Содержание к диссертации
Введение
Глава I Концентрация и температура носителей заряда в режимах спонтанного и индуцированного излучения из лазерных структур с квантовыми ямами InGaAs/GaAs 16
1.1 Введение 16
1.2 Дизайн лазерных структур и основные параметры 19
1.3 Режим спонтанного излучения 20
1.4 Режим стимулированного излучения 32
1.5 Заключение 38
Глава II Динамика фотолюминесценции и рекомбинационные процессы в Sb-содержащих лазерных наноструктурах 40
2.1 Введение 40
2.2 Наноструктуры и методика исследований 45
2.3 Время жизни носителей заряда при разных оптической накачки и температурах решетки 50
2.4 Время жизни по отношению к оже-рекомбинации 56
2.5 Заключение 68
Глава III Фотолюминесценция в наноструктурах с туннельно-связанными квантовыми ямами GaAs/AlGaAs 69
3.1 Введение 69
3.2 Энергетический спектр электронов в исследуемых структурах 73
3.3 Фотолюминесценция при разных уровнях накачки; разогрев носителей заряда при оптическом возбуждении 78
3.4 Фотолюминесценция горячих носителей заряда в латеральном электрическом поле 92
3.5 Заключение 98
Глава IV Поглощение света при внутризонных переходах горячих носителей заряда в квантовых ямах GaAs/AlGaAs 99
4. ІВведение 99
4.2 Наноструктуры п типа и энергетический спектр электронов 101
4.3Поглощение света горячих электронов при внутризонных переходах горячих электронов в латеральных электрических полях в туннельно-связанных квантовых ямах GaAs/AlGaAs 104
4.43аключение 112
Заключение 113
Список публикаций автора 114
Литература 117
- Дизайн лазерных структур и основные параметры
- Время жизни носителей заряда при разных оптической накачки и температурах решетки
- Фотолюминесценция при разных уровнях накачки; разогрев носителей заряда при оптическом возбуждении
- Наноструктуры п типа и энергетический спектр электронов
Введение к работе
Актуальность темы. Явление разогрева носителей заряда во многих случаях сопутствует физическим процессам, протекающим в полупроводниковых приборах, в том числе и в приборах, включающих системы с ограниченной размерностью. В частности в полупроводниковых инжекционных лазерах при высоких уровнях инжекции электронно-дырочных пар (при токе, значительно превышающем пороговый) двумерные носители заряда в квантовых ямах могут иметь температуру, существенно превышающую температуру решетки, что влияет на спектральные, люкс-амперные и другие характеристики лазеров. В квантовых каскадных лазерах процессы энергетической релаксации двумерных электронов, их разогрев и появление неравновесных оптических фононов также влияют на характеристики лазеров, чему посвящен ряд работ зарубежных и российских авторов. Исследование разогрева носителей заряда в квантовых ямах в сильных латеральных электрических полях или при оптической накачке представляет и самостоятельной научный интерес, так как разогрев носителей заряда приводит к появлению новых явлений, исследование которых дает возможность определить или оценить параметры энергетического спектра квантовых ям, характеристики электронной и фононной подсистем. В силу вышесказанного самостоятельное излучение разогрева носителей заряда в лазерных наноструктурах, а также в структурах со множественными квантовыми ямами представляется достаточно важной и интересной задачей. Между тем исследований по горячим носителям заряда в низкоразмерных системах недостаточно.
В настоящей работе изучение явления разогрева осуществлялось с помощью оптических явлений: фото- и электролюминесценция света и поглощения света. С помощью этих же явлений исследовались в Sb-
5 содержащих лазерных наноструктурах механизмы рекомбинации, также определяющие характеристики лазеров. Такие исследования необходимы для создания лазеров на базе Sb-содержащих квантовых ям на длину волны более 3 мкм. Подобного типа лазеры, работающие в непрерывном режиме при комнатной температуре с мощностью более 50 мВт, пока не созданы, хотя потребность в их научном и практическом использовании весьма актуальна.
Основной целью диссертационной работы является исследование разогрева носителей заряда в наноструктурах с квантовыми ямами с помощью оптических явлений: люминесценция и поглощения излучения среднего инфракрасного диапазона. В связи с этим были поставлены следующие задачи:
Экспериментальное и теоретическое исследование явления разогрева носителей заряда в режимах спонтанного и индуцированного излучения из лазерных структур с квантовыми ямами InGaAs/GaAs. Определение концентрации электронов в КЯ и степени их разогрева как функции тока в этих режимах.
Определения механизмов рекомбинации носителей заряда из анализа динамики фотолюминесценции в структурах двух типов -содержащих и не содержащих In в растворе, формирующем барьер. Анализ влияния оже-рекомбинации на разогрев носителей заряда в этих двух типах структур.
Экспериментальное исследование фотолюминесценции и разогрева электронов в наноструктурах с туннельно-связанными квантовыми ямами GaAs/AlGaAs при разных уровнях оптической накачки. Проведение экспериментальных исследований явления разогрева носителей заряда при оптическом возбуждении как в латеральных электрических полях, так и в отсутствии поля.
