Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1 Основные электронные и оптические свойства GaAs .
ГЛАВА 2 Техника эксперимента.
ГЛАВА 3 Использование стационарных спектров экситонной фотолюминесценции для диагностики эпитаксиальных слоев n-GaAs .
ГЛАВА 4. Заселение центров захвата дырок в n-GaAs.
ГЛАВА 5. Освобождения дырок с центров захвата .
Заключение 1 3 5
Литература 1 3 7
- Основные электронные и оптические свойства GaAs
- Использование стационарных спектров экситонной фотолюминесценции для диагностики эпитаксиальных слоев n-GaAs .
- Заселение центров захвата дырок в n-GaAs.
- Освобождения дырок с центров захвата
Введение к работе
Широкое применение полупроводниковых материалов в быстро развивающихся сегодня областях электронной техники выдвигает задачи всестороннего изучения общих физических закономерностей и явлений в полупроводниковых кристаллах, а также свойств конкретных полупроводниковых соединений. Бурное развитие физики полупроводников привело к появлению обширного спектра задач, связанных с совершенствованием методов получения и исследования полупроводниковых материалов. В частности, актуальной является задача получения чистых эпитаксиальных слоев, которая представляет как научный, так и практический интерес. Чистые эпитаксиальные слои используются при изготовлении широкого класса полупроводниковых приборов, что обуславливает важность изучения их физических свойств. Развитие технологии полупроводников и получение материалов, обладающих новыми свойствами, требует создания новых методик определения параметров полупроводников и совершенствования методов диагностики их качества, т.к. традиционными методами не всегда возможно достаточно полно характеризовать новые полупроводниковые материалы.
Одним из методов позволяющих получить разнообразную информацию о процессах и явлениях, происходящих в полупроводниковых кристаллах, является изучение спектров фотолюминесценции материалов и временных характеристик затухания люминесценции. Действительно, фотолюминесцентные свойства полупроводников определяются, как энергетической структурой кристалла, так и кинетикой фотовозбужденных носителей. При низкой температуре рожденные межзонным оптическим возбуждением (hv >Eg) электроны (е) и дырки (h) релаксируют по энергии и заселяют энергетические уровни вблизи границы запрещенной зоны. Из этих состояний они могут рекомбинировать, испуская квант света с энергией, близкой к Её. Такие процессы излучательной рекомбинации и определяют краевую фотолюминесценцию. Известны различные механизмы излучательной рекомбинации в полупроводниковых кристаллах. При низких температурах свободные электроны и дырки могут связываться в экситоны. Возможна также рекомбинация с участием примесей (переходы зона-примесь, донорно-акцепториая рекомбинация, аннигиляция связанных экситонов и др.). Таким образом, оптические спектры краевой фотолюминесценции материала отражают, как структуру энергетических состояниями вблизи края зоны, так и процессы динамики носителей в полупроводниках. Зависимость люминесцентных свойств полупроводниковых материалов от кинетики возбужденных носителей делают его чувствительным диагностическим инструментом при анализе физических процессов в полупроводниках, не приводящим к разрушению материала. Особенно привлекательна оптическая диагностика при изучении чистых эпитаксиальных слоев, где другие (традиционные электрофизические) методы измерений бывают затруднены или невозможны.
