Содержание к диссертации
Введение
1. Некоторые оптоэлектронные свойства квантово- размерных гетероструктур In(Ga)As/GaAs 9
1.1. Методы диагностики энергетического спектра ГНС 10
1.2. Квантово-размерный эффект Штарка в ГКЯ 15
1.3. Квантово-размерный эффект Штарка в ГКТ 18
1.4. Температурная зависимость фоточувствительности от КТ 28
2. Методика исследования 35
2.1. Модельные гетеронаноструктуры GaAs/In(Ga)As с КЯ и КТ 35
2.2. Фотоэлектрическая спектроскопия на барьерах ГНС с металлом и электролитом 40
2.3. Вольтамнерные и вольтфарадные характеристики барьеров 49
2.4. Особенности влияния электрического поля на спектры фоточувствительности ГНС 55
3. Квантово-размерный эффект штарка в гетеронаноструктурах с квантовыми ямами 68
3.1. Квантово-размерный эффект Штарка в ГКЯ в системе полупроводник/электролит 68
3.2. Оптический модулятор на одной КЯ 75
3.3. Квантово-размерный эффект Штарка в ГКЯ при низких температурах 86
4. Квантово-размерный эффект штарка и температурная зависимость фотоэлектрических спектров в гетеронаноструктурах с квантовыми точками 96
4.1. Квантово-размерный эффект Штарка на барьерах ГКТ с металлом и электролитом. Дипольный момент КТ 96
4.2. Влияние параметров тонкого двойного покровного слоя GaAs / InxGabXAs 104 на дипольный момент КТ
4.3. Температурная зависимость фотоэлектрических спектров в ГКЯ и ГКТ GaAs/In(Ga)As 110
Заключение 121
Список публикаций по теме диссертации 125
Литература 128
- Температурная зависимость фоточувствительности от КТ
- Фотоэлектрическая спектроскопия на барьерах ГНС с металлом и электролитом
- Особенности влияния электрического поля на спектры фоточувствительности ГНС
- Квантово-размерный эффект Штарка в ГКЯ при низких температурах
Введение к работе
Актуальность темы
Квантово-размерные полупроводниковые гетеронаноструктуры (ГНС) привлекают большое внимание исследователей благодаря своим уникальным физическим свойствам и широким возможностям технического применения в нано- и оптоэлектронике [1,2]. Особенно большой интерес вызывают ГНС на основе прямозонных полупроводников АЗВ5 с квантовыми ямами (КЯ) и квантовыми точками (КТ), в частности, ГНС на основе гетеропары In(Ga)As/GaAs. Высокая эффективность излучательной рекомбинации в таких структурах позволяет значительно улучшить характеристики светоизлучающих приборов на их основе - светодиодов и лазеров.
Влияние электрического поля на энергетический спектр квантово-размерных слоев, которое называют квантово-размерным эффектом Штарка (КЭШ), представляет значительный интерес в фундаментальном и прикладном отношении. Его исследование позволяет определить дипольный момент неравновесных электронно-дырочных пар, в частности связанных пар - экситонов, который чувствителен к распределению химического состава и поля упругих напряжений в этих слоях. С помощью КЭШ можно управлять спектром оптического поглощения и излучения ГНС. На этом эффекте основана работа быстродействующих электрооптических модуляторов, которые обычно представляют собой многоямную ГНС, встроенную в р-І-п диод.
Цель и основные задачи работы
Основной целью данной работы было изучение методами фотоэлектрической спектроскопии на барьерах полупроводник/металл и полупроводник/электролит влияния электрического поля на энергетический спектр экситонов в КЯ InGaAs/GaAs и КТ InAs/GaAs. Объектом исследования были ГНС, выращенные методом газофазной эпитаксии из
металлорганических соединений (МОС) при атмосферном давлении водорода - газа-носителя паров МОС (метод ГФЭ МОС АДВ).