4. Экспериментальное исследование поглощения света при внутризонных переходах горячих носителей заряда электронов в квантовых ямах GaAs/AlGaAs в латеральных электрических полях.
Основными полученными в работе результатами являются: исследование оптическими методами явления разогрева носителей заряда в лазерных наноструктурах с квантовыми ямами и в структурах со сдвоенными туннельно-связанными квантовыми ямами в режимах спонтанного и индуцированного излучения; определение температура и концентрации горячих электронов в квантовых ямах в двух режимах как функции уровня токовой или оптической накачки; определение механизмов рекомбинации в лазерных Sb-содержащих наноструктурах с квантовыми ямами методом "up-conversion" пикосекундного диапазона при возбуждении электронно-дырочных пар оптическими импульсами фемтосекундного диапазона; исследованы роли оже-рекомбинации в разогреве носителей заряда в Sb-содержащих КЯ при мощном оптическом возбуждении; изучено влияние электрического поля на каналы ФЛ по изменению спектров ФЛ в поле; исследование разогрева электронов и определение температуры горячих электронов как функция поля в сдвоенных КЯ в латеральных электрических полях по внутризонному межподзонному поглощению света. Полученные результаты важны не только для физики полупроводников и физики низкоразмерных систем, но имеют и прикладное значение, например, для разработки лазеров и модуляторов излучения среднего ИК диапазона.
Научная и практическая значимость работы. Большая часть исследований относится к такой актуальной области, как физика полупроводниковых наноструктур и приборы опто- и наноэлектроники. В работе оптическими методами изучено такое малоисследованное явление как
7 разогрев носителей заряда при токовой или оптической накачке в режиме спонтанного и индуцированного излучения в лазерных наноструктурах, наноструктурах со множественными КЯ, впервые изучены механизмы рекомбинации неравновесных носителей заряда в Sb-содержащих квантовых ямах современными методами. Полученные результаты имеют как научное значение, расширяя наши знания о физике низкоразмерных систем и физических процессах в приборах на базе наноструктур с КЯ, так и прикладное, т.к. полученные данные могут быть использованы значение при разработке приборов опто- и наноэлектроники среднего ИК диапазона.
Научные положения, выносимые на защиту.
1. В режиме стимулированного излучения при высоких уровнях токовой инжекции электронно-дырочных пар в лазерных наногетероструктурах носители заряда на основных уровнях нелегированных квантовых ям (КЯ) разогреваются, а их концентрация не стабилизируется, а растет с ростом тока. В режиме спонтанного излучения разогрев носителей заряда несущественен.
В Sb-содержащих лазерных наноструктурах с квантовыми ямами с барьерами Al0.35Gao.65As0.o3Sbo97 оже-рекомбинация выражена сильнее, чем в структурах с барьерами пятерного состава из-за вклада резонансных оже-процессов. Оже-рекомбинация при высоких уровнях возбуждения электронно-дырочных пар приводит к разогреву носителей заряда в квантовых ямах.
В наноструктурах с легированными квантовыми ямами в режиме спонтанного излучения носители заряда в КЯ разогреваются с ростом уровня инжекции немонотонно: сильнее при относительно слабых уровнях инжекции и слабее при высоких уровнях
4. Спектры ФЛ меняются в сильных латеральных электрических полях из- за разогрева носителей заряда в квантовых ямах.
8 5. Изменение спектров межподзонного поглощения света в наноструктурах с туннельно-связанными КЯ вызвано перераспределением горячих электронов между КЯ разной ширины.
Апробация работы. Основные положения диссертационной работы докладывались и обсуждались на российских и международных конференциях, в частности: XXXVI Неделя науки СПбТПУ: Материалы Всероссийской межвузовской научно-технической конференции студентов и аспирантов, Санкт-Петербург, 26 ноября - 1 декабря, 2007.
IX Всероссийская молодежная конференция по физике полупроводников и наноструктур, полупроводников, опто- и наноэлектронике, Санкт-Петербург, 3-7 Декабря 2007 XII Международный Симпозиум. Институт физики микроструктур РАН. Нижний Новгород, 10-14 марта 2008 XIII Международный Симпозиум. Институт физики микроструктур РАН. Нижний Новгород, 16 - 20 марта 2009 XI Всероссийская молодежная конференция по физике полупроводников, опто- и наноэлектронике, Санкт-Петербург, 30 ноября - 4 декабря 2009.
6. XXXVIII Неделя науки СПбТПУ: Материалы международной научно- практической конференции, Санкт-Петербург, 30 ноября - 5 декабря 2009 - С. 166.
Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 11 статьях и докладах, среди которых 3 публикаций в ведущих рецензируемых российских научных изданиях и 8 тезисов докладов на российских и международных конференциях. Список публикаций приводится в конце автореферата.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка литературы. Объем работы составляет 126 страниц, в том числе 45 рисунок, 2 таблицы. Список литературы включает 64 наименований.
