Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Литературный обзор. 9
1.1. Методы синтеза (in)gaasn слоев на подложке gaas 9
1.2. Основные свойства соединения ingaasn - 10
1.2. 1. Ширина запрещенной зоны соединения gaasn. Теоретические модели, описывающие изменение ширины запрещенной зоны gaasn. 10
1.2.2. Эффективная масса электрона (injgaasnсоединений 19
L2.3. Оптические свойства соединения (injgaasn. 19
1.2.4. Существующие дизайны структур с (in)gaasn квантовыми ямами, излучающими на длине волны 1,5 мкм; 23
1.3. Основные характеристики лазеров на основе (1n)gaasn/gaas 25
1.3.1. Лазеры полосковой конструкции. 25
1.3.2. Вертикально-излучающие лазеры 28
Глава 2. Экспериментальное оборудование и методы .29
2.1. Рост гетероструктур методом молекулярно-пучковойэпитаксии. 29
2.2. Экспериментальные методы исследований гетероструктур . 29
Глава 3. Зонная структура и оптические свойства твердого раствора (in)gaasn . 33
3.1. Зависимость ширины запрещенной зоны твердого раствора (in)gaasn от Состава по [n] и по [in] 33
3.2. Излучательные свойства материала gaasn 37
Глава 4. Свойства тонких и сверхтонких слоев (in)gaasn/gaas 46
Глава 5. Получение длинноволнового излучения в структурах с ingaasn квантоворазмерными слоями...58
5.1. Свойства ingaasn/gaas квантоворазмерных слоев, излучающих в области 1,3-1,55 мкм 59
5.2. Исследование свойств структур с квантовыми точками inas/ingaas, осажденными в gaasn, и структур с квантовыми точками inas/ingaas/ingaasn 67
5.3. Исследование свойств inas/ingaasn структур, помещенных в gaasn/ingaasn барьеры 72
5.3.1. Исследование типа гетероперехода на примере структур gaas/gaasn/lngaas 73
5.3.2. Оптические и структурные свойства inas/ingaasn структур, помещенных в gaasn/ingaasn барьеры 82
Заключение 90
Список литературы
- Основные свойства соединения ingaasn
- Экспериментальные методы исследований гетероструктур
- Излучательные свойства материала gaasn
- Исследование свойств inas/ingaasn структур, помещенных в gaasn/ingaasn барьеры
Введение к работе
Еще совсем недавно телекоммуникационная область длин волн была разделена на две части: полупроводниковым лазерам на основе GaAs принадлежала область от 750 нм до 1100 им, в то время как для области 1300 и 1550 нм использовались лазеры на подложке InP. Такое разграничение было обусловлено технологической возможностью псевдоморфного роста активных областей и материалов барьеров на соответствующих подложках.
Слои GaAsN впервые были получены в 1992г [1]. Соединение GaAsN привлекло внимание исследователей благодаря уникально сильному уменьшению ширины запрещенной зоны с увеличением концентрации азота, необычной для соединений А1 В . Такое сильное уменьшение ширины запрещенной зоны как в GaNAs (180 мэВ при концентрации азота только 1% [1, 2]) не наблюдается в таких тройных твердых растворах как GalnAs, AlGaAs, GalnP, в которых запрещенная зона меняется с изменением состава практически линейно. Однако эффекты, свойственные GaAsN, наблюдались в подобных твердых растворах, содержащих азот: GaNP [3], InNP [4], InNSb [5]. В 1996г был предложен новый материал для активной области лазеров на подложке GaAs — InGaAsN [6]. Добавление In или Sb в твердый раствор GaNAs. приводит к компенсации сжатия решетки, вызванного азотом и к еще большему уменьшению ширины запрещенной зоны. Таким образом, с помощью соединения GalnNAs возможно получить слои решеточно согласованные к GaAs и излучающие в ближнем инфракрасном диапазоне 1300-1550 нм. В качестве основных преимуществ использования в лазерах соединений InGaAsN, выращенных на подложках GaAs, по сравнению с распространенными в настоящее время InGaAsP/InP гетероструктурами можно перечислить следующие: лучшая температурная стабильность характеристик лазеров вследствие увеличения энергии локализации носителей в активной области; возможность создания поверхностно-излучающих лазеров с монолитными AlGaAs/GaAs брэгтовскими зеркалами; более высокая теплопроводность слоев структур. Соединения InGaAsN также используются для создания солнечных элементов [7] и биполярных транзисторов [8]. К настоящему времени, с использованием в качестве активной области InGaAsN квантовых ям получены лазеры полосковой конструкции и вертикально излучающие лазеры, работающие вблизи 1.3 мкм и обладающие низким пороговым током, высокой мощностью и высокой характеристической температурой [9, 10, 11]. Также было продемонстрировано лазерное излучение на длине волны 1.52 мкм [12], однако использование достаточно больших концентраций азота и индия в InGaAsN квантовых ямах (КЯ) активной области приводит к значительному ухудшению характеристик таких лазеров. Для уменьшения мольной доли азота и индия в InGaAsN ЬСЯ были предложены различные конструкции структур с использованием дополнительных слоев, что позволило получить излучение в области 1.41-1.55 мкм без значительного ухудшения оптических свойств структур [13].
