99,999 %, Sigma-Aldrich). На первом этапе пластинки отжигались в течение 3 часов при температуре 550 °С на воздухе для снятия упругих напряжений и увеличения размера зерен, а затем полировались в растворе оксида хрома и фосфорной кислоты (CrO3 - 185 г/л, H3PO4 - 1480 г/л) при температуре 80 °С в импульсном режиме. Отполированные пластинки подвергались двухстадийному анодированию [14] в водном растворе щавелевой кислоты (0,3 M (COOH)2 - 27 г/л) при фиксированных напряжениях в 40, 80 и 120 В. Во время анодирования электролит непрерывно перемешивался, а его температура поддерживалась в диапазоне 0 - 5 °С. После первого анодирования в течение 24 ч пленки оксида алюминия селективно вытравливали в растворе фосфорной кислоты и оксида хрома (35 мл/л H3PO4 и 20 г/л CrO3) при 70 °С. Так как поры возникают на верхней поверхности алюминия случайно, то начальное расположение пор неупорядоченно. Первое анодное окисление проводится с целью получения упорядочения пор, что достигается в результате длительного окисления [18, 19]. Второе анодирование проводилось при тех же условиях. После анодирования оставшийся на задней стороне Al селективно удалялся в растворе CuCl2 и 5% HCl. Затем барьерный слой растворяли в 5%-ном водном растворе H3PO4. В дальнейшем напыление производили на эту обратную сторону, поры на которой расположены перпендикулярно поверхности и более упорядочены в сравнении с верхней стороной, наследующей рельеф поверхности исходной пластинки.
Синтез наноструктур ZnSxSe1-x проводился в вакуумных условиях (не хуже 10-5 Па) методом термического испарения смеси порошков ZnS и ZnSe на пористые пленки оксида алюминия [20]. Состав наноструктур задавался молярным соотношением порошков в исходной смеси, которая засыпалась в тигель из нитрида бора. Тигель разогревался до температуры от 1000 до 1100 °C, при этом порошок сублимировал и осаждался на подложки, нагретые до 300 °C. После напыления образцы выдерживались при температуре 350 °C в течение часа для снятия упругих напряжений. При тех же условиях для сравнения были получены образцы на гладкой стеклянной подложке.
Характеризация образцов
Микроструктура пористых пленок анодного оксида алюминия была исследована методом сканирующей электронной микроскопии (далее СЭМ) на растровом электронном микроскопе SupraLEO. Напряжения на ускоряющем электроде - 1 - 30 кВ; использованные увеличения от х1000 до х200000.
Морфология полученных массивов наночастиц твердого раствора ZnSxSe1-x была исследована методом СЭМ на растровом электронном микроскопе FEI Inspect S50. Для исследования наноструктур пленка ZnSxSe1-x наклеивалась на медную подложку при помощи углеродного скотча, после чего матрица ПАОА удалялась травлением в 5%-ном растворе H3PO4. Толщина покрытий, полученных в процессе осаждения, контролировалась с помощью кварцевого толщиномера (QCM) INFICON STM-2 (Q-Pod) и составляла (150±2) нм для всех образцов.
Рентгенодифракционные исследования проводились на синхротронном источнике в НИЦ «Курчатовский Институт», станция структурного материаловедения. Для получения дифрактограмм образцы размельчались в агатовой ступке до получения однородного порошка. Измерения проводились в геометрии Дебая-Шеррера на пропускание, длина волны рентгеновского излучения X = 0,69 А. Состав определяли по параметру решетки в соответствии с правилом Вегарда, которое хорошо выполняется для данного твердого раствора [21 - 24]. Как показали наши предыдущие исследования [25, 26], используемая методика синтеза нанокомпозитов позволяет задавать элементный состав твердого раствора ZnSxSe1-x соотношением ZnS/ZnSe в исходной смеси напыляемого материала.
Спектры пропускания в диапазоне длин волн от 200 нм до 600 нм образцов нанокомпозитов ZnSxSe1-x@nAOA, а также тонких пленок на гладкой стеклянной подложке со значением х = 0; 0,15; 0,3; 0,52; 1, были получены на УФ/Вид/БлИК спектрофотометре Lambda-950 (PerkinElmer, США) при комнатной температуре. Спектры поглощения а(Л) рассчитывались из спектров пропускания T(Л) по формуле [27]:
а(Л) = -^ln[T (Л)], (1)
d
где d - толщина пленки. Выражение (1) позволяет рассчитать спектр поглощения а(Л) материала по экспериментально измеренным спектрам пропускания T(Л) без учета френелевских потерь на отражение R (Л). Упрощение является оправданным в случае, если модуляция отражения R(Л) в окрестностях экситонного резонанса невелика [27], что справедливо для исследуемых в настоящей работе образцов. В качестве примера, на рис. 1 приводятся спектры R(X), T(X) и а(Х) для образца с составом х = 0,3.
Рис. 1. Спектры R(X), T(X) и а(Х) для нанокомпозита ZnSxSei_x с значением числа x = 0,3
(2)
Величину оптической ширины запрещенной зоны материала рассчитывали напрямую из его оптических свойств. Соотношение между энергией ширины запрещенной зоны е8 и
коэффициентом поглощения для прямых разрешенных переходов задается формулой [28]:
/ \ 1/2 аку ~ А ( Ну - Е8) , Ну > Е8;
а = 0, Ну < Е8,
где А - постоянная, Ну - энергия фотона. Для определения е8 по спектру поглощения для прямых разрешенных переходов строился график зависимости (а- Ну)2 от Ну . Линейный
участок в области края собственного поглощения, имеющий наклон А2, экстраполировали до пересечения с осью Ну в точке Ну = е .
РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Пленки ПАОА с узким распределением по радиусам пор были получены при помощи двухстадийного анодирования в 0,3 M (COOH)2 водном растворе при фиксированных напряжениях в 40, 80 и 120 В. Средние диаметры пор, приготовленных таким образом матриц ПАОА составили соответственно (17,5±5), (25±6) и (34,5±8) нм. СЭМ-изображение типичной поверхности матрицы представлено на рис. 2, а.