Среди большого числа полупроводников особое место занимает GaAs. Благодаря таким свойствам, как прямая зона и большая подвижность он находит широкое применение в оптоэлектронных приборах, СВЧ технике и полупроводниковых детекторах. В частности, перспективным направлением применения GaAs являются детекторы рентгеновского излучения, для которых требуются чистые эпитаксиальные слои. Технология роста эпитаксиальных слоев арсенида галлия хорошо разработана и позволяет получать материал высокой степени чистоты (ND-NA~1012 см'3). Определение параметров материала такой чистоты с помощью электрофизических измерений сталкивается с серьезными трудностями. С другой стороны в GaAs наблюдается мощная фотолюминесценция вблизи краевой области, которая на сегодняшний день достаточно хорошо изучена. Надежно идентифицирована природа спектральных линий экситонного спектра GaAs, который является наиболее эффективным каналом излучательной рекомбинации в чистом арсениде галлия. Это позволяет использовать спектры низкотемпературной экситонной фотолюминесценции (НТЭФЛ) арсенида галлия для сравнительного анализа качества чистого материала и количественных оценки параметров, определяющих свойства приборов на его основе (концентрация свободных носителей и их подвижность). Возможность использования спектров НТЭФЛ для сравнительной оценки концентрации примеси в эпитаксиальных слоях GaAs обсуждалась в печати [1, 2, 3 4, 5]. Однако форма спектра НТЭФЛ содержит информацию не только о примесных центрах, участвующих в излучательных переходах, но и о центрах не связанных с излучательной рекомбинацией. Действительно, одним из основных факторов влияющих на динамику распределения возбужденных носителей является их взаимодействие с локализованными состояниями, т.е. с состояниями, возникающими вследствие локального искажения потенциала зонной структуры. В монокристаллах такие локальные искажения обусловлены присутствием в них инородных химических элементов (примесей), а также точечных дефектов структуры (вакансии, антисайты и т. п.). Их присутствие, даже в небольших количествах, приводит к нарушению трансляционной симметрии кристалла и локальному искажению зонной структуры. Это может повлечь за собой изменение вероятностей рекомбинации носителей вблизи дефектов и кардинально поменять динамику релаксации свободных носителей и других квазичастиц (например-экситонов) в полупроводнике. Таким образом, примеси и дефекты могут существенно изменить функцию пространственно-энергетического распределение носителей, определяющую электронные свойства материала. В частности, в работе [6] было показано, что соотношение между каналами выхода излучения через свободные и связанные экситоны существенным образом зависит от присутствия дефектов в кристаллах. Поэтому спектры НТЭФЛ можно использовать для определения такого важного параметра полупроводниковых материалов, как подвижность носителей, которая зависит от всей совокупности дефектов в материале.
Кроме формы стационарного спектра важной характеристикой фотолюминесценции является характер затухание интенсивности свечения во времени. Кинетика спада послесвечения определяется как собственными свойствами материала, так и присутствующими в кристалле дефектами. В частности, для n-GaAs было обнаружено аномально длительное послесвечение спектральных линий НТЭФЛ [7], которое обусловлено захватом дырок в локализованные состояния и последующим медленным их освобождением. Дальнейшие исследования показали, что центры захвата обладают метастабильными свойствами, т.е. имеют большое различие времен захвата носителя и его освобождения и, следовательно, являются дырочными ловушками. Таким образом, кинетика спада интенсивности фотолюминесценции может служить критерием присутствия в материале подобных ловушек.
Цель данной работы - экспериментальное изучение люминесценции чистых эпитаксиальных слоев GaAs с целью применения результатов для диагностики качества эпитаксиальных слоев GaAs высокой степени чистоты и количественных оценок электрофизических параметров материала с помощью анализа спектров НТЭФЛ. Выяснение физической природы дефектов снижающих электрофизические параметры материала и определение причин появления таких дефектов.
Научная новизна:
Проведенные нами исследования позволили установить, что изменение электрофизических свойств чистого арсенида галлия вызвано теми же причинами, которые приводят к трансформации спектра низкотемпературной экситонной фотолюминесценции,
На электрофизические свойства эпитаксиальных слоев арсенида галлия существенное влияние оказывают центры захвата дырок, ответственные за длительное послесвечение двух спектральных линий: экситона, связанного на нейтральном доноре (Dx), и излучательного перехода донор-зона (D h). Увеличение концентрации таких центров в материале приводит к снижению подвижности свободных носителей. Практическая значимость.
Результаты фотолюминесцентных исследований позволили разработать неразрушающий, бесконтактный метод определения электрофизических характеристик (концентрации и подвижности носителей) эпитаксиальных слоев n-GaAs высокой степени чистоты (ND-NA~1012 см0). Защищаемые положения:
Положение 1 (О доминировании линии свободного экситона в чистом арсениде галлия).
