CC BY
81
3. Коновалов А. Н. Задача фильтрации многофазной несжимаемой жидкости / А. Н. Коновалов. - Новосибирск: Наука, 1988.-166 с.
4. Вабищевич П. Н. Метод фиктивных областей в задачах ма тематической физики / П, Н. Вабищевич. - М. : Изд. МГУ, 1991. -156 с.
5. Чарный И. А. Подземная гидрогазодинамика / И. А. Чарный. - М. : Гостоптехиздат, 1963. - 396 с.
6. Булыгин В. Я. Гидромеханика нефтяного пласта / В. Я. Булыгин. - М. : Недра, 1978. -232 с.
7. Чекалин А. Н. Численные решения задач фильтрации в водонефтяных пластах / А. Н. Чекалин. - Казань: Изд-во КГУ. 1982.-207 с.
8. Самарский А. А. Методы решения сеточных уравнений / А. А. Самарский, Е. С. Николаев. - М. : Наука, 1978. - 562 с.
4їг4їг4їг
УДК 53.043
П. В. Винокуров, Е. П. Неустроев, С. А. Смагулова, И. В. Антонова, М. С. Каган
ПЕРЕЗАРЯДКА ЛОКАЛИЗОВАННЫХ СОСТОЯНИЙ В СТРУКТУРАХ БДОЮЕ/БГ С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ В ЗАВИСИМОСТИ ОТ СОДЕРЖАНИЯ СхЕ
Методом зарядовой спектроскопии глубоких уровней исследованы напряженные структуры 81/810е/81 с квантовыми ямами. Определены энергии активации эмиссии носителей заряда с локализованных состояний в исследуемых структурах. Увеличение содержания германия в сплаве вЮе и, соответственно, рост механических напряжений в яме сопровождаются формированием дефектов, обладающих малыми временами перезарядки. В результате в структурах, в которых дислокации и другие крупные структурные нарушения еще не обнаруживаются, процессы обмена носителями между квантовой ямой и окружающей ее матрицей кардинально меняются. Уровни в квантовой яме проявляются только при низких температурах Т 120 К'
Ключевые слова: кремний, германий, гетероструктуры, квантовые ямы, метод зарядовой спектроскопии глубоких уровней, глубокие уровни, дефекты, напряженные структуры, локализованные состояния, перезарядка уровней.
P. V Vinokurov, K P. Neustroev, S. A. Smagulova, I. V. Antonova, M. S. Kagan
Recharging of localized states in Si/SiGe/Si structures with quantum wells in relation to Ge level
There were studied compressive structures of SiGe quantum wells by using charge deep level transient spectroscopy. Experimental data were used to determine activation energies of carrier’s emission from localized states. Increase of germanium level in SiGe alloy and growth of mechanical tensions in pit entailed formation of structural defects that had a short recharging time. Therefore, structures with low Ge content and without large-scale defects exhibited different behavior. Eevels in a quantum well were observed only at low temperatures T<120K.
Key words: Silicon, germanium, heterostructure, quantum wells, charge deep level transient spectroscopy, deep levels, defects, strength structures, confinement levels, recharging levels.
ВИНОКУРОВ Павел Васильевич - аспирант ФТИ СВФУ E-mail: yokkorashoMimail ;ru
НЕУСТРОЕВ Ефим Петрович - к.ф.-м.н., доцент ФТИ СВФУ
E-mail: nefittl(a>yandex.ru
САМГУЛОВА Светлана Афанасьевна - к.ф.-м.н., доцент ФТИ СВФУ E-mail: smagulova@mail. ru
АНТОНОВА Ирина Вениалшновна - д.ф.-м.н.. Институт физики полупроводников им. А. В. Ржанова СО РАН E-mail: antonova@isp.nsc.ru
КАГАН Мирон Соломонович - д.ф.-м.н.. Институт радиотехники и электроники им. В. А. Котельникова РАН E-mail: kagan@,mail.cplire.ru
Развитие современной электроники сместило интерес от объемного материала к многослойным гетероструктурам на основе кремния. Одним из перспективных направлений применения структур 81/811 с квантовыми ямами является их
возможное использование в качестве источников излучения в терагерцовом диапазоне частот [1]. При низких концентрациях свободных носителей заряда на заполнение квантовых ям в гетероструктуре существенно влияют состояния на поверхности и гетерограницах. Поверхностные состояния могут быть устранены нанесением пассивирующих органических монослоев на поверхность [2]. Локализованные
состояния в структурах с квантовыми ямами по своей природе должны делиться на две группы: первая связана с уровнями размерного квантования в яме, вторая - со структурными нарушениями или
примесями в эпитаксиальных слоях или на
гетерограницах. Исследования структур с относительно низким содержанием германия в квантовых ямах 810е (до 15%) продемонстрировали эмиссию носителей с уровней размерного квантования и отсутствие заметной концентрации примесей в эпитаксиальных слоях исследуемых структур [3]. Увеличение содержания германия свыше 15% в квантовой яме толщиной 20 нм должно сопровождаться возникновением структурных нарушений. Одним из основных механизмов образования таких дефектов является релаксация упругих напряжений на границе 81/810е. связанной с различием постоянных решетки кремния и слоя 810е. Величина таких напряжений возрастает с ростом содержания германия. В структурах, исследуемых в данной работе, содержание германия варьировалось в интервале от 15 до 25%.