На рис. 2, б представлено СЭМ-изображение массива наночастиц столбчатой формы, который образуется при вакуумном термическом напылении на матрицу ПАОА. Как можно видеть, форма, размеры и геометрия расположения наночастиц задаются параметрами пор матрицы. Диаметр наночастиц примерно совпадает с диаметром пор. Анализ СЭМ-изображения скола образца (вставка справа вверху на рис. 2, б) показал, что на поверхности ПАОА наряду с заполнением пор также образуется сплошная тонкая пленка, толщиной ~ 150 нм. Как известно, при вакуумном термическом напылении частицы испаряемого материала распределяются по закону косинуса. При этом в общем случае поток испаряемого вещества направлен под углом к нормали, проведенной из центра поры к поверхности матрицы, и вероятность проникновения частицы в пору без соударения о её стенку оказывается низкой. Материал начинает осаждаться на межпоровом пространстве, далее происходит рост частиц в порах от стенки к центру поры. После заполнения поры на поверхности образуется сплошная пленка, что препятствует дальнейшему заполнению пор. Толщина слоёв твёрдых растворов выбиралась из соображения максимального заполнения пор.
а)
• • • • • * * -
. л • v j • ,
f ■ * ■ * * • % # * • • • * • т
Л 9 ' • * *
Ж 1 ( I Г' t I
• Iii * г. • * * * ■ ™» • ♦ 1
DOIhvIi *
б)
ннннмнннн
200(h/v] i-1
Рис. 2. СЭМ-изображение поверхности матрицы ПАОА со средним диаметром поры 69 нм- (а). Массив наночастиц твердого раствора 7п8х8е1-х, полученный напылением на данную матрицу, после селективного удаления матрицы в 5% растворе Н3РО4 (на вставке показан скол образца до удаления матрицы)- (б)
Если остановить рост на более ранней стадии, заполнение пор будет не полным, если на более поздней, то будет уже происходить рост сплошной пленки. На основе данных сканирующей электронной микроскопии можно судить, что глубина проникновения материала в поры составляет величину порядка диаметра поры. Таким образом, в данной работе исследовались нанокомпозиты ZnSxSei_x@nAOA, состоящие из наночастиц твердого раствора ZnSxSe1-x, включенных в диэлектрическую матрицу ПАОА, которые с обратной стороны закрыты тонкой пленкой напыляемого материала толщиной ~ 150 нм. Схематически процесс формирования композитной системы с фотографиями внешнего вида образцов представлен на рис. 3.
Рис. 3. Схема формирования нанокомпозитов, включающая в себя три основных этапа: 1 - получение матриц пористого ПАОА при помощи двухстадийного анодирования; 2 - удаление алюминия и барьерного слоя с обратной стороны матрицы для получения поверхности для напыления;
3 - формирование наночастиц твердого раствора ZnSxSe1.x в порах матрицы ПАОА
Анализ полученных рентгенодифракционных данных показал, что 2п8х8е1.х кристаллизуется в кубическую структуру сфалерита, о чём свидетельствуют три хорошо определенных пика дифракции, соответствующих плоскостям кристаллической решетки (111), (202) и (113). Пористый анодный оксид алюминия является аморфным. На рис. 4 приведены дифрактограммы в зависимости от состава х в 2п8х8е1.х в качестве примера для образцов со средним диаметром пор матрицы ПАОА 50 нм (дифрактограммы образцов с одинаковым составом практически идентичны). При изменении состава х в 2п8х8е1.х от 0 до 1 наблюдается смещение пиков дифракции (показано стрелкой на рис. 4) в сторону больших углов 2 0 (где 0 - брэгговский угол), что свидетельствует об уменьшении параметра решетки.
Рис. 4. Дифрактограммы композитов в зависимости от числа x в ZnSxSei_x
Размеры областей когерентного рассеяния (ОКР) были рассчитаны по дифракционному рефлексу (202) для всех образцов по формуле Шеррера, что, как известно, если не учитывать приборную ошибку и микронапряжения, даёт «оценку снизу» для размеров ОКР. Проведенная оценка показала, что размер ОКР не зависит от диаметров пор матрицы ПАОА и от состава х в 7п8х8е1-х и лежит в диапазоне 14 - 19 нм.
На рис. 5 представлены спектры поглощения а(Л) в области края собственного поглощения пленок 2п8х8е1-х (х = 0; 0,13; 0,3; 0,52; 1), напыленных на гладкую стеклянную подложку. Обозначения на схеме энергетической зонной структуры нескольких межзонных переходов, ответственных за формирование спектров в данной области длин волн, также включены в рисунок. Электронные состояния обозначаются с использованием двухгрупповых представлений для структуры цинковой-обманки (Р-43ш) [29]. Спектры 2п8 и 2п8е отличаются монотонным ростом в области края собственного поглощения с увеличением энергии. На них наблюдаются особенности, соответствующие как прямым разрешенным переходам из верхней валентной зоны в нижнюю зону проводимости Е0 = Ет& [Г8У (г;5) ^ Г6С (Г1с)], так и переходам с участием валентной зоны, отщепленной спин-
орбитальным взаимодействием Е0 +Д0 [Г7У (Г115) ^Г6С (Г1С)], где А5а - энергия спин-орбитального взаимодействия, равная ~0,1 эВ и 0,4 эВ для 2п8 и 2п8е соответственно [29]. Переходы Е0 + А0 проявляются в виде ярко выраженной полосы для 2п8е и практически неразличимы для 2п8. Также для 2п8 наблюдается хорошо выраженная полоса поглощения с максимумом около 5,2 эВ, соответствующая переходам Е1. Как можно видеть, спектры поглощения твердых растворов значительно отличаются от спектров бинарных соединений.
