Optimierung der elektrischen und optischen Leistung von Nb-dotierten SrSnO3-Epitaxieschichten durch gepulste Laserdeposition

Zusammenfassung

Nb-dotierte SrSnO3 (SSNO) Dünnschichten wurden epitaktisch auf LaAlO3(001) Einkristallsubstrate mittels gepulster Laserdeposition unter verschiedenen Sauerstoffdrücken und Substrattemperaturen gewachsen. Die Kristallstruktur, elektrischen und optischen Eigenschaften der Schichten wurden detailliert untersucht. Röntgenbeugungsergebnisse zeigen, dass das Zellvolumen der Schichten mit zunehmendem Sauerstoffdruck allmählich abnimmt, während der epitaktische Charakter erhalten bleibt. Röntgenphotoelektronenspektroskopie-Analyse bestätigt den Nb5+-Oxidationszustand in den SSNO-Schichten. Hall-Effekt-Messungen wurden durchgeführt und die bei 0,2 Pa mit 780 °C Substrattemperatur hergestellte Schicht weist den niedrigsten Raumtemperatur-Widerstand von 31,3 mΩcm und eine Hall-Beweglichkeit von 3,31 cm²/Vs mit einer Trägerkonzentration von 6,03 × 1019/cm³ auf. Die temperaturabhängige Widerstandsfähigkeit dieser Probe zeigt einen Metall-Halbleiter-Übergang und wird hauptsächlich durch Elektron-Elektron-Wechselwirkungen erklärt. Die optische Transparenz der Schichten beträgt mehr als 70 % im Wellenlängenbereich von 600 bis 1800 nm. Die Bandlücken steigen von 4,35 auf 4,90 eV für die indirekte Lücke und von 4,82 auf 5,29 eV für die direkte Lücke durch Senken des Sauerstoffdrucks von 20 auf 1 × 10−3 Pa, was durch Burstein-Moss-Effekt und bei hohem Vakuum erzeugte Sauerstoffvacanzen interpretiert werden kann.

Hintergrund

Transparente leitfähige Oxide (TCO) sind außergewöhnliche Materialien, die sowohl niedrigen elektrischen Widerstand als auch hohe optische Transparenz aufweisen. Die Kombination dieser beiden signifikanten Merkmale macht TCO zu Schlüsselmaterialien für breite Anwendungen in optoelektronischen Geräten, wie pn-Übergänge, Feldeffekttransistoren und Solarzellen [1,2,3,4,5,6,7]. Als typisches TCO-Material wurde Sn-dotiertes In2O3 aufgrund seiner hohen Transmittanz von mehr als 90 % im sichtbaren Spektralbereich und hervorragender Leitfähigkeit von 1 × 104 S/cm weit verbreitet [8]. Andere bekannte TCOs, einschließlich Al-dotiertem ZnO [9, 10] und Sb-dotiertem SnO2 [11], sind ebenfalls von Interesse. Diese eher leistungsstarken leitenden Eigenschaften korrelieren mit der speziellen elektronischen Struktur, in der das Leitungsband aus delokalisierten metallischen s-Orbitalen besteht, was zu geringer effektiver Elektronenmasse und hoher Dispersion führt. In einem gegebenen Material können geringe effektive Masse und hohe Dispersion zu hoher elektrischer Leitfähigkeit führen. Allerdings haben diese binären Oxide ihre eigenen Einschränkungen wie thermische und chemische Instabilität, die Degradationsprobleme für den Betrieb von Oxid-Elektronikanwendungen verursachen können. Daher gibt es viele Bemühungen, alternative Materialien mit zufriedenstellender Leistung zu finden, um die Schwächen binärer Oxide auszugleichen. Materialien mit Perowskitstruktur haben sich als außergewöhnliche physikalische Eigenschaften erwiesen, wie Supraleitung [12], Multiferroizität [13] und kolossaler Magnetowiderstand [14]. Im Vergleich zu konventionellen binären TCOs zeigen sie bessere strukturelle Stabilität und können flexibler in chemischer Modifikation sein, was ihre physikalischen Eigenschaften verbessern oder zur Realisierung neuartiger Funktionalitäten beitragen kann.

