Содержание к диссертации
Введение
I. Литературный обзор
1. Потребности рынка в светоизлучающих приборах видимого диапазона. Основные применения, дисплеи, освещение, оптическая запись информации 5
2. Исторические способы получения СИ структур видимого диапазона. Широкозонные соединения II-VI, светодиоды на основе органических соединений, первые работы по исследованию нитридов третьей группы 7
3. Получение эффективных инжекционных светоизлучающих приборов на основе нитридов третьей группы и реализация высокой эффективности излучательной рекомбинации при высокой концентрации прорастающих дислокаций. Роль локализации нервавновесных носителей заряда 8
4. Основные свойства нитридов элементов третьей группы 12
5. Исследования оптических свойств нитридов третьей группы и определение физической природы центров локализации 16
6. Целенаправленное получение и исследование свойств InGaN КТ 21
7. Получение и применение квантовых точек In(Ga)As 27
II. Описание эксперимента
8. Описание технологии эпитаксиалыюго выращивания светоизлучающих приборов на основе III/N 30
9. Описание методик характеризации 35
III. Получение квантовых точек InGaN
10. Выращивание, характеризация и общие свойства квантовых точек InGaN 40
11. Техника дефектоубирания в квантовых тчках 49
12. Применение дефектоубирания в системе точек InGaN 56
13. Влияние давления в реакторе на формирование квантовых точек InGaN 60
14. Применение стимулированного фазового распада для усиления локализации в
квантовых точках InGaN 60
IV. Исследование квантовых точек InGaN и светоизлучающих приборов на их основе
15. Описание статистической модели электронно - оптических свойств массивов квантовых точек InGaN 67
16. Верификация модели в системе квантовых точек InGaAs/GaAs 78
17. Исследование электронно - оптических свойств структур с различной энергией активации 81
18. Исследование кинетики выброса носителей из КТ 87
19. Температурные и мощностные зависимости ФЛ InGaN КТ 95
20. Особенности инжекции в структурах с InGaN/GaN квантовыми точками 102
21. Подавление безызлучательных потерь, ответственных за квантовую эффективность 113
22. Повышение температурной стабильности квантовой эффективности в светодиодах с глубокими квантовыми точками InGaN 125
23. Неоднородная инжекция на излучательные уровни 128
V. Влияние КТ на характеристики лазерных структур .
24. Дизайн и выращивание лазерных структур на основе нитридов третьей группы. 134
25. Выжигание спектральных дыр в лазерных структурах с глубокими квантовыми точками InGaN 138
Заключение
- Исторические способы получения СИ структур видимого диапазона. Широкозонные соединения II-VI, светодиоды на основе органических соединений, первые работы по исследованию нитридов третьей группы
- Применение дефектоубирания в системе точек InGaN
- Верификация модели в системе квантовых точек InGaAs/GaAs
- Выжигание спектральных дыр в лазерных структурах с глубокими квантовыми точками InGaN
Введение к работе
В последние годы все большее распространение в прикладной оптоэлектронике получают квантовые точки. Наиболее привлекательным является получение квантовых точек с помощью процессов самоорганизации. Преимущество использования квантовых точек заключается в их фундаментальных свойствах - полной локализации носителей тока и наличии дискретного спектра электронных состояний. Механизмы самоорганизации позволяют сравнительно легко формировать массивы квантовых точек с желаемыми свойствами.
Использование квантовых точек в полупроводниковых системах открывает возможности для создания принципиально новых полупроводниковые приборов, а также улучшения характеристик уже имеющихся типов приборов. Возможность интегрирования новых приборов с хорошо налаженной полупроводниковой технологической базой делает эти задачи весьма перспективными для развития полупроводниковой электроники. В связи с этим, большое число исследователей увлечено изучением процессов формирования КТ в различных полупроводниковых системах. Внимание исследователей также привлекает изучение особых свойств квантовых точек как теоретически, так и экспериментально. Благодаря прогрессу в технологии полупроводниковых квантовых точек, на сегодняшний день реализованы приборы на основе квантовых точек для разнообразных применений. Спектр этих приборов включает в себя лазеры для телекоммуникаций, записи и считывания информации, приборы для освещения и подсветки, источники одиночных фотонов и другие приборы.