Рис. 5. Слева представлены спектры поглощения образцов ZnSxSel.x, напыленных на гладкую стеклянную подложку. Цифрами обозначены составы: (1) - х=1; (2) - х=0; (3)- х=0,15; (4) - х=0,3; (5) - х=0,52. Стрелками обозначены расположения нескольких межзонных переходов, которые поясняются на схеме (справа)
На спектрах тройных составов (х = 0,15; 0,3; 0,52) наблюдаются особенности в виде размытых экситонных пиков на краю поглощения, соответствующему прямым разрешенным межзонным переходам (переходы Е0 = Е,Г). В противном случае, в отсутствие экситонного поглощения края поглощения должны были бы характеризоваться корневой зависимостью коэффициента поглощения от избытка энергии кванта над ЕГ. Спектры поглощения а(Л) нанокомпозитной системы 2п8х8е1-х@ПАОА (х = 0; 0,15; 0,3; 0,52; 1), полученной на матрицах ПАОА с различными размерами пор ((г) = 17,5; 25; 34,5 нм) представлены на
рис. 6 в сравнении со спектрами 7п8х8е1-х, напыленными на гладкую стеклянную подложку. На спектрах поглощения 7п8х8е1-х@Л1203 наблюдаются особенности, значительно отличающие их от поглощения в тонких пленках соответствующего состава, полученных на стеклянных подложках. В первую очередь это пики на краю поглощения и широкие полосы в области от 3,4 до 6,2 эВ с максимумом около 4,4 эВ. Учитывая аддитивные свойства оптических спектров, спектр поглощения нанокомпозита может быть представлен сложением спектров матрицы ПАОА, тонкой пленки 7п8х8е1-х на поверхности ПАОА и наноструктур 7п8х8е1-х, формирующихся в порах ПАОА. Таким образом, широкая полоса с максимумом 4,4 эВ связана с поглощением в матрице и обусловлена совместным действием кислородных дефектов в Л1203 (вакансиями кислорода - ^-центрами) и примесей в виде остатков щавелевой кислоты [30 - 32]. Экситонные пики на краю поглощения, гораздо более выраженные, чем на спектрах тонких пленок, могут быть связаны с поглощением наноструктур, формирующихся в порах ПАОА. Известно, что в одномерных и нульмерных системах вследствие проявления большой (по сравнению с 2Б и 3Б случаями) концентрации силы осциллятора переходы с участием экситонов становятся преобладающими [33 - 35]. Таким образом, наноструктуры в порах матрицы ПАОА могут рассматриваться в качестве квазинульмерных структур.
200 300 400 500 600 200 300 400 500 600
Длина волны (нм) Длина волны (нм)
Рис. 6. Спектры поглощения образцов нанокомпозитов ZnSxSe1.x разных составов: а) - х=0; б)- х=0,15; в) - х=0,3; г) - х=0,52. Заглавными буквами на рисунках обозначены спектры разных образцов: А - тонкая пленка на стекле; В, С, Б - нанокомпозиты со средними размерами наночастиц
34,5; 25 и 17,5 нм соответственно
Для нанокомпозитов отличия спектров тройного состава от спектров бинарных соединений аналогичны тем, что наблюдаются для тонких пленок: для бинарных соединений (7п8е), кроме основного края поглощения Е0 = Е[ (область 2,7 - 2,75 эВ) имеются также
особенности в области 3,1 - 3,15 эВ, ответственные за переходы из валентной зоны, отщепленной спин-орбитальным взаимодействием Е0 + А80 (рис. 6, а). При этом, необходимо
отметить, что анализ спектров поглощения композитов для 7п8 затруднен по причине перекрытия полосы поглощения ПАОА (область 3,4 до 6,2 эВ) и края поглощения 7п8
(около 3,6 - 3,7 эВ) и данной работе эти спектры не приводятся. Экситонный пик на спектрах поглощения нанокомпозитов с тройными составами (рис. 6, б, в, г) соответствует оптическим переходам с образованием экситонов низшего энергетического состояния как с тяжелыми, так и с легкими дырками. При комнатной температуре по причине фононного уширения происходит перекрытие пиков экситона с тяжелой дыркой и экситона с легкой дыркой, что приводит к образованию одного пика.
Как для планарных структур (рис. 5), так и для нанокомпозитов (рис. 6) с изменением значения х от 0 до 1 край собственного поглощения смещается в сторону больших длин волн, что является закономерным, т.к. край поглощения у 7п8 находится в коротковолновой области относительно края 7п8е, и связано с различиями в ширине запрещенной зоны. Для определения значений ширины запрещенной зоны край поглощения был представлен в шкале (аку)2 от Ну (рис. 7, а, б, в, г).
О Х=0,52
а Х=0,3
> Х=0,15 V Х=0
3,0
ИУ(ЭВ)
20
15
10
о Х=0,52 а Х=0,3
Х=0,15 V Х=0
Иу(ЭВ)
20
15
10
о Х=0,52 а Х=0,3
Х=0,15 V Х=0
о Х=0,52 а Х=0,3
Х=0,15 V Х=0
3,6 3,4 3,2 3.0 -
□ А V В А С о О
------Ро1упоггма1 ИГ
д)
2,8 2,6
кЕЛх) = 0,63х2 + 0,33х + 2,64
0,0
0,2
0,4 0,6 Состав (х)
0,8
1,0
Рис. 7. Край собственного поглощения образцов ZnSxSe1.xс разными значениями х, построенный в шкале (аку)2 от Ну для определения Бё : а) - планарные структуры; нанокомпозиты со средними радиусами наночастиц - 17,5 (б), 25 (в) и 34,5 нм (г). Также представлена зависимость Бе(х) (д)
Из полученных экспериментальных значений можно сделать вывод о том, что зависимость ширины запрещенной зоны от состава хорошо описывается квадратичным выражением [36 - 38]:
Е8 (х) = 0,63 • х2 + 0,33 • х + 2,64, (3)
где х - концентрация серы в 2п8х8е1_х.
В таблице приведены значения и энергии положений максимумов экситонных пиков Е в зависимости от состава и типа подложки. Стоит отметить, что экспериментально определенные значения Е8 у композитов и планарных структур одинакового состава в
пределах погрешности совпадают. Как говорилось выше, спектр поглощения нанокомпозита может быть представлен сложением спектров матрицы ПАОА, тонкой пленки ZnSxSe1_x на поверхности ПАОА и наноструктур ZnSxSe1-x, формирующихся в порах ПАОА. Таким образом, близость в положении края собственного поглощения, а следовательно и определенных по нему значений Ея, между планарными структурами и композитами,
объясняется присутствием у последних тонкой пленки ZnSxSe1_x на поверхности ПАОА. В то время как по экситонному поглощению, относящемуся к наноструктурам ZnSxSe1-x, формирующихся в порах ПАОА, можно наблюдать размерный сдвиг. А именно, максимум экситонного пика смещается в сторону меньших длин волн при уменьшении размеров пор матрицы-подложки, а, следовательно, при уменьшении размеров нановключений ZnSxSe1_x. Величина сдвига свидетельствует о том, что размеры полупроводниковых частиц должны быть значительно меньше размеров, наблюдаемых на СЭМ-изображениях.