Несмотря па явный прогресс в создании приборных структур с соединениями InGaAsN в качестве активной области, до настоящего времени существуют открытые вопросы в области фундаментальных свойств используемого материала и свойства соединения (In,Ga)AsN являются предметом интенсивных теоретических и экспериментальных исследований. На настоящий момент основной проблемой при росте гетероструктур (In)GaAsN/GaAs остается падение интенсивности излучения при увеличении концентрации азота в слоях. Этот эффект связывается обычно с увеличением вклада безызлучательной рекомбинации в таких твердых растворах [14]. Для структур, выращенных методом, молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) получение активных радикалов азота с помощью плазменного источника может приводить к деградации качества слоя за счет воздействия высокоэнергетичных ионов азота из источника на ростовую поверхность [15]. Причиной ухудшения оптических свойств также считается использование низких температур роста, что предъявляет повышенные требования к чистоте используемых материалов. Кроме этого, низкая температура роста приводит к возникновению таких дефектов как внедрение атомов галлия в междоузлия, встраивание атомов галлия в подрешетку элементов V группы и т.д., являющихся центрами безызлучательной рекомбинации. Отжиг структур позволяет улучшить их структурное качество и приводит к увеличению интенсивности фотолюминесценции [16].
В данной работе приведены результаты исследования оптических и структурных свойств эпитаксиальных слоев (толщина - 0.1 мкм) и тонких слоев (толщина ~ 1 монослой) GaAsN на подложках GaAs; гетероструктур с (In)GaAsN/GaAs квантовыми ямами; исследован тип гетероперехода GaAs/GaAsi.yNy и гетероперехода In„Ga]. xAs/GaAsi-yNy. Также проведены исследования фотолюминесцентных свойств массивов InAs квантовых точек, с помощью использования гетероструктур InAsflnGaAs/GaAsN и InAsflnGaAs/InGaAsN, и гетероструктур различного дизайна с квантоворазмерными слоями InGaAsN/GaAs, выращенных методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Проведена оптимизация структур с целью создания эффективных излучателей, в частности, лазеров диапазона 1.55 мкм.
Научная новизна работы:
Исследованы оптические свойства эпитаксиальных слоев GaAsN на подложке GaAs. Показано, что при малых (-1-2 %) концентрациях азота в слоях GaAsN и послойном характере эпитаксиального роста слоев может наблюдаться неоднородное встраивание азота и образование флуктуации потенциала.
Исследованы возможности намеренного создания центров локализации в структурах на основе GaAsN. Показано, что осаждение сверхтонких слоев GaAsN в GaAs матрицу приводит к формированию обогащенных по N областей, что позволяет получить излучение в области меньших энергий фотонов по сравнению с толстым слоем того же среднего состава.
Впервые продемонстрирована возможность получения излучения в области 1,55 мкм при комнатной температуре из массива InAs квантовых точек, с помощью использования гетероструктур InAs/InGaAs/GaAsN и InAs/InGaAs/InGaAsN.
