Содержание к диссертации
Введение
1. Основы оптической модуляционной спектроскопии полупроводников 8
1.1 Отражение и поглощение света полупроводниками 8
1.2 Особенности зонной структуры GaAs 10
1.3 Спектральные особенности вблизи края фундаментального поглощения 12
1.4 Поглощение света квантовыми ямами 17
1.5 Оптическое модуляционное отражение 20
1.5.1 Синхронное детектирование 20
1.5.2 Принципы оптического модуляционного отражения 21
1.5.2.1 Эффект Франца-Келдыша 24
1.5.2.2 Модуляция энергии связи экситонов свободными носителями 32
1.5.2.3 Действие однородного электрического поля наэкситон 36
1.5.2.4 Квантовая ямав однородном электрическом поле 38
1.5.3 Методы модуляционного отражения света 39
1.5.3.1 Термоотражение 39
1.5.3.2 Пьезоотражение 40
1.5.3.3 Электроотражение 42
1.5.3.4 Фотоотражение 44
1.5.3.5 Фотоотражение с пространственным отклонением света накачки 47
1.5.3.6 Бесконтактное электроотражение 47
1.5.3.7 Разностное модуляционное отражение 49
1.5.3.8 Метод модуляции длины волны 51
1.5.3.9 Фазоразрешённое модуляционное отражение 51
1.5.3.10 Фурье - анализ спектров модуляционного отражения света 52
2. Новые нетрадиционные методы модуляционной спектроскопии 53
2.1 Радиочастотное модуляционное отражение света от полупроводников 53
2.2 Радиочастотное модуляционное отражение при двух пространственных конфигурациях электрического поля 55
2.3 Радиочастотное модуляционное отражение в локализованном радиочастотном электрическом поле 58
2.4 Токоотражение 60
3. Модуляционное отражение полупроводниковой плёнки арсенида галлия 61
3.1 Исследуемый образец 61
3.2 Экспериментальная установка 63
3.3 Фотоотражение плёнки арсенида галлия 69
3.4 Микроволновое модуляционное отражение и токоотражение полупроводниковой плёнки арсенида галлия 74
3.5 «Акцепторный пик» на спектрах модуляционного отражения полупроводников 76
3.6 Анализ спектров микроволнового модуляционного отражения и токоотражения плёнки арсенида галлия 82
3.7 Детектирование сверхвысокочастотного электрического поля в полупроводниковых структурах оптическим излучением 87
4, Модуляционное отражение полупроводниковой лазерной структуры 91
4.1 Исследуемая структура 92
4.2 Отражение света от полупроводниковой лазерной структуры 92
4.3 Токо- и электроотражение полупроводниковой лазерной структуры 94
4.4 Фотоотражение полупроводниковой лазерной структуры при локальной оптической накачке 99
Заключение 104
Благодарности 104
Список литературы 105
- Спектральные особенности вблизи края фундаментального поглощения
- Фотоотражение с пространственным отклонением света накачки
- Радиочастотное модуляционное отражение в локализованном радиочастотном электрическом поле
- Анализ спектров микроволнового модуляционного отражения и токоотражения плёнки арсенида галлия
Введение к работе
Возрастающие требования, предъявляемые к характеристикам современных оптоэлектропных приборов, сохраняют актуальность задачи поиска новых методов исследования полупроводниковых и диэлектрических структур. Наиболее информативными методами исследования полупроводников и диэлектриков по праву считаются методы оптической спектроскопии, такие как фотолюминесценция, модуляционное отражение света, комбинационное и Мандельштам-Бриллюэновское рассеяние света.
Комбинационное и Мандельштам-Бриллюэновское рассеяние света в основном используются для исследования электрон-фононного взаимодействия в полупроводниках и диэлектриках. Фотолюминесценция применяется для исследования зонной структуры полупроводников, энергетического распределения и кинетики излучательной рекомбинации свободных и связанных носителей заряда. Метод фотолюминесценции, однако, не позволяет определять все параметры зонной структуры.
В спектроскопии оптического модуляционного отражения изучаются малые относительные изменения в спектре отражённого от исследуемого образца зондирующего света, вызванные внешним периодическим воздействием. Спектры модуляционного отражения света содержат уникальную информацию о параметрах зонной структуры объемных полупроводников, об энергетической зонной диаграмме полупроводниковых структур, об энергиях размерного квантования электронов в низкоразмерных полупроводниковых структурах, а также об особенностях электрон-дырочного, электрон-электронного и электрон-фононного взаимодействий.