В связи с тем, что ранее методы фотоэлектрической спектроскопии на этих барьерах не применялись для исследования КЭШ и структуры, выращенные методом ГФЭ МОС АДВ, не исследовались в этом отношении, определились следующие основные задачи исследования:
Разработка методики исследования влияния электрического поля на фотоэлектрические спектры КЯ и КТ In(Ga)As/GaAs в барьерах полупроводник/металл (барьер Шоттки) и полупроводник/электролит. Выбор этих барьерных структур был обусловлен относительной простотой их изготовления по сравнению с обычно применяемыми p-i-n диодными структурами. Кроме того, система полупроводник/электролит позволяет исследовать ГНС со сверхтонким покровным слоем и даже без него, что невозможно с другими барьерными структурами. Однако, в связи с тем, что система полупроводник/электролит обладает фотоэлектрохимической активностью, особое внимание было уделено выделению физических эффектов влияния электрического поля в этой системе от фотоэлектрохимических эффектов. Система полупроводник/электролит уникальна также в том отношении, что позволяет осуществлять электрохимическую модификацию поверхности ГНС и контролировать in situ влияние этой модификации на фотоэлектрические и фотолюминесцентные спектры ГНС.
Исследование квантово-размерного эффекта Штарка на экситонах в гетероструктурах с КЯ (ГКЯ) и КТ (ГКТ) In(Ga)As/GaAs, выращенных ГФЭ МОС АДВ, в частности влияния температуры на спектр экситонов в КЯ и влияния толщины и состава покровного слоя на дипольныи момент экситонов в КТ.
Исследование температурной зависимости фотоэлектрических спектров ГНС с КТ и КЯ в связи с выяснением механизма эмиссии фотовозбуждениых носителей с уровней размерного квантования.
Научная новизна работы
Разработана новая методика исследования КЭШ в ГНС с одиночными слоями КЯ и КТ In(Ga)As/GaAs методом фотоэлектрической спектроскопии на барьерах полупроводник/металл (электролит). Выяснены условия, при которых последний метод применим для исследования КЭШ, и показано, что он позволяет исследовать КЭШ в ГНС со сверхтонким покровным слоем (< 5 нм).
Обнаружено, что в некоторых ГНС с КЯ InGaAs/GaAs, выращенных ГФЭ МОС АДВ, при низких температурах наряду с обычными экситонами, энергия образования которых уменьшается с ростом напряженности поля, образуются «аномальные» экситоны, энергия образования которых практически не зависит от напряженности поля.
На ГНС с КТ InAs/GaAs установлена зависимость величины и знака дипольного момента КТ от толщины и состава тонкого двойного покровного слоя GaAs/InGaAs.
Выяснен механизм эмиссии носителей из КТ, встроенных в области пространственного заряда ГНС.
Практическая ценность работы
Результаты работы могут быть использованы для проверки соответствия действительности различных моделей физико-химической структуры КТ, поскольку, теоретическое моделирование такой структуры КТ должно давать не только правильные значения энергии основного перехода, но и более чувствительного к деталям структуры параметра - дипольного момента.
Методики исследования КЭШ на ГНС с одиночными слоями КЯ и КТ могут быть использованы для отработки технологии и определения оптимальных параметров ГНС для электрооптических модуляторов.
По материалам диссертации разработана и поставлена лабораторная работа для студентов «Исследование квантово-размерного эффекта Штарка в
гетер онан остру ктурах с квантовыми ямами InGaAs/GaAs методом фотоэлектрической спектроскопии»
На защиту выносятся следующие основные положения:
Методы фотоэлектрической спектроскопии на барьерах полупроводника с металлом (электролитом) при выполнении некоторых условий применимы для исследования эффекта Штарка в гетеронано структурах GaAs/InGaAs с одиночными слоями КЯ и КТ. Второй метод позволяет изучать энергетические спектры квантово-раз мерных структур со сверхтонким покровным слоем и даже без него.
В структурах с КЯ InxGai.xAs/GaAs, выращенных ГФЭ МОС АДВ, при низких температурах (ниже =50 К) обнаружено образование наряду со свободными экситонами, энергетическое положение фотоэлектрического пика от которых зависит от напряжения на барьере, также «аномальных» экситонов, нечувствительных к напряжению на барьере.