Таблица
Экспериментальные значения ширины запрещенной зоны и энергии положений экситонных максимумов, определенные по спектрам поглощения
Состав Подложка Е8, эВ Е, эВ * Г , нм
ZnSe Стекло 2,64+0,03 - -
ПАОА-17,5 нм 2,64+0,03 2,77+0,03 (3,17+0,03)** 4,4
ПАОА-25 нм 2,64+0,03 2,73+0,03 (3,13±0,03)** 5,2
ПАОА-34,5 нм 2,63+0,03 2,73+0,03 (3,13±0,03)**
ZnSo,l5Seo,85 Стекло 2,70+0,03 - -
ПАОА-17,5 нм 2,66+0,03 2,88+0,03 3,3
ПАОА-25 нм 2,70+0,03 2,84+0,03 3,1
ПАОА-34,5 нм 2,72+0,03 2,83+0,03 2,9
ZnSo,зSeo,7 Стекло 2,79+0,03 - -
ПАОА-17,5 нм 2,75+0,03 2,99+0,03
ПАОА-25 нм 2,78+0,03 2,95+0,03 3,6
ПАОА-34,5 нм 2,79+0,03 2,94+0,03 3,8
ZnSo.52Seo.48 Стекло 2,96+0,03 - -
ПАОА-17,5 нм 2,94+0,03 3,21+0,03 2,7
ПАОА-25 нм 2,92+0,03 3,12+0,03 3,1
ПАОА-34,5 нм 2,91+0,03 3,12+0,03
ZnS Стекло 3,6+0,03 - -
ПАОА-17,5 нм - - -
ПАОА-25 нм - - -
ПАОА-34,5 нм - - -
Е8 - ширина запрещенной зоны; Е - энергия положения максимума экситонного пика; значения радиусов наночастиц, рассчитанные по энергетическому по формуле (8);
в скобках положение максимума экситона с дыркой из спин-отщепленной зоны, значения перед скобами, соответствующие экситонам с дыркой из верхней валентной зоны, получены путём вычитания энергии спин-орбитального взаимодействия в ZnSe равной ~ 0,4 эВ согласно [29].
Для оценки размеров (средних радиусов) г наночастиц (нанокристаллитов) в композитных структурах была использована формула для энергии низшего возбужденного состояния электрона в малой частице полупроводника, предложенная в работах [39, 40]:
2^2 ( 1 1 | Л2
Е = Е +
П П2
* + -
V те т у
е
1,8 —, (4)
£Г
' 2г 2
где т* и т* - эффективные массы соответственно электрона и дырки, е - заряд электрона
* *
** %
£ - диэлектрическая постоянная. В нашем случае величины Е, Ея, т*, т* и £ являются
*
функциями состава твердого раствора ZnSxSe1_x. Значения т* (х) в зависимости от состава х в ZnSxSe1_x были взяты из работы [41]:
т*( х) = (0,11-х2 + 0,14 • х + 0,36) • т0, (5)
где т0 - масса свободного электрона.
Для т* (х) и £(х) использовалась простая линейная зависимость от состава:
т*(х) = т*2п8 • х + т*2п8е • (1 - х); (6)
(7)
£(х) = £2"8 • х + £2п8е • (1 - х)
где е1п5 = 8,3; е1п5е = 8,9; т*1п5е = 0,75то; т*2пе = 1,78то [42].
Из выражения (4) Г можно выразить следующим образом:
( 1 1 I
К п
1 1
Г ■■
V т т у
1.8 +
£ V
„4 (
3,24 - 2п2П2 £2
1* I (Е - Е)
(8)
V т т
Полученные с использованием (8) значения Г значительно меньше размеров нановключений, наблюдаемых на СЭМ-изображениях, и лежат в пределах от 3 до 5 нм. При этом, Г практически не зависит от размеров пор матрицы-подложки. Также, необходимо отметить, что в работе рентгеновские дифрактограммы были получены по методике «на пропускание», таким образом, значения размеров ОКР являются усредненными между наноразмерными включениями в матрицу ПАОА и тонкой пленкой на её поверхности, что допускает возможность наличия кристаллитов с размерами 3 - 5 нм в нановключениях. Таким образом, нановключения в оксидную матрицу могут состоять из более мелких кристаллитов, и/ или кристаллиты таких размеров образуются в матрице на стенках пор на большей глубине. В последнем случае отсутствие частиц меньших размеров на СЭМ-изображениях объясняется тем, что оксидная матрица селективно стравливалась при исследовании наноструктур на сканирующем электронном микроскопе, и, следовательно, сами нановключения также могли быть удалены вместе с матрицей.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Таким образом, в представленной работе методом термического вакуумного напыления синтезированы композитные структуры ZnSxSe1_x@ПАОА, состоящие из столбчатых наночастиц твердого раствора ZnSxSe1-x со средними радиусами 17,5; 25 и 34,5 нм, включенных в диэлектрическую матрицу ПАОА, которые с обратной стороны закрыты тонкой пленкой напыляемого материала толщиной ~ 150 нм.
Показано, что полученные структуры обладают стабильными экситонами при комнатной температуре. По величинам сдвига максимума экситонного пика относительно края фундаментального поглощения, определено, что средние радиусы кристаллитов ZnSxSe1-x, ответственных за эти экситонные пики, должны составлять значения, лежащие в
диапазоне от 3 до 5 нм. При этом, согласно данной оценке средние радиусы кристаллитов ZnSxSei_x не зависят от диаметров пор матрицы ПАОА. Полученные в работе композиты перспективны в качестве основы для детекторов, работающих от синей до ближней УФ области спектра.
Работа выполнена в рамках государственного задания Минобрнауки России (№ гос. регистрации № АААА-А17-117022250040 0).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Zettler J. K., Corfdir P., Hauswald Ch., Luna E., Jahn U., Flissikowski T., Schmidt E., Ronning C., Trampert A., Geelhaar L., Grahn H. T., Brandt O., and Fernandez-Garrido S. Observation of Dielectrically Confined Excitons in Ultrathin GaN Nanowires up to Room Temperature // Nano Letters, 2016, vol. 16, no. 2, pp. 973-980.
2. Grosso G., Graves J., Hammack A. T., High A. A., Butov L. V., Hanson M. & Gossard A. C. Excitonic switches operating at around 100 K // Nature Photonics, 2009, vol. 3, pp. 577-580.