Полное доминирование линия свободного экситона в спектре низкотемпературной фотолюминесценции арсенида галлия наступает при концентрациях мелких доноров Nd-Na<1012 см-3 и подвижности
СВОбоДНЫХ ЭЛеКТрОНОВ Це(Т=77К)>200000 см /В*с.
Положение 2 (Об эффективной температуре и диффузионной длине свободных экситонов в арсениде галлия высокой степени чистоты). Эффективная температура подсистемы фотовозбужденных свободных экситонов и их диффузионная длина, определенные по спектрам НТЭФЛ при низких температурах (Т<4,2 К), отражают степень чистоты арсенида галлия.
В арсениде галлия с концентрацией мелкой донорной примеси ND-NA<10 см- диффузионная длина свободных экситонов при Т=2К составляет более 10 мкм, а эффективная температура менее 7К . Положение 3 (О центрах захвата дырок в арсениде галлия): Эпитаксиальные слои n-GaAs содержат точечные дефекты, являющиеся двухзарядовыми центрами захвата дырок, ответственными за длительное послесвечение спектральных линий Dx и Dh. Увеличение концентрации таких центров захвата дырок приводит к уменьшению подвижности свободных электронов в арсениде галлия и проявляется в уширении линии экситона, связанного на нейтральном доноре, в спектре НТЭФЛ материала.
Объем и структура диссертации:
Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения, содержит 147 страниц, содержит 49 рисунков и список литературы из 124 наименований.
Первая глава - носит вводный характер и посвящена обзору литературы и постановке задачи исследования. Рассмотрены основные электронные и оптические свойств арсенида галлия, которые используются в диссертации.
Вторая глава - посвящена описанию техники эксперимента, методов получения образцов и методов обработки результатов.
Третья глава диссертации - посвящена диагностике качества эпитаксиальных слоев и исследованию возможности оценки электрических параметров материала используя стационарные спектры НТЭФЛ.
Четвертая глава - посвящена экспериментальному изучению процессов заселения центров захвата дырок.
Пятая глава - посвящена экспериментальному изучению послесвечения спектральных линий D х и Dh, обусловленному присутствием центров захвата дырок в материале и влиянию данных центров на стационарные спектры НТЭФЛ. В заключении обсуждается возможная природа центров захвата дырок.
По материалам диссертации опубликовано 13 работ, из них 8 статей. Результаты работы докладывались на 11 Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Кишинев 1988 г.), 8-й Международной конференции по динамическим процессам и возбужденным состояниям в конденсированных средах (Лейден 1991 г.), 6 International workshop on expertevaluation & control of compound semiconductor material & technologies. (Budapest, Hungary, 2002 г.), I Украинская научная конференция по физике полупроводников (Одесса, г.), VI Российская конференция по физике полупроводников (СПб г.), 2nd International conference on materials science and condensed matter physics. (Кишинев, 2004 г.)
Основные электронные и оптические свойства GaAs
Арсенид галлия принадлежит к классу полупроводников типа AmBv. Первое сообщение о бинарном химическом соединении элементов III и V групп периодической системы элементов Менделеева сделали в 1910 г. А.Тиль и Т.Кэлш (Германия) [8]. Они синтезировали соединение ІпР. В 20-е годы В.Гольдшмидт (Норвегия), [9] изучая кристаллическую структуру большого числа бинарных химических соединений, синтезировал GaAs, InAs и другие соединения элементов III и V групп и экспериментально показал, что они имеют кристаллическую структуру типа цинковой обманки. Создания транзистора во второй половине 40-х годов стимулировало поиск полупроводниковых свойств у других веществ. Одним из главных результатов этих исследований явилось открытие полупроводниковых свойств соединений AmBv. К середине 50-х годов в результате систематических технологических разработок и физических исследований полупроводников семейства AnIBv стало ясно, что фотоэлементы из GaAs должны иметь более высокий КПД преобразования солнечного излучения и работать до более высоких температур, чем кремниевые. Туннельные диоды из GaAs имели больший диапазон напряжений и рабочих температур, чем германиевые. Вентильные диоды из GaAs оказались существенно более быстродействующими и высокотемпературными, чем кремниевые [10]. Кроме того, поскольку GaAs является прямозонным полупроводником, он был весьма перспективен для создания светодиодов и лазеров.