Дипольный момент экситонов в КТ InAs/GaAs при малых толщинах двойного покровного слоя GaAs/InxGa].xAs зависит от ширины слоя КЯ InxGai.xAs и толщины внешнего слоя GaAs. Нанесение на слой КТ слоя КЯ увеличивает аномальный дипольный момент КТ. Аномальный по знаку при больших толщинах GaAs дипольный момент уменьшается с уменьшением толщины этого слоя и при толщине « 3 нм меняет знак. Эти зависимости дипольного момента связываются с изменениями морфологии, химического состава и поля упругих напряжений в КТ при изменении параметров покровного слоя.
В исследованных структурах эмиссия носителей из КТ, расположенных в области пространственного заряда, в матрицу происходит непосредственно с уровней возбуждения до релаксации фотовозбужденных носителей в основное состояние, причем из основного состояния эмиссия идет по термоактивированному туннельному механизму через второй уровень возбуждения.
Личный вклад
Автором внесен определяющий вклад в разработку методик исследования и получение основных экспериментальных результатов. Планирование экспериментов, обсуждение и анализ результатов проводились совместно с научным руководителем работы. Исследованные в работе структуры выращены в группе эпитаксиальной технологии НИФТИ Б.Н. Звонковым.
Апробация работы
Основные результаты работы докладывались на 26 международной конференции по физике полупроводников «ICPS - 26» (Эдинбург, Великобритания, 2002 г.), Всероссийской конференции «Нанофотоника» (г. Нижний Новгород, 2003, 2005), Всероссийских молодежных конференциях по физике полупроводников и полупроводниковой опто- и наноэлектронике (г. Санкт- Петербург, 2001, 2004 гг.), нижегородских сессиях молодых ученых (г. Нижний Новгород, 2003, 2004,2005, 2006 гг.).
Публикации
По материалам диссертационной работы опубликованы 20 научных работ: 7 статей и 13 публикаций в материалах конференций.
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, 4 глав и заключения. Общий объем диссертации составляет 134 страницы, включая 90 рисунков. Список цитируемой литературы содержит 91 наименование, список работ автора по теме диссертации 20 наименований.
Температурная зависимость фоточувствительности от КТ
Исследование температурной зависимости фоточувствительности ГНС представляет интерес в связи с выяснением доминирующих механизмов эмиссии неравновесных электронов и дырок из квантово-размерных слоев и определением высот эмиссионных барьеров.
Известно, что в ГНС типа InAs/GaAs фотоэлектрический сигнал, связанный с межзонной оптической генерацией электронно-дырочных пар в в квантово-размерном слое (КЯ или КТ), возникает в результате эмиссии электронов и дырок с уровней размерного квантования в матрицу и их последующего разделения в матрице в электрическом поле контактного барьера (р(і)п-перехода, контакта металл (электролит)/ГНС и др.). Наиболее благоприятные условия для максимального выхода эмиссии и эффективности их разделения создаются, когда квантово-размерный слой непосредственно встроен в область пространственного заряда (ОПЗ) барьера. При встраивании этого слоя в квазинейтральной области (КНО) ГНС вклад в фоточувствительность могут вносить только эмитированные электронно-дырочные пары, достигшие барьера в результате диффузии через КНО.
На рис. 1.11 показана энергетическая диаграмма потенциальной ямы КТ (КЯ) для электронов в электрическом поле F ОПЗ, иллюстрирующая три возможных механизма эмиссии фотовозбужденного электрона из основного состояния Е0 в объем (показаны стрелками): туннельный (1), термоактивированный туннельный через промежуточный уровень возбуждения Е (2) и надбарьерный термический (3).
Подобные механизмы могут реализоваться и при эмиссии дырок в противоположном направлении из потенциальной ямы в валентной зоне. С процессами эмиссии неравновесных носителей, которые можно охарактеризовать эффективным эмиссионным временем жизни носителей в КТ (КЯ) тс, конкурируют процессы излучательной и без излучательной рекомбинации, характеризуемые эффективным рекомбинационным временем жизни тг (в ГКТ GaAs/InAs Tr 1 не [66]). Рекомбинация подавляет фоточувствительность. В режиме измерения фототока его величина определяется выражением: где G - скорость фотогенерации носителей в КТ. При те « Хг достигается 100% фотоэлектрическая квантовая эффективность поглощенного КТ излучения и IPh = eG.