Огромные потребности рынка светоизлучаїощих приборов видимого диапазона стимулируют работы по созданию и усовершенствованию высокоэффективных полупроводниковых источников света. К ним относятся, прежде всего, лазеры и светоизлучающие диоды. Для создания лазеров и светодиодов видимого диапазона весьма перспективной является полупроводниковая система нитридов элементов третьей группы. Это связано с тем, что ширина запрещенной зоны этих соединений и их твердых растворов может варьироваться в диапазоне, соответствующем энергиям фотонов в диапазоне от ультрафиолетового до инфракрасного. Другим привлекательным качеством нитридов элементов третьей группы являются их термическая и химическая стойкость. Однако, благодаря ряду технологических проблем, получение приборов на основе нитридов элементов третьей группы стало возможным лишь в течение последнего десятилетия. Несмотря на стремительный прогресс в развитии этого направления полупроводниковой технологии наблюдаемый в последние годы, многие физические
свойства структур по-прежнему остаются не достаточно хорошо изученными. Этот факт несколько задерживает дальнейшее развитие технологии, поскольку затрудняет нахождение оптимальных технологических параметров. Не достаточно хорошо изучены как механизмы роста, так и свойства структур. В связи с этим, по-прежнему актуально исследование технологии эпитаксиального выращивания, и разработка методов характеризации и исследования структурных и электронно оптических свойств приборов и структур.
В связи с особенностями эпитаксиального роста нитридов элементов третьей группы, использование самоорганизующихся квантовых точек в активной области светоизлучающих приборов на основе соединений III/N играет крайне важную роль. В этих приборах требуется ограничение носителей, что достигается при помощи квантовых точек. На сегодняшний день реализованы мощные синие светодиоды и лазеры видимого диапазона с квантовыми точками в активной области. Приборы демонстрируют хорошую деградационнуїо устойчивость. Также получены зеленые светодиоды. Меньшие результаты получены при создании ультрафиолетовых приборов, а также в получении зеленых полупроводниковых лазеров.
По-прежнему важной проблемой остается повышение эффективности и времени жизни светодиодов и лазеров на основе III/N во всем оптическом диапазоне. С этой целью ведутся работы по улучшению кристаллического совершенства структур. Оптимизация важнейших параметров квантовых точек, таких как концентрация и энергия активации с основного состояния в область непрерывного спектра также играет существенную роль. Разработка технологии и исследование квантовых точек в системе III/N мотивирована и возможностью создания новых приборов. К примеру, совсем недавно показана возможность создания источников одиночных фотонов на основе квантовых точек GaN. С 1995 года в ФТИ им. Иоффе проводился цикл работ по разработке технологии эпитаксиального роста нитридов элементов третьей группы, а также исследованию свойств гетероструктур на их основе. Эти работы были в частности посвящены изучению квантовых точек InGaN и приборов на их основе.
Основная цель данной работы - разработка новых методов получения квантовых точек InGaN с высоким совершенством кристаллической структуры и управляемыми параметрами локализации носителей, разработка методов исследования свойств таких структур и оптимизация технологии получения светодиодов с КТ InGaN в активной области с использованием этих методов исследования.
Для достижения этой цели в работе решались следующие основные задачи;
- разработка технологии эпитаксиального выращивания гетероструктур и приборов с квантовыми точками InGaN методом газофазной эпитаксии из металлорганических соединений
- Разработка методов оптической характеризации таких структур с использованием методов фотолюминесценции, электролюминесценции и метода спектроскопии фототока.
- Анализ электронно-оптических свойств структур при помощи статистической модели рассматривающей процессы транспорта и рекомбинации носителей в структурах с квантовыми точками.
- Исследование механизмов безызлучательной рекомбинации в гетероструктурах и приборах с квантовыми точками InGaN в активной области.
- Численный расчет волноводных мод в оптическом резонаторе на гетероструктурах с целью оптимизации дизайна оптически накачиваемых лазеров
На защиту выносятся следующие научные положения;
1. Применение методов формирования квантовых точек основанных на фазовом распаде тонких слоев InGaN во время эпитаксиального роста позволило создавать массивы квантовых точек с размерами 3-5 нм и плотностью около 10 см . Применение разработанных методов при росте активной области светодиодных структур позволило повысить квантовую эффективность излучения в 20 раз при рабочих значениях плотностей тока в диапазоне 10-50 А/см2.