3. Ding J., Pelekanos N., Nurmikko A. V., Luo H., Samarth N., and Furdyna J. K. Room-temperature exciton absorption in (Zn,Cd)Se/ZnSe quantum wells at blue-green wavelengths // Applied Physics Letters, 1990, vol. 57, pp. 2885.
4. Takahashi Y., Hayamizu Y., Itoh H., Yoshita M., Akiyama H., Pfeiffer L. N., and West K. W. Room-temperature excitonic absorption in quantum wires // Applied Physics Letters, 2005, vol. 87, pp. 223119.
5. Moreels I., Lambert K., Smeets D., Muynck D. De, Nollet T., Martins J. C., Vanhaecke F., Vantomme A., Delerue C., Allan G., and Hens Z. Size-Dependent Optical Properties of Colloidal PbS Quantum Dots // ACS Nano, 2009, vol. 3, no. 10, pp. 3023-3030.
6. Wang Q., Liu X.-D., Qiu Y.-H., Chen K., Zhou Li and Wang Q.-Q. Quantum confinement effect and exciton binding energy of layered perovskite nanoplatelets // AIP Advances, 2018, vol. 8, pp. 025108.
7. Calman E. V., Fogler M. M., Butov L. V., Hu S., Mishchenko A. & Geim A. K. Indirect excitons in van der Waals heterostructures at room temperature // Nature Communications, 2018, vol. 9, pp. 1895.
8. Келдыш Л. В. Кулоновское взаимодействие в тонких пленках полупроводников и полуметаллов // Письма в Журнал экспериментальной и теоретической физики. 1979. Т. 29, вып. 11. С. 716-719.
9. Keldysh L. V. Excitons in Semiconductor-Dielectric Nanostructures // Physica Status Solidi (a), 1997, vol. 164, iss. 1, pp. 3-12.
10. Muljarov E. A., Tikhodeev S. G., and Gippius N. A. Excitons in self-organized semiconductor/insulator superlattices: PbI-based perovskite compounds // Physical Review B, 1995, vol. 51, no. 20, pp. 14370-14378.
11. Pokutnii S. I. Exciton binding energy in semiconductor quantum dots // Semiconductor, 2010, vol. 44, no. 4, pp. 488-493.
12. Takagahara T. Effects of dielectric confinement and electron-hole exchange interaction оп excitonic states in semiconductor quantum dots // Physical Review B, 1993, vol. 47, no. 8, pp. 4569-4584.
13. Peng Y.-Y., Hsieh T.-E., and Hsu C.-H. Dielectric confinement effect in ZnO quantum dots embedded in amorphous SiO2 matrix // Journal of Physics D: Applied Physics, 2007, vol. 40, pp. 6071-6075.
14. Shingubara S. Fabrication of nanomaterials using porous alumina templates // Journal of Nanoparticle Research, 2003, vol. 5, iss. 1-2, pp. 17-30.
15. Song Y., Yin W., Fernandes C., Ruda H. E. Fabrication of one-dimension ZnSe and ZnO nanostructures via anodic alumina template assisted vapor-liquid-solid growth process // Thin Solid Films, 2013, vol. 548, pp. 130-137.
16. Chang M., Cao X. Li, Xu X.-J., Zhang L. Fabrication and photoluminescence properties of highly ordered ZnS nanowire arrays embedded in anodic alumina membrane // Physics Letters A, 2008, vol. 372, iss. 3, pp. 273-276.
17. Dai J., Liu Q., Wang L., Wu P., Huang X., Zhu Z., Tian J. Highly ordered ZnS nanowire arrays embedded in anodic alumina membrane by a hydrothermal method with double diffusion // Materials Letters, 2013, vol. 107, pp. 333-336.
18. Jessensky O., Müller F. & Gösele U. Self-organized formation of hexagonal pore arrays in anodic alumina // Applied Physics Letters, 1998, vol. 72, iss. 10, pp. 1173-1175.
19. Jessensky O., Müller F. & Gösele U. Self-organized formation of hexagonal pore structures in anodic alumina // Journal of The Electrochemical Society, 1998, vol. 145, iss. 11, pp. 3735-3740.
20. Valeev R. G., Romanov E. A., Vorobiev V. L., Mukhgalin V. V., Kriventsov V. V., Chukavin A. I., and Robouch B. V. Structure and properties of ZnSxSe1-x thin films deposited by thermal evaporation of ZnS and ZnSe powder mixtures // Materials Research Express, 2015, vol. 2, no. 2, pp. 025006.
21. Wang M., Fei G. T., Zhang Y. G., Kong M. G., and Zhang L. D. Tunable and Predetermined Bandgap Emissions in Alloyed ZnSxSe1-x Nanowires // Advanced Materials, 2007, vol. 19, iss. 24, pp. 4491-4494.
22. Benkabou K., Aoumeur F. Z., Abid H., Amrane N. Tight binding calculation of electronic properties of ternary alloy ZnSxSe1-x // Physica B, 2003, vol. 337, iss. 1-4, pp. 147-150.
23. Fridjine S., Touihri S., Boubaker K., Amlouk M. Some physical investigations on ZnS1-xSex films obtained by selenizationof ZnS sprayed films using the Boubaker polynomials expansion scheme // Journal of Crystal Growth, 2010, vol. 312, pp. 202-208.
24. Lu J., Liu H., Sun Ch., Zheng M., Nripan M., Chen G. S., Subodh G. M., Zhang X. and Sow Ch H. Optical and electrical applications of ZnSxSe1-x nanowires-network with uniform and controllable stoichiometry // Nanoscale, 2012, vol. 4, pp. 976.
25. Чукавин А. И., Валеев Р. Г., Бельтюков А. Н. Исследования методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии наноструктур ZnSxSe1-x, полученных в матрице пористого оксида алюминия // Физика и техника полупроводников. 2017. Т. 51, № 10. С. 1400-1403. https://doi.org/10.21883/FTP.2017.10.45020.8381
26. Чукавин А. И., Валеев Р. Г., Тригуб А. Л., Зубавичус Я. В., Бельтюков А. Н. Исследования наноструктур ZnSxSe1.x@Al2O3 методами рентгеновской дифракции и EXAFS спектроскопии // Журнал структурной химии. 2017. Т. 58, № 6. С. 1285-1294. https://doi.org/10.15372/JSC20170623
27. Зайцев Д. А., Кавокин А. В., Сейсян Р. П. Рассеяние экситонного поляритона на примесных центрах в GaAs // Журнал экспериментальной и теоретической физики. 2017. Т. 151, № 4. С. 767-775. https://doi.org/10.7868/S0044451017040162
28. Peter Y. Yu and Cardona M. Fundamentals of Semiconductors: Physics and Materials Properties. Heidelberg: Springer, 2010. Chap. 6, pp. 243-344.