С начала 60-х годов прошлого столетия эти методы применялись для исследования «однородных» материалов (полупроводников, диэлектриков и металлов). В ходе исследований выяснилось, что даже однородные по составу материалы по физическим свойствам неоднородны. Так, однородные по составу полупроводниковые пленки могут содержать слои с различающимися физическими свойствами - объёмный слой, с независящей от координаты концентрацией свободных носителей, и обеднённые (либо обогащенные) слои со встроенными электрическими полями вблизи поверхности и у границы с подложкой. Традиционный бесконтактный метод оптического модуляционного отражения — фотоотражение, как правило, даёт информацию лишь о приповерхностном слое плёнок. Отсутствие эффективных методов оптической спектроскопии, позволяющих изучать объёмные с разной проводимостью слои в полупроводниковых плёнках, диктует необходимость их разработки.
При создании полупроводниковых приборов (транзисторов, фотоприемников, лазеров и других) требуется измерять пространственное распределение параметров не только по глубине слоев, но и вдоль полупроводниковых структур. Такую возможность дают методы оптической спектроскопии с локальным оптическим возбуждением (откликом) и пространственным сканированием этого возбуждения (отклика) по поверхности структуры. Используемый для диагностики полупроводниковых структур метод фотолюминесценции не обладает достаточной спектральной точностью измерений при комнатной температуре. В тоже время применение фотоотражения для этих целей бывает затруднено из-за наложения на спектр уширенного интенсивного «паразитного» сигнала фотолюминесценции. Разработка новых методов оптической модуляционной спектроскопии для диагностики полупроводниковых структур безусловно является важной, как научной, так и прикладной задачей.
Предлагаемые в диссертации исследования физических механизмов, лежащих в основе новых методов оптического модуляционного отражения, демонстрируются на примере полупроводниковой GaAs/AIGaAs гетероструктуры, используемой для создания транзисторов с высокой подвижностью электронов (НЕМТ high electron mobility transistor), однородной по составу плёнки GaAs и полупроводниковой лазерной GaAs/AIGaAs гетероструктуры с напряжённой InGaAs квантовой ямой, используемой для создания мощных лазерных диодов.
Цель диссертационной работы.
Исследовать физические механизмы пространственного и энергетического перераспределения неравновесных носителей в полупроводниковых структурах методами оптической спектроскопии.
Предложить и разработать оптические методы спектроскопии, для исследования электрофизических характеристик отдельных обеднённого приповерхностного и проводящего слоев однородных полупроводниковых плёнок.
Предложить и разработать оптические методы спектроскопии для исследования отдельных слоев в полупроводниковых лазерных гетероструктурах с пространственным разрешением.
Научная новизна работы.
Исследовано влияние микроволнового электрического поля на спектр отражения света от однородной по составу полупроводниковой плёнки n-GaAs.
Исследовано влияние продольного электрического тока на спектр отражения света от однородной по составу полупроводниковой плёнки n-GaAs.
Исследована пространственная зависимость спектра отражения света от полупроводниковой лазерной гетероструктуры при локальном воздействии на эту структуру оптическим излучением с энергией квантов больше ширины запрещенной зоны её эмитерных слоев.
Исследована пространственная зависимость спектра отражения света от полупроводниковой лазерной гетероструктуры при воздействии на эту структуру внешним локальным электрическим полем.
Научные положения, выносимые на защиту.
Свободные электроны в однородной плёнке n-GaAs, разогретые микроволновым излучением с энергией квантов hv ~ 4-Ю"5 эВ, модифицируют спектр отражения света с энергией квантов hco близкой к ширине запрещённой зоны Eg (GaAs) ~ 1.51эВ, вследствии взаимодействия с экситонами, характеризуемыми энергией связи 4-10'3эВ.
Комбинированное воздействие оптического излучения с энергией квантов больше Eg (GaAs) и микроволнового электрического поля, либо низкочастотного электрического тока на однородную плёнку n-GaAs позволяет выделять вклады её обеднённой приповерхностной и объёмно проводящей областей в спектрах модуляционного отражения.
Перенос неравновесных носителей в плоскости полупроводниковой лазерной гетероструктуры обнаруживается спектральным оптическим методом на сантиметровых расстояниях от места возбуждения. Эффект обусловлен препятствующим рекомбинации пространственным разделением электронов и дырок в области р-n перехода, и высокой проводимостью эмитерных слоев.
Практическая ценность результатов.
Развиваемые в работе экспериментальные и теоретические методы исследования полупроводниковых структур перспективны для создания новых подходов диагностирования и изучения характеристик современных и новых элементов полупроводниковой микро- и наноэлсктроники.