Предложен новый метод получения эффективного излучения в области длин волн 1,5 мкм в структурах с InAs/InGaAsN активной областью, ограниченной с обеих сторон решеткой GaAsN/InGaAsN. Показано, что для получения излучения с длиной волны более 1,5 мкм в гетероструктурах предложенного типа требуется меньшая средняя концентрация азота и индия чем в квантовой яме InGaAsN/GaAs, что позволяет существенно уменьшить эффекты, связанные с распадом твердого раствора InGaAsN, и значительно увеличить излучательную эффективность.
Экспериментальным путем впервые проведено изучение взаимного расположения краев энергетических зон в решетке на примере гетероструктур GaAs/GaAsN и InGaAs/GaAsN.
Основные положения, выносимые на защиту:
В исследованном диапазоне концентраций азота (1-2%) в слоях GaAsN и двумерном характере эпитаксиального роста слоев наблюдается неоднородное встраивание азота в слой. Рекомбинация носителей происходит через локализованные состояния, вызванные флуктуациями состава твердого раствора.
Использование метода многократного осаждения сверхтонких слоев GaAsN и GaAs для получения гетероструктур GaAsN/GaAs позволяет значительно увеличить длину волны излучения по сравнению со слоем того же среднего состава, так как рекомбинационные процессы происходят в областях с повышенной концентрацией азота. Применение методики питридизации для создания GaAsN слоев приводит к увеличению неоднородности встраивания атомов азота в GaAs.
Показана возможность сдвига максимума фотолюминесценции массива InAs квантовых точек в область длин волн ~1,5 мкм, с помощью гетероструктур InAs/InGaAs/GaAsN и InAs/InGaAs/InGaAsN.
Показана возможность реализации эффективной фотолюминесценции в области длин волн 1,5 мкм при комнатной температуре от гетероструктур с InGaAsN/InAs/InGaAsN активной областью, ограниченной с обеих сторон решеткой GaAsN/InGaAsN.
Основные свойства соединения ingaasn
Получение твердых растворов III-N-V было мотивировано возможностью «связать» арсенидные и нитридные соединения и, тем самым, создать излучатели на основе прямозонных III-V материалов, полностью покрывающие видимый диапазон длин волн (рис. 1). Соединение GaAsN действительно продемонстрировало свойства прямозонного материала. Однако, как показали еще первые эксперименты, край поглощения GaAsN смещался в сторону меньших энергий фотона с увеличением концентрации азота [1], и ширина запрещенной зоны не увеличивалась, а уменьшалась. Для объяснения сильного прогиба в зависимости ширины запрещенной зоны GaAsN от состава в работе [20] была использована феноменологическая диэлектрическая модель. Основной причиной сильного прогиба энергии дна зоны проводимости считалось высокое значение электроотрицательности атомов азота. Результаты этой модели согласуются с w
Связь между шириной запрещенной, зоны и постоянной решетки объемных полупроводников. экспериментальными данными для ширины запрещенной зоны при низких концентрациях азота ( 4%), но при больших концентрациях азота сильно различаются. В работах [21, 22] была предложена более простая модель, которая описывает изменение ширины запрещенной зоны от состава по азоту, зависимость оптических переходов от давления, появление дополнительного уровня Et и увеличение эффективной массы электрона в слоях (In)GaAsN. В - этой так называемой модели антипересекаїощихся зон рассматривается взаимодействие локализовашюго азотного уровня с зоной проводимости, в результате которого происходит расщепление зоны проводимости на две подзоны Е+ и Е- При внедрении в GaAs атомов азота, происходит замена атомов мышьяка As атомами азота N, имеющими меньшие размеры и обладающие большей электроотрицателыюстью, что приводит к нарушению периодичности потенциального поля кристаллической решетки. В результате появляется бездисперсионный энергетический азотный уровень Kj обладающий свойствами глубокого акцепторного уровня. Согласно существующим экспериментальным данным положение уровня EL является константой относительно уровня вакуума, что характерно для центров с высокой локализацией волновых функций. Этот уровень отстоит на 0,25 эВ выше дна зоны проводимости в GaAs [23]. В случае внедрения азота в слои InyGai„yAs положение уровня азота при комнатной температуре соответственно описывается формулой: Е„(у)=1.65-0Ау{\-у). (эВ) [1]
В предположении, что однородно расположенные атомы азота слабо взаимодействуют с делокализованными состояниями полупроводниковой матрицы, решение возмущенной задачи на нахождение собственных значений волновой функции частицы имеет следующий вид: где Ем(к) - дисперсионная зависимость энергии дна зоны проводимости материала полупроводниковой матрицы, VNM - матричный элемент взаимодействия. Он может быть представлен как: где х - концентрация азота в слое, a С им — константа, описывающая связь между локализованными состояниями и состояниями матрицы. Взаимодействие бездисперсионного уровня азота и дна зоны проводимости приводит к расщеплению зоны проводимости в две непараболичные подзоны Е_(к) и Е+(к). С увеличением концентрации азота уровень Е, спускается вниз, приводя к уменьшению пшрины запрещенной зоны, а уровень Е+ поднимается вверх по энергетической шкале (рис. 2).