При низких температурах тг относительно слабо зависит от температуры. В этом случае температурная зависимость фототока будет определяться в основном температурной зависимостью вероятности эмиссии где г, - эмиссионное время жизни, определяемое чисто туннельными процессами, которое можно считать не зависящим от температуры, т0 exp(EJkT) - время жизни, определяемое термоактивированными процессами, Еа - термическая энергия активации соответствующего процесса. В [53] исследовано влияние температуры на фотоэлектрические спектры КТ InAs/GaAs, встроенных в в p-i-n диоде. В отсутствие смещения на диоде спектр фототока от КТ возникает при температуре выше 120 К, с ростом температуры от 130 до 200 К фоточувствительность от КТ возрастает, а при температуре выше 200 К выходит на насыщение, так как при этих условиях все фотовозбужденные носители эмитируют из КТ в матрицу полупроводника и дают вклад в фототок (рис 1.12 а). Возникновение фототока авторы связывают с эмиссией электронов. В работе наблюдалась одинаковая температурная зависимость фототока из основного и возбужденных состояний. Это означает, что носители успевают релаксировать из возбужденных в основное состояние до их эмиссии в матрицу полупроводника. Исходя из того, что релаксация в основное состояние идет быстрее, чем прямое туннелирование из возбужденного состояния, авторы делают вывод о том, что протяженность волновой функции электронов на основном и возбужденных состояниях мало отличается. Это означает, по мнению авторов, что возбужденные состояния возникают за счет латерального квантования. Если бы уровни возбуждения были связаны с квантованием в направлении роста структуры, то протяженность волновой функции для них была бы больше, чем для основного состояния. Это привело бы к быстрому туннелированию носителей с этих уровней в матрицу. Вывод о связи уровней возбуждения с латеральным квантованием следует и из одинакового направления дипольного момента вдоль оси роста для основного и возбужденных состояний [45, 52]. При низких (5 К) температурах (рис 1.12 Ь) и напряженности электрического поля 65 кВ/см фотосигнал от КТ отсутствует. При увеличении обратного смещения фототок от КТ растет и достигает насыщения при З В (150 кВ/см). В этом случае фотосигнал для основного и возбужденных состояний одинаково зависит от приложенного напряжения, что подтверждает предположение о том, что носители эмитируют из КТ с общего уровня.
В предположении, что вероятность туннелирования зависит только от z компоненты волновой функции, в [53] оценено время жизни электрона по отношению к туннельной эмиссии с основного состояния в КТ при напряженности поля 50 кВ/см (когда появляется фоточувствительность) - 1 -10 нс. Это время вполне согласуется с тем, что рекомбинационное время жизни в КТ - 1 нс. Фотосигнал появляется, когда эти времена становятся сравнимы. Подобные оценки для эмиссионного времени жизни дырок дают значения, на много порядков превышающие это время для электронов. Из температурной зависимости фототока для основного перехода была определена энергия активации 95 мэВ. Полученное значение близко к значению энергии активации DLTS сигнала КТ [67]. Оно примерно равно разности энергий между первым возбужденным и основным электронным уровнями EI-EQ = 84 мэВ и значительно меньше высоты эмиссионного барьера 200 мэВ [68, 69], В связи с этим авторы предполагают двуступенчатыи механизм термоактивированной эмиссии, показанной на рис 1.8.
Фотоэлектрическая спектроскопия на барьерах ГНС с металлом и электролитом
В нашей работе фотоэлектрические спектры ГНС GaAs/In(Ga)As изучались методами спектроскопии фотоэдс (фототока) на барьерах ГНС с металлом (спектроскопия ФБШ) и жидким электролитом (спектроскопия ФПЭ). Метод спектроскопии ФБШ применялся в некоторых работах для определения энергетического спектра ГНС с КТ и КЯ [43, 77], однако в большинстве работ по фотоэлектрической спектроскопии ГНС обычно встраивается в p-i-n -переход. Важным достоинством диодных структур с p-i-n-переходом является однородность электрического поля в і-области, позволяющая изучать влияние электрического поля на протяженные ГНС, в частности многоямные структуры и сверхрешетки. Это оправдывает более сложную технологию их изготовления. Метод спектроскопии ФПЭ ранее использовался при исследовании поверхностных свойств полупроводников (см. например [78]). Однако ФПЭ в этих исследованиях измерялась в области собственного поглощения однородных полупроводников (Ge, Si, GaAs). В этой спектральной области коэффициент поглощения очень велик и не возникает трудностей, связанных с уровнем шума и недостаточной чувствительностью измерительной системы.