Разработан новый бесконтактный метод модуляционного отражения света от полупроводниковых структур: Микроволновое модуляционное отражение света. Метод позволяет выделять вклад в спектр модуляционного отражения от проводящих полупроводниковых слоев.
Предложен новый бесконтактный метод детектирования микроволнового поля в полупроводниковых структурах оптическим излучением. Этот метод свободен от необходимости вносить металлические электроды в зону регистрации.
Предложены и разработаны новые модификации методов электроотражения и фотоотражения для исследования и диагностирования полупроводниковых лазерных структур, обеспечивающие: а) фотоотражение при локальном воздействии - при измерениях спектров фотоотражения вдали от места фотовозбуждения, «паразитный» сигнал фотолюминесценции не возникает. б) электроотражение при локальном воздействии — при измерении спектров электроотражения нет необходимости формировать металлический электрод па исследуемом участке поверхности и применять оптическую накачку с большой энергией квантов для диагностирования структур современных полупроводниковых лазеров видимого и ультрафиолетового диапазонов.
Апробация результатов.
Основные результаты диссертационной работы докладывались на 10— Международной конференции по мелкоуровневым центрам в полупроводниках -SLCS (Варшава, 24 - 27 июля, 2002); 26—Международной конференции по физике полупроводников - ICPS (Эдинбург, Шотландия, Великобритания, 29 июля - 2 августа, 2002); XXVII— Генеральной ассамблее международного радионаучного союза URSI (Маастрихт, Нидерланды 17 - 24 августа, 2002); Международной конференции по лазерной и электро- оптике - CLEO (Балтимор, США, 1-6 июня, 2003); Международной европейской конференции по лазерной и электро- оптике - CLEO EUROPE (Мюнхен, Германия 22-27 июня, 2003); 2— Международном симпозиуме по высоко мощным волоконным лазерам и их применениям - HPFL в рамках 11— конференции по лазерной оптике LO (Санкт-Петербург, 30 июня — 4 июля, 2003); Зш Международном симпозиуме по модуляционной спектроскопии полупроводниковых гетероструктур - MS3 (Вроцлав, Польша, 1-3 июля 2004)
Спектральные особенности вблизи края фундаментального поглощения
Фундаментальное поглощение прямозонпых полупроводников соответствует электронным переходам между наивысшей заполненной и самой низкой незаполненной энергетическими зонами. Для полупроводников AIxGa].xAs при х 0.38, и InxGa As край фундаментального поглощения соответствует переходам из вершины валентной зоны в зону проводимости. Поглощение очень мало для фотонов с энергией несколько меньше ширины запрещённой зоны и возрастает более чем до 104 см"1 для фотонов с более высокой энергией. Изучение фундаментального поглощения даёт информацию об электронных состояниях вблизи экстремумов энергетических зон. При фундаментальном поглощении света электрон из валентной зоны переходит в зону проводимости, с образованием электрон-дырочной пары, В пренебрежении импульсом фотона, волновой вектор электрона к при этом не изменяется (рис.4). Образуемые электрон и дырка взаимодействует друг с другом по закону Кулона [23]. В рамках обычного, одноэлектронного приближения этим взаимодействием пренебрегают. В этом случае состояния электрона и дырки можно описывать обычными блоховскими функциями: где функция ит(г) имеет такой же пространственный период, как и кристаллическая решётка. Для разных энергетических зон (каждая из которых характеризуется своим индексом У) ид(F) не совпадают. Коэффициент поглощения света арсенидом галлия вблизи края фундаментального поглощения в одноэлектронном приближении равен (рис. 5) [40] где суммирование производится по зонам лёгких и тяжёлых дырок, Рисунок 5: Модельный коэффициент поглощения света прямозониым полупроводником вблизи ширины запрещённой зоны Es без учёта экситонного взаимодействия и уширения. оптический матричный элемент, е=1.6- 10",9Кл - заряд электрона.