В работе [24] авторами было сделано предположение, что уменьшение ширины запрещенной зоны GaAsN происходит вследствие упшрения уровней, связанных с азотом, и их движения вглубь запрещенной зоны подобно сильно легированным полупроводникам.
Хотя азотсодержащие III-V соединения привлекли внимание исследователей благодаря аномальному уменьшению ширины запрещенной зоны, другие свойства этого соединения также во многом отличаются от свойств III-V соединений, не содержащих азот: - в области концентраций азота 1%, существуют дискретные уровни находящиеся в запрещенной зоне, положение которых не изменяется с увеличением концентрации азота, [25]. Наблюдаются узкие фотолюминесцентные линии вблизи собственной полосы излучения. Эти линии связываются с существованием в твердом растворе флуктуации состава, наличия пар, триплетов, кластеров азотных атомов. Поведение этих уровней более характерно для глубоких примесных центров, чем для водородоподобных примесей, уровни которых превращаются в зону с увеличением концентрации; - наличие коротковолнового сдвига между краем спектра поглощения и максимума фотолюминесценции, увеличивающегося с повышением концентрации азота [26]; - аномальное увеличение эффективной массы электрона [27]; - уменьшение изменения ширины запрещенной зоны с увеличением температуры при возрастании концентрации азота в слоях, S-образное поведение максимума фотолюминесценции от температуры;
Экспериментальные методы исследований гетероструктур
В последние несколько лет были созданы вертикально-излучающие лазеры (ВИЛ) на основе InGaAsN квантовых ям, работающие на длинах волн 1.2-1.31 мкм и пороговом токе 2-6 кА/см\ Были также получены 1,3 мкм ВИЛ на основе GaAsSb квантовых ям группой NEC [62] и на основе In(Ga)As квантовых точек [82]. Однако, для использования в волоконно-оптических линиях связи, лазеры должны удовлетворять также требованиям к коэффициенту подавления боковой моды и выходной мощности. Так, например, по существующему промышленному стандарту ОС-48 IR1 (2.448 ГБ/с, дальность 2 км), выходная мощность должна быть 100 мкВт, длина волны 1266 нм Х 1360 нм. По стандарту ОС-48 SR (дальность. 15 км), выходная мощность должна быть 315 мкВт, длина волны 1260 им Х 1360 пм в одномодовом режиме, при коэффициенте подавления боковой моды не менее 30 дБ, для стандартов ОС-192(10 ГБ/с) и ОС-768 (40 ГБ/с) требования еще более высоки. К настоящему времени на основе InGaAsN квантовых ям уже созданы ВИЛ, удовлетворяющие требованиям ОС-48 - одномодовый лазер 0.749 мВт, 1266 пм [83]. В 2001 г успешно была продемонстрирована передача данных, со скоростью 10ГБ/ сек, с помощью InGaAsN ВИЛ полученного методом МПЭ [84]. Выходная мощность лазера составила 0.5 мВт. Чуть позже были получены лазеры с подобными характеристиками с помощью МОГФЭ [85].
Исследуемые полупроводниковые гетероструктуры выращивались методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) в установке Riber с твердотельными источниками элементов третьей: группы и мышьяка. Установка Riber построена по трехкамерной схеме, снабжена масс-спектрометром INFICON Quadrex 200 для контроля остаточной атмосферы. Остаточное давление в ростовой камере не превосходило 10"10Торр. Источниками пучков служили эффузионные ячейки пиролитического BN, загруженные испаряемыми веществами. Металлы (AI, Ga, In) и примеси (Si, Be) испарялись в атомарном виде, тогда как элементы V-группы поступали в виде тетрамеров (As4).
