CC BY
12
УДК 548.4:846.817-31
ТЕРМОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ТИАГАЛАТОВ СаСа284
С ПРИМЕСЬЮ Ей
А. Н. Георгобиани, Ю. Н. Эмиров, А. Н. Грузинцев1, Е. М. Зобов2, Б. Г. Тагиев3, О. Б. Тагиев3, Б. М. Иззатов3, П. Беналулу4, К. Бартоу4, Й. Ванг5, Сю Сююн5
Исследована фото- и термолюминесценция поликристаллических тиагалатов СаСа28ц:Еи. Показано, что термолюминесценция этих материалов связана с электронными ловушками, уровни которых квазинепрерывно расположены в интервале 0.1 — 0.3 эВ ниже дна зоны проводимости. Анализ величин сечений захвата электронов этими ловушками привел к выводу о их расположении в областях искажений кристаллической решетки СаСагБ^'-Еи.
Тиагалаты СаСаг^ с примесями редкоземельных элементов обладают ярко выраженными люминесцентными свойствами [1, 2], что позволяет рассматривать их в качестве перспективных материалов для практического применения. Люминесцентные свойства этих соединений изучены довольно подробно (см., например, [1, 2]), в то время как информация об электронных ловушках, влияющих на основные фото- и термолюминесцентные характеристики этих материалов, довольно скудна.
Институт Проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов, РАН, Черноголовка, Моск. обл.
2Институт физики Дагестанского научного центра РАН, Россия, 367012, Махачкала, ул. Ярагского,
94.
3Институт физики Азербайджанской Академии наук, Азербайджан.
4Франция, Париж Г-75252, Университет им. П. и М. Кюри, €N115-1^11 7601 Лаборатория оптики твердого тела.
5Китай, 100044, Пекин, Северный транспортный университет.
В настоящей работе представлены результаты исследований фото- и термолюминесценции поликристаллических СаСа254, активированных Ей, на основании которых определены характеристические параметры электронных ловушек (ЭЛ) и особенности их проявления в термостимулированных процессах.
Спектр фотолюминесценции (ФЛ) поликристаллов CaGa.2S4.Eu (2% Ей) при 90 А', возбужденный светом азотного лазера ЛГ-21 (Ад = 337.1 ил«), представлен на рис. 1. Важно отметить, что положение полосы ФЛ не меняется с повышением температуры до 300 К. Этот факт позволил нам исследовать термолюминесценцию образцов в точке 563 нм, соответствующей максимальному значению интенсивности ФЛ во всем исследованном интервале температур 90 - 300 К.
Термолюминесценция (ТЛ) образцов была измерена после низкотемпературного (90 К) фотовозбуждения светом 337.1 нм и 15-мин релаксации в режиме последующего нагрева с постоянной скоростью /3 = 0.12 град/сек. Спектр ТЛ СаСа^Б^Еи (рис. 2) представлен широкой бесструктурной полосой с температурой максимума ( Тмикс) в области 130 К и полушириной ДТ = 80 А'. Анализ спектра ТЛ методом "термоочистки" [3] показывает (рис. 3), что соответствующие спектры обусловлены ЭЛ с квазинепрерывным распределением уровней в интервале энергий Ес — (0.1 — 0.3) эВ (см. таблицу). Значения их энергий ионизации Еп определены методом начального наклона [4, 5]. В этой же таблице приведены величины сечений захвата электронов (5П) этими центрами, определенные методом [6], который органически вытекает из метода [4, 5] и не требует знания кинетики освобождения и рекомбинации неравновесных носителей заряда.
Одним из интересных результатов работы является тот факт, что в спектрах ТЛ проявляются четыре уровня с одинаковой энергией ионизации Еп — Ес — 0.17 эВ, сечения захвата которых отличаются на несколько порядков: 5"п = 2.6- Ю-22 — 1.3- Ю-20 смг. В пользу достоверности определения параметров Еп и 5"п свидетельствует хорошее согласие экспериментально полученных полос ТЛ (кривые 1-10, рис. 3) и теоретически рассчитанных (точки на кривых 1-10, рис. 3), исходя из предположения об однократном характере захвата на ЭЛ [7]:
где РГо - начальная концентрация дырок на центрах рекомбинации, Ас - эффективная
(1)
520 540 560 580 600 620 X, нм
80 100 120 140 160 180 200 220 240
т,к
Рис. 1. Спектр фотолюминесценции поликристаллического СаСа254:Еи при 90 А'. Рис. 2. Спектр термолюминесценции поликристаллического СаОа234:Еи.