Целью данной работы являлось исследование процессов перезарядки центров в структурах 81/810е/81 методом зарядовой спектроскопии глубоких уровней. В работе приводятся результаты исследования локализованных состояний в структурах с тремя квантовыми ямами. Из экспериментальных данных определены энергии активации эмиссии носителей заряда с локализованных состояний в структурах 81/810е/81 в зависимости от содержания германия в сплаве 81Се.
Для исследования использовались структуры 81/810е/81 (рис. 1) с тремя квантовыми ямами с содержанием германия х в слое 811_хОех 15% (В1), 20% (В2) и 25% (ВЗ), Характерной особенностью данных структур является низкий уровень фонового (~2х1014 см"3) и селективного (1011 - 1012 см’2) легирования слоев. Все структуры были выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии при температуре 400 °С на подложке кремния п-типа проводимости. Квантовые ямы (слои 81Се) были легированы бором (5-слои с концентрацией 6x1011 см"2). Буферный и верхний слои структуры (рис. 1) толщиной 100 и 40 нм также были 5-легированы бором с концентрациями 1011 см"2 и 1012 см"2, соответственно.
-X X
3»1 _х С1е х 31.] _ х Ое х
Рис. 1. Схематичное изображение структуры с тремя квантовыми ямами 81Се. На рисунке обозначены плотности легирования дельта-слоями бора. Состав слоя 81Се составлял для разных структур 15 (В1). 20 (В2) и 25 % (ВЗ)
Поверхности исследуемых структур были пассированы монослоем 1 -октадецена. Для создания контактов были использованы Ag- и 1пСа-пасты. Площадь контактов составляла (0,8-2)х10"2 см2
Для исследования процессов перезарядки уровней использовался метод зарядовой спектроскопии (0-БЫв). Метод 0-БЬТ8 позволяет исследовать эмиссию носителей с локализованных состояний в материалах с высокоомными слоями. Обычные емкостные методы для неоднородных структур малоинформативны, так как их емкость определяется высокоомной областью и не всегда может зависеть от перезарядки локализованных состояний. В методе 0-БЬТ8 измерения спектров проводятся при фиксированной температуре с варьированием временного окна, которое определяется по формуле
т и. ? ^ '
1п^
ч
где 1:1 и Ь - моменты времени измерения сигнала АО =
(ХЫ - 0«;).
Для оценки параметров локализованных состояний используются следующие выражения для скорости
эмиссии носителей: еп~Т1!2 ехр(£а /кТ) для уровней
размерного квантования [4, 5] и еп~Т2 ехр(Еа /кТ) для уровней, связанных со структурными нарушениями или примесями в эпитаксиальных слоях или на гетерограницах (Еа - энергия активации носителей с уровня).
Спектры 0-ОЬТ8 были измерены с помощью электроизмерительного комплекса А8ЕС-03 в интервале температур от 80 до 300 К. Напряжения смещения и заполняющего импульса 0-ОЬТ8 были выбраны, исходя из вольт-фарадных характеристик (рис. 2). Как видно из рисунка, заряд на поверхности
14 ****_1Р^дц 2 _5-_В
26 нм
-2в ^61ШГТ^2ЮТ
щ им
6x10 1 Утл2 Д- в
_ __ __ бхЮ^гш 5~ ^Г~
100 нм
____ 'нУ 1сиг^____5^ В_
п-5! подложка
после пассивации становится почти нулевым, в результате емкость р-слоя выходит на максимум при нулевом напряжении. При приложении положительного смещения уменьшение емкости связано с формированием области пространственного заряда (ОПЗ) в приповерхностной области структуры, где находятся квантовые ямы. Это позволило выбрать следующий диапазон напряжений для измерения спектров О-БЬТБ: постоянное смещение и=+3 В (максимальная ширина ОПЗ) и амплитуда заполняющего импульса ли = -3.5 В.
