ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ.................................................................... 4
ГЛАВА 1. Электрофизические свойства некоторых полупроводниковых соединений А2В6 и квантово-размерных структур на их основе..............................8
1.1. Электрофизические свойства 7п8е и ХпТс...............................9
1.1.1. Дефекты в соединениях Л2В6.......................................9
1.1.2. Проблемы легирования 2пЭе и Zn7e................................11
1.1.3. Дефекты с глубокими уровнями в ЯпЪе, обнаруженные электрическими методами................................................................... 15
1.1.4. Дефекты с глубокими уровнями в ZnTe, обнаруженные электрическими методами....................................................................23
1.2. Особенности квантово-размерных структур с одиночными и множественными
квантовыми ямами на основе 7п8е/7пСс18е и ZnTe/ZnCdTc.......................24
ПОСТАНОВКА ЗАДАЧ ДИССЕРТАЦИИ................................................36
ГЛАВА 2. Релаксационная спектроскопия глубоких уровней в квантово-размерных структурах..................................................................37
2.1. Физические основы РСГУ..............................................38
2.2. Особенности применения РСІ У для характеризации объектов
с квантовыми ямами.......................................................44
2.3. Установка релаксационной спектроскопии глубоких уровней.............47
2.4. Погрешность определения энергии ионизации ГУ
по наклону кривой Аррениуса..............................................53
ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕ 2...........................................................55
ГЛАВА 3. Исследование электрофизических свойств эпитаксиальных слоев ZnSe на (ООІЮаЛБ....................................................................56
3.1. Особенности роста и параметры образцов..............................56
3.2. Экспериментальные результаты и их обсуждение........................58
ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕ 3...........................................................68
ГЛАВА 4. Разрывы зон в квантово-размерных структурах с одиночной квантовой ямой на основе 7пСсі8е/7п8е и ZnCdTe/ZnTe...................................69
4.1. Обоснование предлагаемого метода определения
относительных разрывов зон...............................................69
4.2. Особенности получения и параметры исследуемых образцов..............72
4.3. Оптические переходы в квантово-размерных структурах на основе 7л8е^пСс18е и гпТе/гпСсіТе..................................................74
4.4. Токовая релаксационная спектроскопия глубоких уровней в квантово-размерных структурах с одиночной КЯ.............................................76
4.5. Расчет энергий размерного квантования носителей заряда в квантово-
размерных структурах ...........................................................84
4.6. Расчет энергии связи экситона, локализованного на тяжелой дырке.....89
4.7. Расчет параметра разрыва зоны проводимости с использованием
экспериментальных данных КЛ и РСГУ..........................................92
4.8. Теоретический расчет параметра разрыва зоны проводимости в квантоворазмерных структурах с одиночной КЯ.........................................93
4.9. Расчет изменения положения энергетических зон, вызванного деформационными напряжениями из-за рассогласования постоянных кристаллических решеток.....:...............................................96
4.10. Деформационные напряжения в слоях, обусловленные различием
температу рных коэффициентов линейного расширения материалов слоев.........103
4.11. Расчет критической толщины пленок ZnCdSefТс)
в структурах с одиночными КЯ.......................................................105
4.12. Сопоставление результатов эксперимента и теории, обсуждение полученных
результатов................................................................110
ВЫВОДЫ ПО ГЛАВЕ 4..........................................................115
ГЛАВА 5. Разрывы зон в квантово-размерных структурах с множественными квантовыми ямами на основе ZnCdSe/ZnSe и ZnCdTe/ZnTe.......................116
5.1. Особенности определения относительных разрывов зон в квантово-размерных структурах с множественными квантовыми ямами...............................116
5.2. Параметры исследуемых квантово-размерных структур...................117
5.3. Оптические переходы в МКЯ-сгруктурах
на основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe......................................118
5.4. Расист параметра разрыва зоны проводимости с использованием
экспериментальных данных О и РСГУ..........................................123
5.5. Теоретический расчет параметра разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с множественными КЯ...................................131
5.6. Расчет критической толщины многослойной структуры для образцов с множественными КЯ..........................................................134
5.7. Сопоставление результатов эксперимента и теории, обсуждение полученных
результатов................................................................135
ВЫВОДЫ НО ГЛАВЕ 5..........................................................140
заключение;................................................................141
ЛИТЕРАТУРА.................................................................143
ВВЕДЕНИЕ
Широкозонные полупроводниковые соединения группы А2В6 - 7п8е, 7.пТе обладают уникальными фотоэлектрическими и люминесцентными свойствами и представляют интерес для оптоэлектроники.