Интегрирование здесь производится по объёму элементарной ячейки кристалла. Оптический матричный элемент удобно выражать в энергетических единицах. Для арсенида галлия 2.6x10 "18Дж= 16эВ. Строго говоря, при рассмотрении процессов поглощения света в полупроводниках, полностью пренебрегать кулоповским электрон-дырочным взаимодействием нельзя. Даже, в исключительных случаях, в присутствии большого количества свободных зарядов, или ионизованных примесей, либо при наличии больших электрических полей это взаимодействие не исчезает, а лишь модифицируется. Электрон-дырочное кулоновское взаимодействие, так же называемое экситонным, сильно меняет спектр коэффициента поглощения а (рис. 6). В действительности для GaAs, при поглощении фотонов с энергией превышающей ширину запрещённой зоны Es образуются так называемые несвязанные экситопы. При образовании несвязанного экситонного состояния электрон и дырка могут удаляться друг от друга на расстояние, превышающее радиус связанного экситона в несколько раз, участвуя в проводимости, хотя они и испытывают при этом кулоновское взаимодействие. Коэффициент поглощения а для фотонов с энергией больше Eg в рамках такой модели где Eej[=}xe4/[(2h2e2)(47C0)2] - энергия связи экситона, є - статическая диэлектрическая проницаемость (равная для арсенида галлия 12.9), /4 3-104 эВ1/2/см -величина, определённая в (12). Для арсенида галлия, в зависимости от способа оценки, энергия связи экситона, усреднённая по зонам лёгких и тяжёлых дырок, равна 4.2мэВ [79], 4.7 мэВ [1], 5.1 мэВ [12], 6.1 мэВ [22]. Учёт экситонного взаимодействия меняет теоретический спектр фундаментального поглощения и приводит к тому, что при kco Eg коэффициент Рисунок б: Модельный спектр поглощения света прям озонным полупроводником вблизи ширины запрещённой зоны Eg с учётом (линии) и без учёта (пунктир) экситонного взаимодействия. Еех - энергия связи экситона, / - номер экситонного уровня. hoi, зВ Eg+5Eex Рисунок 7: Модельный спектр коэффициента поглощения прямозонного полупроводника при различных значения параметра уширения Г поглощения а становится не нулевой величиной, равной 2х A E lhto. Если hhjh представить а в виде то F принимает значение 3/2 для hm-Es 20Еел, и медленно стремится к 1 для более высоких значений энергии фотонов, при поглощении которых экситонные эффекты становятся пренебрежимы. F также стремится к единице в случае, когда имеет место экранирование электрон-дырочного взаимодействия свободными носителями, или ионизованными примесями.
Наличие кулоновского взаимодействия между создаваемыми светом электроном и дыркой приводит к тому, что становится возможным поглощение фотонов с энергий меньшей ширины запрещённой зоны. Электрон и дырка образуют при этом водородоподобпые состояния - связанные экситоны. В арсениде галлия их характерный размер (удвоенный Боровский радиус) составляет l-a -h є(4жєо)/іле2 260А (для Еех=А.2изВ), что значительно превышает период кристаллической решётки. Этот факт даёт возможность рассматривать экситоны в арсениде галлия в приближении эффективной массы. При образовании связанного экситона, электрон-дырочная пара двигается в кристалле, как единое целое. Здесь стоит заметить, что иногда, в литературе под связанными экситонами подразумевают экситоны, локализованные вблизи примесей. Такая ситуация реализуется при температурах жидкого гелия и здесь не рассматривается. Энергетический спектр связанных экситонов - это набор дискретных линий с энергиями где / пробегает целочисленные значения от 1 до +о. Коэффициент поглощения для фотонов с энергией меньше Eg где первое суммирование производится по зонам лёгких и тяжёлых дырок, а второе по экситонным состояниям. Энергия связи экситона уменьшается с ростом номера уровня как I//2, в тоже время интенсивность линий поглощения уменьшается как I//3. Поэтому для больших / экситонные линии образуют квазинепрерывиый спектр. Коэффициент поглощения для него
Фотоотражение с пространственным отклонением света накачки
В 1991 году Йином и Поллаком была предложена бесконтактная реализация метода электроотражения - бесконтактное электроотажение [89]. В рамках этого метода, исследуемый образец помещается между обкладками плоского конденсатора (рис. 29), к которым прикладывается переменное низкочастотное (Гі/2я — 200Гц) лазер накачки электрическое напряжение. Между пластинами конденсатора и образцом оставляется небольшой воздушный зазор, препятствующий непосредственному электрическому контакту между электродами и образцом. Верхняя пластина конденсатора, подобно верхнему контакту в классическом электроотражепии делается прозрачной для зондирующего света. По сравнению с другим бесконтактным методом модуляционной спектроскопии -фотоотражения, в методе бесконтактного электроотражения отсутствует свет накачки, а следовательно не возникает «паразитный)) неинформативный сигнал фотолюминесценции. Этот факт делает метод бесконтактного электроотражения применимым до сверхнизких температур. Кроме того, при исследовании полупроводниковых структур на основе широкозонных полупроводников методом бесконтактного электроотражения не требуется применение дорогостоящих источников света накачки с большой энергией квантов. Толщина активной области современных полупроводниковых структур обычно мала по сравнению с толщиной подложки, на которой она выращена.