Содержание работы
Во введении обоснована актуальность темы диссертации, определены цели работы, научная новизна и практическая значимость полученных в работе результатов, сформулированы научные положения, выносимые на защиту.
В первой главе рассматриваются результаты исследований концентрации и температуры горячих носителей заряда в режимах спонтанного и индуцированного излучения из лазерных структур с квантовыми ямами InGaAs/GaAs[12]. Описываются основные теоретические предпосылки, определяющие рекомбинационные процессы в лазерных гетероструктурах с квантовыми ямами (КЯ) при разогреве носителей заряда в условиях токовой накачки. Зависимость концентрации от j определяется главным образом тремя процессами: безызлучательной рекомбинацией через ловушки, излучательной бимолекулярной рекомбинацией и оже-рекомбинацией. В режиме спонтанного излучения поверхностная концентрация инжектированных носителей заряда ns примерно пропорциональна плотности тока j. После достижения порогового тока концентрация инжектированных носителей в КЯ стабилизируется с ростом тока и концентрация носителей заряда не меняется из-за уменьшения излучательного времени жизни носителей заряда тІУ) благодаря индуцированному испусканию фотонов. Однако при больших уровнях токовой или оптической инжекции электронов и дырок возможен их разогрев. Разогрев
10 носителей носителей заряда в подзонах КЯ может оказаться особенно существенным в постпороговом режиме, так как концентрация носителей заряда с ростом уровня инжекции не растет или растет слабо, тогда как скорость набора энергии на один носитель заряда возрастает с ростом тока и может оказаться значительной при j»j,h. Эта ситуация отлична от случая допорогового режима, так как в этом режиме (в области спонтанного излучения) ns растет с ростом j, поэтому скорость набора энергии с током на один носитель увеличивается с ростом уровня инжекции значительно медленнее, если активная область не легирована или легирована слабо.
В основной части главы описаны исследования в режиме спонтанного излучения и индуцированного излучения. Проведен анализ экспериментальных исследуемых спектров спонтанного излучения при т = 77 К. Этот анализ позволяет определить концентрацию горячих носителей заряда ns в КЯ и их температуру Те. Их значения могут быть найдены из совместного решения уравнения баланса числа частиц и уравнения баланса мощности в стационарном режиме.
В результате получено удовлетворительное согласие экспериментально найденных и рассчитанных спектров и их зависимостей от плотности тока. Уширение пика в коротковолновой области ти смещение спектра в эту область связаны с ростом концентрации носителей заряда и вкладом запрещенных межзонных переходов с различным четностью: el-»M2, который особенно существен при больших значениях kuLgiy хЗ [19], где ки - волновой вектор носителей заряда в плоскости КЯ.
Также проведен анализ экспериментальных спектров стимулированного излучения. Эксперимент был проведен при комнатной температуре. Из экспериментальных результатов установлено, что с ростом тока накачки наблюдается насыщение максимума спектральной зависимости интенсивности излучения, а также происходит существенное уширение спектра в коротковолновой области. Уширение спектра стимулированного излучения связано с ростом концентрации носителей заряда в активной области и их разогревом.
Вторая глава посвящена исследованию механизмов рекомбинации носителей заряда из анализа динамики спада фотолюминесценции в Sb-содержащих лазерных наноструктурах
Во введении упомянуты применения лазеров среднего инфракрасного диапазона в различных областях науки и техники. Наибольшую ценность представляют лазеры с мощностью излучения, превышающей 50 мВт и работающие при комнатной температуре в непрерывном режиме. Диапазон длин волн Л>3.8 мкм освоен с помощью хорошо известных монополярных квантовых каскадных лазеров. Диапазон длин волн примерно 2-2.9 мкм перекрыт с помощью инжекционных лазеров на гетероструктурах InGaAsSb/AlGaAsSb I типа. Диапазон длин волн примерно 3^-3.8 мкм пока не освоен. Наиболее перспективными для освоения этого диапазона представляются инжекционные лазеры на гетероструктурах I типа на подложке GaSb. Однако на пути продвижения в область длин волн Л > з мкм имеется ряд трудностей. Для увеличения длины волны излучения возможный вариант -использование пятикомпонентных твердых растворов InvAlyGai.yAszSbi.z для создания барьера квантовой ямы и волновода.
