Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Литературный обзор 11
1.1. Получение массивов квантовых точек 11
1.1.1. История создания квантовых точек и методы их формирования... 11
1.1.2. Влияние условий роста на параметры массивов квантовых точек... 21
1.2.Свойства самоорганизующихся квантовых точек InAs/GaAs 25
1.2.1. Электронные и оптические свойства квантовых точек InAs/GaAs, полученных методом МПЭ 25
1.2.2. Получение длинноволнового излучения (Л=1.3 - 1.55 мкм) в структурах с квантовыми точками InAs/GaAs. Влияние покрывающих слоев и материала матрицы на свойства квантовых точек 28
1.2.3. Температурные зависимости фотолюминесценции квантовых точек 31
1.2.4. Механизмы захвата и рекомбинации носителей заряда в квантовых точках 40
1.3. Применение квантовых точек. Лазерные характеристики 42
Глава 2. Экспериментальное оборудование и методы 46
2.1. Рост гетероструктур методом молекулярно-пучковой эпитаксии 47
2.2. Экспериментальные методы исследований гетероструктур 47
Глава 3. Метаморфные квантовые точки -получение излучения в диапазоне 1.3-1.55 мкм 50
3.1. Метод уменьшения плотности дефектов 51
3.2. Влияние количества осажденного InAs:
оптические и структурные свойства 55
3.3. Влияние состава матрицы и заращивающего слоя: оптические и структурные свойства 61
3.4.Энергетическая диаграмма носителей заряда в квантовых точках InAs, сформированных в метаморфной матрице 68
3.5.Температурные зависимости фотолюминесценции - сравнение с квантовыми точками InAs, сформированными в матрице GaAs 71
Глава 4. Метод управления энергетическим спектром состояний носителей заряда в квантовых точках 81
4.1. Влияние заращивающих слоев AlAs и InAlAs: оптические и структурные свойства 82
4.2. Неравновесный характер распределения носителей заряда в квантовых точках InAs при комнатной температуре 92
4.3. Исследование возможности длинноволнового сдвига максимума фотолюминесценции квантовых точек InAs/InAlAs 102
4.3.1.Влияние состава заращивающего слоя InAlAs на длину волны излучения квантовых точек InAs/InAlAs 102
4.3.2.Влияние количества осажденного InAs на длину волны излучения квантовых точек InAs/InAlAs 105
Глава 5. Применение метода управления энергетическим спектром состояний носителей заряда для мстаморфных квантовых точек 110
5.1. Влияние состава матрицы и заращивающего слоя: оптические и структурные свойства 110
5.2. Температурные зависимости интенсивности фотолюминесценции -сравнение с метаморфными квантовыми точками InAs/InGaAs 120
Заключение 126
Список литературы 132
- Электронные и оптические свойства квантовых точек InAs/GaAs, полученных методом МПЭ
- Механизмы захвата и рекомбинации носителей заряда в квантовых точках
- Влияние состава матрицы и заращивающего слоя: оптические и структурные свойства
- Неравновесный характер распределения носителей заряда в квантовых точках InAs при комнатной температуре
Введение к работе
В последние годы в мире наблюдается бурный рост объема передаваемой информации, требующий все большего расширения полосы частот обмена информации. Такое увеличение спроса на расширение полосы частот информационного обмена в мире не может обеспечить никакая другая физическая среда кроме оптического волокна. Это является причиной роста рынка оптического волокна и оборудования для волоконно-оптических линии связи (ВОЛС), в частности, полупроводниковых лазеров диапазона 1.3-1.55 мкм, использующихся в ВОЛС в качестве излучателей.
ВОЛС имеют широкую полосу пропускания, что обусловлено чрезвычайно высокой частотой несущей 1014 Гц. Это позволяет передавать по одному оптическому волокну поток информации в несколько терабит в секунду. Большая полоса пропускания - это одно из наиболее важных преимуществ оптического волокна над медной или любой другой средой передачи информации. Кроме этого ВОЛС обладают такими преимуществами, как малое затухание светового сигнала, неподверженность электромагнитным помехам, химическая стойкость, возможность увеличения плотности передаваемой информации за счет передачи разных сигналов на разных длинах волн и использования волн, перпендикулярных друг другу поляризаций.
Кварцевое оптическое волокно имеет четыре спектральных окна прозрачности вблизи длин волн 0.85 мкм, 1.3 мкм, 1.55 мкм и 1.6 мкм, соответствующих минимумам световых потерь. В современных ВОЛС широко используются первые три окна прозрачности. Уровень световых потерь в оптоволокне определяет дальность передачи информации без дополнительного усиления сигнала. Кроме того, дальность передачи и, главное, скорость модуляции сигнала определяется дисперсией оптического волокна, приводящей к размытию импульсов передаваемого оптического сигнала. Минимуму потерь в кварцевом оптоволокне соответствует длина волны 1.55 мкм, а минимуму дисперсии - 1.31 мкм. На рис.1 представлена зависимость дальности передачи информации от частоты модуляции сигнала для различных полупроводниковых лазеров, использующихся в ВОЛС. Видно, что использование лазеров, излучающих на длинах волн 1.3 мкм и 1.55 мкм, позволяет существенно
і1 і I ff П*І| "
Ограничение из-за потерь
Ограничение из-за дисперсии
0.1
о Z
A h U
0.01
= -
і
і і 111 mi
Частота модуляции (Мбит/с) ЛивЛиишЛ 19-Гигабитяый
Ethernet Ethernet
Рис.1. Зависимость дальности передачи информации от частоты модуляции сигнала для различных полупроводниковых лазеров, использующихся в ВОЛС (по данным из [1]).