В настоящее время уделяется значительное внимание изучению электрофизических свойств пленок и 7пТе, выращенных на инородных
подложках методом эпитаксии из молекулярных пучков. В литературе приводятся данные для большого количества глубоких уровней, наблюдаемых в гетероэпитаксиальных пленках /лгёе и 7пТе. Однако до сих пор данные о природе глубоких центров в пленках ZnSe и ZnТе несистематизированы и практически не установлена взаимосвязь между электрофизическими свойствами пленок ZnSc и 2п'Ге и технологическими режимами эпитаксиального роста пленок. Поэтому изучение электрофизических свойств гетероэпитаксиальных пленок соединений А2В6, выращенных при различных условиях роста, является весьма актуальной задачей.
В связи с интенсивным развитием полупроводниковой микро- и наноэлектроники значительное внимание уделяется изучению оптических и электрических свойств квантово-размерных структур 2п8с/2пСс18е и 7пТе//пСсГГе. Как правило, квантово-размерные структуры создаются на основе резких гетеропереходов. Величины разрывов энергетических зон в гетеропереходах и квантово-размерных структурах относятся к важнейшим фундаментальным свойствам данных структур. Для структур на основе 7п8е/7пСс18е и 2пТе/2пСсП'с относительные разрывы зон определены недостаточно надежно.
К настоящему времени существует ряд теоретических моделей для определения разрывов энергетических зон в гетеропереходах, от модели Андерсона для идеального гетероперехода до более сложных моделей, таких как теория атомных орбиталей Харрисона, теория самосогласованного пограничного потенциала и др. Однако при практическом применении теоретические расчеты дают большой разброс результатов из-за имеющейся свободы в выборе используемых при расчете параметров структур. Кроме того, особенности получения конкретных образцов также могут приводить к колебаниям величин разрывов энергетических зон.
Как правило, для исследования энергетических зон соединений А2В6 применяют оптические методы контроля. Согласно [1], наиболее надежными
5
считаются данные, полученные в экспериментах по фотоэлектронной спектроскопии в ультрафиолетовой и рентгеновской областях спектра на очень тонких гетеропереходах при условии, что технология изготовления самих переходов очень высока. Определение параметров разрыва зон в гетеропереходах, в том числе и в квантово-размерных структурах возможно только в случае исследования перечисленными методами специально приготовленных объектов [ 1 ].
Одними из перспективных методов по изучению оптических и электрических свойств полупроводниковых структур являются фото- и катодолюминесценция и релаксационная спектроскопия глубоких уровней (РСГУ). Методы люминесценции позволяют получить информацию о ширине запрещенной зоны материала КЯ, величинах энергий основных состояний электронов и тяжелых (легких) дырок, а также о величине энергии связи экситона в КЯ. РСГУ дает информацию о глубоких центрах. Квантовую яму можно рассматривать как гигантскую ловушку для носителей заряда (НЗ) [2-3], поэтому с помощью РСГУ можно определить величину энергетического интервала между уровнем размерного квантования, с которого происходит эмиссия носителей заряда, и краем соответствующей зоны в барьере.
В этих условиях представляется актуальным разработка метода экспериментального определения разрывов энергетических зон конкретных типов структур и сопоставление экспериментальных результатов с предсказаниями различных теоретических моделей.
Изучение особенностей зонной диаграммы в квантово-размерных структурах на основе 2п8е/2пСс18е и 2пТе/2пСс1Те позволит прояснить сложившуюся ситуацию с неопределенностью величин относительных разрывов энергетических зон.
Целью диссертации является определение влияния технологических режимов молекулярно-пучковой эпигаксии на энергетический спектр дефектов с глубокими уровнями (ГУ) в пленках 2п8е, выращенных на подложках ОаЛзЦОО), и разработка методики определения параметров разрыва зон в квантово-размерных структурах на основе полупроводников А2В6, содержащих одиночную и множественные квантовые ямы (КЯ) различной конфигурации.