Alkali-Erd-Stannate ASnO3 (A = Ca, Sr, Ba) sind aufgrund ihrer faszinierenden dielektrischen Eigenschaften und Anwendungen wie in thermisch stabilen Kondensatoren von großem Interesse [15,16,17]. Kürzlich haben diese Perowskite auch als neue TCO-Schichten aufgrund der einzigartigen Merkmale hoher optischer Transparenz und hoher Trägerbeweglichkeit erhebliche Aufmerksamkeit erhalten [18,19,20,21,22]. Ihre Valenzbänder bestehen hauptsächlich aus O 2p-Orbitalen und die Leitungsbänder werden weitgehend von Sn 5s-Orbitalen oberhalb des Fermi-Niveaus beigetragen, was breite Bandlücken ergibt [23]. Die kleinen effektiven Elektronenmassen und damit die gute elektrische Leitfähigkeit von ASnO3 können auf die große Größe von Sn zurückgeführt werden, die den Leitungsbandrand mit antibindenden s-Charakteren ausstattet [23]. Unter ASnO3 zeigt SrSnO3 (SSO) halbleitendes Verhalten mit einer Bandlücke von 4,1 eV und hat eine orthorhombische Struktur mit Gitterkonstanten a = 5,708 Å, b = 5,703 Å und c = 8,065 Å [24]. Reine SSO-Schichten sind nicht leitend. Um die Leitfähigkeit von SSO-Schichten weiter zu verbessern, wurden viele Elemente zur Dotierung von SSO-Schichten gewählt, um Träger durch Ersetzen der A- oder B-Position zu erzeugen, wie La für Sr-Positionen [25] und Ta für Sn-Positionen [26]. Die Auswahl des geeigneten Dotierungselements und der angemessenen Dotierkonzentration ist entscheidend, um leistungsstarke TCO-Schichten zu erhalten, sowie optimierte Wachstumsbedingungen. Das Nb-Element wird oft zur teilweisen Substitution für TCO-Schichten verwendet, da mehr Träger im Materialsystem durch die hochwertigen Nb5+-Kationen generiert werden. Tatsächlich wurde die hohe Trägerdichte, die durch Einführung von Nb-Ionen erzeugt wird, gemäß experimentellen und erstprinzipiellen Berechnungsergebnissen demonstriert. Zum Beispiel wiesen Nb-dotierte TiO2-Schichten einen Raumtemperatur-Widerstand von nur 2 × 10−4 Ωcm auf [27], und Nb-dotierte ZnO-Schichten zeigten den niedrigsten Widerstand von 8,95 × 10−4 Ωcm [28]. Aus der Sicht der intrinsischen Physik und Grundlagenforschung werden die Nb-Dotierer ein Elektron an das Leitungsband von SSO spenden, da Sn-Ionen durch Nb substituiert werden aufgrund der ähnlichen Ionenradien von Nb5+ (0,64 Å) und Sn4+ (0,69 Å), und werden zu einer erhöhten Leitfähigkeit in elektronendotierten SSO-Schichten führen. Andererseits können die physikalischen Eigenschaften von TCO-Schichten auch unter verschiedenen Abscheidungssauerstoffdrücken und -temperaturen während des Schichtwachstums eingestellt werden. Transportleistungen von BaSnO3 (BSO) [29], LaNiO3 [30] und SrTiO3-Schichten [31] sowie das magnetische Verhalten von Gd-dotierten ZnO-Schichten [32, 33] wurden zuvor als empfindlich gegenüber dem Sauerstoffdruck berichtet. La-dotierte SSO-Schichten und Nd-dotierte BSO-Schichten zeigten ebenfalls eine bemerkenswerte Korrelation zwischen elektrischen Eigenschaften und Abscheidungstemperatur [20, 34]. Um die physikalischen Leistungen besser zu kontrollieren und hochwertige Dünnschichten für Untersuchungen zu erhalten, ist es von großer Bedeutung, die Auswirkungen dieser entscheidenden Abscheidungsbedingungen auf die Dünnschichten zu untersuchen. Bisherige Berichte sind jedoch sehr begrenzt hinsichtlich der Auswirkungen von Sauerstoffdruck und Substrattemperatur auf die strukturellen, optischen und elektrischen Eigenschaften von SSO-Dünnschichten. Daher konzentrieren wir uns in dieser Arbeit auf diesen Aspekt. Eine Reihe von Nb-dotierten SSO-Schichten wurde durch gepulste Laserdeposition (PLD) hergestellt. Um die Transmittanzmessungen der Schichten nicht zu beeinflussen, wurden LaAlO3-Einkristallsubstrate mit einer breiten Bandlücke von 5,5 eV für die Abscheidung der Dünnschichten verwendet. Der Sauerstoffdruck während des Wachstums variiert von 1 × 10−3 bis 20 Pa und die Substrattemperatur von 660 bis 820 °C. Die Struktur, elektrischen und optischen Eigenschaften der Schichten wurden detailliert untersucht.