Активный атомарный азот образовывался путем пропускания сверхчистого газообразного азота через радиочастотный плазменный источник типа UNI Bulb RP plasma source Applied Ері. Регулировка потока азота на поверхность производилась изменением мощности источника газового разряда. Скорость роста составляла 1 мкм/час. Для роста гетероструктур использовались подложки GaAs полученные методом Чохральского и ориентированные в плоскости (001). Для достижения большей однородности потоков, подложки во время роста вращались. Температура роста контролировалась по показаниям инфракрасного пирометра IRCON Modline Plus серии V. Наблюдение картин дифракции быстрых электронов позволяло контролировать характер роста непосредственно во время осаждения слоев.
Для исследований гетероструктур в данной работе применялись следующие методики: - исследования методом спектроскопии фотолюминесценции при различных температурах и плотностях возбуждения; - исследования методом спектроскопии возбуждения фотолюминесценции при различных температурах; - исследования спектров отражения и пропускания; - исследования методом просвечивающей электронной микроскопии; - исследования методом рентгеновской дифракции.
Исследования методом просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) были выполнены с использованием микроскопа Philips.ЕМ 420 при ускоряющем напряжении 100 кВ, а также высоковольтного микроскопа JEOL JEM1000 (1 MB) для ПЭМ-исследований высокого разрешения. Образцы для ПЭМ подготавливались в геометрии «вид в плане» и в поперечном сечении с помощью химического травления и механической шлифовки-полировки с последующим распылением ионами Аг+ на установке Gatan DouMill600.
Кристаллическое совершенство слоев, а также мольная доля азота в слоях GaAsN, определялись методом двухкристальной рентгеновской дифракции на установке Bede D1.
Общий вид схемы установки, на которой снимались спектры фотолюминесценции (ФЛ) и оптического отражения представлен на рис. 7, а. Для возбуждения ФЛ использовались следующие лазеры: Аг+ лазер, работающий в непрерывном режиме ( .=514,5 нм, плотность мощности до 500 Вт/см ), импульсным N2 лазером (А,=337,1 нм, плотность мощности в импульсе до 1 МВт/см2), или YAG;Nd лазером, работающем на второй гармонике в непрерывном или импульсном режиме (плотность мощности в импульсе до 10 МВт/см2, Л=532нм). Для исследований ФЛ в температурном диапазоне 10-300К образцы помещались в гелиевый криостат замкнутого цикла Jams CCS 150. Излучение в диапазоне 0,6-И мкм детектировалось с помощью монохроматора МДР-23 и охлаждаемого фотоэлектронного умножителя ФЭУ-83, работающего в режимах счета фотонов и синхронного детектирования (с: использованием синхронного детектора Unipan). Излучение а в диапазоне 0,8-И ,6 мкм детектировалось охлаждаемым жидким азотом Ge p-i-n фотодиодом North Coast E0/817R, работающим в режиме синхронного детектирования (с использованием синхронного детектора Stanford Research SR510). Для обеспечения синхронизации сигнала на входе синхронного детектора с опорным сигналом сигнал модулировался с помощью обтюратора (2). Для отсечения лазерных линий (отраженный, рассеянный свет) на входе монохроматора МДР23 устанавливались соответствующие фильтры (4).
Для получения спектров оптического отражения и пропускания использовалась галогеновая лампа накаливания, дающая непрерывный спектр. Для учета спектральной характеристики лампы использовался спектр отражения от эталонного образца (напыленное золотое зеркало или подложка GaAs), полученный в тех же условиях.
При снятии спектров возбуждения (рис.7, б) регистрировалась ФЛ образца на фиксированной длине волны детектирования, а энергия возбуждающего кванта плавно менялась в исследуемом диапазоне. Исследования спектров возбуждения люминесценции (СВЛ) проводились при возбуждении светом галогеновой лампы накаливания, пропущенным через монохроматор. Образцы монтировались в гелиевый криостат проточного типа.