ц V
Рис. 2. Вольт-фарадные характеристики исследуемых структур с тремя квантовыми ямами
На рис. 3 показаны спектры О-ОЬТБ для образцов В1 и В2. Следует отметить, что на спектрах наблюдается, как правило, один пик, скорость смещения которого по оси тт существенно различается в разных температурных диапазонах. Это означает, что на зависимости Аррениуса будут наблюдаться несколько наклонов, из которых может быть определено, соответственно, несколько энергий активации.
Как уже отмечалось выше, в зависимости от природы локализованного состояния (уровень в 2В квантовой яме или глубокий уровень в 30 слое) координаты для построения зависимостей Аррениуса будут меняться. Поэтому на рис. 4 приведены зависимости Аррениуса для всех трех структур и двух возможных вариантов локализованных состояний.
Следует отметить, что на зависимостях Аррениуса наблюдаются близкие наклоны, энергии которых обозначены теми же цифрами, но со штрихом.
200
160
«120
О
<3
во
02
п
Например, Е1 и ЕГ. Для демонстрации невозможности описания одним наклоном областей с близкими значениями энергий прямые линии продлены за область точек, аппроксимированных этой прямой. В целом, увеличение содержания германия в слое 81Се приводит к увеличению количества наклонов на зависимостях Аррениуса. В результате для структуры ВЗ с максимальным содержанием германия в квантовых ямах полученную кривую невозможно описать с помощью дискретного набора энергий ни в одной из использованных аппроксимаций. В таблице приведены значения энергий активации эмиссии носителей в структурах с тремя квантовыми ямами, определенные из зависимости Аррениуса для 2Б и ЗЭ локализованных состояний (АЕ - глубина квантовой ямы). Слоевые концентрации ловушек, наблюдаемых методом О-ВЬТБ, возрастали с увеличением температуры от 1.5х10п до 5х10п см"2. В таблице приведены величины разрыва зон АЕ на границе квантовой ямы, полученные с учетом их деформационного расщепления.
На рис. 5 приведены зависимости амплитуды пика О-ОЬТБ от длительности заполняющего импульса N(1). Для точечных локализованных состояний в объемном материале N(1), как известно, выходит на насыщение уже при временах ~ 10‘3 - 10"1 с в зависимости от сечения захвата на центр, В нашем случае выход на насыщение наблюдается только для структуры В1 при температуре, соответствующей уровню Е1 = 300 мэВ, В остальных случаях насыщение зависимости N(1) не наблюдалось. Нужно также отметить, что увеличение температуры делало зависимость N(1) более слабой.
Исследования крупных структурных нарушений в исследованных образцах путем селективного травления и оптической микроскопии показали, что только в ВЗ присутствуют дислокации, но в очень низкой концентрации. Это позволяет считать, что деформации возникающие в слое БЮе в псевдоморфных структурах при росте, не релаксировали и должны быть учтены при расчете глубины квантовой ямы. В таблице также приведены величины разрыва зон на границе с квантовой ямой, полученные с учетом деформационного расщепления зон.
Из сравнения глубины ямы и энергий активации, наблюдаемых по О-ОЬТБ, можно заключить, что уровни Е1 (Е1 % а возможно, и Е” связаны не с
.V
; у
I ( 1 у I
■
Г/
т -- ИЛ/У у.-; ■ V
1од[х, ри)
3 4 5
|пд[х, 1^)
Рис. 3. Спектры (З-БЬТЗ для образцов В1 и В2 в диапазоне температур от 80 К до 180 К
м -а -
? 6" и 4-2-
0-
10 11 12
3 10 11 12
20 состояния
ЗБ состояния
10-
8-
" 6-4-2-0-
Рис. 4. Зависимости Аррениуса структур В1, В2 и ВЗ, построенные в приближении 2Б и ЗБ локализованных состояний
уровнями размерного квантования в яме, а с дефектами в структурах. Насыщение пика Е1 на зависимости N(1) в структуре В1 и исчезновение этого насыщения с увеличением содержания германия в яме и, соответственно, с увеличением деформаций позволяет сделать предположение, что данный уровень связан с зародышем дислокации. Увеличение напряжений способствует началу роста дислокаций. Они еще не видны в структуре В2, однако на зависимости N(1) уже появляются признаки протяженных дефектов. Кроме того, величины энергий уровней Е1 (ЕГ) соответствуют уровням зародышей дислокаций или дислокационных петель [6].