увеличить дальность и скорость передачи информации по сравнению с лазерами диапазона 0.85 мкм [1].
Наблюдающийся рост рынка оборудования для ВОЛС и преимущества использования в ВОЛС окон прозрачности вблизи длин волн 1.3 мкм и 1.55 мкм обусловливают необходимость создания недорогих и эффективных источников и усилителей когерентного излучения диапазона 1.3-1.55 мкм. На настоящий момент в качестве излучателей в этом диапазоне длин волн используются лазеры на основе InGaAsP/InP, которые имеют такие недостатки, как низкая температурная стабильность, трудности при создании вертикально-излучающих лазеров, высокая оптическая нелинейность, приводящая к искажению сигнала и др., что увеличивает их стоимость и повышает требования к условиям их работы [2]. В настоящее время усилия многих исследовательских групп сосредоточены на получении лазеров диапазона 1.3 - 1.55 мкм на подложках GaAs. Применение структур на подложках GaAs позволяет достигать более высокой температурной стабильности, благодаря большей энергии локализации носителей заряда в активной области, и использовать бездефектные AlGaAs/GaAs брэгговские зеркала, оксидированные GaAs-AlO зеркала, а также оксидированные А10 апертуры при создании монолитных вертикально-излучающих лазеров. В качестве активной области таких лазеров наиболее перспективным представляется использование In(Ga)As квантовых точек (КТ), полученных методом самоорганизации. Дело в том, что переходы между уровнями в КТ, будучи аналогичными переходам между строго дискретными уровнями отдельного атома, представляются идеальными для генерации лазерного излучения [3], что повышает температурную стабильность основных характеристик приборов и позволяет кардинально уменьшить эффект оптической нелинейности в оптических усилителях и лазерах. Преимущества метода формирования КТ с помощью самоорганизации заключаются в высокой воспроизводимости, отсутствии дефектов, связанных с постростовой обработкой, а также возможности создания приборной структуры в едином эпитаксиальном процессе.
За последнее десятилетие большой прогресс был достигнут в технологии роста квантовых точек InAs/InGaAs, излучающих в диапазоне 1.3 мкм, на подложках GaAs [4]. При этом эффективного излучения на длине волны 1.55 мкм от КТ получить не удавалось
вследствие большого рассогласования по постоянным решетки GaAs и InAs. Поэтому нами был предложен новый метод получения длинноволнового излучения от структур с КТ InAs на подложках GaAs, основанный на метаморфной концепции роста. Данный метод основан на получении низкодефектных зародышевых слоев InxGai.xAs (0<х<30%) на подложках GaAs при низкотемпературном выращивании [5] и методах дефектоубирания в метаморфных слоях и КТ [6] и позволяет получать метаморфные слои InxGai.xAs с КТ с высоким структурным совершенством [7, 8].
Применение метаморфных слоев InxGai.xAs в качестве матрицы, окружающей КТ InAs, является весьма перспективным подходом для сдвига длины волны излучения КТ в длинноволновую сторону. Такие КТ являются объектом новым и еще практически не изученным, что делает весьма актуальным исследование их структурных и оптических свойств.
Другой актуальной задачей современной физики полупроводников, как с точки зрения детального изучения процессов самоорганизации при росте КТ, так и для применения КТ в современных полупроводниковых лазерах, является разработка методов и способов управления процессами формирования массивов самоорганизующихся КТ, позволяющих контролировать параметры КТ. Например, для повышения температурной стабильности характеристик полупроводниковых лазеров на КТ существенным является сохранение условий неравновесного распределения носителей по состояниям массива КТ, в частности, с помощью увеличения энергетического интервала между основным и первым возбужденным состояниями [9]. Поэтому разработка методов, позволяющих контролировать энергетический спектр КТ, а также исследования механизмов релаксации носителей в основное состояние КТ и зависимости оптических свойств КТ от температуры являются актуальными для улучшения характеристик приборов на их основе.
Основная цель работы заключается в исследовании оптических и структурных свойств InAs/InGa(Al)As квантовых точек, сформированных в метаморфных матрицах InxGai_xAs на подложках GaAs, в оптимизации их свойств для использования в качестве активной области излучателей диапазона 1.3-1.55 мкм и разработке метода управления энергетическим спектром состояний носителей заряда в квантовых точках.
Научная новизна работы:
1. Впервые исследованы оптические и структурные свойства КТ InAs/InGaAs,
сформированных в метаморфных матрицах InxGai.xAs на подложках GaAs.