2. Модель, основанная на скоростных уравнениях для заселенностей носителей в квантовых точках и в непрерывном спектре состояний, учитывающих процессы транспорта и рекомбинации носителей в ансамбле квантовых точек, позволила описать электронно-оптические свойства структур с квантовыми точками InGaN и влияние энергии активации носителей с основного состояния квантовых точек в область непрерывного спектра и концентрации центров безызлучательной рекомбинации на спектры и квантовую эффективность светоизлучающих приборов.
3. При помощи стимулированного фазового распада InGaN можно управлять концентрацией In в квантовых точках, а, следовательно, локализацией носителей в квантовых точках и варьировать среднее значение энергии активации носителей с основного состояния квантовых точек в область непрерывного спектра в диапазоне значений 0.1 - 0.8 эВ. В структурах, выращенных с применением стимулированного фазового распада, время выброса носителей в область непрерывного спектра превышает 1 не.
4. Применение методов понижения плотности дефектов в структурах во время эпитаксиального роста, основанных на осаждении в буферном слое переходных слоев InGaN/AlGaN, а также прерываний роста после осаждения квантовых точек InGaN в активной области, позволяет более чем на порядок понизить концентрацию центров безызлучательной рекомбинации.
5. При формировании значительных по размеру (около 1 мкм) областей с большим содержанием In, приводящих к дополнительным флуктуациям упругих напряжений, возникает неоднородная электрическая инжекция носителей в активную область.
Исторические способы получения СИ структур видимого диапазона. Широкозонные соединения II-VI, светодиоды на основе органических соединений, первые работы по исследованию нитридов третьей группы
Попытки создания светоизлучающих (СИ) структур видимого диапазона велись в основном в направлениях развития технологии нитридов элементов третьей группы, широкозонньгх соединений II-VI и на основе органических соединений. Что касается первых попыток разработки СИ структур на базе GaN, отсутствие подложек GaN долгое время не позволяло получить эпитаксиальные слои приемлемого качества. Долгое время предпринимались попытки гетероэпитаксиального выращивания на инородных подложках. В 1969 году Marushka и Tietjen [5] удалось получить монокристаллы GaN используя хлорид - гидридную газо-фазную эпитаксию на сапфировой подложке. Они также показали, что нитрид галлия - прямозонный материал и получили значение ширины запрещенной зоны. Тем не менее, совершенных эпитаксиальных слоев получить так и не удавалось, с конца 70х до середины 80х наблюдался спад интереса к нитридам вообще и к их эпитаксии в частности. Прорыв в технологии эпитаксиального роста связан с успехами в применении зародышевых слоев при гетероэпитаксии на чужеродных подложках. В 1986 году, Amano и сотрудниками [6] показано существенное улучшение структурных качеств эпитаксиальных слоев GaN при использовании зародышевого слоя A1N. При этом удалось понизить концентрацию прорастающих дислокаций до 109-1010 см"2. Несмотря на то, что МДП светодиоды сине-зеленого оптического диапазона были получены еще в 1971 году [7], светодиоды на основе р-n перехода удалось получить лишь существенно позднее, при использовании зародышевых слоев. Лишь в последнее десятилетие наблюдается прогресс в промышленном выпуске СИ приборов на основе соединений III/N. Следует отметить, что последние годы наблюдается прогресс в создании объемных кристаллов GaN [2,3] и A1N, что позволило получить подложки из соответствующего материала для гомоэпитаксии нитридов [4]. Однако, такие подложки пока очень дорогостоящи, имеют малый размер несовершенную кристаллическую структуру по сравнению с широко используемыми на сегодняшний день подложками из сапфира и карбида кремния.
Разработка СИ приборов на основе соединений II-VI связана с проблемой плохой деградационной стойкости структур. Также, долгое время не решенной была проблема легирования акцепторами в этой системе. Несмотря на то, что еще в 1991 г были получены синие и зеленые лазеры [8], а 1993 г. показана лазерная генерация в синем и зеленом диапазонах [9, 10], время жизни таких приборов по-прежнему невелико, и едва превышает 100 часов [11]. Связано это с термодинамической нестабильностью структуры: образованием дислокационных дефектов [12]. Кроме того, акцепторы (атомы азота) образуют глубокие комплексы, которые диффундируют в активную область (АО)[13]. Еще один путь создания СИ видимого диапазона - получение светодиодов на основе органических соединений [1]. Самым крупным недостатком таких структур является также короткое время жизни.