Исследование динамики фотолюминесценции Sb-содержащих лазерных наноструктур, является эффективным способом определения рекомбинационных процессов таких структур. Использование метода "ир- conversion" позволяет получить зависимость интенсивности фотолюминесценции в максимуме спектра излучения от времени, для структур, содержащих In в материале барьера и без In в температурном интервале 77...300 К. Начальные участки зависимостей JPL{t) отражают процессы захвата
12 носителей заряда в квантовые ямы и процессы внутри- и межподзонной релаксации энергии электронов и дырок, возбуждаемых мощным фемтосекундным импульсом излучения в барьере. Спад интенсивности фотолюминесценции JPL(t) определяется следующими рекомбинационными процессами: рекомбинацией Шокли-Рида-Холла, излучательной рекомбинацией и оже-рекомбинацией. Определены аддитивные вклады механизмов рекомбинации Шокли-Рида-Холла, излучательной рекомбинации и оже-рекомбинации в полную вероятность рекомбинации. При высоких уровнях инжекции процессы оже-рекомбинации приводят к существенному разогреву носителей заряда в квантовых ямах.
Установлено, что вероятность оже-рекомбинации в структуре без содержании In в барьере выше, чем в структуре со содержанием In в материале барьера из-за вклада оже-процессов, близких к резонансным. Полученные, экспериментальные результаты показали, что время оже-рекомбинации в структурах с пятикомпонентными твердыми растворами в качестве барьера оказывается больше чем в структуре без содержания In. Это и является причиной лучших характеристик пятикомпонентных структур.
В третьей главе описываются результаты экспериментальных исследований фотолюминесценции в наноструктурах с туннельно-связанными квантовыми ямами GaAs/AlGaAs.
В основной части главе описано, исследование процессов разогрева носителей заряда в квантовых ямах при оптическом возбуждении в отсутствии электрического поля. Энергию порядка глубины КЯ инжектированные электроны и дырки передают либо решетке при эмиссии оптических фононов либо электронам и дыркам на нижних уровнях размерного квантования. При достаточно высокой концентрации электронов или дырок (ns >10" см"2, ?is -поверхностная концентрация носителей заряда) в подзонах квантовых ям второй процесс преобладает и это приводит к разогреву электронов и дырок. Разогрев
13 носителей заряда может существенно изменить характеристики лазеров на наноструктурах с КЯ. Анализированы спектры спонтанной ФЛ при разных уровнях оптического возбуждения jpump наноструктуры со 100 парами сдвоенных туннельно-связанных КЯ GaAs/Al0.38Ga0.62As n-типа, легированных до уровня поверхностной концентрации электронов и5 =6-1011 см" . Основной вклад в ФЛ при низкой температуре решетки и не очень высоком уровне накачки дают переходы электронов ei - hhj, что позволяет определить температуру носителей заряда Те по коротковолновому спаду интенсивности ФЛ как функции энергии кванта. Такой метод определения Те ранее использовался в работах [64]. Анализ коротковолнового участка спектра ФЛ позволил найти температуру горячих носителей заряда в зависимости от уровня возбуждения jpump. Зависимость носит нелинейный характер, что связано с разной зависимостью скорости набора энергии на один носитель заряда от jpump в области слабых уровней накачки, когда концентрация неравновесных электронов (и дырок) дл5 много меньше ns и в области высоких уровней накачки, когда Ans » ns. Расчет зависимости Те (j' ршпр) из скоростных уравнений для концентрации носителей заряда и баланса мощности с учетом накопления неравновесных оптических фононов дал хорошее согласие с экспериментом. Таким образом, настоящее исследование демонстрирует особенности разогрева носителей заряда в легированных и нелегированных структурах. Первый случай соответствует условию Ans «ns (при умеренных уровнях jpump), а второй
УСЛОВИЮ Дл5 » ns.
Помимо равновесных спектров ФЛ интерес представляет фотолюминесценция в условиях разогрева носителей заряда внешним продольным электрическим полем. На рисунке 3.14 представлен измеренный
14 спектр модуляции ФЛ структуры при температуре 77 К для двух значений латерального электрического поля
В спектре модуляции фотолюминесценции, представленном на рисунке 3.14, присутствуют три пика. Отрицательный пик лежит в районе максимума фотолюминесценции без поля, связан с уменьшением интенсивности переходов электронов е/ - /г/г/ из-за уменьшения числа носителей заряда на уровне et при приложении продольного электрического поля. Соответствующее увеличение концентрации электронов на уровне е2 приводит к положительному сигналу модуляции в коротковолновой области (соответствующий положительный пик модуляции на графике показан стрелкой е2 - hh2).
Положительный длинноволновый пик модуляции фотолюминесценции не укладывается в схему электронных переходов между уровнями размерного квантования. Его можно связать с переходами электронов с примесного донорного уровня > в валентную зону. Это предположение представляется возможным, поскольку данный длинноволновый пик находится на расстоянии 14 мэВ от максимума спектра ФЛ, что соответствует энергии ионизации кремния в нашей структуре (ширина квантовой ямы 68 А).
В четвертой главе описаны результаты экспериментальных исследований поглощения света при внутризонных межподзонных переходах горячих носителей заряда в квантовых ямах n-GaAs/AlGaAs в латеральном электрическом поле. При Г = 77 к получены спектры модуляции поглощения света р-поляризации в латеральных электрических полях. В сильных электрических полях горячие электроны перераспределяются в реальном пространстве между квантовыми ямами, заполняя более высоколежащие подзоны в узких квантовых ямах, что приводит к увеличению коэффициента поглощения в коротковолновой области спектра. Аналогичный эффект наблюдается при увеличении температуры решетки. Сравнение спектров
15 позволило найти температуру горячих электронов как функцию поля. Экспериментальные результаты для Те сравниваются с расчетом. В заключении сформулированы общие результаты работы.