Поэтому (в случае полуизолирующей подложки) при помещении исследуемой структуры в конденсатор практически вся разность потенциалов создаваемая между электродами падает на подложке. Нерациональное распределение прикладываемого электрического поля внутри образца приводит к тому, что сигналы бесконтактного электроотражения крайне слабы. Так если в экспериментах по фотоотражепию и электрооражеиию величина — имеет типичное значение 1О"4-И0"3, то в методе бесконтактного электроотражения она составляет- 10 - 10 . Это является основным недостатком метода. Разностное модуляционное отражение это метод, в котором измеряется разница между коэффициентами отражения двух образцов. Возможна следующая реализация этого метода. На одной половине исследуемого образца создаются дополнительные поверхностные состояния (например химическим, или ионным травлением). Изменение числа поверхностных состояний модифицирует приповерхностные встроенные электрические поля в образце. Зондирующий свет фокусируется на образец, который совершает периодические перемещения с частотой модуляции в плоскости перпендикулярной падающему свету [29], либо вращается так, что бы зондирующий свет попеременно освещал две половины образца (рис. 30). Таким образом, зондирующий свет отражается от двух половин образца имеющих различные встроенные поля. Периодическое измерение коэффициента отражения от двух половин образца аналогично электро-, или фотоотражению. В методе разностного модуляционного отражения крайне важно обеспечивать высокое качество поверхности исследуемого образца и оптической юстировки измерительной установки. В противном случае, на частоте измерения возникает паразитный, независящий от характеристик полупроводника сигнал с большой амплитудой (например из-за механических вибраций в оптической системе), что делает невозможным измерение спектров модуляционного отражения. Однако основной недостаток этого метода - необходимость необратимого изменения поверхности образца. Метод разностного модуляционного отражения может быть также использован для сравнения оптических свойств специально выращенных образцов со слабо различающимися параметрами (например степенью легирования, шириной слоев, температурой роста, качеством подложки). В этом случае можно обойтись без необратимых изменений исследуемых образцов, но проблемы, связанные с возникновением паразитных сигналов, остаются.
В методе модуляции длины волны производится модуляция длины волны зондирующего света [10]. Эта модуляция может быть осуществлена, например, вибрацией зеркала с частотой модуляции на оптическом пути зондирующего света внутри монохроматора или, что эквивалентно, механическими колебаниями выходной щели монохроматора. При этом снимается зависимость AR(A.)! КАЯ от Я. По сути, полученный таким путём спектр это просто производная обычного спектра отражения по длине волны. Но этот метод требует совершенной конструкции экспериментальной установки для устранения огромного фона, из-за спектра модуляции длины волны от различных оптических компонент установки, в том числе от спектрального распределения света в источнике зондирующего света и спектральной зависимости чувствительности фотоприёмника. Этот фон накладывается на полезный сигнал и проблема их разделения очень существенна даже при использовании двухлучевых схем [102]. В методах фазоразрешённого модуляционного отражения используется тот факт, что отклик коэффициента отражения зондирующего света на внешнюю модуляцию происходит не мгновенно [73]. В методе фотоотражения, например, скорость отклика может определяться временем пространственного перераспределения рождённых светом накачки электронов и дырок. При интенсивности внешнего воздействия, изменяющегося по закону U-U0sin(Qt), конечность скорости отклика приводит к возникновению фазового сдвига между сигналом оптического отклика и внешним воздействием. Различие в свойствах отдельных слоев в полупроводниковых структурах и механизмах модуляции диэлектрической проницаемости в них ведёт к тому, что сигналы модуляционного отражения, формируемые в различных слоях одной и той же структуры, могут отличаться величиной фазового сдвига. Многокомпонентный характер измеряемых спектров модуляционного отражения можно установить с помощью фазового анализа [3,98,106,107]. Измеряя сигнал модуляционного отражения при различных значениях фазы, в ряде случаев удаётся выделить составляющие спектра от отдельных слоев.