Таким образом, система нитридов элементов третьей группы на сегодняшний день наиболее перспективна для разработки светоизлучающих приборов видимого диапазона.
Получение эффективных инжекционных светоизлучающих приборов на основе нитридов третьей группы и реализация высокой эффективности излучателыюй рекомбинации при высокой концентрации прорастающих дислокаций. Роль локализации неравновесных носителей заряда.
На сегодняшний день, для эпитаксии нитридов (в том числе и при промышленном выпуске приборов) применяются подложки АЬОз, SiC, MgAbCb [14, 15], также ведутся работы по выращиванию на кремниевых подложках [16]. Несмотря на сильное рассогласование в периодах кристаллических решеток подложки и растущего слоя, [17] АЬОз и SiC на сегодняшний день являются наиболее распространенными для роста нитрида галлия, поскольку они обладают наименьшим (среди других доступных материалов) рассогласованием. Также у них близки коэффициенты теплового расширения [14].
В 1989 году Amano продемонстрировал светоизлучающий диод с р-n переходом а в 1991 году Nakamura из компании Nichia получил синий светодиод с АО InGaN, а в 1993 году компанией Nichia был реализован промышленный выпуск синих светодиодов. Эти результаты были достигнуты отчасти благодаря относительному снижению концентрации дефектов с использованием зародышевых слоев GaN, A1N, AlGaN [6,18]. Это позволяет эффективно сформировать переходную область между подложкой и растущим слоем, несмотря на рассогласование кристаллических решеток. Использование зародышевых слоев позволяет также уменьшить свободную энергию на гетерогранице между подложкой и растущим слоем, что способствует образованию плоской поверхности роста. Примечательно, однако, что структуры с высокими характеристиками были получены даже при высокой плотности прорастающих дефектов. Плотность дислокаций составляла величину порядка 109 см"2 [6, 18]. Проводились исследования влияния дислокаций на излучательне характеристики структур, и показано, что их присутствие существенно снижает квантовую эффективность люминесценции из за хорошо известного эффекта безызлучателыюй рекомбинации неравновесных носителей на дефектных уровнях [19, 20]. Тем не менее, с девяностых годов и по сей день наблюдается стремительный рост эффективности светодиодов [21] даже при большой концентрации прорастающих дефектов. Кроме светодиодов, несколько позднее, в 1995 году в компании Nichia был получен инжекционный лазер, излучающий в синей области спектра. В 1999 году благодаря успехам в развитии технологии выращивания брэгговских отражателей был получен вертикально излучающий лазер с длиной волны излучения 400 нм [22]. На рис 1.1 б представлена сравнительная диаграмма зависимостей эффективности люминесценции от концентрации дислокаций для различных полупроводниковых материалов[23]. Как видно, высокая квантовая эффективность для структур на основе GaN наблюдается даже при концентрациях дислокаций на несколько порядков больших, чем в случае других материалов.
Применение дефектоубирания в системе точек InGaN
Идея дефектоубирания была также реализована в системе КТ InGaN. Попытки идентично перенести методику дефектоубирания с системы арсенидных КТ не давали результата. Мы предполагаем, что это связано с наличием сегрегированной металлической пленки, с другим характером дефектов формирующихся при росте АО, а также с другой формой КТ. Однако, прерывания роста сразу поле осаждения слоя InGaN в атмосфере азота давали слабый, хоть и положительный эффект.
В то же время известно, в том числе и из наших работ [135], что наличие водорода в атмосфере реактора ГФЭ-МОС над эпитаксиальными слоями нитридов элементов третьей группы способствует процессу травления слоя. Это связывается с тем, что наличие водорода над растущим слоем понижает кинетический барьер обратной реакции - разложения материала слоя. Из-за высокого давления паров азота при температуре около 1000С для GaN и температре в районе 600С для InGaN скорость травления значительна. К примеру, в GaN она сравнима с типичной скоростью роста и составляет
А/с и более. В то же время, поскольку межатомные связи вблизи дефектных областей более слабые, травление в этих областях более интенсивно. Действительно, при травлении толстых эпитаксиальных слоев GaN скорость травления заметно зависит от кристаллического качества структуры. В связи с этим, было исследовано влияние наличия водорода в реакторе при прерывании роста после осаждения слоя КТ на свойства структур.