Научная новизна представленных в работе результатов заключается в следующем:
1. Проведены исследования глубоких центров в пленках 2п8е, позволившие обнаружить зависимость энергетического спскгра глубоких центров от типа
6
реконструкции поверхности и скорости роста пленок Zn$Q.
2. Впервые параметр разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах на основе 7п8е/7пСб8е и 7пТе/7пС<ІТе, имеющих конфигурацию зонной диаграммы первого типа, определен в результате совместного использования экспериментальных данных, полученных методами релаксационной спектроскопии глубоких уровней и катодолюминесценции (КЛ).
3. Развита теоретическая модель Андерсона для определения разрывов зон с учетом внутренних механических напряжений в квантовых ямах и барьерных слоях в квангово-размерных структурах с одиночной и множественными квантовыми ямами на основе гетеропереходов 7.п8с/7пСс18е и 7пТе/7пСсЗТе.
4. Обнаружена зависимость параметра разрыва зоны проводимости в структурах с одиночной и множественными квантовыми ямами на основе 7п8е/7пСб8е и 7пТе/7пСбТс от конфигурации квантово-размерной части структуры.
Положения, выносимые на защиту.
1. При изменении отношения эквивалентных давлений молекулярных пучков селена и цинка на ±25% относительно значения Р^Рги = 2:1 или скорости роста слоев 7п8е от 0,6 до 2 мкм/ч на подложках СаА5(1()0) имеет место перестройка энергети1чес кого спектра дефектов с глубокими уровнями. При переходе от условий обогащения поверхности 7п8е атомами 7п к условиям обогащения поверхности атомами 8е снижается концентрация ГУ с энергией активации 0,36±0,02 эВ, вместо ГУ с энергией активации 0,84±0,03 эВ появляется ГУ с энергией активации 0,72±0,03 эВ. ГУ с энергией активации 0,56± 0,02 эВ возникает при форсировании скорости роста эпитаксиальных слоев 7п8е.
2. Методика, основанная на совместном использовании экспериментальных данных релаксационной спектроскопии глубоких уровней и катодолюминесценции, позволяет определять параметры разрыва зон в квантово-размерных структурах, имеющих конфигурацию зонной диаграммы первого типа.
3. Параметр разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с одиночными и множественными квантовыми ямами на основе 7п8е/7пС(18е и 7пТе/7пСс1Те не является фиксированной величиной, а зависит от конфигурации квантово-размерной части структуры
Основные результаты работы доклады вались и обсуждались на Всероссийской
7
межвузовской научно-технической конференции студентов и аспирантов “Микроэлектроника и информатика - 98” (Зеленоград, 20-22 апреля 1998 г.), IV Всероссийской научно-технической конференции “Методы и средства измерений физических величин” (Нижний Новгород, 16-17 июня 1999 г.), Международной конференции “The Ninth International Conference on H-Vt Compounds (1I-VI ’99)” (Kyoto, Japan, November 1-5, 1999), Международной конференции “Релаксационные явления в твердых телах” (Воронеж, 18-21 октября 1999 г.), Всероссийском совещании “Нанофотоника-2000” (Нижний Новгород, 20-23 марта 2000 г.), 8-м Международном симпозиуме “Nanostructures: physics and technology” (St Petersburg, Russia, June 19-23, 2000).
Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы.
Первая глава представляет собой обзор литературных данных, посвященных исследованиям электрофизических свойств и природы глубоких центров в эпитаксиальных пленках ZnSe и ZnTe. Показано, что к настоящему времени данные о природе глубоких центров в ZnSe и ZnTe не систематизированы. Также рассмотрены данные по исследованию относительных разрывов зон в квантово-размерных структурах на основе ZnCdSe/ZnSe и ZnCdTe/ZnTe методами люминесценции и измерения спектров поглощения. Показано, что существующие экспериментальные данные о величинах относительных разрывов зон в указанных структурах, представленные в различных литературных источниках, значительно различаются.
Вторая глава посвящена рассмотрению метода релаксационной спектроскопии глубоких уровней и описанию его технической реализации. Рассмотрены особенности применения метода РСГУ к квантово-размерным структурам.
Третья глава посвящена изучению электрофизических свойств эпитаксиальных (щенок ZnSe, выращенных на GaAs(100) методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЗ).