2. Предложен метод управления длиной волны люминесценции КТ InAs, сформированных
в метаморфных матрицах InxGai.xAs на подложках GaAs, позволяющий варьировать ее
значение в диапазоне 1.35-1.6 мкм.
Впервые продемонстрирована высокая эффективность фотолюминесценции на длине волны 1.5 мкм при комнатной температуре от КТ InAs, сформированных в метаморфной матрице InGaAs на подложке GaAs.
Методами возбуждения люминесценции и резонансной фотолюминесценции впервые исследовано влияние покрывающих слоев AlAsflnAIAs на транспорт носителей в КТ InAs, сформированных в матрице Ga(Al)As.
Впервые показано, что в КТ InAs/AlAs/InAlAs реализуется неравновесное распределение носителей по состояниям ансамбля КТ вплоть до комнатной температуры.
Впервые исследованы оптические и структурные свойства КТ InAs/InAlAs, сформированных в метаморфных матрицах InxGai.xAs различного состава.
7. Методами возбуждения люминесценции и фотолюминесценции впервые исследовано
влияние покрывающих слоев InyAl|.yAs на транспорт носителей в КТ InAs, помещенных в
метаморфную матрицу InxGai.xAs различного состава.
Основные положения, выносимые на защиту:
Длина волны излучения структур с квантовыми точками InAs/InGaAs в метаморфной матрице InxGai.xAs может быть контролируемым образом изменена в диапазоне 1.35-1.59 мкм путем вариации состава материала матрицы и параметров осаждения КТ.
В квантовых точках InAs/InGaAs при изменении состава метаморфной матрицы InxGai.xAs от 0 до 30% происходит уменьшение энергии локализации носителей и энергетического зазора между уровнями размерного квантования вследствие увеличения латерального размера квантовых точек.
В квантовых точках InAs/InGaAs при изменении состава матрицы InxGai.xAs от 0 до 30% происходит уменьшение скорости изменения длины волны излучения квантовых точек с температурой от 0.37 до 0.27 мэВ/К, соответственно, в диапазоне температур от 200 до 480К.
В структурах с квантовыми точками InAs/AlAs/InAlAs в матрице Ga(Al)As, благодаря высокой энергии локализации основного состояния относительно состояний матрицы, реализуется неравновесное распределение носителей в ансамбле квантовых точек в широком диапазоне температур, включая комнатную температуру.
Заращивание квантовых точек InAs тонкими слоями AlAs/InxAli.xAs и InxAli.xAs различного состава позволяет целенаправленно изменять энергетическое расстояние между основным и первым возбужденными уровнями размерного квантования от 80 мэВ до 135 мэВ для квантовых точек в матрице GaAs и от 38 мэВ до 48 мэВ для квантовых точек в метаморфной матрице InGaAs, соответственно.
Апробация работы.
Основные результаты диссертации докладывались на:
10 Международном симпозиуме «Наноструктуры: Физика и Технология» (Санкт Петербург, 2002г), 12 Международном симпозиуме «Наноструктуры: Физика и Технология» (Санкт Петербург, 2004г), 13 Международном симпозиуме «Наноструктуры: Физика и Технология» (Санкт Петербург, 2005г),
VII Российской конференции по физике полупроводников (Звенигород, 2005г),
на международной конференции "Trends in Nanotechnology", (Барселона, 2005),
а также на научных семинарах Физико-Технического Института им. А.Ф.Иоффе РАН.
Публикации. Основные результаты работы опубликованы в 11 печатных работах, в том числе 6 в научных статьях и 5 в материалах конференций.
Электронные и оптические свойства квантовых точек InAs/GaAs, полученных методом МПЭ
Теоретическое моделирование электронной структуры квантовых точек InAs/GaAs [61, 62] показали, что при типичных равновесных размерах точек 10 нм в основании, в квантовой точке может быть локализовано по крайней мере одно основное электронное состояние и несколько дырочных состояний. При увеличении размеров островков появляется еще одно возбужденное электронное состояние, приводящее к появлению дополнительной, более коротковолновой, по сравнению с основным состоянием, линии в спектрах ФЛ и соответствующего максимума поглощения на спектрах возбуждения люминесценции (СВЛ). Влияние формы и размера КТ InAs/GaAs с квадратным основанием на спектр ее энергетических состояний подробно рассмотрено в теоретических работах [63, 64].