С 60-х годов началось интенсивное развитие полупроводниковой техники на основе полупроводников AI!IBV. Были созданы полупроводниковые лазеры и светодиоды, а затем идеальные гетероструктуры на основе AmBv. Это коренным образом повлияло на развитие физики полупроводников и полупроводниковой электроники.
Сегодня практически вся полупроводниковая оптоэлектроника, интегральная оптика, солнечная полупроводниковая энергетика и быстродействующая микроэлектроника в значительной степени базируются на AnlBv. Большая подвижность носителей, высокий квантовый выход люминесценции и фотопроводимости, а так же возможность получения в настоящее время слоев высокого качества и структур на их основе делают этот материал одним из самых перспективных в полупроводниковой микро- и оптоэлектронике. В данном обзоре приведены основные свойства GaAs, использующиеся в диссертации.
Зонная структура GaAs. Зонная структура арсенида галлия в настоящее время хорошо известна [11, 12, 13] (рис. 1.1). Важной особенностью зонной структуры арсенида галлия является то, что максимальная энергия валентной зоны и минимальная энергия зоны проводимости лежат в центре зоны Бриллюэна, которую называют Г-точкой. Это является характерным признаком, так называемых прямозонных материалов. Ширина запрещенной зоны в GaAs равна Eg=l,520 эВ при Т=4,2 К [14]. Поскольку основные особенности процессов рекомбинации носителей в GaAs связаны с Г-точкой, то главные особенности таких процессов определяются параметрами материала вблизи Г-точки. Эффективная масса электрона составляет m e=0,0665me , где те - масса свободного электрона. Следует отметить существование двух типов дырок: легких с эффективной массой m ih=0,067me, и тяжелых с эффективной массой m hh=0,45me.
В реальных кристаллах всегда существуют энергетические состояния, связанные с нарушением идеальности кристаллической структуры. Подобные нарушения вызывают как собственные дефекты кристалла (антисайты , атомы в междоузлиях и т.п.), так и инородные для материала атомы, искажающие кристаллическую структуру и приводящие к появлению примесных энергетических состояний. В зависимости от соотношения вероятностей захвата разных типов носителей примесные состояния разделяются на донорные и акцепторные.
Наиболее полно и последовательно построена теория энергетических состояний находящихся вблизи краев запрещенной зоны. При их теоретическом рассмотрении можно пользоваться методом эффективной массы [15], что приводит к водородоподобной модели центра. Роль ядра выполняет атом примеси, а роль электронов носитель с соответствующей эффективной массой. Кулоновское взаимодействие между ними ослаблено в є раз из-за диэлектрической проницаемости вещества (для GaAs 8=13,3 [16]). Для мелких доноров в GaAs водородоподобная модель приводит к хорошему согласию с экспериментом. Согласно теории основное состояние донора находится на расстоянии Ed=5,67 мэВ от Г-точки зоны проводимости [17] и слабо зависит от химической природы донора. Донорами в GaAs являются С, Si, Ge, Sn, Pb, на месте Ga и атомы S, Se, Те на месте As. Теоретический расчет мелкого донора хорошо согласуется с результатами экспериментов (Ed=5,8-6,1 мэВ), в которых измерения энергии связи проводились различными методами[11,18, 19].
Использование стационарных спектров экситонной фотолюминесценции для диагностики эпитаксиальных слоев n-GaAs.
В данной главе рассматривается взаимосвязь стационарных спектров экситонной фотолюминесценции эпитаксиальных слоев GaAs при низкой температуре и электрофизических характеристик материала концентрации фоновой примеси и подвижности основных носителей. Сравнение электрофизических характеристик материала и спектров фотолюминесценции позволило предложить способ оценки концентрации фоновой примеси и подвижности основных носителей в n-GaAs опираясь на анализ спектров НТЭФЛ.