Четвертая глава посвящена разработке методики определения разрывов зон в квангово-размерных структурах и изучению высокоомных квантово-размерных структур с одиночными КЯ па основе ZnSe/ZnCdSe и ZnTe/ZnCdTe методами катодолюминесценции и токовой РСГУ.
Пятая глава посвящена изучению разрыва зоны проводимости в квантово-размерных структурах с множественными КЯ, часть из которых представляла собой сверхрешетки методами катодолюминесценции и токовой РСГУ.
8
Глава 1. Электрофизические свойства некоторых полупроводниковых соединений А2В6 и квантово-размерных структур на их основе
В последнее время в мире наметилась тенденция к созданию оптических носителей информации большой емкости. Увеличение плотности записываемой информации без увеличения размеров носителя возможно при снижении геометрических размеров питов - микроскопических областей, отвечающих за хранение информации в цифровом виде на оптическом носителе. В свою очередь, чтобы считывать информацию с таких оптических носителей необходимо использовать лазер с более короткой волной излучения, в отличие от традиционно используемых инфракрасных лазеров, то есть сине-зеленой или синей области спектра.
Л /
Интерес к соединениям А В* как к флюоресцентным материалам возник в конце 19-го столетия [4]. Полупроводниковые соединения А В являются весьма перспективными для создания оптоэлекгронных приборов благодаря прямой структуре энергетических зон. Они позволяют перекрыть всю область видимого диапазона длин волн и, таким образом, создавать полноцветные дисплеи и, в случае использования накачки электронным пучком, электроннолучевые трубки цветных телевизоров. Несмотря на многолетнюю историю существования полупроводниковых материалов ZnSe, ZnTei их уникальные электрические и оптические свойства в приборном исполнении остаются нереализованными. Это, главным образом, обусловлено технологическими причинами. Кристаллам упомянутых соединений свойственны полиморфизм и политипизм, до конца не установлена однозначная связь между их дефектно-структурным составом и условиями роста. Из-за этого электрофизические свойства кристаллов сильно зависят от условий, в которых выращивались монокристаллы. Следствием такого положения является более худшая воспроизводимость электрофизических свойств при получении объемных монокристаллов по сравнению с 81 и Се.
Наряду с этим получило свое развитие эпитаксиальное наращивание гонких пленок Хп8с [5-301 и 2пТе [31-39] и структур на их основе на собственных и инородных подложках, как правило СаАз, различными методами эпитаксии. В последние годы интенсивно развиваются исследования в области синтеза и изучения
9
свойств квантово-размерных структур на основе соединений А2ВГ>, в которых одиночная или множественные квантовые ямы изготавливаются, как правило, из кадмий-содержащих твердых растворов [40-63]. Информацию об этих структурах получают, как правило, оптическими методами. В то же время электрофизические свойства квантово-размерных структур изучены не во всей своей полноте. Так, в литературных источниках отсутствуют систематизированные данные о зависимости энергетическою спектра глубоких центров (ГЦ) в эпитаксиальных пленках выращенных методом эпитаксии из молекулярных пучков от технологических режимов роста (скорости роста и типа реконструкции поверхности растущей пленки). До сих пор остается важным вопрос о величине относительных разрывов зон в квантово-размерных структурах на основе 2п8е/2пС(18е и 2пТе/2пСбТе, поскольку ли тературные данные для этих структур существенно различаются [61-63].
Исходя из сказанного, представляется практический и научный интересы для изучения соединений А?'В6 и квантово-размерных структурах на их основе электрическими методами.
§1.1. Электрофизические свойства 2п8е и ZnTг §1.1.1. Дефекты в соединениях А2В6
Рассмотрим некоторые изученные на сегодняшний день электрофизические свойства 2п8е.
Как известно, оптические и электрические свойства широкозонных полупроводниковых соединений А2В6 определяются особенностями термодинамики собственных структурных дефектов [4]. Рассмотрим существующие типы дефектов [4]:
1. Вакансии в подрешетках металла и хапькогена (Ум, V*) называемые дефектами но Шоттки. В данном случае предполагается, что атомы покидают узлы кристаллической решетки в объеме полупроводника и достигают его поверхности.
2. Дефекты по Френкелю - атомы в междоузлиях М, и Хі . а также дефекты, состоящие из совокупности междоузельного атома и вакансии Мі - Ум для подрешетки металла и Х,- Ух для подрешетки хапькогена.