плотность состояний электронов в зоне проводимости, ут - тепловая скорость электронов, (3 - скорость нагрева образца, Еп и 5„ - определяются из экспериментальных
данных (см. таблицу). Интеграл в показателе экспоненты можно аппроксимировать вы-т
ражением / ехр = ^ • (1 + ^р) -ехр (—Цр) [8], и тогда, с учетом выражения
То
для определения Бп [6], (1) примет вид
1тл(Т) = Рт0^Р ■ ехр • ехр
/о кТ2
А Т Еп
' АкТ\
,1+дГГехр
(-1)
(2)
где /0 - экстраполированное значение интенсивности экспериментальной полосы ТЛ при 1/Т = 0, АТ - полуширина этой полосы. В расчетах величину начального заполнения центров рекомбинации дырками принимаем равной РГо и 1015 см
-з
Таблица
N полосы из рис. 3 Еп, эВ 5„, см2
1 0.10 3.6 • ю-22
2 0.125 2.0 • Ю-21
3 0.15 4.7- Ю-21
4 0.17 1.3- ю-20
5 0.17 з.о • ю-21
6 0.17 7.7 • Ю-22
7 0.17 2.6-Ю-22
8 0.18 2.7 • Ю-22
9 0.22 6.5 • Ю-22
10 0.30 4.5 • 10~21
Ранее было установлено, что ФЛ в СаСгс^^Аи, Се обусловлена внутрицентровыми излучательными переходами в Еи+2 [9]. Совпадение спектрального диапазона ФЛ и ГЛ в наших экспериментах приводит к выводу о том, что рекомбинация неравновесных электронов, генерированных в процессе термоионизации ЭЛ, также происходит в Еи+2 центрах.
В полупроводниках с электронным типом проводимости роль ЭЛ играют центры донорной природы. Следовательно, захват электронов на такие центры происходит в притягивающем поле, для которого величина сечения захвата должна быть не меньше, чем Ю-17 см2. В то же время полученные экспериментальные данные показывают свойственность ловушкам аномально малых сечений < Ю-20 см2.
Объяснение этих данных в рамках представлений о точечных дефектах донорной природы в матрице кристалла, не нарушенной макродефектами, встречает определен ные трудности.
Для непротиворечивого объяснения этих данных нами было сделано предположение о том, что заполнение ловушек Еп = (0.1 — 0.3 эВ) неравновесными электронами про исходит в притягивающем поле ловушек, расположенных в областях макроскопических неоднородностей в кристаллической матрице СаСаг^. Роль последних могут играть дислокации, дефекты упаковки, границы двойникования и блоков. Эти неоднородности создают коллективные пространственно разделенные потенциальные барьеры, оттал кивающие основные носители заряда и препятствующие их звхвату на ЭЛ. Согласно модели [10, 11], при размещении ЭЛ в областях этих барьеров, величины их сечений
б
1 ооо/т,К_1 ЮЗ/Т, К1
Рис. 3. Спектр термолюминесценции СаСаг^лЕм (верхняя кривая) и его анализ методом термоочистки (кривые 1-10). Точки на кривых 1-10 -расчет [7] формы элементарных полос ТСЛ.
Рис. 4. Зависимость сечений захвата электрона ловушками от обратной температуры максимумов элементарных полос ТСЛ.
захвата будут определяться не только индивидуальными особенностями центра, но и параметрами неоднородности кристалла, например, высотой барьера ср. В результате сечение 5„, наблюдаемое экспериментально, можно рассматривать как некоторое эффективное сечение захвата центра, величина которого определяется соотношением
= Бпо • ехр(~<р/кТт), (3)
где Япо - характеристическое сечение ЭЛ, локализованной в однородной кристаллической матрице, а - величина потенциального барьера, созданного макронеоднород ностью, и который "приходится" преодолевать носителям при захвате на ЭЛ. Данная зависимость (3) объясняет как малые значения сечения захвата электрона ловушками, так и экспоненциальный характер зависимости = /(1 /Тт) (см. рис. 4), где Тт -
температура достижения максимума в процессе термоочистки TJT. Экстраполяция зависимости lgS„ = /(1 /Тт) в точке Т"1 = 0 позволяет, согласно (3), определить величину Sno, а по тангенсу угла наклона и величину потенциального барьера искажений.