Согласно приведенным в [63, 64] расчетам, при увеличении латерального размера (основания) КТ происходит уменьшение энергетического зазора между основным электронным и дырочным состояниями КТ, а также между электронными и дырочными подуровнями. А увеличение отношения высоты КТ к ее основанию (изменение формы КТ) при сохранении объема КТ постоянным, наоборот, приводит к увеличению энергии перехода с основного состояния и энергетического зазора между подуровнями в КТ [65]. Линия ФЛ основного состояния массива КТ описывается суперпозицией линий отдельных островков и имеет обычно гауссову форму. Неоднородное уширение линии связано с распределением островков по размеру и, в зависимости от условий осаждения, может лежать в диапазоне от 20 до 100 мэВ. Узкие линии излучения от отдельных КТ наблюдались в спектрах катодолюминесценции высокого разрешения [34] и в спектрах ФЛ структур с мезами, содержащими малое количество квантовых точек [23]. Спектры ФЛ при комнатной температуре от образцов с КТ InAs/GaAs, сформированными при осаждении различного количества материала InAs в GaAs, приведены на рис. 1.4 а. Линия ФЛ, соответствующая основному состоянию испытывает длинноволновый сдвиг по мере увеличения количества осажденного материала от 1.22 эВ (1.02 мкм) до 1 эВ (1.24 мкм). Однако, при достижении 2.7-3 монослоев сдвиг максимума ФЛ испытывает насыщение (рис. 1.4 б). Это объясняется тем, что при увеличении количества осажденного InAs (QinAs) происходит формирование квантовых точек все больших размеров.
При некотором значении QI„AS размеры части КТ в ансамбле становятся больше критического значения, что приводит к образованию дислоцированных КТ. Дислоцированные КТ не дают вклад в процессы излучательной рекомбинации, а наоборот, служат центрами безызлучательной рекомбинации. Как следствие, интенсивность ФЛ существенно падает (рис. 1.4 б), а длина волны ФЛ ансамбля КТ не изменяется при увеличении Qi [66]. При еще большем увеличении количества осажденного InAs (до 6 монослоев) происходит обратный сдвиг длины волны излучения и дальнейшее падение интенсивности ФЛ. Следует также отметить, что по сравнению со значением энергии оптических переходов, рассчитанной в предположении двумерного распределения того же самого количества InAs (GaAs/lnAs/GaAs квантовая яма), спектральное положение линии ФЛ КТ InAs существенно сдвинуто в длинноволновую сторону. Уже для начальных квантовых точек (1.7 монослоев) этот сдвиг составляет 100 мэВ, тогда как для 2.7 монослоев сдвиг увеличивается до 200 мэВ [66]. Такое значительное увеличение длины волны излучения КТ объясняется изменением размерного квантования и перераспределением напряжений в островках[64]. При повышении плотности оптической накачки происходит насыщение интенсивности линии основного состояния, связанное с конечной плотностью КТ. На спектре ФЛ при этом появляются дополнительные коротковолновые линии, связанные с излучением из возбужденных состояний, состояний смачивающего слоя и матрицы [67]. Спектры возбуждения люминесценции массива In(Ga)As КТ, характеризуются «стоксовым сдвигом» между энергией детектирования и максимумами, соответствующими поглощению на возбужденном состояниях, которые объясняется дискретным спектром состояний КТ [68]. На СВЛ также наблюдаются особенности, соответствующие поглощению в смачивающем слое и матрице. На спектрах возбуждения люминесценции, полученных при низких температурах, существуют LO-фононные резонансы, связанные с механизмом релаксации носителей в основное состояние с участием оптических фононов [69]. Как было сказано выше, зависимость длины волны излучения квантовых точек InAs имеет тенденцию к насыщению с увеличением количества осажденного материала, и максимально возможная длина волны излучения составляет 1.24 мкм. Поэтому, для получения излучения в диапазоне длин волн 1.3-1.55 мкм, перспективном с точки зрения применения в оптоволоконных линиях связи, от квантовых точек InAs, исследователям пришлось прибегнуть к усложнению методов осаждения квантовых точек и дизайна структур. Для того чтобы продлить бездислокационный режим роста, было предложено использовать режим атомно-слоевой эпитаксии [70], т.е. режим поочередного осаждения элементов In, Ga и As. Использование этого метода позволило получить излучение на длине волны 1.32 мкм при комнатной температуре от квантовых точек Ino.5Gao.5As/GaAs. Однако, как показали исследования атомно-силовой микроскопии [71], такие квантовые точки характеризуются низкой поверхностной плотностью (-1 1010 см"2), что обуславливает низкую величину внешней дифференциальной эффективности в лазерах, и значительно сужает круг применения таких квантовых точек. В работе [48] было получено излучение КТ InAs на длине волны 1.29 мкм при использовании низких скоростей роста (-0.01 МС/сек) для осаждения 2 МС InAs. Однако, так как низкая скорость осаждения стимулировала образование островков больших размеров, плотность квантовых точек оказалась невелика. В качестве другого метода было предложено зарастить массив квантовых точек InAs тонким слоем InxGai.xAs. При составе слоя InxGai.xAs х=20% авторами было получено излучение на длине волны 1.3 мкм при комнатной температуре [72]. Дело в том, что при осаждении In-содержащего слоя над квантовыми точками происходит «стимулированный распад твердого раствора» таким образом, что содержание In оказывается больше вблизи квантовой точки [73] (рис. 1.5). Вследствие этого размер островков увеличивается, что приводит к увеличению длины волны излучения. Кроме того, использование окружающего квантовые точки материала, постоянная решетки которого ближе к постоянной решетки InAs, позволяет уменьшить эффект упругого напряжения на ширину запрещенной зоны и также приводит к длинноволновому сдвигу длины волны излучения КТ [74]. Помимо этого к длинноволновому сдвигу длины волны излучения КТ приводит и уменьшение ширины запрещенной зоны материала, окружающего КТ. Необходимо отметить, что плотность островков при этом сохраняется. В случае массива КТ в матрице GaAs, типичная плотность квантовых точек обычно 5 10,0см-2.