3. Антиструктурные дефекты - Мх и Хм в случае, когда атом металла занимает в кристаллической решетке узел, который должен занимать атом халькогена, и наоборот.
4. Ассоциации нескольких простых дефектов, которые энергетически более выгодны, чем изолированные точечные дефекты. Однако их энергия связи, как правило, невелика и при высоких температурах ассоциации распадаются.
5. Примеси и комплексы, включающие примеси.
Кроме перечисленных точечных или нульмерных дефектов существуют еще и протяженные дефекты: дислокации, дефекты упаковки и т.д.
Рассмотренные точечные дефекты могут существовать в нескольких зарядовых состояниях, поэтому их свойства будут различными. При удалении нейтрального атома халькогена из узла кристаллической решетки образуется элекгирически нейтральная вакансия Ух- Данный дефект может одно- и двукратно ионизоваться в соответствии с реакциями [4]:
Ух<*(УхУ +е+Ет, (1-1)
^ с>{УхГ+2е + Ет, (1.2)
где Еу 1 и Еъ2 ~ энергии одно- и двукратной ионизации донора, соответственно. Нейтральная вакансия атома халькогена связывает два электрона, энергия которых превышает энергию электронов в валентной зоне. Таким образом, вакансия атома халькогена образует дефект донорного типа.
Вакансия металла создает нейтральный дефект и может захватить один или два электрона, приобретая отрицательный эффективный заряд. При этом образуется одна или две свободные дырки в соответствии с реакциями [4]:
Ум +Р + ЕА1, (1.3)
Ки <=> Г + 2Р + ЕА2 , (1.4)
где ЕА1 и Ед2 - соответственно энергии одно- и двукратной ионизации акцепторного центра Ум.
Атом металла в междоузлии М, является донором, а такой же атом халькогена X* обладает акцепторными свойствами из-за большей по сравнению с металлом электроотрицательности.
11
В местах нарушения идеальной периодической структуры кристалла появляются энергетические состояния, которые запрещены в идеальном кристалле. Точечные дефекты вызывают появление дополнительных энергетических уровней, которые в отличие от зон, отвечающих всему кристаллу, соответствуют состояниям, локализованным вблизи дефектов.
Кроме элементарных точечных дефектов наблюдаются комплексы, обусловленные взаимодействием дефектов между собой. В то же время каждый из дефектов может находиться в различных зарядовых состояниях и. соответственно, будет иметь различные свойства. Поэтому существуют определенные трудности при идентификации и объяснении свойств точечных дефектов и их комплексов в бинарных соединениях.
§1.1.2. Проблемы легирования 7п8е и 7пТе
Концентрация свободных носителей заряда в соединениях А2В6 во многом определяется явлением самокомпенсации |22-27, 64-65]. Электрическая активность собственных дефектов и примесей в кристалле обусловливает статистическое взаимодействие подсистем дефектов и электронов [4]. Свободная энергия кристалла зависит от параметров обеих подсистем. Вследствие этого равновесные концентрации электронов и дефектов взаимосвязаны. При превышении определенной температуры будет действовать статистический механизм появления собственных дефектов при введении свободных носителей заряда в зону проводимости за счет различных видов возбуждения или введения донорных или акцепторных примесей [64]. Указанная температура зависит от ширины 'запрещенной зоны полупроводника, концентрации дефектов, энергии связи электрона на локальном уровне и энергии полярона. Такой эффект уменьшения концентрации свободных носителей заряда, вызванный «юзникновением компенсирующих дефектов решетки называется самокомпенсацией проводимости.
При двукратной ионизации вакансий эффект самокомпенсации усиливается. В случае вакансий металла и халькогеиа появление второго ионизационного уровня, усиливающего самокомпенсацию, более вероятно у вакансий с меньшим размером. При значительном различии атомных радиусов металла и халькогена более сильный
12
эффект компенсации будет возникать за счет вакансий атома с меньшим радиусом [64]. В ZnSe экспериментально наблюдается сильная компенсация п-типа проводимости, а в ZnTe - р-тнпа проводимости [641.
Выделяют следующие механизмы компенсации [65]: 1) компенсация
собственными дефектами; 2) компенсация комплексами дефектов, состоящих из примесей и близкорасположенных собственных дефектов; 3) компенсация примесями, образующими компенсирующие центры и их комплексами; 4) компенсация, обусловленная механизмом разрыва связей из-за наличия примесей; 5) компенсация, обусловленная величиной предела растворимости.