Развитие процесса формирования дефектов в структурах с большим содержанием германия приводит к появлению еще одного уровня ЕЗ и размытию энергий уровней в ВЗ. Как известно.
дислокации дают именно набор размытых уровней. Удвоенная система уровней (Е1 и Е1"). скорее всего, связана с локализованными состояниями в разных ямах, которые по своим свойствам могут несколько отличаться друг от друга. Оставшиеся уровни Е2 и Е2', как мы считаем, связаны с эмиссией носителей из квантовой ямы. Таким образом, эмиссия идет путем туннелирования с небольшой энергией активации либо без активации.
Положение пика на спектрах 0-ЭЬТ8 позволяет определить характерные времена выброса носителей с локализованных состояний. На рис. 6 представлены температурные зависимости времени эмиссии носителей с центров. Видно, что для температур ниже 120 К, когда наблюдаются состояния Е2 и Е2’, характерные времена эмиссии носителей составляют 10 - 300 мс.
Эти времена прекрасно согласуются с временами, полученными для структур с одной квантовой ямой с содержанием германия в слое 81Се равном 7 - 15%
12 1 1
= 0.9
о а
^ «о.зг о е
0.5
ю' 1®’ то’ зо4* ю* ю*
сішгдпд Что, |і^
1 ОО *1
035 ^ 0 90 -
= 0 85 о во
г
0 75 0.70
10“
1.0 0 9
ъп
'§ о а
'Ж
_ 0 7
О 6
ног ю* ю' ТО* Ю* 10* ю* ю" сЬзгдпд Іігю, іі&
Рис. 5. Зависимости амплитуды пика СЭ-БЬТв от длительности заполняющего импульса N(1), измеренные при разных температурах
(5 - 100 мс). На рисунке 7 приведены температурные зависимости времени эмиссии носителей с уровней размерного квантования для структур с одной квантовой ямой и содержанием германия 7-15%, определенные из О-БЬТБ измерений. Это является дополнительным аргументом в пользу предположения, что Е2 и Е2’ связаны с уровнями в квантовой яме. Для Е1 и Е Г времена эмиссии носителей составляют микросекунды, что согласуется с их предположительной интерпретацией в качестве дефектов, связанных с сильными деформациями в слоях БЮе.
Таким образом, увеличение содержания германия и, соответственно, рост механических напряжений в яме сопровождаются формированием дефектов, которые в силу меньших времен захвата/выброса носителей полностью маскируют захват и выброс носителей с уровней в яме. В результате, в структурах, в которых начинается образование дислокаций или других крупных структурных нарушений, динамика обмена носителями между квантовой ямой и окружающей ее матрицей кардинально изменяется.
ІЯПО. 112»
ви
— — І60К
Значения энергий активации эмиссии носителей
Структура ЛЕ. мэВ Еа (2Б), мэВ Еа (ЗБ), мэВ
Ш 300 Е1 280
В1. ЕГ 250 ЕГ 230
134 Е2 17 Е2 10
Е2’ 1 Е2’ 0
Ш 360 Е1 330
В2, 176 ЕГ 280 ЕГ 250
ЕГ* 230
ЕЗ 154 ЕЗ 120
Е2 30 Е2 13
ВЗ,
219
Т, К
Рис. 6. Температурные зависимости времени эмиссии носителей с уровней для структур В1, В2, ВЗ
Методом О-БЬТБ исследованы структуры с тремя квантовыми ямами БЮе, содержание германия в которых составляло 15-25%. Исследование крупных структурных нарушений в образцах показало, что только в случае 25% содержания германия наблюдается появление дислокаций, но в очень низкой концентрации.