Дизайн лазерных структур и основные параметры
В работе была предложена схема для исследования электролюминесценции в режимах спонтанного и стимулированного излучения. Лазерные структуры являются напряженными асимметричными структурами раздельным оптическим и электронным ограничением с квантовыми ямами In _xGaxAslGaAs. Они были выращены методом МОС-гидридной эпитаксии. В таких структурах имеются небольшие внутренние оптические потери, а пороговые плотности тока невелики и равны 80-100 А/см . Свойства и характеристики лазеров с такими квантовыми ямами изучены в работах [9-11]. Величина Е и энергия уровней размерного квантования были нами рассчитаны с учетом напряжений для ширины квантовых ям LQW = 70 А. Схема уровней представлена на рис. 1.1. уровень размерного квантования ДЛЯ ЭЛеКТрОНОВ el, Четыре ДЛЯ ТЯЖеЛЫХ ДЫрОК hh\,hh2,hh3,hh4 И ОДИН ДЛЯ ЛЄГКИХ дырок Ml. Величину разности энергий глубины ямы для электронов АЕС и энергии размерного квантования Ее1 обозначим АЕе, а энергетический интервал между положениями уровней для дырок Д12 (Д12 =Ehh2 -Ет) и А13 (А,з = Ьш —bhhi). Исследование спектров стимулированного излучения из лазера с расстоянием между зеркалами резонатора L = 1.5мм и шириной полоска W=100MKM велось при комнатной температуре Т-300К. Пороговая плотность тока составляла jlh =\95АIсм2. Для получения спонтанного излучения в возможно большем диапазоне плотностей тока расстояние между зеркалами L уменьшалось до значений L = 0.45лш. Исследование спонтанного излучения проводилось при Т - ПК . Как уже отмечалось, что в допороговой области концентрация инжектированных носителей заряда ns в лазерных гетероструктурах с квантовыми ямами (КЯ) растет с ростом плотности тока j. Спектры спонтанного излучения при Т = ПК представлены нарис 1.2. Уширение спектра и появление пика на коротковолновом крыле спектра излучения с ростом плотности тока, как показано далее, связано как с увеличением концентрации носителей заряда, так и с увеличением вклада переходов электронов с уровня el на второй уровень дырок hhl на частоте v2 (рис. 1.1) с ростом концентрации электронов и дырок.
Рассчитаем спектральную зависимость интенсивности спонтанного излучения для разных токов накачки на основе экспериментальных результатов. Сначала необходимо знать концентрацию горячих носителей заряда п5 в КЯ и их температуру Те. Их значения могут быть найдены из совместного решения уравнения баланса числа частиц и уравнения баланса мощности в стационарном режиме [13,14] [{AE)e+(AE)h] Определяем каждый член в правой части уравнения (1.1), соответствующие процессу рекомбинации: рекомбинация через ловушки, излучательная рекомбинация и оже-рекомбинация. Рассмотрим случай высокого уровня инжекции носителей заряда, тогда в нелегированной структуре изменение из поверхностной плотности Ди„ и Anhs примерно равно полному поверхностной концентрации ns. Коэффициент р определяет долю инжектированных носителей заряда, попавших в КЯ. Обозначив Q - полное число испущенных квантов света в единице объема в секунду во всем спектральном диапазоне, LQn - ширина КЯ. При Т = 77 в интересующем нас диапазоне концентрации ns «1.5-1012 см"2 имеем тл » ту,трИ [13]. Поэтому оже-процессы далее учитываться не будут. Благодаря потоку энергии инжектированных носителей заряда электронный и дырочный газ увеличивают свою среднюю энергию. Релаксация избыточной энергии происходит путем эмиссии продольных полярных оптических (РО) фононов подрешеток InAs и GaAs. Уравнение (1.2) АЕе = АЕС - Eel, AEh = AEV - Em - энергии, которые передаются инжектированными электронами и дырками носителям заряда нижних подзон в КЯ (рис. 1.1). При е-е, h-h и е-hстолкновениях левая часть этого уравнения есть скорость передачи энергии на один носитель заряда. При достаточно большой поверхностной концентрации достаточно велики (ns «2-1011-1012CM"2 ), обратное время жизни, соответствующее процессам внутризонных электрон-электронных, электрон-дырочных и дырка-дырочных столкновений в КЯ v 1013с"1[14], превышает обратное время испускания оптических фононов г о 1012с" [15]. Вследствие эффективного взаимодействия носителей заряда,
Время жизни носителей заряда при разных оптической накачки и температурах решетки