Радиочастотное модуляционное отражение в локализованном радиочастотном электрическом поле
Ещё одной экспериментальной разновидностью метода радиочастотного модуляционного отражения является радиочастотное модуляционное отражение в локализованном радиочастотном электрическом поле [82-85,94]. В этом случае исследуемый полупроводниковый образец помещается между плоским и цилиндрическим (с диаметром ШОмкм) электродами (рис. 33), к которым прикладывается напряжение / 1-И00В на радиочастоте со стопроцентно модулированной амплитудой. Решив уравнение Лапласа, можно показать, что создаваемое таким способом радиочастотное поле будет локализоваться вблизи торца цилиндрического электрода в пространственной области размером порядка его диаметра. Спектры оптического модуляционного отражения снимаются с площадки такого же размера. Зондирующий свет при этом подводится и собирается с этой площадки оптическими волокнами. Цилиндрический электрод и оптические волокна могут перемещаться друг относительно друга в плоскости образца с помощью механического сканера. Эксперименты с гетероструктурой, описанной в предыдущем разделе, показали, что модуляция интенсивности, отражённого от неё зондирующего света при локализации радиочастотного электрческого поля, может достигать пяти процентов в спектральной области вблизи характерной энергии экситоиных состояний. Эта величина соответствует изменению диэлектрической проницаемости образца на рекордно большую для модуляционного отражения величину Дє 1. Кроме того, радиочастотное возбуждение может распространяться в плоскости образца на макроскопические расстояния 1см, которые много больше как длины диффузии свободных носителей заряда в однородном арсениде галлия, так и области локализации радиочастотного поля. При этом спектр локального РМО от исследуемой гетероструктуры практически не зависит от расстояния между пятном зондирующего света и цилиндрическим электродом. Высокий уровень сигнала и возможность локализации возбуждения делает метод локального РМО перспективным средством спектральной микро- и наноскопии современных низкоразмерных полупроводниковых структур.
Так же указывалось [122] о том, что высокий уровень модуляции отражения совместно с большими расстояниями от возбуждающего электрода, на которых эта модуляция наблюдается, и малой электрической мощностью, необходимой для создания такого эффекта, могут служить основой для создания оптического модулятора нового типа с контролируемым профилем интенсивности отражённого от такого модулятора светового пучка. В методе токоотражения [60,63-66,113] отражение зондирующего света от поверхности планарной полупроводниковой структуры модулируется электрическим током, пропускаемым вдоль проводящих слоев этой структуры (рис. 34). Существует несколько механизмов влияния электрического тока па диэлектрическую проницаемость полупроводниковой структуры в оптическом диапазоне. Проводимости слоев в полупроводниковых структурах имеют различающиеся величины. Поэтому плотность электрического тока создаваемого электрическим полем, прикладываем к омическим контактам па структуре, пространственно неоднородна поперёк её слоев. Из-за неоднородного разогрева горячие электроны перераспределяются, появляются поперечные, переменные на частоте тока, термо-ЭДС горячих электронов [35]. Встроенные электрические поля в структуре изменяются этими термо-ЭДС, что в силу эффекта Франца-Келдыша приводит к модуляции спектра отражения зондирующего света. Напомню, что такой же механизм возможен и при формировании спектров РМО. Имеются и другие, общие с методом РМО механизмы. Пространственное перераспределение свободных носителей заряда приводит к изменению степени Дебаевской экранировки экситонных состояний этими носителями. При этом модулируется энергия связи экситонов, а следовательно и спектры отражения и поглощения света. Разогретые током носители заряда могут воздействовать на время жизни экситонных состояний из-за процессов рассеяния - например ударной ионизации, что также приводит к изменению оптических спектров. В отличие от метода термоотражения с пропусканием электрического тока через образец, в методе токоотражения основные механизмы модуляции диэлектрической проницаемости образца связаны не с разогревом кристаллической решётки, а с разогревом и пространственным перераспределением свободных носителей. Отличие же от метода продольного электроотражения заключается в том, что в продольном электроотражении ток через образец не пропускается, а модуляция диэлектрической проницаемости связана непосредственно с прикладываемым к образцу продольным электрическим полем. Через исследуемую структуру можно пропускать постоянный ток, одновременно измеряя её спектр фотоотражения [60]. При пропускание постоянного тока сигнал фотоотражения изменяется. Эти изменения особенно заметны в тех спектральных областях, сигнал в которых формируется проводящими слоями структуры. Возможность выделить отклик от проводящих областей структуры в сложном спектре фотоотражения может значительно облегчить анализ последнего, делая возможность построения зонной диаграммы исследуемой структуры с нанометровым пространственным разрешением. В частности, в выше описанной НЕМТ структуре (рис. 30) этим методом удалось измерить встроенные электрические поля на двух границах AlGaAs слоя с толщиной менее ЮОпм.