Механизмы захвата и рекомбинации носителей заряда в квантовых точках
Механизмам релаксации носителей в КТ посвящено множество работ. Пристальное внимание исследователей к этой тематике обусловлено дискретностью уровней энергии и соответственно затрудненной релаксацией носителей. Тем не менее, несмотря на так называемый «эффект бутылочного горлышка», в работах [107] с помощью время разрешенной спектроскопии, было показано, что время релаксации носителей в основной состояние в InAs/GaAs квантовых точках составляет 4-100 псек. Среди возможных механизмов релаксации был предложен многофононный механизм (с участием различных фононов) [67, 69]. Фотовозбужденные носители, образовавшиеся в матрице GaAs, довольно быстро релаксируют в смачивающий слой, затем в возбужденное состояние КТ. Дальнейшая релаксация в нижележащие электронные состояния происходит также путем испускания фононов или с помощью электрон-дырочного рассеяния. Предложенный механизм подтверждается исследованием спектров возбуждения люминесценции (ВЛ) и спектров резонансной ФЛ. На спектрах ВЛ массива InGaAs КТ, полученных при низких температурах, действительно наблюдается серия линий, эквидистантно отстоящих от энергии детектирования на энергии счетного числа LO-фононов и линии, соответствующие поглощению в возбужденных состояниях [69]. При резонансном возбуждении спектр ФЛ распадается на ряд линий, отстоящих от энергии возбуждения также на энергии различных фононных мод [67]. Например, на спектрах, представленных в работе [108], наблюдались линии, соответствующие LO-фонону GaAs (-36 мэВ) и LO-фонону InAs КТ ( 32 мэВ). С другой стороны, в работе [109] с помощью ФЛ с временным разрешением было показано, что в КТ при больших уровнях возбуждения велика вероятность Оже-процессов релаксации, что подтвердили результаты работы [110]. В работе [96] было показано, что время релаксации носителей в InGaAs КТ практически не зависит от температуры. Необходимо отметить, что в целом процесс релаксации существенным образом зависит от параметров массива КТ: его однородности и концентрации каналов безызлучателыюй рекомбинации [67].
Время жизни носителя заряда в основном состоянии зависит от параметров КТ [111, 112]. С увеличением размера КТ происходит уменьшение времени жизни носителей заряда в КТ [113, 114]. Хотя теоретически, так как эффективный диаметр исследованных в работах квантовых точек меньше, чем радиус Бора экситона (для InAs 30 нм), то время жизни должно быть практически независимым от размера КТ. Кроме того, как следует из работы [64], уменьшение интеграла перекрытия с увеличением размера КТ должно приводить к увеличению времени жизни. Наблюдаемое в работах уменьшение времени жизни авторы объясняют увеличением локализации фотона с увеличением размера квантовой точки [115]. В случае InAs/InGaAs КТ, излучающих при комнатной температуре в области 1.3 мкм, время жизни носителей заряда при низких температурах (-10 К) составляет около 0.6 - 0.8 не [113]. По мере увеличения температуры происходит увеличение времени жизни до 2 нсек, которое объясняется постепенным термическим заполнением возбужденных состояний КТ [111, 116, 117]. Еще большее увеличение температуры приводит к уменьшению времени жизни. Этот эффект связан с безызлучательной рекомбинацией носителей заряда, а температура, при которой начинается уменьшение времени жизни определяется, соответственно, степенью дефектности структуры.