29. Ozaki S., and Adachi S. Optical constants of ZnSxSe1-x ternary alloys // Journal of Applied Physics, 1994, vol. 75, iss. 11, pp. 7470.
30. Xu W. L., Zheng M. J., Wu S., Shen W. Z. Effects of high-temperature annealing on structural and optical properties of highly ordered porous alumina membranes // Applied Physics Letters, 2004, vol. 85, pp. 4364-4366.
31. Li G. H., Zhang Y., Wu Y. C., Zhang L. D. Wavelength dependent photoluminescence of anodic alumina membranes // Journal of Physics: Condensed Matter, 2003, vol. 15, pp. 8663-8671.
32. Chen J. H., Huang C. P., Chao C. G., Chen T. M. The investigation of photoluminescence centers in porous alumina membranes // Applied Physics A, 2006, vol. 84, pp. 297-300.
33. Ogawa T., Takagahara T. Interband absorption spectra and Sommerfeld factors of a one-dimensional electron-hole system // Physical Review B, 1991, vol. 43, pp. 14325.
34. Ogawa T., Takagahara T. Optical absorption and Sommerfeld factors of a one-dimensional semiconductors: An exact treatment of excitonic effects // Physical Review B, 1991, vol. 44, pp. 8138.
35. Glutsch S., and Bechstedt F. Zener tunneling effect of excitons in shallow superlattices // Physical Review B, 1996, vol. 63, iss. 8, pp. 085307.
36. Ben Fredj A., Debbichi M., Said M. Influence of the composition fluctuation and the disorder on the bowing band gap in semiconductor materials // Microelectronics Journal, 2007, vol. 38, pp. 860-870.
37. Shafiq I., Sharif A., Sing L. Ch. ZnSxSe1-x nanowire arrays with tunable optical properties grown on ZnS nanoribbon substrates // Physica E: Low-dimensional Systems and Nanostructures, 2009, vol. 41, pp. 739-745.
38. Subbaiah Y. P. V., Prathap P., Reddy K. T. R., Mangalaraj D., Kim K., Yi J. Growth and characterization of ZnSxSe1-x films deposited by close-spaced evaporation // Journal of Physics D: Applied Physics, 2007, vol. 40, no. 12, pp. 3683-3688.
39. Brus L. E. Electron-electron and electron-hole interactions in small semiconductor crystallites: The size dependence of the lowest excited electronic state // The Journal of Chemical Physics, 1984, vol. 80, pp. 4403.
40. Brus L. E. On the development of bulk optical properties in small semiconductor crystallites // Journal of Luminescence, 1984, vol. 31-32, part 1, pp. 381-384.
41. Ben Afia S., Belmabrouk H., Said M., Abdi-Ben Nasrallah S., Bouarissa N. Electronic structure calculations for ZnSxSe1-x // Materials Science and Engineering C, 2005, vol. 25, iss. 5-8, pp. 691-694.
42. Adachi S. Handbook on Physical Properties of Semiconductors. Volume 3: II-VI Compound Semiconductors. Boston: Kluwer Academic Publishers, 2004. 499 p.
OPTICAL PROPERTIES OF ZnSXSe1-X NANOSTRUCTURES, EMBEDDED IN AL203 POROUS MATRIX
Chukavin A. I., Valeev R. G., Beltiukov A. N.
Udmurt Federal Research Center, Ural Brunch of the Russian Academy of Sciences, Izhevsk, Russia
SUMMARY. Composite structures containing columnar nanoparticles of ZnSxSe1-x ternary alloys embedded in a porous anodic aluminum oxide (PAAO) dielectric matrix (the pores of matrices has an average radius of 17.5, 25, and 34.5 nm) were successfully synthesized by thermal high-vacuum deposition. The studies of structures obtained using scanning electron microscopy have shown that the shape, size and geometry of the nanoparticles arrangement are determined by the parameters of the porous matrix. The crystal structure of the as-obtained samples was studied by X-ray diffraction (XRD). The XRD patterns demonstrate that ZnSxSe1-x alloys belong to the cubic zincblende structure, including binary ZnS and ZnSe. As expected, the peak positions of ZnSxSe1-x alloy that are located between the corresponding pure ZnS and ZnSe gradually shift toward smaller 2© angles, indicating a decreasing of the lattice constants with increasing S content. The optical properties were studied using UV/ Vis-spectroscopy. For both planar structures and nanocomposites, the position of fundamental absorption edge continuously red-shift with the decreasing of x value from 1 to 0 due to differences in bandgap between Se-rich and S-rich compounds. The variation of energy gap with x in the ternary alloy system can be described by a quadratic function which is valid for thin films and composites. Experimentally determined values of bandgap for composites and planar structures of the same composition coincide within the error. But the excitonic peaks for nanocomposites are much more pronounced than in the spectra of thin films. It can be explained taking into account that the absorption spectrum of a nanocomposite can be represented by adding the spectra of a PAOA matrix, the spectra of ZnSxSe1-x thin film on the PAOA surface, and the spectra of ZnSxSe1-x nanostructures formed in the PAOA pores. Thus, the proximity in the position of the fundamental absorption edge, and consequently of the Eg values determined by it, between planar structures and composites, is explained by the presence of a thin ZnSxSe1-x film on the PAOA surface in composites. The more pronounced excitonic peaks for nanocomposites is due to absorption of nanostructures formed in the pores of PAOA. Further analysis of the optical absorption spectra also showed that the nanocrystallites formed in the pores of the PAAO matrix during thermal evaporation have an average radius of 3 to 5 nm regardless of the average pore radii of the PAAO matrix.
KEYWORDS: thermal vacuum deposition, ZnSxSe1-x, porous alumina, optical properties, scanning electron microscopy.