Как видно из рисунка 3.9, добавление водорода при прерывании роста приводит к существенному увеличению интенсивности ЭЛ преимущественно при малых токах. Дизайн структур был идентичный, и структуры демонстрировали одинаковые инжекционные свойства. Поэтому увеличение интенсивности излучения связывается с улучшением кристаллического совершенства АО. Таким образом, мы полагаем, что рассмотренный ростовой прием способствует испарению дефектных участков с повышенным содержанием индия в АО, что уменьшает эффект безызлучателыюй рекомбинации. Более подробно влияние убирания дефектов на характеристики приборных структур будет рассмотрено в четвертой главе.
Как можно видеть из рисунка 3.9, при добавлении водорода во время прерывания роста наблюдается незначительный коротковолновый сдвиг положения максимума ЭЛ. Этот сдвиг мы связываем с частичным испарением индия и из бездефектных областей структуры во время прерывания роста. Однако, из данных рентгеновской дифрактометрии, представленных на рис. 3.10, следует, что среднее содержание индия в структуре при добавлении водорода во время прерывания роста уменьшается примерно в два раза. Согласно оценкам в приближении однородной КЯ с составом равным среднему составу в рассматриваемых структурах, это должно приводить к более существенному сдвигу положения максимума излучения.
Мы связываем столь сильное изменение среднего состава слоев КТ с тем, что во время прерывания роста происходит испарение преимущественно дефектных областей: дефектных кластеров с большим содержанием In и крупных капель металлического In, который без дефектоубирания остается захороненным после заращивания. Таким образом, помимо испарения дефектных областей происходит испарение "лишнего" индия с поверхности и приповерхностного слоя.
Кроме того, это может быть связано с уменьшением концентрации индия в областях между КТ, что должно увеличивать энергию активации с основных состояний КТ в область непрерывного спектра, а значит улучшать локализацию и опять же способствовать повышению квантовой эффективности. Однако помимо общего улучшения эффективности излучения, в данных структурах повышение энергии активации напрямую не выявлено.
Также была предложена идея повышения качества АО посредством улучшения кристаллического совершенства барьеров GnN между слоями InGaN. Наличие точечных и иных дефектов в барьерах в непосредственной близости к слою КТ также способствует безызлучательной рекомбинации носителей, локализованных в слое КТ. КТ с длиной волны излучения ФЛ в диапазоне 430-500 нм выращиваются при температуре 650-850 С которая далеко не оптимальна для роста GaN. С точки зрения кинетики роста, повышение температуры роста должно благоприятно сказываться на качестве растущего материала.
Поэтому, было предложено выращивать барьеры при более высокой температуре, нежели сами слои КТ. На рис. 3.11 представлены спектры ЭЛ структур с различной температурой роста барьеров.
Как видно из рисунка, увеличение температуры роста барьеров с 790 С до 940 С позволило повысить интенсивность ЭЛ. Как и в случае дефектоубирания, этот эффект сильнее при малых токах накачки.
Ранее было показано, что повышение давления в реакторе способствует повышению структурного совершенства слоев GaN и гетероструктур на их основе. Нами исследовалась зависимость оптических свойств структур с КТ от давления в реакторе. Увеличение давления в реакторе от 200 мбар до 1000 мбар приводит к увеличению длины волны и ширины линии ФЛ и к существенному увеличению эффективности излучения (рис. 3.12). Первые два эффекта связываются с увеличением парциального давления ТМИ и переосаждением испаренного индия на поверхность, приводящего к увеличению содержания индия в слое. Это также создает более эффективные условия для фазового распада, что увеличивает его степень, а следовательно, глубину локализации носителей в КТ. Повышение эффективности излучения связывается с увеличением глубины локализации в КТ, а также с общим улучшением качества материала.
Верификация модели в системе квантовых точек InGaAs/GaAs
Здесь, пир- трехмерные концентрации носителей в слое матрицы GaAs, а Вю постоянная излучательной рекомбинации в материале матрицы (измеряется в см /с), а Ъ - толщина слоя GaAs. R и R - скорости БР в активной области в КЯ и матрице соответственно. Времена БР для электронов и дырок как в КЯ, так и в матрице для простоты принимались одинаковыми, равными тпг. Сумма RQD + i?QW + JRQCL определяет интегральную интенсивность люминесценции.