Полученные данные показывают, что обнаруженные нами ЭЛ можно разделить на три группы:
I) ЭЛ с глубиной Еп — Ес — (0.1 - 0.15) эВ;
II) ЭЛ с глубиной Еп = Ес- (0.18 - 0.3) эВ;
III) семейство ЭЛ с одинаковой глубиной Еп = Ес — 0.17 эВ.
Анализ зависимости lgS^ = f(l/Tm) показывает, что значения потенциальных барьеров для первых двух групп центров различаются и составляют (р = 0.11 эВ и 0.2 эВ соответственно (рис. 4, зависимости I и II; рис. 5, I и II). В то же время величина Sno для I и II групп ЭЛ оказалась одинаковой и составляет величину ~ Ю-16 см2 (рис. 4), что соответствует сечению захвата ловушек, расположенных вне влияния искажений и близко значению Sn, характерному для притягивающего поля положительно заряженных ЭЛ.
Рис. 5. Модель расположения электронных ловушек в областях неоднородностей кристаллической структуры CaGa2S4:Eu.
Особый интерес представляют ЭЛ третьей группы с Еп = Ес — 0.17 эВ и разли чающимися на несколько порядков Sn. Можно полагать, что эти ЭЛ имеют одну и ту же природу, но расположены на разных расстояниях от ядра макроискажений (рис. 5. III). Глубина уровней таких донорных центров, представляющих собой отщепления от зоны проводимости, не зависит от наличия искажающего потенциала. В то же время, располагаясь на различных расстояниях г, от ядра неоднородности, такие ЭЛ имеют различные значения высоты индивидуальных барьеров ipi для захвата электронов. При этом с уменьшением расстояния г, высота барьера будет экспоненциально уве личиваться, приводя к уменьшению величины 5П и его расщеплению в зону. Однако, неустановленный к настоящему времени вид термоактивационной зависимости 5„ от р. и г,- не позволяет сделать вывод о величине и характере индивидуальных потенциаль ных барьеров, созданных макронеоднородностью кристалла, для третьего типа центров
П1
Еп = Ес-0.17 эВ
Эти результаты позволяют заключить, что ЭЛ первых двух групп, отличаются физико-химической природой и расположены в областях с различной степенью разупо-рядочения кристаллической решетки, характеризующейся потенциальными барьерами ip = 0.11 эВ и 0.2 эВ. ЭЛ третьей группы Еп = Ес — 0.17 эВ имеют одну и ту же природу, но расположены в области искажений решетки на различных расстояниях от ядра неоднородности.
Работа поддержана грантом РФФИ - ГФЕН Китая (проект N 99-02-39032); грантом РФФИ (проект N 00-02-16421), а также Министерством науки Российской Федерации как часть программы "Физика твердотельных наноструктур" (проект N 99-1122) и часть программы "Физика квантовых и волновых процессов" - подпрограмма "Фундаментальная спектроскопия" (проект N 01.08.02.8-4).
ЛИТЕРАТУРА
[1] А с л а н о в Г. К., Т а г и е в О. Б., И з з а т о в Б. М. ФТП, 26, вып. 4, 703 (1992).
[2] Т а г и е в Б. Г., Д ж а л и л о в В. А., Гюльмалиев Т. А. и др. Неорганические материалы, 28, вып. 12, 2269 (1992).
[3] M и л н с А. Примеси с глубокими уровнями в полупроводниках. М., Мир, 1977, с. 562.
[4] Антонов-Романовский В. В. Известия АН СССР, сер, физич. 10, N 5-6, 477 (1946).
[5] G а г 1 i с G. F. T. and G i b s o n A. F. Proc. Phys. Soc., A60, 574 (1948).
[6] Ризаханов M.A. Известия ВУЗов, физика, N 1, 153 (1971).
[7] К y л ь с p e ш т a А. П., Г о р ю н о в В. А. ФТТ, 8, 1944 (1966).
[8] Л у щ и к Ч. Б. Труды Института физики и астрономии АН ЭССР, 1955, с. 7 -250.
[9] Е i с h e n a u е г В., Jarofke H. -С., Mertins J. et al., Phys. Stat. Sol., 153, 515 (1996).
[10] Ризаханов M. А., Хамидов M. M. ФТП, 27, 721 (1993).
[11] Бабаев А. А., Зобов E. М., Ризаханов М. А. Труды международной конф. "Физические процессы в неупорядоченных полупроводниковых структурах", Ульяновск, 1999, с. 71.
Поступила в редакцию 18 июля 2000 г.