REFERENCES
1. Zettler J. K., Corfdir P., Hauswald Ch., Luna E., Jahn U., Flissikowski T., Schmidt E., Ronning C., Trampert A., Geelhaar L., Grahn H. T., Brandt O., and Fernandez-Garrido S. Observation of Dielectrically Confined Excitons in Ultrathin GaN Nanowires up to Room Temperature. Nano Letters, 2016, vol. 16, no. 2, pp. 973-980. https://doi.org/10.1021/acs.nanolett.5b03931
2. Grosso G., Graves J., Hammack A. T., High A. A., Butov L. V., Hanson M. & Gossard A. C. Excitonic switches operating at around 100 K. Nature Photonics, 2009, vol. 3, pp. 577-580. https://doi.org/10.1038/nphoton.2009.166
3. Ding J., Pelekanos N., Nurmikko A. V., Luo H., Samarth N., and Furdyna J. K. Room-temperature exciton absorption in (Zn,Cd)Se/ZnSe quantum wells at blue-green wavelengths. Applied Physics Letters, 1990, vol. 57, pp. 2885. https://doi.org/10.1063/L103766
4. Takahashi Y., Hayamizu Y., Itoh H., Yoshita M., Akiyama H., Pfeiffer L. N., and West K. W. Room-temperature excitonic absorption in quantum wires. Applied Physics Letters, 2005, vol. 87, pp. 223119. https://doi.org/10.1063/L2135872
5. Moreels I., Lambert K., Smeets D., Muynck D. De, Nollet T., Martins J. C., Vanhaecke F., Vantomme A., Delerue C., Allan G., and Hens Z. Size-Dependent Optical Properties of Colloidal PbS Quantum Dots. ACS Nano, 2009, vol. 3, no. 10, pp. 3023-3030. https://doi.org/10.1021/nn900863a
6. Wang Q., Liu X.-D., Qiu Y.-H., Chen K., Zhou Li and Wang Q.-Q. Quantum confinement effect and exciton binding energy of layered perovskite nanoplatelets. AIP Advances, 2018, vol. 8, pp. 025108. https://doi.org/10.1063/L5020836
7. Calman E. V., Fogler M. M., Butov L. V., Hu S., Mishchenko A. & Geim A. K. Indirect excitons in van der Waals heterostructures at room temperature. Nature Communications, 2018, vol. 9, pp. 1895. https://doi.org/10.1038/s41467-018-04293-7
8. Keldysh L. V. Coulomb interaction in thin semiconductor and semimetal films. Journal of Experimental and Theoretical Physics Letters, 1979, vol. 29, no. 11, pp. 658-660.
9. Keldysh L. V. Excitons in Semiconductor-Dielectric Nanostructures. Physica Status Solidi (a), 1997, vol. 164, iss. 1, pp. 3-12. https://doi.org/10.1002/1521-396X(199711)164:1<3::AID-PSSA3>3.0.C0;2-S
10. Muljarov E. A., Tikhodeev S. G., and Gippius N. A. Excitons in self-organized semiconductor/insulator superlattices: PbI-based perovskite compounds. Physical Review B, 1995, vol. 51, no. 20, pp. 14370-14378. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.51.14370
11. Pokutnii S. I. Exciton binding energy in semiconductor quantum dots. Semiconductors, 2010, vol. 44, no. 4, pp. 488-493. https://doi.org/10.1134/S1063782610040147
12. Takagahara T. Effects of dielectric confinement and electron-hole exchange interaction on excitonic states in semiconductor quantum dots. Physical Review B, 1993, vol. 47, no. 8, pp. 4569-4584. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.47.4569
13. Peng Y.-Y., Hsieh T.-E., and Hsu C.-H. Dielectric confinement effect in ZnO quantum dots embedded in amorphous Si02 matrix. Journal of Physics D: Applied Physics, 2007, vol. 40, pp. 6071-6075. https://doi.org/10.1088/0022-3727/40/19/046
14. Shingubara S. Fabrication of nanomaterials using porous alumina templates. Journal of Nanoparticle Research, 2003, vol. 5, iss. 1-2, pp. 17-30. https://doi.org/10.1023/A: 1024479827507
15. Song Y., Yin W., Fernandes C., Ruda H. E. Fabrication of one-dimension ZnSe and ZnO nanostructures via anodic alumina template assisted vapor-liquid-solid growth process. Thin Solid Films, 2013, vol. 548, pp. 130-137. https ://doi.org/10.1016/j.tsf.2013.09.029
16. Chang M., Cao X. Li, Xu X.-J., Zhang L. Fabrication and photoluminescence properties of highly ordered ZnS nanowire arrays embedded in anodic alumina membrane. Physics Letters A, 2008, vol. 372, iss. 3, pp. 273-276. https ://doi.org/10.1016/i .physleta. 2007.07.031
17. Dai J., Liu Q., Wang L., Wu P., Huang X., Zhu Z., Tian J. Highly ordered ZnS nanowire arrays embedded in anodic alumina membrane by a hydrothermal method with double diffusion. Materials Letters, 2013, vol. 107, pp. 333-336. https://doi.org/10.1016/imatlet2013.06.032
18. Jessensky O., Müller F. & Gösele U. Self-organized formation of hexagonal pore arrays in anodic alumina. Applied Physics Letters, 1998, vol. 72, iss. 10, pp. 1173-1175. https://doi.org/10.1063/1.121004
19. Jessensky O., Müller F. & Gösele U. Self-organized formation of hexagonal pore structures in anodic alumina. Journal of The Electrochemical Society, 1998, vol. 145, iss. 11, pp. 3735-3740. https://doi.org/10.1149/L1838867
20. Valeev R. G., Romanov E. A., Vorobiev V. L., Mukhgalin V. V., Kriventsov V. V., Chukavin A. I., and Robouch B. V. Structure and properties of ZnSxSe1-x thin films deposited by thermal evaporation of ZnS and ZnSe powder mixtures. Materials Research Express, 2015, vol. 2, no. 2, pp. 025006. https://doi.org/10.1088/2053-1591/2/2/025006
21. Wang M., Fei G. T., Zhang Y. G., Kong M. G., and Zhang L. D. Tunable and Predetermined Bandgap Emissions in Alloyed ZnSxSe1-x Nanowires. Advanced Materials, 2007, vol. 19, iss. 24, pp. 4491-4494. https://doi.org/10.1002/adma.200602919
22. Benkabou K., Aoumeur F. Z., Abid H., Amrane N. Tight binding calculation of electronic properties of ternary alloy ZnSxSe1-x. Physica B, 2003, vol. 337, pp. 147-150. https://doi.org/10.1016/S0921-4526(03)00397-1