Согласно многочисленным данным по измерению оптических свойств таких КТ, при комнатной температуре и выше комнатной температуры на уровнях КТ реализуется квазиравновесная заселенность носителей при уровнях накачки вплоть до порога генерации, поскольку времена активации носителей меньше времени рекомбинации электронно-дырочной пары. Поэтому, для рассмотрения случая КТ в системе арсенидов элементов третьей группы мы полагали заселенность уровней КТ квазиравновесной. Исследовались два образца. При росте одного из них применялась методика дефектоубирания, описанная в предыдущей главе, а при росте другого — нет. Рассмотрим спектры ФЛ и их температурные зависимости, полученные в результате расчета в сравнении с экспериментальными спектрами представленные на рис.4.2 и 4.3. Как видно, экспериментальные данные находятся в хорошем согласии с теорией в том случае если время безызлучательной рекомбинации выбирается 4 не для структуры выращенной с дефектоубиранием и 0.3 не для структуры выращенной без дефектоубирания. Это связано с меньшей концентрацией дефектов в структуре с дефектоубиранием, а, следовательно, с меньшей вероятностью безызлучательной рекомбинации делокализованных носителей
Для определения энергии активации носителей в структурах, выращенных с применением СФР, исследовались спектры ФЛ в зависимости от энергии возбуждения. Для структур выращенных без СФР, не наблюдается заметного изменения положения максимума ФЛ с изменением длины волны возбуждающего света. Для структуры с заращиванием слоя начальных КТ слоем InGaN при энергии возбуждающего фотона выше 3.2 эВ такая зависимость также почти отсутствует, в то время как при меньших энергиях возбуждения наблюдается сильный длинноволновый сдвиг максимума ФЛ как это можно видеть на рис. 4.4. Рассмотрим далее схему процессов рождения носителей, захвата на уровни КТ и рекомбинации, представленную на рис. 4.4. В соответствии с этой схемой, зависимости, представленные на рис. 4.4 могут быть интерпретированы следующим образом: при возбуждении фотоном с энергией выше 3.2 эВ происходит рождение электронно - дырочной пары в непрерывной области спектра, в то время как при меньшей энергии происходит резонансное рождение электронно - дырочной пары на возбужденные состояния КТ.
Таким образом, для случая заращивания слоем InGaN более низкого состава наблюдается увеличение суммарной энергии активации до величины около 0.5 эВ, в то время как для структуры выращенной без СФР, суммарная энергия активации составляет величину менее 200 мэВ. Последнее хорошо согласуются с предварительными оценками, сделанными на основании данных по среднему составу в КТ, полученному из рентгеновской дифрактометрии.
Далее, рассмотрим свойства структур выращенных с применением еще одного способа СФР - выращивание слоя КТ на слое Ino.04Gao.96N. Как видно из зависимостей положения максимума ФЛ от энергии возбуждения, представленных на рис. 4.5.6, в, сильный длинноволновый сдвиг начинается при еще более высоких энергиях возбуждения. Это означает, что энергия активации в таких КТ превосходит 0.8 эВ. Данные об увеличении энергии активации у структур, полученных с применением СФР, также подтверждаются данными по измерению спектров возбуждения ФЛ (ВФЛ) и данными по измерению латерального фототока (ЛФТ). Как видно из спектров ВФЛ на рис. 4.6, у структур, выращенных без СФР, не наблюдается изменения формы спектра в зависимости от длины волны детектирования, поскольку в этом случае электронно-дырочные пары рождаются в области непрерывного спектра во всем диапазоне спектра ВФЛ. В то же время для структур с СФР наблюдается уменьшение интенсивности сигнала с уменьшением энергии детектируемого фотона при возбуждении ниже края непрерывного спектра.
