WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 4 Анализ формы полосы люминесценции, обусловленной переходами свободных электронов на атомы углерода в полуизолирующих нелегированных кристаллах GaAs © К.Д. Глинчук¶, Н.М. Литовченко, А.В. Прохорович, О.Н. Стрильчук Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 03028 Киев, Украина (Получена 20 июня 2000 г. Принята к печати 22 августа 2000 г.) Проанализирована при различных температурах (T = 4.8-77 K) форма наблюдаемой в полуизолирующих нелегированных кристаллах арсенида галлия полосы фотолюминесценции, обусловленной рекомбинацией свободных электронов на мелких акцепторах — атомах углерода. Показано, что при низких температурах она существенно отличается, а при высоких — близка к ожидаемой теоретической для излучательных переходов свободный электрон – изолированный мелкий акцептор. Наблюдаемое различие экспериментальной и теоретической формы указанной полосы фотолюминесценции связано с уширением создаваемых углeродом акцепторных уровней (т. е. с образованием акцепторной примесной зоны) вследствие воздействия электрических полей беспорядочно расположенных ионизированных акцепторов и доноров на ”изолированные” атомы углерода. Их совпадение связано с существенным возрастанием средней энергии свободных электронов (до значений порядка и выше ширины акцепторной примесной зоны).

1. Введение проводников — фотопроводящих кристаллов GaAs (их проводимость при низких температурах (T 200 K) Известно, что в арсениде галлия наблюдается интенполностью определяется фотоэлектронами (их конценсивная полоса фотолюминесценции (ФЛ) с положенитрация n) и фотодырками (их концентрация p), ем максимума излучения hm = 1.4935 ± 0.0005 эВ ширина запрещенной зоны Eg). Они содержат чапри температуре T = 4.2 K, обусловленная перехостично скомпенсированные глубокие дефекты, а также дом свободных электронов e на мелкие акцепторы — беспорядочно расположенные мелкие (водородоподобнейтральные атомы углерода C0 (их энергия иониAs ные) доноры и акцепторы. Концентрации последних зации a = 26 мэВ) [1–3]. Изучая люминесцентные относительно невелики (не перекрываются волновые характеристики полуизолирующих специально не легифункции как электронов, локализованных на донорах, рованных кристаллов арсенида галлия (далее кристаллы так и дырок, локализованных на акцепторах). В теплоПИН GaAs), мы обнаружили, что форма наблюдаемой в вом равновесии мелкие доноры полностью заполнены них полосы низкотемпературной ФЛ, возникающей при дырками, а акцепторы — электронами (дырки на акцеуказанных выше переходах e C0 (далее углеродная As пторах и электроны на донорах появляются лишь при полоса ФЛ), не может быть объяснена существующими освещении).

теоретическими представлениями для излучательных переходов свободный электрон – изолированный мелкий акцептор (энергия испускаемого при этом кванта света h). Для ее объяснения необходимо предположить, что 2.1. Изолированные акцепторы атомы углерода в кристаллах ПН GaAs не являются (модель 1) изолированными — они взаимодействуют друг с другом и с мелкими и глубокими донорами. На этом мы и Этот случай реализуется при низких концентрациях остановимся далее.

акцепторов и доноров, когда каждый акцептор можно рассматривать как изолированный атом (не перекрываются ни силовые поля акцепторов, ни волновые 2. Форма полосы люминесценции, функции дырок, локализованных на них, ни силовые индуцированной излучательной поля акцепторов и доноров), образующий в запрещенрекомбинацией свободных ной зоне дискретный уровень с энергией ионизации a.