В спектрах экситонной фотолюминесценции эпитаксиальных слоев р-типа, как правило, присутствовует линия экситона связанного на нейтральном акцепторе. Соотношение интенсивностей экситонов связанных на нейтральном доноре и нейтральном акцепторе можно использовать для оценки степени компенсации материала. Следовательно, если в спектре наблюдается линия Ах, сравнимая по интенсивности с Dx то концентрация акцепторов в материале выше, чем концентрация доноров.
Проведенное сравнение результатов измерений концентрации фоновой примеси и подвижности носителей со спектрами НТЭФЛ показало, что в образцах с заметной интенсивностью линии А х наблюдается либо р-тип, либо невысокая концентрация электронов пе 10 см и очень низкая подвижность основных носителей ц 40000 см2/В-с. Это свидетельствует о высокой степени компенсации материала т.к. низкая подвижность обусловлена рассеянием носителей на заряженной примеси Поскольку основной целью данной работы является изучение эпитаксиальных слоев n-GaAs, то в дальнейших экспериментах мы не использовали образцы, у которых в спектрах НТЭФЛ присутствовала линия Ах.
Изменяя условия роста, мы получали эпитаксиальные слои с различными электрическими параметрами (концентрацией мелкой примеси и подвижностью свободных носителей). Для полученных слоев измерялись: концентрация мелкой примеси (C-V, Холл), подвижность носителей (Холл) и спектры НТЭФЛ при температуре Т=2К.
Анализ электрических характеристик и спектров НТЭФЛ эпитаксиальных слоев позволил установить, что увеличение подвижности и снижение концентрации сопровождается плавным изменением формы спектра НТЭФЛ (рис. 3.2). Одновременно с увеличение подвижности и снижение концентрации примеси наблюдаются следующие изменения в спектрах НТЭФЛ: -уменьшается отношение интенсивностей линий связанного и свободного экситонов в спектре НТЭФЛ (x=I(Dx)/I(FX)). -уменьшается полуширины линии Dx. -изменяется формы излучения свободного экситона.
Наиболее существенным изменением в спектрах эпитаксиальных слоев является монотонное уменьшение интенсивности линии Dx в сравнении с интенсивностью свободного экситона. Такое поведение легко понять, если учесть, что вероятность излучательного перехода экситона связанного на нейтральном доноре больше вероятности излучательного перехода свободного экситона, вследствие чего излучение связанных экситонов доминирует в спектрах люминесценции материала вплоть до очень низких концентраций примеси N«1013 см"3. С увеличением концентрации нейтральных доноров должно увеличиваться количество свободных экситонов захватываемых нейтральными донорами. Следовательно, будет происходить перекачка интенсивности из спектральной линии излучения свободного экситона в интенсивность спектральной линии экситона связанного на нейтральном доноре.
Расхождение можно объяснить тем, что методика учитывает только изменение электрических характеристик связанных с концентрацией мелкой примеси, тогда как будет показано ниже, в наиболее чистых образцах концентрация примеси становится настолько малой, что доминирующее влияние на динамику носителей оказывает взаимодействие с фононами.
Таким образом, соотношение интенсивностей линий в спектрах НТЭФЛ отражает качество материала и может быть использовано для количественных оценок, как концентрации мелкой примеси, так и подвижности носителей в эпитаксиальных слоях n-GaAs. Причем в наиболее чистых образцах в спектрах НТЭФЛ доминирует линия свободного экситона.