При возбуждении выше уровня края непрерывного спектра поглощение света равнозначно для всех КТ и вероятность рекомбинации в некотором подмножестве КТ зависит лишь от концентрации этих КТ (то есть от вероятности захвата в них). При возбуждении ниже уровня края непрерывного спектра, то есть на возбужденные состояния, вероятность поглощения различна для различных КТ и пропорциональна количеству возбужденных состояний с данной энергией перехода. Поскольку спектры возбужденных состояний для различных КТ различны, наблюдается описанный эффект при измерении ФЛ в зависимости от энергии кванта возбуждающего света. При измерении ЛФТ в зависимости от температуры для структур без СФР не наблюдается изменения формы спектра, а для структур с СФР с увеличением температуры начинает усиливаться сигнал в области спектра, соответствующей резонансному возбуждению на уровнях КТ. Это происходит благодаря тому, что при резонансном возбуждении при низких температурах рожденные электронно-дырочные пары остаются локализованы и не вносят вклад в ЛФТ, в то время как при повышении температуры существенен становится выброс носителей из КТ в область непрерывного спектра, что приводит к появлению ЛФТ даже при возбуждении на уровни КТ.
В случае выращивания КТ в матрице InGaN высота барьера матрицы ниже, чем в случае матрицы GaN. Это означает, что для получения той же длины волны возбуждения средний состав слоя КТ должен быть ниже, то есть начальные КТ выращиваются при более высокой температуре. Как указывалось, в случае роста в матрице GaN это приводит к уменьшению фазового распада. Однако, благодаря фазовому распаду матрицы InGaN и стимулированному фазовому распаду слоя КТ барьеры между КТ содержат меньше In (барьеры оказываются выше), в то время как сами КТ оказываются более глубокими. Аналогично, при заращивании слоя начальных КТ слоем InGaN более низкого состава для получения той же длины волны среднее содержание индия в слое начальных КТ должно быть ниже, то есть начальные КТ выращиваются при более высокой температуре
Выжигание спектральных дыр в лазерных структурах с глубокими квантовыми точками InGaN
Как было показано в параграфе 19, инжекция носителей на излучательные уровни имеет термоактивационно - инжекционнй характер. Однако, особенностью полупроводниковой системы нитридов элементов третьей группы, является то, что эта инжекция не всегда происходит однородно по плоскости р-п - перехода. Это связано с тем, что нитрид галлия, алюминия и InGaN с низким содержанием индия являются широкозонными полупроводниками. Из-за этого даже небольшие флуктуации состава квантовых точек (порядка 1% среднего содержания InN) приводят к значительным флуктуациям ширины запрещенной зоны. К примеру, флуктуации состава InGaN или AlGaNB два процента приводит к флуктуации Eg (а значит потенциала в структуре) больше 25 мэВ - что составляет энергию квТ при комнатной температуре. Помимо этого, как обсуждалось выше, система нитридов элементов третьей группы характеризуется встроенными полями с характерной величиной порядка 106 В/см. Эти поля сильно зависят от механических напряжений в структуре, и при наличии областей локальной релаксации на толщине слоя порядка 10 нм флуктуации встроенных полей могут давать флуктуации потенциала до 1 вольта.
На рис.4.30 а показаны расчетные В АХ (здесь без учета туннельно - утечечных токов) для структур с различным средним содержанием индия в АО. На рисАЗОЬ показано влияние пьезополей на ВАХ. Эти рисунки демонстрируют то, насколько сильно флуктуации состава и напряжений в структуре способны локально искажать инжекционный барьер. Тогда, при некотором приложенном напряжении смещения в одних областях инжекционный ток будет много больше, чем в других и инжекция будет происходить лишь в локальных областях, а в остальных частях структуры она будет пренебрежимо мала (так как высота инжекционного барьера там будет на несколько квТ больше и смещение окажется недостаточным).
Это возможно, например, при формировании крупных неоднородностей в АО и наблюдалось ранее при исследовании структур со сверхтонкими внедрениями InGaN в АО светодиодных и лазерных структур [148, 149]. При исследовании микро ЭЛ таких структур наблюдались области с различной длинной волны излучения, и размер таких областей был порядка нескольких микрон. Действительно, как следует из данных рис. 4.30а, неоднородности состава по InN в активной области приводят к существенной неоднородности инжекции. Дополнительный вклад вносит неоднородность пьезополей в активной области.