В известной нам единственной работе по применению этого метода к ГНС исследовались структуры с квантовыми ямами GaAs/InGaP [24], причем, в этом кратком сообщении не приводилось почти никаких сведений о методике эксперимента. Для исследований фотоэлектрических спектров КТ, у которых коэффициент поглощения еще почти на два порядка меньше, чем у одиночной КЯ, этот метод разработан в ННГУ с участием диссертанта [А1, А5], и для исследований эффекта Штарка в КТ он применяется впервые. В связи с этим были проведены описанные дальше исследования некоторых свойств системы полупроводник/электролит и явлений, возникающих в ней при приложении напряжения. Методика измерения фотоэлектрических спектров Для создания барьера Шоттки на поверхность ГНС методом термического испарения в вакууме наносился выпрямляющий полупрозрачный Au или Pd контакт с толщиной 20 нм (рис. 2.4) и площадью 1 мм2. 99 Омический контакт к буферному слою и подложке создавался электроискровым вжиганием оловянной фольги. ГНС могла освещаться как через электрод, так и через подложку, как показано на рисунке. Для измерений спектров ФПЭ разработана электролитическая ячейка, показанная на рис. 2.5. К ГНС, нанесенной на полуизолирующую или проводящую подложку, плотно прижималось тефлоновое кольцо с внутренним диаметром 5 мм и высотой 4 мм, которое вместе с образцом служило резервуаром для электролита. Электродом сравнения служила погруженная в электролит Pt проволока.
Конструкция ячейки позволяла освещать образец через электролит и через подложку. Второй вариант использовался в тех случаях, когда электролит обладал значительным поглощением в исследуемой области спектра (при hv 0.9 эВ). В качестве электролита обычно использовался химически нейтральный к GaAs 1-2 М раствор КС1 в смеси с глицерином в соотношении 1:1. Глицерин увеличивал вязкость электролита, что удерживало раствор от вытекания из открытой ячейки даже при вертикальном ее положении. Фотоэлектрические спектры измерялись при модулированном монохроматическом освещении с частотой 200 Гц в малосигнальном режиме, в котором величина фотосигнала VPh линейно зависела от интенсивности освещения. Применялись режим разомкнутой цепи (сопротивление нагрузки RH » RBH - внутреннего сопротивления освещенного барьера) и фотодиодный режим (RH RBH) при обратном смещении на образце. При построении фотоэлектрических спектров строилась спектральная зависимость относительной фоточувствительности где L (hv) интенсивность освещения в произвольных единицах. Измерение спектров ФБШ и ФПЭ производилось на автоматизированной установке, блок-схема которой показана на рис. 2.6. Источником монохроматического излучения служил светосильный монохроматор SpectraPro 500І или, на другой установке, МДР-2 с дифракционной решеткой 300 или 600 штрихов/мм. В качестве источника излучения использовалась галогеновая лампа мощностью 250 Вт, питаемая от стабилизированного источника тока. Интенсивность излучения на входе монохроматора изменялась при помощи нейтральных фильтров. Относительное распределение интенсивности излучения на выходе монохроматора L(hv) определялось с помощью Ge, InGaAs и PbS фотодиодов. В экспериментах при пониженных температурах (8 К Т 300 К) образец помещался в оптический гелиевый криостат замкнутого цикла Janis-22. Интенсивность падающего на образец монохроматического света составляла 1014 квант/см2 с, разрешающая способность монохроматора при ширине входной и выходной щелей 0,5 мм - 2,5 мэВ.