Одним из основных практических применений структур с КТ является создание инжекционных лазеров диапазона 1.3-1.55 мкм. Большинство современных оптических волоконных сетей, работающих с GaAs/AlGaAs лазерами, рассчитаны на скорости передачи данных до 100 Мбит/сек. Для передачи данных на средние расстояния ( 10 км) и получения больших скоростей передачи, до 1-10 Гбит/сек, стандартные излучатели на 850 нм уже не годятся, и требуется использовать излучение с длиной волны 1.3 или 1.55 мкм, т.е. в областях минимума дисперсии и минимума потерь стандартного оптического одномодового волокна. На настоящий момент в качестве излучателей в этом диапазоне длин волн используются лазеры на основе InGaAsP/InP, которые имеют такие недостатки, как низкая температурная стабильность (типичные значения характеристической температуры То составляют около 60-80К) и трудности при создании вертикально-излучающих лазеров. Из-за низкой разницы в показателе преломления между InP и InGaAlP для получения Брэгговских зеркал с высоким коэффициентом отражения необходимо либо выращивать 45 пар слоев Х/4, с высокой точностью контролируя толщины слоев, что трудно с технологической точки зрения, либо применять технологию «сплавления» [2], что приводит к увеличению стоимости лазеров. Поэтому усилия многих исследовательских групп сосредоточены на получении лазеров диапазона 1.3 - 1.55 мкм на подложках GaAs. Применение структур на подложках GaAs позволяет, во-первых, достигнуть высокой температурной стабильности благодаря большей локализации носителей в активной области. Во-вторых, использовать собственные AIGaAs/GaAs брэгговские зеркала, оксидированные GaAs-AIO зеркала, а также оксидированные апертуры при создании монолитных вертикально-излучающих лазеров (ВИЛ). На настоящий момент, на подложках GaAs реализованы длинноволновые лазеры на основе следующих гетероструктур: 1) с квантовыми ямами InGaAsN(Sb)/GaAs 2) с квантовыми ямами GaAsSb/GaAs 3) с квантовыми точками In(Ga)As/GaAs. Наименьшие значения пороговых токов для лазеров на основе квантовых ям InGaAsN/GaAs, излучающих в области 1.3 мкм, являются Jth=400A/cM2 для лазера с одной квантовой ямой [118] и Jth=680A/cM2 для трех квантовых ям InGaAsN/GaAs [119]. Была показана также эффективность 0.59 Вт/А, и выходная мощность до 2.4 Вт в непрерывном режиме. Далее, те же авторы продемонстрировали выходную мощность до 8 Вт и пороговую плотность тока 335А/см [120]. Лазеры полосковой геометрии показали высокое значение То=1ЮК, и впервые продемонстрировали улучшение характеристик по сравнению с InGaAsP лазерами [121]. Для больших длин волн на основе квантовых ям InGaAsN/GaAs была продемонстрирована лазерная генерация на 1.49 мкм с пороговой плотностью 7 кА/см2 [122]. При этом внешняя эффективность и максимальная выходная мощность в импульсном режиме составили 0.14Вт/А и 130 мВт, соответственно. Для улучшения свойств InGaAsN квантовых ям в 1999г. было предложено добавлять Sb в процессе роста InGaAsN слоя как сюрфактант [123]. Пороговая плотность инжекционного лазера на основе InGaAsN(Sb) соединения, излучающего на длине волны 1.46 мкм, составила 2.8 кА/см2, а выходная мощность - 350 мВт [124]. Другой подход предполагает использование GaAsSb твердого раствора. Вследствие большого коэффициента прогиба в зависимости ширины запрещенной зоны от состава по Sb, лазеры на основе GaAsSb/GaAs квантовых ям излучают на больших длинах волн ( 1.3 мкм), чем лазеры на основе GaAsIn/GaAs квантовых ям ( 1.2 мкм). Пороговая плотность тока лазеров полосковой конструкции на основе GaAsSb/GaAs квантовых ям, излучающих на длине волны 1.3 мкм составляет 770 А/см , т.е. является сравнимой с пороговой плотностью тока лазеров на основе GalnNAs соединения. Однако эти лазеры демонстрируют более низкое значение выходной мощности и дифференциальной квантовой эффективности [125], так как GaAsSb/GaAs является гетеропереходом II рода.
Влияние состава матрицы и заращивающего слоя: оптические и структурные свойства
Как было показано в части 3.2 данной главы, использование активированного распада твердого раствора InGaAs позволяет сдвинуть длину волны излучения КТ InAs до 1.48 мкм при комнатной температуре. Это является значительным результатом для КТ InAs, выращенных на подложке GaAs, но для применений в оптоволоконных сетях необходимо достичь области 1.55 мкм. Поэтому для изучения возможности дальнейшего увеличения длины волны излучения КТ было проведено исследование влияния состава метаморфной матрицы InxGa.xAs (0% х 30) и заращивающего слоя InyGai.yAs (20% у 50%) на плотность, размер, форму, а также спектр энергетических состояний КТ.
Для проведения исследования были выращены структуры со следующей очередностью слоев: сначала при температуре 400С выращивался переходный буферный слой InxGai.xAs (х=0-30%) толщиной 0.5 мкм, предназначенный для перехода от постоянной решетки GaAs к постоянной решетки InGaAs. После этого температура роста повышалась до 500С и выращивалась активная часть структуры, представляющая собой слой InxGa.xAs толщиной 0.2 мкм (далее матрица), ограниченный с двух сторон сверхрешетками Ino.2Gao.gAs/Ino.2Alo.8As, служащими для предотвращения утечки носителей на поверхность и в буферный слой. Концентрация In в матрице варьировалась от 0 до 30%. Квантовые точки находились в середине слоя InxGai.xAs и выращивались в следующей ростовой последовательности: сначала путем осаждения 2.6 монослоев (МС) InAs формировались начальные островки, которые затем заращивались слоем InyGai.yAs (у=х+0.2) эффективной толщиной 5 им. Количество InAs, осажденного при росте КТ, было выбрано согласно результатам, описанным в предыдущей главе. Краткое описание исследованных структур приведено в таблице 3.2. На рис. 3.6 представлены изображения массивов КТ, выращенных на поверхности GaAs (рис. 3.6, а) и Ino.2Gao.8As (рис. 3.6, б), полученные методом ПЭМ. Согласно данным ПЭМ, поверхностная плотность КТ в случае роста на слое Ino.2Gao.8As существенно выше (1011 см"2), чем в случае осаждения КТ на GaAs (3 1010 см"2). Такой эффект увеличения плотности КТ при сохранении постоянного разброса по размерам является желательным и позволяет достичь большего коэффициента усиления на основном состоянии в лазерах на КТ [151]. Согласно гистограмме распределения КТ по размерам (рис. 3.6, в), полученной из данных ПЭМ, а также по данным ПЭМ высокого разрешения (рис. 3.7) наблюдается увеличение латерального размера КТ в матрице Ino.2Gao.8As по сравнению с КТ в матрице GaAs, что является следствием уменьшения рассогласования между материалами матрицы и КТ [75]. При этом высота КТ не изменяется. Латеральный размер точек составляет в случае GaAs матрицы (рис. 3.7, а) примерно 19 нм, а в случае Ino.2Gao.8As матрицы - 24 нм (рис. 3.7, б).