Исследование динамики фотолюминесценции в лазерных наноструктурах, является главным способом определения рекомбинационных процессов в таких структурах. Можно определить время рекомбинации носителей заряда следующим образом. Сначала следует исследовать зависимость интенсивности фотолюминесценции от времени. Эта зависимость была снята на длине волны, соответствующей излучению из материала барьера структуры второго типа в двух случаях - непосредственно из структуры второго типа с квантовыми ямами и из слоя того же материала без квантовых ям. Результат исследования представлен на рис. 2.5; из рисунка видно, что динамика спада люминесценции в структуре с квантовыми ямами отражает процессы захвата носителей заряда в ямы и что характерное время захвата носителей заряда в квантовую яму составляет около 70 пс, что много меньше, чем время жизни носителей заряда в материале барьера. Поэтому, рекомбинацией в барьере можно пренебречь. Исследование динамики фотолюминесценции методом "up-conversion" позволяет получить зависимости интенсивности фотолюминесценции в максимуме спектра излучения от времени, соответствующие излучательной рекомбинации носителей заряда в квантовой яме; JPL(t) для структур обоих типов при Т = 300 К. Результаты представлены на рис. 2.6. Аналогично выглядят эти зависимости для более низких температур. Начальные участки зависимостей JPL(t) отражают процессы захвата носителей заряда в квантовые ямы и процессы внутри- и межподзонной релаксации энергии электронов и дырок, возбуждаемых мощным импульсом излучения в барьере, включая процессы релаксации с участием неравновесных оптических фононов. Эти процессы влияют на динамику фотолюминесценции до времен около 150-200 пс, затем спад интенсивности фотолюминесценции JPL(i) определяется рекомбинационными процессами.
Определим рекомбинационные процессы в области спада зависимости интенсивности фотолюминесценции от времени JPL(t) при временах, превышающих, на 150-200 пс время окончания импульса возбуждения. Скоростное уравнение для концентрации носителей заряда, может быть записано в следующем виде: В правой части выражения (2.2) первый член описывает рекомбинацию Шокли-Рида-Холла: A = l/xSRH, второй - излучательную рекомбинацию Вп = l/xv и третий - оже-рекомбинацию Сп2 - l/xAuger. За время захвата и окончания релаксационных процессов t 150-200 пс носители заряда не успевают рекомбинизировать и приближенно можно считать, что при слабой накачки концентрация носителей заряда на начальном этапе рекомбинации л0 пропорциональна интенсивности излучения накачки [34]. «0 « pump - (2.3) Из результатов, показаны на рис. 2.5, обратное время жизни носителей заряда может быть определено по спаду интенсивности фотолюминесценции JPL(t) и зависимости интенсивности люминесценции в максимуме релаксационной кривой от интенсивности накачки: Следуя (2.4), можно найти зависимость обратного времени жизни носителей заряда в квантовой яме от интенсивности накачки, если известна зависимость интенсивности фотолюминесценции на заданной длине волны, соответствующей максимуму спектра при слабом уровне возбуждения JpL(y), от интенсивности накачки Jpump. Эти зависимости для Г = 300 К и Т - 77 К представлены на рис. 2.7 для структур обоих типов. Отметим насыщение интенсивности JPL при высоких , рекомбинацией в барьере можно пренебречь. Исследование динамики фотолюминесценции методом "up-conversion" позволяет получить зависимости интенсивности фотолюминесценции в максимуме спектра излучения от времени, соответствующие излучательной рекомбинации носителей заряда в квантовой яме; JPL(t) для структур обоих типов при Т = 300 К. Результаты представлены на рис. 2.6. Аналогично выглядят эти зависимости для более низких температур. Начальные участки зависимостей JPL(t) отражают процессы захвата носителей заряда в квантовые ямы и процессы внутри- и межподзонной релаксации энергии электронов и дырок, возбуждаемых мощным импульсом излучения в барьере, включая процессы релаксации с участием неравновесных оптических фононов. Эти процессы влияют на динамику фотолюминесценции до времен около 150-200 пс, затем спад интенсивности фотолюминесценции JPL(i) определяется рекомбинационными процессами. Определим рекомбинационные процессы в области спада зависимости интенсивности фотолюминесценции от времени JPL(t) при временах, превышающих, на 150-200 пс время окончания импульса возбуждения. Скоростное уравнение для концентрации носителей заряда, может быть записано в следующем виде: В правой части выражения (2.2) первый член описывает рекомбинацию Шокли-Рида-Холла: A = l/xSRH, второй - излучательную рекомбинацию Вп = l/xv и третий - оже-рекомбинацию Сп2 - l/xAuger. За время захвата и окончания релаксационных процессов t 150-200 пс носители заряда не успевают рекомбинизировать и приближенно можно считать, что при слабой накачки концентрация носителей заряда на начальном этапе рекомбинации уровнях возбуждения J , что связано с заполнением электронных и дырочных состояний в подзонах размерного квантования. Рис 2.7. Зависимости интенсивности фотолюминесценции, измеренной в максимуме релаксационных кривых, от уровня накачки (точки) и от концентрации электронов (сплошные кривые).