Поляритонная люминесценция очень чувствительна к качеству материала. Релаксация рожденных светом экситонов по энергии определяется их взаимодействием, как с колебаниями решетки, так и с примесями и дефектами всех типов. Известно [116, 117], что процессы пространственно энергетической релаксации оказывают доминирующее влияние на форму поляритонной люминесценции. Поэтому спектры НТЭФЛ эпитаксиальных слоев n-GaAs с различными электрическими параметрами должны отличаются не только соотношением интенсивностей свободного и связанного на нейтральном доноре экситонов, но и формой поляритонной люминесценции. Действительно, наблюдаемые нами изменения спектров НТЭФЛ, происходящие при изменении электрических параметров эпитаксиальных слоев n-GaAs, затрагивают форму поляритонных ветвей. Важнейшим параметром, характеризующих распределение экситонов по энергиям, является эффективная температура экситонов. Эффективная температура характеризует распределение экситонов по энергиям, которого они успели достичь за время своей жизни. На ее величину влияет, как время жизни экситона, так и эффективность процессов диссипации энергии экситона в результате рассеяния на фононах и неоднородностях кристалла. Однако рассеяние на примеси является не только каналом гибели экситонов, но и эффективным механизмом диссипации энергии экситонной системы. Поэтому уменьшение концентрации мелкой примесей приводит к тому, что диссипация энергии экситона замедляется, когда основной причиной остывания экситонов становится рассеяние на фононах. Точка минимальной температуры на графике соответствует равенству вероятностей рассеяния экситона на примеси и на колебаниях решетки. При дальнейшем уменьшении концентрации примеси наблюдается небольшой рост температуры. Эти эффекты говорят о том, что в чистых образцах основным фактором влияющим на динамику носителей является взаимодействие с фононами. Это позволяет понять, почему при оценке подвижности используя соотношение интенсивностей линий I(Dx)/I(FX) мы получили завышенные значения для наиболее чистых образцов. Дело в том, что экстраполяция учитывает увеличение подвижности за счет уменьшения концентрации примеси, тогда как в наиболее чистых образцах доминирующую роль начинает играть рассеяние на колебаниях решетки.
Заселение центров захвата дырок в n-GaAs.
Как упоминалось ранее в n-GaAs наблюдается аномально медленное затухание спектральных линий НТЭФЛ Dh и Dx, которое происходит с временами на несколько порядков превышающими времена жизни носителей в материале [7]. Длительное послесвечение можно наблюдать, регистрируя задержанные спектры НТЭФЛ. Пример таких спектров представлен на рисунке 4.1. Эксперименты по измерению затухания интенсивности спектральных линий НТЭФЛ (FX, Dx, Dh, Ах) в n-GaAs показали, что медленное затухание интенсивности действительно наблюдается только на линиях Dx и Dh [61, 62]. На рис. 4.2 приведен спектр экситонной фотолюминесценции n-GaAs, где на вставках показаны характерные кривые затухания интенсивности фотолюминесценции для основных линий спектра НТЭФЛ. На рисунке видно, что аномально медленное затухание наблюдается на линиях D х и D h, а линии UPB , LPB, соответствующие поляритонным ветвям свободного экситона и линия Ах, соответствующая экситону связанному на нейтральном акцепторе, затухают гораздо быстрее.
Длительное послесвечение объясняется присутствием в n-GaAs центров захвата дырок [7, 105]. Действительно, проведенные нами эксперименты показывают, что медленное затухание интенсивности фотолюминесценции наблюдается только в образцах n-типа. В таких образцах при низких температурах (Т 20К) всегда присутствуют электроны на мелких донорах. Для формирования линий излучения Dh и Dx требуются как электроны, так и дырки, следовательно, центры захвата должны задерживать дырки, т. е. являются дырочными ловушками.
Экспериментальные кривые затухания интенсивности фотолюминесценции спектральной линии Dh для трех образцов n-GaAs с различными концентрациями дырочных ловушек NMS представлены на рис.4.4. Различие концентраций центров захвата в образцах проявляется, в различной интенсивности послесвечения, наблюдаемого после окончания импульса фотовозбуждения.
Уменьшение интенсивности послесвечения во времени можно условно разбить на два характерных участка: интервал а-Ь, на котором происходит быстрый спад интенсивности, и интервал Ь-с на котором происходит гораздо более медленное уменьшение интенсивности свечения. Спад интенсивности на первом интервале (а-Ь) одинаков для всех образцов и отражает уменьшение неравновесной концентрации свободных дырок в валентной зоне (т«10 с).