Излучательные свойства материала gaasn
Для исследования природы излучения из слоев GaAsN осажденных на подложку GaAs были проведены исследования спектров ФЛ при различных температурах. На рис. 10 приведены спектры ФЛ для слоя GaAso.wNo.oi при различных температурах. Увеличение температуры в диапазоне 15-70 К приводит к коротковолновому смещению линии ФЛ, а дальнейший рост температуры, вплоть до комнатной, вызывает сдвиг максимума излучения в область меньших энергий. То есть наблюдается S-образное поведение максимума ФЛ с ростом температуры. Подобные S-образпые характеристики ФЛ были описаны для квантовых ям InGaAsN/GaAs и объяснялись сильной модуляцией толщины и/или состава ям, [87]. Такое поведение ФЛ является типичным для носителей, локализованных на флуктуацнях потенциала с различной энергией локализации носителей и имеющих высокую плотность [8Щ. Это связано с тем, что при низких температурах и существовании транспорта, носителей между состояниями, сформированными этими флуктуациями, форма линии определяется распределением локализующих центров по энергии локализации. При низкой температуре только центры, имеющие наибольшую энергию локализации, заполнены носителями. Увеличение температуры приводит к заполнению центров, имеющих меньшую энергию локализации и, соответственно, к смещению максимума излучения в область больших энергий фотонов. Дальнейший росттемпературы вызывает длинноволновый сдвиг максимума ФЛ, обусловленный уменьшением ширины запрещенной зоны. Для более детального исследования локализации в слоях GaAsN были изучены спектры ФЛ при меньшей плотности возбуждающего ФЛ света. В полученных спектрах наблюдается несколько полос, относительная интенсивность которых меняется при изменении температуры (рис. И). Так, при минимальной использованной; температуре измерения 15К в спектре наблюдается одна полоса, асимметрично уширенная в сторону меньших энергий фотона.
При увеличении температуры до 70-100К наблюдается расщепление спектра ФЛ на две полосы, обозначенные как Ei и Е2. При слабой плотности возбуждения полоса Е2 доминирует в спектре ФЛ. Для линии Ег характерны большая ширина ( 100мэВ) и значительный сдвиг максимума с температурой, значительно превышающий изменение ширины запрещенной GaAs. Такое поведение ФЛ с ростом температуры характерно для ФЛ, вызванной рекомбинацией через локализованные состояния, имеющие значительную дисперсию по энергии связи, и связано с тем, что при повышении температуры начинается термический выброс носителей из областей, обусловливающих коротковолновое плечо линии ФЛ. Полоса Ei также связана с рекомбинацией через локализованные состояния. Достаточно значительная ширина линии Ei ( 30мэВ) также как и для полосы Ег связана с тем, что: при низких температурах и затрудненном транспорте носителей форма линии определяется распределением локализующих центров по энергии локализации. При дальнейшем повышении температуры интенсивность линии Ег резко падает, что обусловлено термическим выбросом носителей, и при комнатной температуре в спектре остается только линия. Ei. Таким образом, мы полагаем, что S-образный сдвиг максимума ФЛ с ростом температуры, наблюдаемый при достаточно сильных интенсивностях возбуждающего света, вызван совокупным вкладом смещения максимума двух линий ФЛ (Ei и Ег), связанных с рекомбинацией через различные центры локализации. Для определения ширины запрещенной зоны твердого раствора и энергии локализации носителей мы провели исследования спектров пропускания и спектров возбуждения люминесценции.