Проблема самокомпенсации становится более серьезной с увеличением ширины запрещенной зоны |64|, что ограничивает область применения соответствующего материала. Эффект самокомпенсации приводит к существенной разнице между максимально возможными значениями концентрации мелких акцепторов и доноров при легировании. Например, наибольшая концентрация
I о 1
ионизированных акцепторов (Ад-Лд)) в Zr\Se ограничена значением 110 см [65],
ЛА Д
тогда как наибольшая концентрация электронов равна 210 см [65].
В качестве примера в таблице 1 приведены типы примесей и соответствующие им типы дефектов в соединениях Л2В° [4].
Для получения р-типа проводимости в соединениях А~В используют элементы первой и пятой групп (см. таблицу 2) [4].
В [65] рассмотрены механизмы компенсации, которые имеют место при легировании ZnSe азотом. Исследования многочисленными методами (фотолюминесценция, РСГУ или БЬТв в англоязычной литературе и т.д.) показывают, что при легировании ZnSe азотом преимущественно возникают дефекты - V*«,, Ъъ - (К8с)п> - ^п, N7,. Обозначения вида (1Ч)П соотвегствуют дефектам
замещения, когда атом азота N заметает ьй атом, п соответствует количеству дефектов вида N4 , участвующих в образовании комплексного дефекта. При этом работают следующие механизмы компенсации: 1) компенсация комплексными дефектами; 2) компенсация оборванными связями; 3) компенсация, определяемая конечной величиной растворимости легирующей примеси.
Легированные азотом пленки ZnSe как правило имеют дырочный тип проводимости [10, 25-27]. Авторы [10] отмечают, что в зависимости от условий
13
эпитаксиального роста пленок 2п8е при легировании азотом можно получить стабильную проводимость р-типа с концентрацией свободных дырок более 1017 см*3, а также стабильную проводимость п-типа с концентрацией свободных электронов вплоть до 21017 см'3. Это означает, что легирование азотом может приводить к возникновению: 1) акцепторов, когда атомы азота занимают места атомов селена в кристаллической решетке, 2) компенсирующих дефектов и их комплексов, 3) эффективных донороподобных дефектов в 7п$е [10].
Значительные успехи были достигнуты при легировании ХпЪе литием [22]. Пленки Хп8е легировались во время эпитаксиального рост на р"-ОаАв подложках и имели дырочный тип проводимости. Температура подложки во время роста пленок была равна 280 °С. Значения концентрации свободных дырок лежали в пределах (3,6-5)- 10д<3 см 3, а подвижность дырок была равна 28±4 см2/В-с. Определенное методом масс-сиектроскопии вторичных ИОНОВ соотношение (ДОл-ЛЬ )/А/и> где Л'и -концентрация внедренных в пленку 7п8е атомов лития, для различных образцов варьировалось в пределах 0,36-0,92. Эти значения и разница величин подвижностей для различных образцов свидетельствуют о том, что лишь малая часть атомов 1д участвует в процессах компенсации проводимости [22]. Авторы отмечают, что легированные пленки получатись с хорошо воспроизводимыми параметрами.
В [23] говорится о том, что в легированных литием пленках 7п8е, выращенных на полуизолирующих подложках СаАэ методом МПЭ, полная концентрация носителей заряда А/д-Ар сильно зависит от степени легирования. Температура подложки во время эпитаксиального роста поддерживалась равной 360 °С. Все исследованные в [23] образцы имели п-тип проводимости, который не зависел от уровня легирования 1л. Концентрация носителей заряда /Ур-ЛТд при различных уровнях легирования находилась в пределах 1013 -1017 см'3. При малых уровнях легирования атомы 1л стремятся занимать междоузлия кристаллической решетки, в которых ведут себя как доноры. С повышением уровня легирования атомы 1л начинают занимать места в кристаллической решетке, в которых проявляют акцепторные свойства. В этом случае пленки /.пБс получались высокоомными из-за сильных эффектов компенсации. При дальнейшем увеличении уровня легирования атомы лития стремятся занимать места, соответствующие атомам цинка, и проявляют донорные свойства. Концентрация электронов вновь начинает расти [23]. Таким
- Київ+380960830922