Methoden

Sr(Sn0.95Nb0.05)O3 (SSNO) Target wurde durch Festkörperreaktionen unter Verwendung von hochreinem SrCO3, SnO2 und Nb2O5 als Rohmaterialien hergestellt, wobei die finale Sinertemperatur bei 1520 °C für 10 h gehalten wurde. Zwei Gruppen epitaktischer SSNO-Dünnschichten (A und B) wurden auf LaAlO3(001) [LAO(001)] Substraten durch PLD mit einem 248 nm KrF-Excimerlaser zur Ablation des SSNO-Targets mit einer Repetitionsrate von 3 Hz gezüchtet. Die Laserenergiedichte auf der rotierenden Targetoberfläche betrug etwa 1,8 J/cm², und der Substrat-Target-Abstand wurde bei 55 mm gehalten. Proben der Gruppe A wurden zuerst hergestellt, um den Widerstand mit variierendem Sauerstoffdruck von 1 × 10−3 bis 20 Pa zu optimieren, während die Substrattemperatur konstant bei 780 °C gehalten wurde. Basierend auf dem optimierten Sauerstoffdruck wurden Schichten der Gruppe B dann bei verschiedenen Substrattemperaturen zwischen 660 und 820 °C abgeschieden, um die optimalen Wachstumsbedingungen weiter zu erforschen. Vor dem Einleiten von reinem Sauerstoff betrug der Basisdruck der Kammer 1 × 10−4 Pa. Nach der Abscheidung wurden alle Schichten in situ 15 min geglüht, bevor sie in derselben Sauerstoffatmosphäre abgekühlt wurden. Schichtstrukturen wurden mit hochauflösender Röntgenbeugung (XRD) vom Diffraktometer Empyrean PANalytical mit Cu Kα1-Quelle (λ = 1,5406 Å) charakterisiert. In-plane und out-of-plane Beugungs-2θ-ω-Scans und φ-Scans wurden durchgeführt, um das epitaktische Wachstum zu bestimmen. ω-Scans wurden durchgeführt, um die Kristallinität der Schichten zu bestätigen, und reziproke Raumabbildungen (RSMs) wurden verwendet, um den Spannungszustand zu untersuchen. Wachstumsraten der Schichten wurden mit Röntgenreflektometrie geschätzt, und die Dicke jeder abgeschiedenen Schicht wurde auf 230 nm kontrolliert. Röntgenphotoelektronenspektroskopie (XPS, Thermo, escalab 250XI) wurde verwendet, um die Wertigkeitszustände der Elemente zu analysieren. Hall-Effekt-Messungen wurden mit van-der-Pauw-Geometrie an einem Ecopia HMS-3000 System bei Raumtemperatur durchgeführt. Kurven der Temperaturabhängigkeit des Widerstands für die Schichten wurden im Temperaturbereich von 300 bis 30 K mit der Standard-Vier-Punkt-Methode mit einem Keithley 2400 Quellmessgerät erhalten. Die optische Transmittanz im Wellenlängenbereich von 200–1800 nm wurde mit UV-Vis-Spektrometer (Lambda 950, Perkin Elmer, USA) gemessen.

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 1a und b zeigen die 2θ-ω linearen Scans der SSNO-Schichten mit verschiedenen Sauerstoffdrücken, gewachsen auf LAO(001) Einkristallsubstrate entlang (002) und (101) Orientierungen. Mit der Substrattemperatur konstant bei 780 °C wurden die Schichten der Gruppe A unter 1 × 10−3, 0,03, 0,2, 5 und 20 Pa hergestellt, wie bezeichnet. Nur die (002) und (101) Reflexionspeaks können beobachtet werden, was anzeigt, dass keine andere Verunreinigungsphase in den Schichten vorhanden ist. Dies kann durch den breitbereichigen XRD 2θ-ω-Scan der bei 20 Pa und 780 °C hergestellten Schicht als Repräsentant weiter bewiesen werden, wie in Abb. S1 gezeigt. Um den Effekt von Nb-Dotierern auf die strukturellen Eigenschaften zu untersuchen, wird das XRD-Ergebnis der SSO-Schicht mit denselben Wachstumsbedingungen ebenfalls in Abb. S1 präsentiert. Es wird beobachtet, dass die (00l) Peaks der SSNO-Schicht zu höheren 2θ-Winkeln im Vergleich zu denen der SSO-Schicht verschoben sind, was auf den Unterschied in den Ionenradien von Nb5+ (0,64 Å) und Sn4+ (0,69 Å) zurückzuführen sein kann. Mit abnehmendem Abscheidungssauerstoffdruck in Gruppe A verschieben sich die Beugungspeaks allmählich zu niedrigeren 2θ-Winkeln, was eine Zunahme der Gitterparameter und des Zellvolumens ergibt. Abbildung 1c zeigt die Schaukelkurven, entnommen von den (002) Peaks der SSNO-Schichten in Gruppe A. Der volle Breite bei halber Maximum (FWHM) als Funktion des Sauerstoffdrucks ist im Inset von Abb. 1c gezeigt. Mit zunehmendem Sauerstoffdruck von 1 × 10−3 auf 20 Pa nimmt der FWHM-Wert von 1,08° auf 0,17° ab, was anzeigt, dass die bei 20 Pa hergestellte Schicht die höchste Kristallinität besitzt. Es wird bemerkt, dass mehr Sauerstoff förderlich für die Nukleation, Kristallisation und das Wachstum von SSNO-Schichten ist. Ähnliches Phänomen wurde in sauerstoffdefizienten SSO-Schichten und ZnO-Schichten berichtet [35, 36]. Abbildung 1d und e zeigen die SSNO-Schichten in Gruppe B orientiert entlang (002) und (101) Reflexionen ohne andere Phasen. Diese Proben wurden bei 0,2 Pa mit Substrattemperaturen von 660, 700, 740, 780 und 820 °C abgeschieden. XRD φ-Scans wurden durchgeführt, um die In-plane-Orientierung der SSNO-Schichten in Bezug auf LAO-Substrate zu untersuchen, indem die Beugungsebenen als ψ = 45° gesetzt wurden. Wie in Abb. 1f gezeigt, treten vierfache Reflexionspeaks der bei 780 °C und 0,2 Pa hergestellten Schicht mit einem Intervall von 90° zwischen zwei angrenzenden Peaks am gleichen Winkel wie der des LAO-Substrats auf, was anzeigt, dass die SSNO-Schichten epitaktisch auf LAO(001) Substraten mit einer Würfel-auf-Würfel-Orientierung gewachsen sind.