Фотолюминесценция при разных уровнях накачки; разогрев носителей заряда при оптическом возбуждении
Исследования спектров спонтанного межзонного излучения структур с туннельно-связанными квантовыми ямами GaAs/Alo sGao As при оптической накачке проводились на установке, блок-схема которой приведена на рис. 3.4 Фотолюминесценция возбуждалась твердотельным лазером с диодной накачкой «АТС 53-300» на иттриево-алюминиевом гранате (ИАГ), активированном трехвалентными ионами неодима (Y3Al3Oi2:Nd3+), с удвоением частоты генерации в нелинейном кристалле иодата лития (LiI03). Длина волны излучения второй гармоники составляла: Л = 532 нм. Интенсивность излучения лазера управлялась током накачки. Максимальная мощность излучения составляла 0.3 Вт. Диаметр пучка на выходе лазера был около 0.8 мм, расходимость пучка не более 3 мрад. Это соответствует интенсивности светового потока лазера накачки 60 Вт/см2. Для увеличения интенсивности оптической накачки использовалась сферическая линза с фокусным расстоянием 3 см. Интенсивность лазера накачки подбиралась так, чтобы фотолюминесценция была заметна, но не происходило разрушение образца светом. Известно, что исследование характеристик стимулированного излучения из образца возможно лишь при выполнении некоторого порогового условия, когда усиление активной среды компенсирует потери в ней (например, потери, обусловленные частичным выходом излучения из резонатора, поглощением, и т.д.). В связи с этим, при исследовании стимулированного излучения из образца применяется сферическая линза (фокусное расстояние 3 см), фокусирующая излучение ИАГ лазера в точку на поверхности образца. Интенсивность лазера накачки подбиралась так, чтобы фотолюминесценция была довольно заметна, но еще не происходило разрушение образца светом. Для исследований образец помещается в азотный криостат, позволяющий проводить исследования, как при комнатной температуре, так и при температуре жидкого азота (77К). Лазерный свет накачки падает на образец под углом в 45. Рассеянное излучение с образца фокусируется сферической линзой (фокусное расстояние 11 см) на входной щели монохроматора. Причем, при исследовании спонтанного излучения фотолюминесценция собирается с поверхности структуры (геометрия такого опыта показана на рис. 3.5). В монохроматоре разложение излучения в спектр осуществляется совместно призмой LiF и дифракционной решеткой (300 штрихов на 1 мм), установленной в стандартном спектрометре ИКС-21 вместо зеркала Литтрова.
С выходной щели свет, прошедший через монохроматор, фокусируется с помощью конденсора на кремниевом PIN фотодиоде FDS100. Спектральная область фоточувствительности этого прибора: 0,35 - - 1,1 мкм (рис.3.6). Фотоприемник работал без обратного смещения, для минимизации шумов. Сигнал усиливался предусилителем, для питания которого используется источник постоянного тока напряжением 15 В. Сигнал фотоответа кремниевого диода, усиленный предусилителем, регистрируется по показаниям осциллографа Tektronix TDS2014 (осциллограф на рис 3.4) в режиме усреднения 164 импульсов. Установка позволяла измерять сигналы фотолюминесценции вплоть до величин единицы мВ. Для измерений равновесного спектра при малом спектральном разрешении вместо осциллографа Tektronix TDS2014 использовался селективный вольтметр Model SR830 DSP Look-in Amplifier, с помощью которого детектировались сигналы вплоть до десятков мкВ. В процессе исследования образца с туннельно-связанными квантовыми ямами был измерен ряд спектров фотолюминесценции. Зная интенсивность и энергию кванта падающего на образец лазерного излучения накачки можно оценить количество электронно-дырочных пар, рожденных в образце в единицу времени. Коэффициент поглощения света на длине волны возбуждающего лазера в объемном GaAs имеет значение порядка а = 104 см"1. Следовательно, характерная глубина проникновения света равна: \1а = \ мкм, что в два раза меньше толщины активного слоя структуры (2-2,5 мкм). Таким образом, весь свет, упавший на образец, поглощается в области квантовых ям. Отношение числа падающих фотонов к числу рожденных светом электронно-дырочных пар принимается равным единице. На образец падает лазерное излучение интенсивностью где Р=0,3 Вт - мощность лазера; S=nR2 - площадь пучка на образце (R =30 мкм), сфокусированного сферической линзой. Зная интенсивность засветки (3.3) образца светом с энергией кванта /ко, можно рассчитать число фотонов падающих на образец в единицу времени на единицу площади:
При падении света на образец возникает градиент концентрации возбужденных электронно-дырочных пар, у поверхности концентрация выше, а вглубь образца она спадает по экспоненте. В первом приближении можно считать, что рожденных электронно-дырочных пар поровну попадает в каждую квантовую яму. Основным процессом рекомбинации носителей заряда при невысоких концентрациях электронов является излучательная рекомбинация, характерное время жизни составляет порядка одной наносекунды. Таким образом, лазерное излучение рождает электронно-дырочные пары в КЯ и дает прирост поверхностной концентрации электронов на одну пару туннельно-связанных КЯ в количестве, примерно определяемом следующей формулой: Помимо прироста концентрации электронов за счет засветки, в образце еще существуют равновесные носители заряда. Оценим их концентрацию ns в зависимости от температуры решетки. Структура легирована кремнием, который является донором, концентрация акцепторов пренебрежимо мала.