23. Fridjine S., Touihri S., Boubaker K., Amlouk M. Some physical investigations on ZnS1-xSex films obtained by selenizationof ZnS sprayed films using the Boubaker polynomials expansion scheme. Journal of Crystal Growth, 2010, vol. 312, pp. 202-208. https://doi.org/10.1016/iicrysgro.2009.10.039
24. Lu J., Liu H., Sun Ch., Zheng M., Nripan M., Chen G. S., Subodh G. M., Zhang X. and Sow Ch H. Optical and electrical applications of ZnSxSe1-x nanowires-network with uniform and controllable stoichiometry. Nanoscale, 2012, vol. 4, pp. 976. https://doi.org/10.1039/c2nr11459c
25. Chukavin A. I., Valeev R. G., Beltiukov A. N. X-ray photoelectron spectroscopy studies of ZnSxSe1-x nanostructures produced in a porous aluminum-oxide matrix. Semiconductors, 2017, vol. 51, no. 10, pp. 1350-1353. https://doi.org/10.1134/S1063782617100074
26. Chukavin A. I., Valeev R. G., Zubavichus Ya. V., Trigub A. L., Bel'tyukov A. N. A study of ZnSxSe1-x@Al2O3 nanostructures by X-ray diffraction and EXAFS spectroscopy. Journal of Structural Chemistry, 2017, vol. 58, no. 6, pp. 1236-1244. https://doi.org/10.1134/S0022476617060233
27. Zaitsev D. A., Kavokin A. V., Seisyan R. P. Scattering of an exciton polariton by impurity centers in GaAs. Journal of Experimental and Theoretical Physics, 2017, vol. 124, no. 4, pp. 657-664. https://doi.org/10.1134/S1063776117030098
28. Peter Y. Yu and Cardona M. Fundamentals of Semiconductors: Physics and Materials Properties. Heidelberg: Springer, 2010. Chap. 6, pp. 243-344.
29. Ozaki S., and Adachi S. Optical constants of ZnSxSe1-x ternary alloys. Journal of Applied Physics, 1994, vol. 75, iss. 11, pp. 7470. https://doi.org/10.1063/L356617
30. Xu W. L., Zheng M. J., Wu S., Shen W. Z. Effects of high-temperature annealing on structural and optical properties of highly ordered porous alumina membranes. Applied Physics Letters, 2004, vol. 85, pp. 4364-4366. https://doi.org/10.1063/1.1815072
31. Li G. H., Zhang Y., Wu Y. C., Zhang L. D. Wavelength dependent photoluminescence of anodic alumina membranes. Journal of Physics: Condensed Matter, 2003, vol. 15, pp. 8663-8671. https://doi.org/10.1088/0953-8984/15/49/034
32. Chen J. H., Huang C. P., Chao C. G., Chen T. M. The investigation of photoluminescence centers in porous alumina membranes. Applied Physics A, 2006, vol. 84, pp. 297-300. https://doi.org/10.1007/s00339-006-3623-z
33. Ogawa T., Takagahara T. Interband absorption spectra and Sommerfeld factors of a one-dimensional electron-hole system. Physical Review B, 1991, vol. 43, pp. 14325. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.43.14325
34. Ogawa T., Takagahara T. Optical absorption and Sommerfeld factors of a one-dimensional semiconductors: An exact treatment of excitonic effects. Physical Review B, 1991, vol. 44, pp. 8138. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.44.8138
35. Glutsch S., and Bechstedt F. Zener tunneling effect of excitons in shallow superlattices. Physical Review B, 1996, vol. 63, iss. 8, pp. 085307. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.63.085307
36. Ben Fredj A., Debbichi M., Said M. Influence of the composition fluctuation and the disorder on the bowing band gap in semiconductor materials. Microelectronics Journal, 2007, vol. 38, pp. 860-870. https://doi.org/10.1016/imeio.2007.07.002
37. Shafiq I., Sharif A., Sing L. Ch. ZnSxSe1-x nanowire arrays with tunable optical properties grown on ZnS nanoribbon substrates. Physica E: Low-dimensional Systems and Nanostructures, 2009, vol. 41, pp. 739-745. https ://doi.org/10.1016/j.physe. 2008.12.003
38. Subbaiah Y. P. V., Prathap P., Reddy K. T. R., Mangalaraj D., Kim K., Yi J. Growth and characterization of ZnSxSe1-x films deposited by close-spaced evaporation. Journal of Physics D: Applied Physics, 2007, vol. 40, no. 12, pp. 3683-3688. https://doi.org/10.1088/0022-3727/40/12/021
39. Brus L. E. Electron-electron and electron-hole interactions in small semiconductor crystallites: The size dependence of the lowest excited electronic state. The Journal of Chemical Physics, 1984, vol. 80, pp. 4403. https://doi.org/10.1063/1.447218
40. Brus L. E. On the development of bulk optical properties in small semiconductor crystallites. Journal of Luminescence, 1984, vol. 31-32, part 1, pp. 381-384. https://doi.org/10.1016/0022-2313(84)90302-8
41. Ben Afia S., Belmabrouk H., Said M., Abdi-Ben Nasrallah S., Bouarissa N. Electronic structure calculations for ZnSxSe1-x. Materials Science and Engineering C, 2005, vol. 25, iss. 5-8, pp. 691-694. https://doi.org/10.1016/j .msec.2005.06.024
42. Adachi S. Handbook on Physical Properties of Semiconductors. Volume 3: II-VI Compound Semiconductors. Boston: Kluwer Academic Publishers, 2004. 499 p. https://doi.org/10.1007/1-4020-7821-8
Чукавин Андрей Игоревич, младший научный сотрудник лаборатории АСАП ОФХП, Физико-технический институт УдмФИЦ УрОРАН, тел. 8(963)541-10-07, e-mail: chukavin@udman.ru
Валеев Ришат Галеевич, старший научный сотрудник лаборатории АСАП ОФХП, Физико-технический институт УдмФИЦ УрО РАН, тел. 8(3412)43-01-63, e-mail: rishatvaleev@mail.ru
Бельтюков Артемий Николаевич, научный сотрудник лаборатории АСАП ОФХП,
Физико-технический институт УдмФИЦ УрО РАН, тел. 8(3412)43-01-63, e-mail: artemiybeltukov@udman. ru