Присутствие в материале центров захвата дырок, ответственных за длительное послесвечение, влияет не только на процесс затухания фотолюминесценции. Заселение дырочных ловушек происходит в результате захвата свободной дырки центром и, следовательно, является конкурирующим процессом для излучателыюй рекомбинации. Т.о. присутствие в материале центров захвата дырок будет приводить к снижению интенсивности люминесценции во время заселения ловушек. Это должно проявляться в затягивание фронта нарастания люминесценции при включении импульса возбуждения. Действительно, на рис.4.5 приведен график нарастания интенсивности фотолюминесценции двух образцов n-GaAs с различными концентрациями центров захвата дырок во время возбуждающего импульса (сравнение концентраций ловушек в образцах производилось на основе интенсивности их послесвечения).
Из графика видно, что в образце с большей концентрацией ловушек нарастание интенсивности фотолюминесценции происходит медленнее. Следует отметить, что при длительностях возбуждающего импульса тех 0,5 мкс интенсивность фотолюминесценции достигает стационарного уровня. Важным обстоятельством является то, что это время существенно меньше времени освобождения дырок с ловушек, которое характеризуется временем затухания фотолюминесценции. 4.2 Захват носителей на ловушки. Эксперимент
Закономерности послесвечения, связанные с заселением центров захвата наблюдаются, как на линии Dh, так и на линии Dx. В данной главе мы изложим полученные результаты на примере линия Dh. Световая энергия, излучаемая образцом после окончания импульса возбуждения, пропорциональна количеству дырок захваченных центрами, которое зависит от концентрации центров захвата в образце NMS. и их заселенности. Однако внешний квантовый выход образцов, определяющий коэффициент преобразования количества рекомбинирующих носителей в излучаемую энергию, может быть различным. Поэтому целесообразно характеризовать количество захваченных на центры носителей отношением световой энергии, излученной образцом после окончания импульса возбуждения к энергии излученной во время импульса возбуждения. Эта
На рисунке видно, что при больших интенсивностях возбуждения и наблюдается уменьшение заселенности центров BMS С ростом интенсивности возбуждения. Это связано с тем, что количество захватываемых центрами дырок будет расти все медленнее (в силу ограниченности свободных мест на центрах). В то время как, интенсивность люминесценции насыщаться не будет. Об этом свидетельствуют экспериментально полученная зависимость интенсивности спектральной линий фотолюминесценции Dh от интенсивности возбуждения, которая приведена на рис.4.8. Видно, что интенсивность растет практически линейно в зависимости от мощности возбуждения в рассматриваемом диапазоне интенсивностей возбуждения. Из этого следует, что при больших интенсивностях возбуждения зависимость BMs от интенсивности возбуждения действительно отражает эффект насыщения ловушек.
Освобождения дырок с центров захвата
Закон затухания фотолюминесценции определяется в первую очередь процессами освобождения дырок с центров захвата и, следовательно, является важным для понимания механизмов освобождения дырок.
Чтобы выяснить, как влияет температура на скорость распада ловушек, нами было измерено затухание интенсивности фотолюминесценции со временем при различных температурах, в диапазоне температур от 0 до 20 К. В этом диапазоне еще не происходит полного температурного гашение экситонной фотолюминесценции в результате термализации свободных экситонов и мелких примесей. Однако проведенные нами измерения показывают, что скорость освобождения дырок с центров захвата не зависит от температуры. На рис 5.4(a) приведены кривые затухания фотолюминесценции при разных температурах. На рис. 5.4(b) те же кривые построены в двулогарифмических координатах.
Видно, что при изменении температуры характер зависимости и характерная скорость затухания послесвечения во времени не меняется. Для численной характеристики скорости затухания интенсивности фотолюминесценции определялось значение показателя степени сс-в формуле Беккереля. На рис.5.5 приведены зависимости а от температуры, одноосного давления и магнитного поля полученные из экспериментальных кривых затухания фотолюминесценции. Из графика видно, что значение а остается постоянным во всем диапазоне исследовавшихся температур, давлений и магнитных полей.