Наноструктуры п типа и энергетический спектр электронов
Для исследования поглощения света при внутризонных переходах горячих носителей заряда в квантовых ямах n-GaAs/AlGaAs была использована структура, содержащая 100 пар туннельно-связанных квантовых ям (КЯ) GaAs/Alo.38Gao.62As, разделенных туннельно-непрозрачными барьерами шириной 12 нм (см. рис.4.1). Каждая пара туннельно-связанных КЯ формировалась слоями GaAs шириной 6.8 нм и шириной 4.8 нм, разделенными туннельно-прозрачным барьером Alo.3sGao.62As шириной 1.5 нм. Согласно расчетам в данной ТСКЯ имеются 3 уровня размерного квантования. Энергия первого уровня, отсчитанная от дна зоны проводимости, при температуре 77К составляет 51 мэВ; второго - 89 мэВ; третьего - 198 мэВ; высота потенциального барьера - 276 мэВ. На рис. 4.2 изображен профиль потенциала, уровни энергии и квадраты модулей волновых функций данной ТСКЯ. В таблице 3.1 приведены рассчитанные значения уровней энергии в системе туннельно-связанных квантовых ям, отсчитанные от дна зоны проводимости и потолка валентной зоны. Vc и Vv - высота барьера в зоне проводимости и валентной зоне, соответственно. Расчеты проводились в приближении эффективной массы. Измерения проводились в режиме многопроходной геометрии образца, боковые грани которого отшлифованы под углом 45 (см. рис.4.3). Свет, входящий в образец по нормали к боковой грани, несколько раз испытывает полное внутреннее отражение, что приводит к увеличению длины хода световой волны через структуру. Кроме этого, такая геометрия позволяет исследовать поглощение света как s-, так и р-поляризации (см. рис. 4.3). Из данной структуры был приготовлен образец, имеющий следующие размеры: длина - 8.8 мм, ширина - 5.6 мм и толщина - 0.51 мм (рис.4.4). На образце были изготовлены два омических контакта с размерами 5.6x0.4 мм , расстояние между контактами 7.5 мм. Контакты были изготовлены путем выжигания полосок индия, напаянных на поверхность структуры. Выжигание индия проводилось в атмосфере азота, в процессе нагрева до 450 С в течении 2 минут. Затем образец остывал до комнатной температуры. Размеры образца рассчитаны таким образом, чтобы свет, входящий в образец по нормали к боковой грани, испытывая полное внутреннее отражение от граней образца, прошел сквозь слои с КЯ 10 раз. Для исследования модуляции поглощения в электрическом поле необходимо иметь данные о положении пиков равновесного поглощения света. Для измерения спектра внутризонного поглощения в ИК диапазоне была собрана установка на базе инфракрасного спектрометра, состоящего из осветителя и монохроматора (см. рис. 4.5). В качестве осветителя используется угольный стержень, на который подается напряжение 9В. Во избежание быстрого сгорания угольный стержень находится в вакууме.
Вакуум поддерживается с помощью вакуумного насоса. Излучение угольного стержня модулируется обтюратором с частотой 900 Гц. После чего излучение проходит через монохроматор, где раскладывается по спектру с помощью призмы NaCl. Оптическая схема экспериментальной установки представлена на рис.4.6. Излучение проходит через образец и попадает на охлаждаемый жидким азотом малоинерционный фотоприемник KPT (Infrared Associates, FTIR-22-1.0) предназначенный для детектирования излучения в диапазоне длин волн приблизительно от 2 до 22 мкм. Максимум чувствительности фотоприемника находится в интервале длин волн от 12 до 15 мкм, обнаружительная способность в максимуме чувствительности 1.4-1010 см V?4 /BT . На рисунке 4.7 представлена относительная характеристика спектральной чувствительности фотоприемника. Модулирующийся обтюратором сигнал, регистрируемый фотоприемником, усиливается предусилителем МСТ-1000, специально разработанным для эксплуатации с фотоприемниками КРТ, и измеряется с помощью осциллографа Tektronix 2014. Для исследования равновесных спектров межподзонного поглощения нами получен результат исследования спектров фотолюминесценции структуры при температуре 77 К и 300 К. На рис. 4.8 приведены спектры межзонной фотолюминесценции в исследованной структуре с туннельно-связанными КЯ. При температуре 77 к спектр определяется оптическими переходами между