Можно предположить, что большая толщина смачивающего слоя и возможность перераспределения InAs между смачивающим слоем и КТ, активированный распад InxGai. xAs высокого состава по индию при заращивании КТ (х=0.4), и возможная сегрегация In на поверхности буферного слоя InxGai.xAs могут быть ответственны за увеличение плотности КТ и их латерального размера. Однако для точного объяснения причин одновременного увеличения поверхностной плотности и латерального размера метаморфных КТ требуется более тщательное изучение процессов, происходящих при их формировании.
При изменении материала матрицы с GaAs на InxGai.xAs происходит сдвиг максимума линии ФЛ, соответствующей излучению основного состояния КТ (обозначен звездочкой на спектрах), в сторону больших длин волн (рис. 3.8). При концентрации In в материале матрицы равной 27% максимум спектра ФЛ находится на длине волны 1.55 мкм. Данный сдвиг линии ФЛ КТ в область меньших энергий фотона может быть обусловлен несколькими причинами. Во-первых, уменьшением ширины запрещенной зоны матрицы. Во-вторых, уменьшением напряжений сжатия в InAs КТ, что понижает энергию дна зоны проводимости InAs, в-третьих, увеличением латерального размера квантовых точек, что также приводит к заглублению уровней размерного квантования.
Все эти эффекты могут давать суммарный вклад в длинноволновый сдвиг линии ФЛ [74].
При концентрациях In в материале матрицы менее 20% нами не наблюдалось падения интегральной интенсивности ФЛ вплоть до высоких плотностей возбуждения, что согласуется с локализацией прорастающих дислокации в буферном слое и их отсутствием в активной области. При увеличении концентрации In в материале матрицы выше 25% наблюдается падение интенсивности ФЛ, что связано как с частичным проникновением остаточных дислокаций из буферного слоя в верхние слои, так и с образованием дислоцированных КТ в процессе заращивания начальных островков слоем InyGai.yAs достаточно высокого ( 45%) состава [73,152].
На спектре ФЛ образца с квантовыми точками InAs в матрице Ino.2Gao.8As(pHc. 3.9, пунктирная линия) можно видеть линии, соответствующие основному и возбужденным состояниям, а также линию ФЛ квантовой ямы, образованной смачивающим слоем и слоем Ino.4Gao.6As, использованным для заращивания начальных островков. Пик при энергии 1.185 эВ соответствует излучению из матрицы Ino.2Gao.8As. Вследствие неоднородного уширения ансамбля квантовых точек точное определение энергий максимумов на спектре ФЛ затруднено. Более детальное определение энергий оптических переходов возможно при помощи спектроскопии возбуждения люминесценции, позволяющей исследовать процессы релаксации и рекомбинации в квантовых точках, имеющих определенную энергию основного состояния (точнее ансамбля точек, энергии основных состояний которых находится в пределах спектрального разрешения оптической системы - обычно несколько мэВ). Поскольку при низких температурах латеральный транспорт между КТ отсутствует, то спектры возбуждения люминесценции (СВЛ), измеренные по контуру линии ФЛ, позволяют определить энергетический спектр КТ с различными энергиями основного состояния, т.е. квантовых точек разного размера.
Неравновесный характер распределения носителей заряда в квантовых точках InAs при комнатной температуре
Для более подробного исследования модификации электронного спектра КТ при использовании дополнительных покрывающих слоев AlAs/InAlAs и изучения температурной стабильности свойств таких КТ нами была исследована следующая серия структур. Все структуры состояли из трех слоев КТ, помещенных в середину слоя GaAs (структуры Б1, Б2, БЗ) или Alo.3Gao.7As (структура Б4), ограниченного со стороны подложки и поверхности барьерами. Между слоями с КТ осаждали 25 нм материала матрицы. Слои с квантовыми точками формировались с помощью осаждения 2.3 МС InAs и различных покрывающих слоев. В структуре Б1 КТ покрывались слоем GaAs. В структуре Б2 после формирования InAs точек проводилось осаждение слоя Ino.15Gao.g5As толщиной 40 А, в структуре БЗ - 2 МС AlAs и 40 A InxAli.xAs с мольной долей арсенида индия 25%. В структуре Б4 слои с КТ и покрывающие слои формировались так же как в структуре БЗ, но в матрице Alo.3Gao.7As. Температура подложки при осаждении КТ и покрывающих слоев составляла 485С, при росте всех остальных частей структуры -600С. В таблице 4.2 указаны основные отличия между структурами в исследуемой серии.