Методы токоотражения и фотоотражения при пропускании постоянного тока являются уникальными средствами изучения термо-ЭДС горячих электронов в отдельных слоях сложных полупроводниковых структур. Обычные же электрические методы позволяют определять термо-ЭДС горячих электронов лишь интегрально - по всей толщине структуры [91], и кроме того, требуют наличия большего числа контактов на образце. Метод токоотражения так же даёт возможность исследовать механизмы влияния горячих носителей заряда на оптические свойства связанных экситонных и примесных состояний. Учёт таких механизмов особенно важен при создании мощных полупроводниковых источников света. 3. Модуляционное отражение полупроводниковой плёнки арсенида галлия Развитие современной оптоэлектроники основывается па понимании особенностей взаимодействия электромагнитных волн оптического и сверхвысокочастотного диапазонов в полупроводниковых структурах. Метод микроволнового модуляционного отражения света, предлагаемый в этой главе, позволяет экспериментально изучать влияние сверхвысокочастотного электрического поля на оптические свойства полупроводников в спектральном диапазоне вблизи края фундаментального поглощения. Именно этот спектральный диапазон важен для работы большинства полупроводниковых источников, модуляторов и приёмников оптического излучения в волоконно-оптических линиях связи. Исследуемый образец представлял собой однородную по составу плёнку n-GaAs толщиной Змкм выращенную методом газофазной эпитаксии на полуизолирующей GaAs подложке толщиной 0.5мм (рис. 35). Концентрация свободных электронов в
Анализ спектров микроволнового модуляционного отражения и токоотражения плёнки арсенида галлия
Из (24, 25) следует, что в формировании спектров модуляционного отражения принимают участие все слои полупроводникового образца подверженные модуляции диэлектрической проницаемости и лежащие при этом на расстоянии от поверхности не превышающим величину а 1 (8). Для зондирующего света с энергией квантов превосходящей ширину запрещённой зоны арсенида галлия а 104 см 1 поэтому спектры микроволнового модуляционного отражения и токоотражения в этой спектральной области формируются главным образом на расстояниях от поверхности образца не превышающих 1-2мкм. В тоже время часть менее энергетичных квантов зондирующего света проникает до задней поверхности подложки исследуемого образца, и отражаясь от неё (с коэффициентом отражения Я 30%) (рис. 35) участвует в формировании экспериментальных спектров. Фактически в спектральной области Eg экспериментальные спектры (рисунок 40) представляют собой сумму спектров модуляционного отражения и пропускания образца. При используемых параметрах образца и геометрии эксперимента модуляция коэффициента поглощения дает основной вклад в формирование спектров микроволнового модуляционного отражения и токоотражения [18]. Напряжённости электрических полей, используемых в экспериментах по микроволновому модуляционному отражению и токоотражению были недостаточно велики, что бы модулировать акцепторные состояния напрямую из-за эффекта Штарка. Действительно, ионизирующее поле для основного акцепторного состояния составляет 1.5-107В/м. Это поле соответствует относительному Штарковскому сдвигу акцепторного уровня (при максимальных использовавшихся в экспериментах электрических полях) на величину -2-ІО"7. Акцепторные состояния так же не могут модулироваться из-за изменения встроенных электрических полей в обеднённых областях плёнки, так как изменение этих полей проявилось бы дополнительно и в виде осцилляции Франца-Келдыша.
В микроволновом модуляционном отражении и токоотражении акцепторные состояния могут модулироваться в объемной области плёнки из-за взаимодействия с разогретыми электронами проводимости. Изменение интенсивности зондирующего света более чем на два порядка величины не приводило, в пределах экспериментальной точности, к изменению амплитуды и формы спектров, что говорит о том, что модуляция осуществляется имеющимися в образце свободными электронами термически заброшенными в зону проводимости с допоров, а не неравновесными электронами, рождаемыми зондирующим светом. Исследуемый образец n-GaAs плёнки представляет собой компенсированный полупроводник, в котором все акцепторные состояния в отсутствии внешних воздействий заряжены отрицательно. Электроны зоны проводимости, разогретые СВЧ полем либо электрическим током, могут модифицировать потенциал создаваемый заряженными примесями. Это ведёт к изменению вероятности возбуждения электрона с акцепторного уровня в зону проводимости зондирующим светом, и тем самым к изменению коэффициентов отражения и пропускания света исследуемым образцом. На рисунке 41 представлены экспериментальный и теоретический модельный спектры токоотражения. Спектральный отклик в длинноволновой области («акцепторный пик») рассчитывался с учётом отражения зондирующего света от задней