Die In-plane- und Out-of-plane-Gitterparameter für die bei verschiedenen Sauerstoffdrücken abgeschiedenen Schichten können aus den (002) und (101) Beugungspitzen von Abb. 1a und b berechnet werden. Wie in Abb. 2a gezeigt, zeigen das Zellvolumen und die Gitterparameter den gleichen abnehmenden Trend mit zunehmendem Sauerstoffdruck von 1 × 10−3 auf 20 Pa. Die berechneten Werte der drei Parameter für diese abgeschiedenen Proben sind in Tabelle 1 dargestellt. Die Variation der Gitterkonstanten mit dem Abscheidungssauerstoffdruck wurde auch in anderen sauerstoffdefizienten Perowskitschichten [29, 35] beobachtet und kann auf die Existenz von Sauerstoffvacanzen zurückgeführt werden. Tatsächlich existiert eine starke Coulomb-Abstoßung zwischen A- und B-Kationen (Sr und Sn oder Nb in diesem Fall), und diese Wechselwirkung wird durch eine hohe Dichte positiv geladener Sauerstoffvacanzen verstärkt [29, 37]. Mit abnehmendem Abscheidungssauerstoffdruck variieren die In-plane-Gitterkonstanten weniger als die Out-of-plane-Gitterkonstanten, was mit dem Wachstumsprozess der Schichten zusammenhängt. Ähnliches Phänomen findet sich auch in sauerstoffdefizienten BSO-Schichten [29]. Abbildung 2b zeigt die RSM-Ergebnisse der asymmetrischen (1̅03) Reflexion, erhalten aus den Schichten mit verschiedenen Sauerstoffdrücken. Nur Beugungspunkte von SSNO-Schichten und LAO-Substraten können beobachtet werden. Man kann deutlich sehen, dass die Schichten aufgrund der beträchtlichen Gitterfehlanpassung zwischen Schicht und Substrat fast vollständig relaxiert sind. Die Werte der Gitterfehlanpassung werden auf 7,04, 7,07, 7,12, 7,13, 7,15 % bei variierendem Sauerstoffdruck von 20 auf 1 × 10−3 Pa evaluiert. Gleichzeitig wird ein größerer Abstand zwischen den Punkten der Schicht und des Substrats erzielt, was die Vergrößerung der Gitterparameter für die SSNO-Schichten impliziert. Darüber hinaus wird der Reflexionspunkt der SSNO-Schicht durch Senken des Sauerstoffdrucks dispersiver und schwächer in der Intensität, was in guter Übereinstimmung mit den oben erwähnten Ergebnissen der XRD ω-Schaukelkurven steht. Die Gitterkonstanten a, b und c der SSNO-Schichten oder LAO-Substrate können auch mit den Qx* und Qy* Werten geschätzt werden (a = b = −λ/2Qx* und c = 3λ/2Qy*). Es zeigt sich, dass die aus den RSMs berechneten Gitterkonstanten mit denen aus den 2θ-ω linearen Scans konsistent sind. Die RSM-Ergebnisse auf der (1̅03) Ebene der bei 0,2 Pa mit verschiedenen Substrattemperaturen abgeschiedenen Schichten sind ebenfalls in Abb. S2 gezeigt. Schichtpunkte werden an fast gleichen Positionen beobachtet, was ähnliche Gitterparameter dieser Schichten anzeigt.