Особенности влияния электрического поля на спектры фоточувствительности ГНС
В диодных структурах металл/ГНС влияние электрического поля на спектры ФБШ было полностью обратимым после снятия напряжения смещения, поэтому эти структуры использовались в качестве контрольных при изучении необратимых эффектов влияния электрического поля в диодных структурах с электролитическим контактом. Необратимые явления в системе полупроводник/электролит Как уже отмечалось, гетерограница полупроводник/электролит обладает фотоэлектрохимической активностью, которая может приводить к к необратимым изменениям ее состояния в процессе измерения спектров, что может отражаться на фотоэлектрических спектрах. В связи с этим были проведены исследования эффектов, обусловленных этой активностью. В частности, было обнаружено, что в ГКТ с очень тонким (-3 нм) покровным слоем GaAs наблюдается эффект деградации спектра ФПЭ при длительной (несколько часов) выдержке ГКТ в электролите (рис 2.16). За сутки происходит уменьшение фоточувствительности в области основного перехода в КТ более чем на два порядка, размывание структуры спектра, и он приобретает характерную ступенчатую форму. Это явление, вероятно, обусловлено окислением поверхности покровного слоя в электролите.
Образование собственного окисла GaAs, состоящего из смеси окислов Ga и As, сопровождается образованием в GaAs простых дефектов: вакансий Ga и As (Vca и VAs) [83]. Диффундируя в объем и вступая в реакции между собой и с другими дефектами (в частности междоузельными атомами Ga„ AsJ они могут образовывать сложные дефектные комплексы с глубокими уровнями (EL2, дивакансии и др.). При анодном окислении толщина дефектной области может достигать 18 нм [84]. Приближение дефектной области к слою КТ или КЯ, а тем более проникновение в этот слой, приводит к появлению эффективного канала безизлучательной рекомбинации и гашению ФПЭ, когда рекомбинационное время жизни становится меньше эмиссионного времени жизни электронов. Если эмиссия неравновесных электронов с уровней возбуждения КТ происходит быстрее их релаксации в основное состояние, то это гашение сильнее должно проявляется для глубоких уровней в КТ и приводить к образованию ступенчатой формы спектра, что и наблюдается. Заметим, что этот эффект не мешает исследованию спектров ФПЭ таких структур, так как за время измерения даже нескольких спектров (одно измерение занимает -10 минут) деградация пренебрежимо мала. В структурах с обычно более толстым покровным слоем (dc 30 нм) после пребывания в электролите в течение нескольких часов без подачи напряжения не наблюдалось заметных необратимых изменений в спектре ФПЭ. Поскольку КЭШ изучался нами в основном на ГНС n-типа при обратном смещении на барьере, а в системе полупроводник/электролит это соответствует анодной поляризации структуры, которая способствует ее окислению (анодное окисление), возникла необходимость более детально исследовать влияние электрохимических эффектов на спектры ФПЭ. Рис. 2.17 показывает влияние на спектры ФПЭ анодной поляризации в растворе КС1 структуры № 3850 с комбинированным слоям КЯ/КТ и тонким покровным слоем dGaAs=10 нм.
Параметры КЯ =0,3, LQW=2 нм. Структура выращена на проводящей подложке. При увеличении анодного напряжения до 2 В (кривая 11) происходит красное смещение пика основного перехода почти на 25 мэВ и его уширение. Однако после снятия напряжения получена кривая 12, свидетельствующая о почти полной необратимости этих изменений спектра. Их можно объяснить частичным анодным окислением покровного слоя. В результате утонения эпитаксиального покровного слоя GaAs происходит частичная релаксация упругих напряжений в КТ. Она вызывает необратимое красное смещение спектра ФПЭ. Это явление при специальном анодировании подобных ГКТ в растворе винной кислоты детально изучалось в [80]. Хотя при окислении общая толщина слоя GaAs и слоя оксида возрастает, как показано в этой работе, упругие напряжения в КТ уменьшаются, поскольку их создает только монокристаллический слой GaAs, а аморфный слой анодного окисла, по-видимому, сам легко деформируется и не создает напряжений в подстилающем слое. Сравнение кривых 11 и 12 на рис 2.17 позволяет выявить небольшой обратимый эффект красного смещения 5 мэВ, который обусловлен КЭШ, то есть физическим эффектом изменения энергетического спектра КТ под действием электрического поля. Необратимое уширение пика ФПЭ, вероятно, обусловлено неравномерностью окисления покровного слоя над отдельными КТ. В КТ, покровный слой над которыми окислился на большую глубину, происходит большая релаксация упругих напряжений и, следовательно, более значительное красное смещение. Интересно, что при анодной поляризации такой же ГКТ с тонким покровным (10 нм) слоем, но выращенной на полуизолирующей подложке, необратимого красного смещения спектра ФПЭ от КТ, как на рис. 2.17, не наблюдается (рис. 2. 18). Детальный анализ положения пика после анодной поляризации ГКТ (кривые 1, 3 на вставке рис. 2.18) показывает, что имеет место, наоборот, относительно небольшое (« 9 мэВ) необратимое голубое смещение основного пика фоточувствительности от КТ. Мы полагаем, что окисление GaAs на полуизолирующей подложке при анодной поляризации ГКТ сильно затруднено из-за обеднения буферного слоя. Если слой окисла и образуется, то он имеет меньшую толщину и не приводит к заметной релаксации упругих напряжений. Однако дефектообразование на поверхности, по-видимому, происходит, причем, возможно, оно выражено даже сильнее, чем при окислении структур на проводящей подложке, что и приводит к подавлению полосы фоточувствительности от КТ (ср. кривые 1 и 3 на рис. 2.18).