Как было показано в параграфе 10, такого рода неоднородности выявляются в структурах с КТ методом микро ФЛ. Объяснением формирования структур с неоднородной инжекцией может быть наличие мозаичной структуры с неоднородными деформациями и полями упругих напряжений, что приводит к неоднородному встраиванию атомов In. В настоящей работе подробно исследовался этот эффект и его влияние на характеристики светоизлучающих приборов. Неоднородная инжекция наблюдалась на структурах с различными характеристиками, в том числе у структур с высокой квантовой эффективностью. Рассмотрим фотографию ЭЛ структуры с неоднородной инжекцией и напыленным полупрозрачным контактом NiAu, фотография сделана под оптическим микроскопом (рис. 4.31а).
К структуре было приложено напряжение 2.7 вольт. На рисунке 4.316 видно, что излучение идет из локальных областей размером в несколько микрон. Различные области демонстрируют максимум излучения на разной длине волны, которая изменяется преимущественно в диапазоне от 470 нм до 490 нм.
Рассмотрим процессы транспорта носителей и оптические свойства таких структур. Для этого сравним поведение структур с однородной и с неоднородной инжекцией. В случае однородной инжекции, как видно из рис. 4.32, положения максимумов ФЛ и ЭЛ примерно одинаковы, положение максимума ФЛ на 10 мэВ длинноволновее, нежели положение максимума ЭЛ в диапазоне напряжений смещения от 2.5 до 3 вольт. Это связано с тем, что при электрической накачке излучает преимущественно верхний слой КТ, в то время как при ФЛ почти однородно возбуждаются все слои. (см. зонные диаграммы) так как часть слоев лежит в области на окраине области объемного заряда, где встроенные поля р-n перехода меньше, а следовательно, КРЭШ более силен. Длинноволновый сдвиг с увеличением напряжения смещения связывается усилением при изменении поля р-n перехода и, следовательно, усилении КРЭШ. Размеры рассмотренных сдвигов хорошо согласуются с расчетными оценками.
В то же время, для структур с неоднородной инжекцией, наблюдается совершенно иное поведение. Длинноволновый сдвиг ФЛ также наблюдается при смещении от 0 до 3 вольт. Однако при больших смещениях он сменяется коротковолновым отскоком. Кроме того, величина этого длинноволнового сдвига несколько больше по сравнению со случаем однородной инжекции (40 мэВ вместо 20 мэВ). Тем временем, положение максимума ЭЛ наоборот сильно сдвигается в коротковолновую сторону во всем диапазоне напряжений смещения от 2 до.4 вольт.
При оптической накачке HeCd лазером с энергией кванта света 3.81 эВ, примерно 90% фотонов поглощаются в р- слое. При этом, часть электронов под действием поля р-п -перехода перемещается в АО. От части из-за рекомбинационных процессов, а главным образом из-за кинетики выброса носителей из КТ и КЯ, это приводит к стационарной аккумуляции неравновесных электронов в АО. Нарушение зарядовой нейтральности приводит также к аккумуляции дырок вблизи р-п - перехода.
При повышении напряжения приложенного смещения (рис. 4.33) от 0 до 2 вольт в структуре увеличивается лишь концентрация электронов, поскольку уменьшается разделяющее поле, разделяющее носители. Однако, если напряжение смещения оказывается более 2 вольт, начинается инжекция избыточных фотоиндуцированных дырок. В свете этого легко объясняется сдвиг положения максимума с изменением приложенного смещения.
При малых смещениях более чувствительны к аккумуляции электронов области с большим средним содержанием индия, поскольку кинетика выброса из них медленнее. Это приводит к общему длинноволновому сдвигу. А при напряжениях, близких к открытию р-п перехода и выше, излучение определяется электрической инжекцией, которая с увеличением напряжения смещения все более вероятна в участках структуры с более коротковолновым излучением АО, так как их площадь больше. Зависимость положения максимума ФЛ от приложенного смещения часто используется для определения встроенных полей посредством исследования КРЭШ. Важно отметить, что в таких исследованиях необходимо учитывать влияние неоднородной инжекции. Коротковолновый сдвиг с увеличением напряжения смещения обычно ассоциировался с заполнением уровней КТ. При помощи исследования этого сдвига оценивалась концентрация КТ как в настоящей работе, так и в работах других авторов. В таких оценках также важно учитывать неоднородігую инжекцию, поскольку она приводит к сильному коротковолновому сдвигу ЭЛ при токах накачки менее 1 ампера/см2, что на три порядка меньше величины тока, необходимого для заполнения уровней КТ при квазиравновесной заселенности.