Wie in Abb. 3 gezeigt, wurde XPS verwendet, um die Wertigkeitszustände der chemischen Elemente für die bei 780 °C unter verschiedenen Sauerstoffdrücken gewachsenen Schichten zu untersuchen. Alle Bindungsenergien wurden durch Kalibrierung des C 1s Peaks bei 284,6 eV korrigiert. Abbildung 3a zeigt ein Duplett von Sr 3d Spektren mit einer Peak-Trennung von 1,8 eV für alle untersuchten Proben. Die Bindungsenergien von 135,05 ± 0,10 eV und 133,25 ± 0,10 eV können Sr 3d3/2 und Sr 3d5/2 Linien zugeordnet werden, was Sr2+-Ionen in den abgeschiedenen Schichten anzeigt [38]. Die XPS-Daten der Sn 3d Zustände ist in Abb. 3b gezeigt. Basierend auf der NIST-Datenbank liegen die Bindungsenergien von Sn 3d5/2 in Sn0, Sn2+ und Sn4+ Zuständen ungefähr bei 485,0, 485,9 und 486,6 eV. Für die Proben, hergestellt unter 20, 5 und 0,2 Pa, befinden sich die zwei Linien von Sn 3d3/2 und Sn 3d5/2 bei 494,68 und 486,27 eV mit einer Spin-Orbit-Aufspaltung von 8,4 eV, was suggeriert, dass nur der Sn4+ Zustand in diesen Schichten vorhanden ist. Mit abnehmendem Sauerstoffdruck auf 1 × 10−3 Pa verschieben sich die Sn 3d Peaks leicht in Richtung niedrigerer Bindungsenergie mit Positionen bei 494,59 und 486,18 eV, was die partielle Umwandlung von Sn4+ zu Sn2+ offenbart. Dieses Ergebnis hilft auch, die signifikante Änderung der Gitterkonstanten der Probe zu erklären, da der Ionenradius von Sn2+ (1,12 Å) größer ist als Sn4+ (0,69 Å), was einen Förderungseffekt auf die Vergrößerung des Gitters hat. Ähnliche Valenzübergangsphänomene bei Sn können auch in Ta-dotierten SSO-Schichten [26] und La-dotierten BSO-Schichten [39] beobachtet werden. Abbildung 3c zeigt die Nb 3d Spektren mit einem Duplett, entsprechend den Übergängen von Nb 3d3/2 und Nb 3d5/2, getrennt durch 2,7 eV. Man kann sehen, dass die Bindungsenergien von Nb 3d3/2 und Nb 3d5/2 bei etwa 210,10 und 207,40 eV für die Proben bei 0,2–20 Pa erscheinen, während sie auf 209,77 und 207,07 eV für 1 × 10−3 Pa abnehmen. Dieses Ergebnis bestätigt, dass die Nb-Ionen im +5 Zustand in den SSNO-Schichten vorliegen [40,41,42]. Die leichte Abnahme der Bindungsenergien des Nb 3d Signals für die bei hohem Vakuum hergestellte Probe könnte auf Änderungen in der chemischen Umgebung um die Nb-Ionen zurückzuführen sein. Abbildung 3d beschreibt die asymmetrischen O 1s Signale der SSNO-Schichten. Alle Daten können in drei gemischte Kurven unter Verwendung der Gauss-Lorentz-Funktion aufgespalten werden. Ein Peak bei der niedrigsten Bindungsenergie von 529,94 ± 0,15 eV entspricht dem Gitter-Sauerstoff, während die anderen beiden Peaks mit höheren Bindungsenergien von 531,48 ± 0,15 eV und 532,50 ± 0,15 eV mit O2−-Ionen in Sauerstoffvacanz-Bereichen und lose gebundenem Sauerstoff korrelieren [29, 43]. Die integrierten Flächen unter den niedrigen, mittleren und hohen Bindungsenergie-Peaks werden als OA, OB und OC bezeichnet. Dann wird die relative Sauerstoffvacanz-Konzentration für jede Schicht durch Berechnung von [OB/(OA + OB)] quantifiziert. Werte dieses Verhältnisses, entnommen aus den Daten in Abb. 3d, betragen 47,5, 19,8, 16,0 und 15,1 % mit zunehmendem Sauerstoffdruck von 1 × 10−3 auf 20 Pa, was suggeriert, dass die Konzentration von Sauerstoffvacanzen in den SSNO-Schichten mit abnehmendem Sauerstoffdruck allmählich zunimmt.