Отсутствие зависимости скорости распада от температуры означает, что процесс распада таких состояний не связан с термическим выбросом дырки. Следовательно, ловушки имеют другой безактивационный механизм, обеспечивающий достаточную скорость поставки носителей в зону. Главным вопросом при введении нового механизма является вопрос о источнике энергии, необходимой для ионизации центра. Поскольку, как было установлено в предыдущей главе, центры захвата являются двухзарядными, освобождение дырки может происходить в результате взаимодействия дырок, захваченных на один центр. В результате такого процесса одна частица переходит в состояние с меньшей энергией, а высвободившаяся энергия передается второй частице, которая благодаря этому может занять состояние большей энергией. Схемы таких процессов для локального дырочного центра представлены на рис. 5.6. На рисунке можно видеть, что действительно одна дырка находящаяся на центре захвата переходит в состояние с с меньшей энергией, а энергия освободившаяся в результате такого перехода передается второй дырке, которая выбрасывается в валентную зону и участвует в формировании фотолюминесценции.
В соответствии с предложенной схемой Оже процесса (рис.5.6) проведем количественную оценку вероятности освобождения дырки с центра захвата. Для этого воспользуемся подходом, изложенным в работе [123]. Без нарушения общности и для упрощения оценки будем считать, что состояния а и Ь суть состояния центра локализации дырок, с -состояние центра локализации электрона. Причем в спектре, зарегистрированном в окне с большей задержкой, отношение интенсивностей этих линий r)=I(Dx)/I(Dh) меньше, чем в спектре, зарегистрированном в более ранний момент времени. Это свидетельствует о более быстром затухании линии Dx по сравнению с Вп.Различное соотношение интенсивностей спектральных линий Dx и Dh в задержанных спектрах (см.рис.4.1) означает, что интенсивности этих линий затухают во времени с различными скоростями. На рис. 5.7(a) приведены экспериментальные кривые затухания интенсивности линий Dx и Dh, измеренные на одном образце и построенные в полулогарифмическом масштабе.
Видно, что затухание интенсивности линии Dx происходит быстрее, чем затухание интенсивности линии Dh. Ранее было показано, что затухание линии Dh во всех образцах происходит по гиперболическому закону с показателем а близким к 1. Аналогичных анализ экспериментальных данных был проведенный для затухания интенсивности линии Dx. На рис. 5.7(b) приведены экспериментальные кривые затухания интенсивности линий Dx и Dh в логарифмическом масштабе.
Поскольку в кристаллах с медленным затуханием доноры должны быть нейтральны, то излучение на линии Dh должно формироваться путем захвата дырки на нейтральный донор, т.е. можно говорить о ней как о комплексе Dh. Отсутствие кристаллов с медленным затуханием только на линии Dh позволяет предположить, что электроны в зоне проводимости требуются не только для образования экситонных линий, но и для освобождения дырок захваченных на ловушки. Т.к. для излучения линии Dh не нужно электрона в зоне проводимости, а достаточно дырки и нейтрального донора. Следовательно, излучение на линии Dh могло бы наблюдаться в образцах, где Dx не существует. Поэтому можно сделать вывод, что распад дырочных ловушек невозможен без участия электронов в зоне проводимости. Это согласуется со схемой распада центра предложенной выше. Действительно, переход дырки из верхнего энергетического состояния на центре захвата в состояние с меньшей энергией эквивалентен переходу электрона из этого состояния на центр. Но такой процесс возможен, только если электрон в этом состоянии существует. Имеющиеся экспериментальные данные не позволяют утверждать, что взаимодействие в процессе освобождения дырки с центра захвата происходит именно со свободным электроном. Но даже если в акте распада участвуют локализованные состояния, источником электронов для заселения таких уровней должна быть избыточная концентрация электронов созданная во время импульса возбуждения.