На рис. 12 показаны спектры ФЛ, спектры возбуждения ФЛ и спектры поглощения для структуры GaAsN с концентрацией азота 1,3%. Спектры поглощения были получены из экспериментальных спектров пропускания слоя GaAsN и подложки по соотношению
T(GaAsN)/T(GaAs) = CxexpOad), где Г- коэффициент пропускания, а - коэффициент поглощения, d - толщина слоя GaAsN, С - константа. В спектрах возбуждения люминесценции (СВЛ) наблюдается максимум, не зависящий от энергии детектирования и обозначенный на рисунке как Ео.. При энергиях возбуждения, меньших Ео, интенсивность люминесценции резко падает. Мы предполагаем, что энергия Ео соответствует энергии запрещенной зоны твердого раствора GaAsN, в то время как рекомбинация, обусловливающая ФЛ, происходит через локализованные состояния. Такая интерпретация согласуется со спектрами поглощения. При энергиях, больших Ео, указанная зависимость близка к корневой, что соответствует поглощению объемного материала (то есть Ео - энергия отсечки в данной корневой зависимости). Плечо в спектре поглощения при меньших энергиях вызвано локализованными состояниями. При этом для умеренных плотностей возбуждения максимум ФЛ значительно сдвинут в сторону меньших энергий фотона относительно положения линии EQ. При повышении плотности возбуждения до 100 кВт/см максимум ФЛ сдвигается в сторону больших энергий фотона, но, тем не менее, остается значительно смещенным в область меньших энергий относительно положения энергии Ео в спектре возбуждения, т.е. доминирующей остается рекомбинация через локализованные состояния.
Для качественного исследования зависимости энергии локализации носителей от, температуры были проведены измерения зависимости характерной энергии Eabs от температуры. Характерная энергия края поглощения Еаьэ здесь определялась по линейной аппроксимации края поглощения из зависимостей а2(Е). Выбор этой величины для оценки энергии локализации обусловлен тем, что погрешность в определении Ео резко увеличивается при повышенных температурах, что объясняется "размыванием" края поглощения.
Исследование свойств inas/ingaasn структур, помещенных в gaasn/ingaasn барьеры
Энергия линии Р2 меньше, чем ширина запрещенной зоны GaAso.98sNo.oi2 и ширина запрещенной зоны Ino.24Gao.7uAs, которая определяется расстоянием между краем зоны проводимости и первым уровнем размерного квантования тяжелых дырок. Поэтому эту линию мы связываем с. пространственно непрямыми переходами между уровнем размерного квантования для тяжелых дырок в слое Ino.24Gao.76As и краем зоны проводимости в слое GaAso.9sgNo.oi2- Высокая интенсивность данной линии объясняется формированием у GaAso.98sNo.012/Ino.24Gao.76As гетероинтерфейса дипольного слоя заселенного неравновесными носителями, а также эффективной локализацией электронов и дырок в слоях GaAso.98sNo.oi2 и Ino GaojeAs соответственно.
На основании сопоставления спектров фотолюминесценции, измеренных экспериментально с известными значениями параметров зонной диаграммы соединений (In,Ga)As, можно оценить взаимное расположение краев энергетических зон при 10К в гетероструктурах GaAs/GaAso.gssNo.on и Ino.24Gao.76As/GaAso.988No.012 (рис.29). В качестве основы для построения.зонной диаграммы взята ширина запрещенной зоны GaAs 1.512 эВ. Разрыв зоны проводимости для перехода InGaAs/GaAs определялся с использованием параметров приведенных в работе [98]. Положение уровней размерного квантования для дырок в Ino.24Gao.7eAs слое вычислялось с использованием параметров из работы [86]. Было принято, что положение уровня размерного квантования для дырок совпадает с положением уровня дырок квантовой ямы GaAsflno.24Gao.76As/GaAs в силу незначительного изменения высоты потенциального барьера при замене с одной стороны слоя GaAs на слой GaAso.98sNo.oi2. Таким образом энергия переходов в слое Ino.24Gao.76As гетероструктуры GaAs/GaAso.98gNo.oi2 no.24Gao.76As/GaAs составляет 1,23 эВ. Ширина запрещенной зоны GaAso.9ssNo.oj2 определена из спектров ФЛ, полученных при 10К, и составляет 1,27 эВ. Разница в энергии между пространственно прямыми переходами между уровнем размерного квантования для дырок и краем зоны проводимости в слое Ino.24Gao.76As (1,23 эВ) и пространственно непрямыми переходами между уровнем размерного квантования для дырок в слое Ino.24Gao.76As и краем зоны проводимости в слое GaAso.98gNo.oi2 0,21 эВ) составляет 20 мэВ и определяет взаиморасположение краев зоны проводимости обоих соединений. Таким образом, можно определить энергию положения края зоны проводимости GaAso.gssNo.ou (-0,21 эВ относительно края зоны проводимости GaAs). Теперь, вычитанием из энергии ширины запрещенной зоны соединения GaAs энергии положения края зоны проводимости GaAso.988No.oi2 можно определить положение края валентной зоны соединения GaAso.gssNaon- Край валентной зоны соединения GaAso.9ssNo.oi2 осажденного на GaAs, расположен на 10 мэВ выше края валентной зоны соединения GaAs.