Um die Auswirkungen von Sauerstoffdruck und Abscheidungstemperatur auf die Transporteigenschaften der SSNO-Schichten zu verstehen, wurden Hall-Effekt-Messungen durchgeführt, um die Trägerkonzentration (n), Hall-Beweglichkeit (μ) und elektrischen Widerstand (ρ) bei Raumtemperatur zu bestimmen, wie in Abb. 4 gezeigt. Die Probe bei 1 × 10−3 Pa wies einen hohen Widerstand von ~ 100 MΩ auf (nicht gezeigt), und die anderen Schichten zeigten alle n-Typ-Leitung. Wie aus Abb. 4a ersichtlich, steigt die Trägerkonzentration auf 6,03 × 1019/cm³ bei Senkung des Sauerstoffdrucks von 20 auf 0,2 Pa. Die Elektronen als Hauptladungsträger in SSNO-Schichten werden durch Ionisierung sowohl von Sauerstoffvacanzen als auch vom Ersetzen der Sn-Positionen mit Nb erzeugt. Die Nb-Konzentration kann aus XPS-Messungen durch Vergleich der Flächen unter den Nb 3d und Sn 3d Peaks und Korrektur mit den Empfindlichkeitsfaktoren geschätzt werden. Die atomaren Verhältnisse von Nb/(Sn + Nb) werden für Schichten, gewachsen unter 0,2, 5 und 20 Pa, auf 0,061, 0,064 und 0,071 berechnet. Diese Zunahme der Dotierkonzentration mit zunehmendem Sauerstoffdruck findet sich auch in Gd-dotierten ZnO-Dünnschichten [44]. Die berechneten Nb-Konzentrationen sind leicht höher als der nominelle Dotiergehalt in den SSNO-Schichten, was auf die halbquantitative XPS-Analyse zurückzuführen sein mag. Andererseits nimmt mit abnehmendem Sauerstoffdruck auf 0,2 Pa die relative Sauerstoffvacanz-Konzentration allmählich zu, wie aus XPS-Ergebnissen bewiesen. Daher können mehr Träger, die durch die erhöhte Anzahl an Sauerstoffvacanzen gespendet werden, sowie die Variation der Dotierkonzentration die Ursache für die höhere Trägerkonzentration erklären. Es sollte beachtet werden, dass die Verschiebung der Peakposition der (002) Peaks bei Variation des Sauerstoffdrucks auch mit der Abweichung in der Dotierkonzentration zusammenhängen könnte. Die Elektronenbeweglichkeit variiert mit dem gleichen Trend wie die Trägerkonzentration und zeigt einen Maximalwert von 3,31 cm²/Vs bei 0,2 Pa. Die abnehmende Beweglichkeit mit zunehmendem Sauerstoffdruck resultiert aus der Verschiebung des Fermi-Niveaus zur Mitte der Lücke, was zu einer größeren Wirksamkeit der Streuzentren unterhalb des Leitungsbandrandes führt [45]. In Anbetracht der Beziehung ρ = 1/neμ (wobei e die Elementarladung ist), ist der niedrigste Raumtemperatur-Widerstand von 31,3 mΩcm, beobachtet bei 0,2 Pa, das Ergebnis der größten Trägerkonzentration und Elektronenbeweglichkeit bei diesem Abscheidungssauerstoffdruck. Mit abnehmendem Sauerstoffdruck auf 0,03 Pa, dann auf 1 × 10−3 Pa, werden beträchtliche Sauerstoffdefekte in den SSNO-Schichten erzeugt, die eine ungeordnete Struktur, schlechte Kristallinität (siehe Inset von Abb. 1c) aufweisen, die Elektronenlokalisierung begünstigen [46]. Zudem weist die XPS-Analyse die Ladungsdisproportionierung von Sn2+ und Sn4+ in der Probe bei 1 × 10−3 Pa nach, was den Anstieg der Trägerkonzentration weiter blockiert und die elektrische Leitfähigkeit unterdrückt [41]. Folglich wird eine signifikante Degradation der Transportleistung aus der Probe bei 1 × 10−3 Pa erhalten. Ähnliche Variationstendenz wurde auch in ZnO-Schichten [47] und BSO-Schichten [48] beobachtet. Weiterhin wurde mit dem Abscheidungssauerstoffdruck bei 0,2 Pa festgelegt, die Abhängigkeit der Leitfähigkeiten der Schichten von der Substrattemperatur untersucht, wie in Abb. 4b dargestellt. Offensichtlich steigt die Trägerdichte zunächst allmählich an, wenn die Temperatur von 660 auf 780 °C steigt, und der Maximalwert wird für die bei 780 °C abgeschiedene Probe mit einem Wert von 6,03 × 1019/cm³ erreicht. Der Widerstand zeigt eine entgegengesetzte Tendenz zur Trägerkonzentration, was anzeigt, dass die elektrische Leitfähigkeit dieser Schichten weitgehend durch die Trägerkonzentration bestimmt wird. Der niedrigste Raumtemperatur-Widerstand von 31,3 mΩcm wird bei 780 °C erreicht. Die Hall-Beweglichkeit zeigt fast die gleiche Abscheidungstemperatur-Beziehung wie der Widerstand. Daher wird festgestellt, dass die Leitfähigkeit der SSNO-Schichten auch durch die Substrattemperatur eingestellt werden kann.