Квантово-размерный эффект Штарка в ГКЯ при низких температурах
В связи с отмеченной трудностью применения электролитического контакта для температурных измерений, в этих исследованиях использовались ГКЯ с барьером Шоттки. Квантовые ямы были встроены в ОПЗ барьера Шоттки с палладиевым или золотым блокирующим контактом. На некоторых структурах перед нанесением металла создавался слой анодного окисла. На рис. 3.8 приведены спектры ФБШ одного из лучших образцов (№ 2871, таблица 2.1) с палладиевым блокирующим контактом при комнатной и низких температурах. В ГКЯ имелись три КЯ Ino2GaosAs шириной 10, 7 и 5 нм (ширина уменьшалась при удалении от поверхности). Покровный и спейсерные слои GaAs имели ширину 30 нм. Эта структура имела сложный профиль легирования. Вольтфарадная характеристика приведена на рис. 2.15. Из ее анализа следует, что на расстоянии 0.68 мкм от поверхности находится сильно легированный слой n-GaAs. Поэтому для расчета электрического поля в ОПЗ применялась формула 2.10. Таким образом, все КЯ в этой структуре находились в одинаковом электрическом поле. На спектрах всех трех КЯ ярко выражены, особенно при низких температурах, экситонные пики фоточувствительности. Сужение пиков при понижении температуры означает, что при комнатной температуре их ширина определяется не только неоднородностью КЯ по ширине и составу, но также временем жизни экситона, связанным с распадом экситона на свободные электрон и дырку при взаимодействии с оптическим фононом.
При понижении температуры это время жизни увеличивается. При температурах выше м 50 К на спектрах ФБШ всех трех КЯ наблюдались такие же, как при комнатной температуре, характерные для спектров оптического поглощения свободных экситонов в КЯ [26] изменения спектров в электрическом поле: с ростом напряженности поля происходит красное смещение экситонного пика, его уширение и гашение, обусловленное распадом экситона в достаточно сильном поле ( 100 кВ/см). Рис. 3.9 - 3.11 иллюстрируют это поведение при 100 К. На рис. 3.11 - 3.13 построены экспериментальные зависимости E0(F) (точки) и сплошными линиями показаны рассчитанные по формуле 1.3 теоретические зависимости штарковского смещения от напряженности поля. Параметры теоретических кривых Е(0) и а подбирались из условия наилучшего согласования с экспериментальными данными. Видно, что для всех КЯ, имеющих разную ширину и разное положение в ОПЗ, удается получить хорошее согласие теории с экспериментом. Этот факт, помимо самостоятельного значения, косвенно подтверждает правильность расчета напряженности поля в КЯ в такой n+-i-Shottky структуре. Заметим, что квадратичная зависимость штарковского смещения от поля выполняется для реальных КЯ, которые по высоте эмиссионного барьера сильно отличаются от теоретической модели бесконечно глубокой КЯ. Однако поляризуемость экситонов и теоретическая зависимость а от ширины КЯ, по-видимому, более чувствительны к модели, так как хуже согласуются с теорией. В таблице приведены рассчитанные по формуле 1.4 и полученные экспериментально значения поляризуемости.