т, к
Рис. 7. Температурные зависимости времени эмиссии носителей с уровней размерного квантования для структур с одной квантовой ямой и содержанием германия 7% (8Юе-1), 10% (8Юе-2) и 15% (Ше-3)
А. М. Тимофеев, О. //. Кравцова, А. В. Малышев, //. А. Протодъяконова. ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ТАЛЫХ И МЕРЗЛЫХ ГРУНТОВ. ЗАГРЯЗНЕННЫХ ДИЗЕЛЬНЫМ ТОПЛИВОМ
Тем не менее, увеличение содержания германия в сплаве 81Се и, соответственно, рост механических напряжений в яме сопровождаются формированием дефектов, обладающих малыми временами перезарядки. В результате, в структурах, в которых дислокации и другие крупные структурные нарушения еще не обнаруживаются, процессы обмена носителями между квантовой ямой и окружающей ее матрицей уже кардинально меняются. Вместо захвата на уровни размерного квантования в ямах происходит захват на глубокие уровни дефектов, генерированных на гетерограницах квантовых ям, и именно их перезарядка наблюдается методом О-ВЬТБ. Обмен с уровнями в яме наблюдается только при Т < 120 К. Времена эмиссии носителей с уровней в яме для данных структур составили 10-300 мс, тогда как времена выброса носителей с уровней дефектов варьировались от 10 мс до 1 мкс.
Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ № 08-02-00351, а также аналитической
ведомственной целевой программы 2.1.1/2612.
Литература
1. Douglass .Т. P. Si/SiGe heterostructures: from material and physics to devices and circuits. Semicond. Sci. Technol. 19 (2004). R75-R108.
2. Antonova I. V., Soots R. A.. Guliaev М. B., Prinz V. Ya., Kagan M. S., Kolodzey J. Electrical passivation of Si/SiGe/Si structures by 1-octadecene monolayers //Appl. Phys. Let., 91, 102116.2007.
3. Antonova I. V., Neustroev Ê. P., Smagulova S. A., Kagan M. S.. Alekseev P. S.. Ray S. K.. Sustersic N.. Kolodzey J. Deep Level Spectroscopy studies of confinement levels in SiGe quantum wells //J. Appl. Phys.. 106. 084903. 2009.
4. Debbar N., Biswas D.. Bhattacharya P., Conduction-band offsets in pseudomorphic In^Ga^As/Alo^GaosAs quantum wells (0.07<x<0.18) measured by deep-level transient spectroscopy//Phys. Rev. B. 1989, v.40, p.1058-1063 .
5. Schmalz K., Yassievich I. N.. Colart E. .T., Gravesteijn D. J. //Phys. Rev. В 54. 16799 (1996).
6. Antonova I. V.. Shaimeev S. S., Tyshenko I. E. Use of the DLTS method to study defects formed in silicon as a result of bombarding it with N+//. Semiconductors, 27, 234, (1993).
УДК 631.436
А. М. Тимофеев, О. H. Кравцова, А. В. Малышев, Н. А. Протодъяконова
ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ТАЛЫХ И МЕРЗЛЫХ ГРУНТОВ, ЗАГРЯЗНЕННЫХ ДИЗЕЛЬНЫМ ТОПЛИВОМ
Приводятся результаты экспериментальных исследований тепловых свойств талых и мерзлых грунтов (песок, супесь, суглинок), загрязненных дизельным топливом.
Определены значения теплопроводности, удельной теплоемкости в зависимости от вида грунта, влажности и концентрации загрязнения. Они используются для математического моделирования тепловых процессов, протекающих в грунтах, загрязненных нефтепродуктами.
Ключевые слова: тепловой режим, теплопроводность, удельная теплоемкость, загрязнение, дизельное топливо, талые грунты, мерзлые грунты, концентрация, нефтепродукты, влажность.
ТИМОФЕЕВ Анатолий Михайлович - д.т.н.. Институт физико-технических проблем Севера им. В. П. Ларионова СО РАН. E-mail: a.m.timofeev@iptpn.ysn.ru КРАВЦОВА Ольга Николаева - к.т.н.. ИФТПС СО РАН. E-mail: o.n.kravtsova@iptpn.ysn.ru
МАЛЫШЕВ АцекеейВладилшрович - к.т.н.. ИФТПС СО РАН. E-mail: a.v.malyshev@iptpn.ysn.ru ПРОТОДЪЯКОНОВА Надежда Анатольевна - к.ф-м.н., ИФТПССОРАН
E-mail:n.а.protodyakonova@iptpn.ysn.ru