Abbildung 5a und b zeigen die temperaturabhängigen Widerstandskurven für die SSNO-Schichten, gewachsen unter verschiedenen Bedingungen im Temperaturbereich von 30–300 K. Für die bei 0,03 Pa abgeschiedene Schicht nimmt der Widerstand mit abnehmender Temperatur zu (dρ/dT < 0), was das charakteristische Verhalten eines Halbleiters ist. Um den Leitmechanismus zu verstehen, wurde eine detaillierte Analyse des temperaturabhängigen Widerstands durchgeführt. Wie im unteren Inset von Abb. 5a gezeigt, besteht eine lineare Beziehung zwischen lnρ und T−1/4, was suggeriert, dass variabler Bereich Hopping der dominierende Leitmechanismus ist [49]. Man kann bemerken, dass nur die bei 0,2 Pa mit der Substrattemperatur von 780 °C abgeschiedene Schicht einen Metall-Halbleiter-Übergang (MST) bei 157 K aufweist. Das metallische Verhalten oberhalb der MST-Temperatur kann auf die Bildung eines degenerierten Bandes aufgrund der großen Trägerdichte, die in das System eingeführt wird, zurückgeführt werden, während das halbleitende Verhalten bei niedrigeren Temperaturen durch die Lokalisierung von Elektronen durch Unordnung erklärt werden kann [50, 51]. Ähnliches MST-Verhalten findet sich auch in Ta-dotierten SSO [26] und sauerstoffdefizienten BSO-Schichten [29]. Für eine weitere Erklärung des Transportmechanismus in dieser Schicht kann ein Leitfähigkeitsmodell in ungeordneter Materie angewendet werden, wenn die elektronische Fermi-Wellenlänge λF = [2π/(3π²n)1/3] und der mittlere freie Weg l = (h/ρne²λF) vergleichbar werden [50, 52, 53]. Bei niedrigen Temperaturen werden λF und l als vergleichbar geschätzt. Daher wird die halbklassische Boltzmann-Gleichung des Widerstands in Betracht gezogen, um die experimentellen Daten anzupassen, wie durch die folgende Beziehung beschrieben [54,55,56]:

ρ(T) = 1/(σ0 + a1T + a2T1/2) + bT²

wobei σ0 die Restleitfähigkeit ist, der a1T-Term der schwachen Lokalisierung entspricht, und a2T1/2 die e−-e−-Wechselwirkungen für einen 3D-Film beschreibt. Der Term bT² wird für eine erweiterte Beschreibung des Streubeitrags bei höheren Temperaturen hinzugefügt. Die durchgezogene dunkelgraue Linie durch die experimentellen Daten in Abb. 5a deutet an, dass Gleichung (1) ein ausgezeichnetes Anpassungsergebnis von ρ(T) liefert. Werte der Anpassungsergebnisse sind σ0 = 28,0 mΩ−1cm−1, a1 = −0,02 mΩ−1cm−1K−1, a2 = 0,65 mΩ−1cm−1K−1/2 und b = 9,19 × 10−9 mΩcmK−2. Es kann geschlossen werden, dass Elektron-Elektron-Wechselwirkungen hauptsächlich für den Beitrag zum Widerstand bei niedrigen Temperaturen verantwortlich sind, da a1 viel kleiner als a2 ist. Mit zunehmendem Sauerstoffdruck auf 5 und 20 Pa nimmt der Widerstandswert der SSNO-Schichten allmählich zu, und das halbleitende Verhalten dominiert im gesamten gemessenen Temperaturbereich. Wie im oberen Inset von Abb. 5a gezeigt, kann eine gut lineare Beziehung der ρ-lnT Kurven der beiden Proben beobachtet werden, was anzeigt, dass der entsprechende Mechanismus die zweidimensionale schwache Lokalisierung [57] ist, die im Wesentlichen durch Quanteninterferenz der Leitungselektronen an den Defekten der Systeme verursacht wird. Unter Berücksichtigung der unelastischen Streuung in einigen Elektronenleitungswegen existiert der Interferenzeffekt nur bei t < t1, wenn ein Elektron beginnt, von einem bestimmten Punkt bei t = 0 zu diffundieren. Hier ist t1 die unelastische Streuzeit. Die Proben mit verschiedenen Substrattemperaturen in Abb. 5b zeigen alle Halbleiterverhalten im Temperaturbereich von 30 bis 300 K. Es ist deutlich zu sehen, dass der temperaturabhängige Widerstand zunächst von 660 auf 780 °C abnimmt, dann auf 820 °C ansteigt, bei festem Sauerstoffdruck von 0,2 Pa. Wie im Inset von Abb. 5b gezeigt, deutet die lineare Beziehung zwischen ρ und lnT für Proben bei 660, 700, 740 und 820 °C ebenfalls auf den Mechanismus der schwachen Lokalisierung hin [58, 59].