поверхности образца. Наилучшее согласие между экспериментальными и теоретическими спектрами достигалось при следующих параметрах: в отсутствии тока и СВЧ поля параметр Еи правила Урбаха в подложке и в плёнке образца считался одинаковым и равным 3.5мэВ; наличие электрического поля вдоль образца приводит к Рисунок 41: Экспериментальный и теоретический (линии) спектры токоотражения ТО, вклады экситонной компоненты (пунктир) и токо поглощения (точки) в теоретический спектр однородной GaAs плёнки. изменению параметра Еи в проводящей области плёнки (2 на рисунке 35) на величину 70нэВ м/В в диапазоне электрических полей до 6-10 В/м. Для квантов с энергией Еа коэффициент поглощения, таким образом, изменяется от 8-Ю до 17-10" м" при увеличении продольного электрического поля в образце от 0 до 6-10 В/м. Такой коэффициент поглощения более чем на порядок превосходит даже завышенную оценку (0.2-102 м 1) теоретического вклада акцепторов с концентрацией 10І6см"3 в коэффициент поглощения света арсенидом галлия [130], что ставит под сомнение возможную роль акцепторов в формировании «акцепторного лика» на представленных спектрах. Особенность Еа на этих спектрах можно также попытаться объяснить модуляцией низкоэнергетического края экситопиого поглощения. В пользу этого свидетельствует большое уширение экситонной особенности в спектральном диапазоне 1.492 - 1.502эВ. Кроме того, параметр Еи правила Урбаха 3.5мэВ не сильно отличается от параметра уширения экситонов 3 мэВ. Довольно точное совпадение параметров Еи и Г не случайно. Именно параметр уширения Г, в рамках описанной в разделе 1.3 модели определяет резкость края фундаментального поглощения, так же как и Еи в правиле Урбаха. Форма экситонной особенности, так же как и на спектре фотоотражения, описывается формулой Асппеса (33). Визуальное отличие формы экситонных компонент на спектрах фотоотражения и токоотражения вызвано отличием фазовых параметров 0 (33), при которых достигается максимальное совпадение экспериментальных и теоретических кривых. Такое отличие фазовых параметров может быть вызвано как различием механизмов модуляции экситонов (преимущественно модуляция энергии связи в фотоотражении и модуляция параметра уширения в токо- и микроволновом модуляционном отражении), так и различием в пространственных областях образца, в которых формируются экситопная особенность на спектрах фото- и токоотражения (согласно (25) достаточно различия 50нм). Оценим, на сколько разогреваются электроны при снятии спектров микроволнового модуляционного отражения и токоотражения. Средняя энергия, приобретаемая единицей объема электронного газа в единицу времени от электрического поля crF2, где a = finee- проводимость исследуемого образца. Испытывая неупругое рассеяние с кристаллической решёткой, электроны теряют эту энергию со скоростью, определяемой временем релаксации энергии те (для арсенида галлия при температуре кипения жидкого азота ге 3-10"пс [рис. 2.3,3, 2.5.2 в 119]). В к Т — к Т стационарном состоянии aF2 =-2- ——пе, где Те - электронная температура, Г=77К г. температура решетки.
Тогда При напряжённости продольного электрического поля в плёнке F=6-103B/M имеем разогрев электронного газа на ДГ 18К. Как уже отмечалось, разогрев электронного газа может приводить к увеличению параметра уширения экситонных линий. Действительно, тепловой энергии свободных носителей при температуре кипения азота б.бмэВ (превосходящей энергию связи экситонных состояний 4мэВ) достаточно, что бы ионизировать связанные экситоны. Такой процесс уменьшает время жизни экситонных состояний тех, приводя к „ . „ 2/гй дополнительному уширению экситонных линии АГ на спектрах модуляционного отражения и поглощения. В качестве грубой оценки можно считать, что свободный электрон разрушает экситон пролетая на расстоянии порядка Боровского радиуса д 13нм от его центра, то есть сквозь него (именно в этом случае электрическое поле свободного электрона нарушает кулоновскую связь между электроном и дыркой в экситопс). Сечение ионизации экситона при этом л-at, частота ионизации ДГ-ІмзВ. При включении электрического поля Те=95К и ДГ увеличивается па ОЛЗмэВ. Даже эта грубая оценка неплохо соотносится с изменением параметра Еи — при включении электрического поля Ди 0.4мэВ. Если принять глубину модуляции параметра уширения экситонов горячими электронами при снятии спектра токоотражения АГ=0ЛшВ, то согласно [78] изменение диэлектрической проницаемости Ає вблизи Eg - Еех достигает 2.5-10" . Тогда «оценка сверху» на амплитуду спектра модуляционного отражения (24, 25) даёт величину -as-Ae-\2iN(Eg-EeJ-g-zd\-6-lO 4 (Z =0.75MKM - ширина приповерхностной обедненной области). Аналогичная оценка для амплитуды спектра токоотражения с механизмом модуляции диэлектрической проницаемости, связанным со Штарковским сдвигом экситонных состояний, даёт ДЯ/7г 7- 10й. Уровень сигнала, наблюдавшегося в эксперименте =4-10" .