Таким образом, гетеропереход GaAs/GaAsN является гетеропереходом I рода, а гетеропереход InxGai-xAs/GaAsi.yNy может быть переходом I или II рода в зависимости от х и у. Для.более детального исследования типа гетероперехода InxGai_,,As/GaAsi.yNy в случае гетероструктуры GaAs/GaAso.988No.oi2/Ino.24Gao.76As/GaAs было проведено исследование спектров ФЛ при 10К в широком диапазоне плотности оптической накачки (рис. 30). С увеличением плотности накачки происходит сдвиг линии Р2 в сторону больших энергий фотона, пропорционально третьей степени плотности возбуждения (см. вставку к рис. 30). Подобное поведение пика ФЛ соответствует гетеропереходу II рода [99]. Дело в том, что в области интерфейса для электронов формируется квантовая яма, энергия уровня квантования которой зависит от плотности возбуждения. Увеличение плотности накачки приводит к увеличению локализующего потенциала и уменьшению эффективной ширины ямы, и, соответственно, увеличению энергии уровня квантования для электронов. При дальнейшем увеличении плотности мощности возбуждения состояния интерфейсной квантовой ямы заполняются, появляется линия Р1, которая становится доминирующей при высоких накачках. Эта линия также демонстрирует сдвиг в сторону больших энергий фотонов при увеличении накачки. Этот сдвиг гораздо слабее чем для линии Р2, он связан с постепенным заполнением «хвостовых» энергетических состояний в слое GaAsN.
Таким образом, гетеропереход GaAso.9g8No.012/Ino.24Gao.76As является переходом II рода. Недавно были проведены исследования с помощью время-разрешающей спектроскопии гетероструктуры Gao.77lno.23As/GaAsi-xN)t [100]. Так как пространственное перекрытие волновых функций электронов и дырок в случае гетероперехода первого рода больше, чем.в случае гетероперехода второго рода, то время затухания ФЛ должно быть меньше в случае гетероперехода первого рода, чем в случае гетероперехода второго рода. В результате исследований авторы работы показали, что тип гетероперехода Ino.23Gao.77As/GaAs1.xNx зависит от концентрации азота: для структур с х=0.48% и х-0.72% - 1-го рода, для структур с х=1.25% и х=2.2% - П-го рода, что согласуется с нашими результатами.
Примером перехода I рода может служить гетероструктура GaAs/GaAso.9aNo.o2/Ino.64Gao.36As/GaAs. Толщина слоев GaAso.9sNo.02 и Ino.MGaoj As в исследованной структуре - 20нм и 1.4 нм, соответственно. Спектры ФЛ гетероструктуры GaAs/GaAso.98No.o2/Ino.64Gao.36As/GaAs полученные при двух плотностях оптической накачки 1 Вт/см2 и 1000 Вт см2 при 1 ОК.приведены на рис. 31. На спектрах наблюдается один симметричный пик А2, соответствующий переходу в слое Ino.64Gao.36As, так как при низких температурах носители заряда полностью локализованы в слое с меньшей шириной запрещенной зоны Ino.64Gao.36As. При существенном увеличении плотности возбуждения (пунктир) при температуре наблюдения 10К на высокоэнергетичном краю спектра ФЛ наблюдается плечо А1, соответствующее излучению слоя GaAso.9sNo.o2-Основным отличием между спектрами ФЛ исследованных гетероструктур состоит в том, что пик с энергией меньшей, чем возможная энергия пространственно прямых переходов составляющих слоев, наблюдается только в гетероструктуре GaAso.9ssNo.012/lno.24Gao.76As. Для второй гетероструктуры концентрация индия в слое InGaAs была увеличена до 64%, что привело к изменению типа гетероперехода на границе раздела соединений GaAsN/InGa