Спектры ФЛ структур, полученные при возбуждении второй гармоникой YAG:Nd лазера, работающего в импульсном режиме (плотность мощности в импульсе составила 10 МВт/см ), приведены на рис. 4.6. На спектрах всех структур, помимо линии связанной с рекомбинацией через основное состояние КТ, наблюдаются максимумы, соответствующие излучению из возбужденных состояний КТ и матрицы GaAs. На спектрах структур Б1 и Б2 также наблюдается максимум, соответствующий в случае структуры Б1 смачивающему слою, а в случае структуры Б2 - квантовой яме, образованной смачивающим слоем и слоем Ino.15Gao.s5As. Линия основного состояния структуры Б2 сдвинута в длинноволновую сторону на 70 мэВ по сравнению со структурой Б1. Сдвиг линии ФЛ КТ в сторону больших длин волн при осаждении на КТ слоя Ino.15Gao.85As (структура Б2) достаточно хорошо исследован [72, 73, 152] и объясняется рядом причин. Основной причиной считается активированный распад твердого раствора InxGai.xAs над точками, приводящий к увеличению объема КТ и уменьшению напряжений вокруг них. В процессе заращивания, атомам индия энергетически более выгодно диффундировать по направлению к квантовым точкам, параметр решетки которых ближе к параметру решетки InAs, тогда как атомам Ga энергетически более выгодно диффундировать к областям между точками, где параметр решетки ближе к параметру решетки GaAs. Этот процесс ведет к эффективному увеличению размеров начальных КТ и, соответственно, длинноволновому сдвигу линии ФЛ.
При последовательном осаждении на островки InAs тонких слоев AlAs и InAlAs (структура БЗ) также наблюдается сдвиг спектра ФЛ в длинноволновую сторону по сравнению с исходной структурой (Б1) [152, 158, 159, 160]. Как отмечалось ранее, при осаждении на КТ тонкого слоя AlAs происходит увеличение объема КТ. При дальнейшем заращивании точек InxAl].xAs происходит активированный распад твердого раствора InxAli.xAs, аналогично случаю заращивания InxGai.xAs, приводящий к тому, что область вблизи и над КТ оказывается обогащенной In и обедненной А1. В результате этого происходит еще большее увеличение объема КТ, и соответствующее увеличение энергетического зазора между уровнями основного и первого возбужденного состояний (Аех). Интересно отметить, что увеличение ширины запрещенной зоны матрицы в случае использования матрицы AIo.3Gao.7As (структура Б4), не приводит к коротковолновому сдвигу линии ФЛ КТ. По всей видимости, это обусловлено сильной локализацией волновых функций электронов и дырок основного состояния в КТ и их слабым проникновением в материал матрицы и тем самым слабой «чувствительности» к ширине ее запрещенной зоны.
Исследования оптических свойств структур проводились в расширенном диапазоне температур 7-500К при возбуждении Аг+ лазером (W=10 Вт/см2). На рис. 4.7 приведены зависимости полуширины линий основного состояния КТ от температуры. Для структур Б1 и Б2 ход полученных зависимостей является типичным и объясняется процессами перераспределения носителей между точками [86]. При низких температурах носители распределены случайным образом по состояниям массива КТ и, при достаточно низких плотностях возбуждения, спектр ФЛ отражает спектр энергий основных состояний массива КТ [69]. С ростом температуры до 50К значение полуширины образцов практически не изменяется. С дальнейшим увеличением температуры становится возможным выброс носителей из точек малого размера со сравнительно слабой локализацией носителей и дальнейший захват через уровень смачивающего слоя (или матрицы) в точки большего размера. Этот процесс приводит к подавлению люминесценции небольших КТ и соответствующему уменьшению значения полуширины спектра ФЛ. Данный спад наблюдается до температуры 200К. Дальнейшее увеличение температуры приводит к полностью равновесному распределению носителей между точками и постепенному температурному заселению точек малого размера.
Для структур БЗ и Б4 значение полуширины максимума ФЛ практически не изменяется во всем диапазоне температур. Падение интегральной интенсивности с увеличением температуры до 300К для этих структур на порядок меньше, чем для структур Б1 и Б2 (вставка к рис. 4.7). Очевидно, что это связано с подавлением механизмов термического перераспределения носителей между точками и выброса носителей в матрицу. Необходимо отметить, что энергия локализации, определяемая как разница ширины запрещенной зоны матрицы и энергии основного перехода в КТ, для структур Б2 и БЗ одинакова. Таким образом, температурная стабильность значения полуширины структур БЗ и Б4 возникает вследствие существования AlAs/InAlAs