Die Transmissionsspektren im Wellenlängenbereich von 200–1800 nm für die SSNO-Schichten, abgeschieden unter 1 × 10−3–20 Pa und bei 660–820 °C, sind in Abb. 6a und b gezeigt. Die optische Transparenz der Schichten mit verschiedenen Sauerstoffdrücken und Abscheidungstemperaturen beträgt mehr als 70 % im Spektralbereich zwischen 600 und 1800 nm, obwohl das Substrat teilweise Licht absorbieren kann. Die Schichten zeigen eine hohe Transmittanz bis in den nahen Infrarotbereich, was für TCO-Anwendung in Solarzellen erforderlich ist. Diese Eigenschaft unterscheidet sich von der abnehmenden Transmittanz im nahen Infrarotbereich aufgrund der Absorption bei den meisten TCO-Schichten [20, 60]. Zusätzlich werden sie auch fundamentale Absorptionskanten beobachtet, die im nahen Ultraviolettbereich liegen. Aus Abb. 6a ist ersichtlich, dass die Absorptionskanten der bei 780 °C abgeschiedenen SSNO-Schichten mit abnehmendem Sauerstoffdruck von 20 auf 1 × 10−3 Pa zu kürzeren Wellenlängen verschoben sind, wie im Inset deutlicher gezeigt. Bei festem Sauerstoffdruck von 0,2 Pa überlagerten sich die Absorptionskanten der bei verschiedenen Substrattemperaturen gewachsenen Schichten fast wie in Abb. 6b zu sehen, was anzeigt, dass die Abscheidungstemperatur die optischen Eigenschaften der SSNO-Schichten nicht offensichtlich moduliert. Die Bandlücken Eg der Schichten können aus der folgenden Gleichung geschätzt werden:

(αhν)n = A(hν − Eg)

wobei α den Absorptionskoeffizienten darstellt, hν die Photonenenergie ist, n = 1/2 für indirekte Bandlücke und 2 für direkte, A eine Konstante in Bezug auf Elektron-Loch-Beweglichkeit ist, und Eg die Trennung zwischen dem Boden des Leitungsbands und dem Scheitelpunkt des Valenzbands ist. Hier kann α mit der Beziehung α = (1/d)ln(1/T) berechnet werden, wobei d die Schichtdicke und T die Transmittanz ist. Abbildung 6c und d zeigen die Plots von (αhν)1/2 und (αhν)2 versus hν für die bei 780 °C mit verschiedenen Sauerstoffdrücken abgeschiedenen Proben. Die Bandlücken können durch Extrapolation der linearen Teile der Kurven auf α = 0 erhalten werden. Wichtig ist, dass die Bandlücke mit abnehmendem Sauerstoffdruck von 4,35 auf 4,90 eV für die indirekte Lücke und von 4,82 auf 5,29 eV für die direkte Lücke zunimmt, beschrieben im Inset von Abb. 6d. Mit variierendem Sauerstoffdruck von 20 auf 0,2 Pa ist die Bandlückenerweiterung der SSNO-Schicht mit erhöhter Trägerkonzentration mit dem angehobenen Fermi-Niveau im Leitungsband eines n-Typ-Halbleiters verbunden, was als Burstein-Moss-Effekt bezeichnet wird [61, 62]. Da die niedrigen Energieniveaus des Leitungsbands durch Leitungselektronen aufgefüllt wurden, können nur Photonen mit höheren Energien absorbiert werden, was zu einer vergrößerten Bandlücke führt [63]. Für die bei niedrigeren Sauerstoffdrücken abgeschiedenen Proben ist der weitere Anstieg der Bandlücke auf die Erzeugung beträchtlicher Sauerstoffvacanzen in dieser Schicht zurückzuführen [35].

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend wurden epitaktische Nb-dotierte SrSnO3-Dünnschichten unter verschiedenen Sauerstoffdrücken und Substrattemperaturen auf LAO(001) Substraten mittels PLD hergestellt. Schichtstrukturen wurden detailliert mit hochauflösender Röntgenbeugung charakterisiert, einschließlich 2θ-ω-Scans, φ-Scans, ω-Schaukelkurven und RSM. XPS-Analyse zeigt, dass Nb5+ in den SSNO-Schichten vorhanden ist. Hall-Effekt-Messungen wurden durchgeführt und die bei 0,2 Pa und 780 °C abgeschiedene Probe besitzt den niedrigsten Raumtemperatur-Widerstand von 31,3 mΩcm, mit Beweglichkeit von 3,31 cm²/Vs und Trägerkonzentration von 6,03 × 1019/cm³. Die temperaturabhängige Widerstandsfähigkeit dieser Schicht zeigt einen Metall-Halbleiter-Übergang, der basierend auf Elektron-Elektron-Wechselwirkungen diskutiert wird. Die bei anderen Bedingungen gewachsenen Schichten zeigen alle halbleitendes Verhalten, was mit variablem Bereich Hopping oder dem zweidimensionalen schwachen Lokalisierungsmodell analysiert werden kann. Eine hohe optische Transmittanz von mehr als 70 % für die Schichten wird im Wellenlängenbereich von 600 bis 1800 nm beobachtet. Für die Schichten mit unterschiedlichen Sauerstoffdrücken wird die Variation der Bandlücke auf Burstein-Moss-Verschiebung und Sauerstoffvacanzen zurückgeführt. Die SSNO-Schicht kann flexibel zwischen einem Isolator und einem Leiter eingestellt werden, indem nur der Abscheidungssauerstoffdruck variiert wird. Eine solche Eigenschaft kann in Feldeffekttransistoren und anderen elektronischen Geräten verwendet werden, die sowohl isolierende Dielektrika als auch leitende Elektroden umfassen.