электронов на мелких акцепторах Тогда форма полосы люминесценции, индуцированной в прямозонных фотопроводниках рекомбинацией свободных электронов (их кинетическая (теория) энергия = h - Eg + a) на мелких изолированных акцепторах, определяется лишь их энергетическим расДальнейшее теоретическое рассмотрение спектральпределением n() (очевидно, n() e()e(), где ной интенсивности излучения Ica(h) будет проведеe() 1/2 — плотность состояний в зоне провоно для типичного представителя прямозонных полудимости, а e() — вероятность из заполнения элек¶ тронами) и в невырожденных полупроводниках (в них E-mail: ria@isp.kiev.ua Fax: (044) 2653337 e() exp(-/kT )) описывается следующим соотноАнализ формы полосы люминесценции, обусловленной переходами свободных электронов... шением [3–5]: дырок на них остаются локализованными) с различными энергиями ионизации a1, a2... ai и плотноIca(h) n() e()e() стями состояний h(ai) (их плотность максимальна (h = h max) при энергии ai = a), вероятность их h - Eg + a заполнения дырками h(ai), а концентрация дырок (h - Eg + a)1/2 exp -, (1) kT на них ph(ai) = h(ai)h(ai) [7–10]. Очевидно, в этом случае при вычислении спектральной интенсивгде энергия испускаемых квантов света h = + Eg - a.

ности излучения, обусловленного переходом свободных Очевидно, положение максимума рассматриваемой поэлектронов (их кинетическая энергия = h - Eg + ai) лосы излучения — в акцепторную примесную зону, необходимо учесть следующее. Беспорядок в расположении ионизированных hm1 = Eg - a + 0.5kT, (2) доноров и акцепторов приводит к появлению флуктуаций примесного потенциала (среднеквадратичная глубина а ее полуширина — потенциальной ямы ) [8,9]. Однако в невырожденных компенсированных полупроводниках с малой эффективw1 1.8kT. (3) = ной массой электронов (в частности, в рассматриваемых кристаллах ПИН GaAs) флуктуации примесного состава Как следует из (1)–(3), рассматриваемый спектр люпрактически не искажают зону проводимости, т. е. поминесценции при T 0 K представляет собой узкую ложение дна зоны проводимости одинаково для всего линию с hm1 Eg - a, a по мере повышения темпе= кристалла [4,8]. Поэтому здесь спектр ФЛ будет опредературы будет уширяться и сдвигаться (в зависимости от ляться лишь энергетическим распределением свободных изменений Eg и a от T ) в низко- или высокоэнергетичеэлектронов n() 1/2 exp(-/kT ) и локализованных скую области.

на акцепторах дырок ph(ai), поскольку вероятность излучательной рекомбинации свободных электронов и 2.2. Взаимодействующие акцепторы дырок, локализованных на акцепторах, практически не (модель 2) зависит от их энергий [4,8]. Вид спектра определяется следующим соотношением [8]:

Этот случай реализуется при относительно высоких концентрациях акцепторов и (или) доноров. Тогда воз можно перекрытие электрических полей ”изолированIca(h) (h - Eg + ai)1/ных” акцепторов и создаваемых беспорядочно располоEg-h женными донорами и (или) однотипными (либо иными) акцепторами (очевидно, это приводит к преобразоваh - Eg + ai нию ранее изолированных акцепторов (см. п. 2.1) во exp - h(ai)h(ai)dai, (4) kT взаимодействующие акцепторы) [5–10]. Кроме того, этот случай также реализуется, если изолированные где энергия излучаемых квантов света h = + Eg - ai.

акцепторы располагаются в полях локальных внутренних Очевидно, положение максимума рассматриваемой понапряжений, создаваемых хаотически распределенными лосы ФЛ hm2 hm1, a ее полуширина w2 wточечными или протяженными дефектами в решетке (несомненно, w2 w1 + wh, если h = f (ai)).

= кристалла [5,6,11]. Он имеет местo и при генераИз анализа соотношения (4) вытекает следующее.

ции в неупорядоченном кристалле электрического поля При низких температурах (T 0K) вид спектра пьезоэлектрическими фононами [11] или при перекрытии ФЛ будет определяться лишь энергетическим распредеволновых функций дырок, локализованных на изолиролением уровней в акцепторной примесной зоне h(ai), ванных акцепторах [4,9,10].

поскольку при указанной T они примерно одинаково Следует ожидать, что в фотопроводниках, вследствие заполнены дырками, т. е. h = f (ai) (это имеет относительно высоких концентраций в них компенсироместо, если коэффициенты захвата электронов и дыванных примесей, будет доминировать взаимодействие рок акцепторами с различными энергиями ионизации изолированных акцепторов с заряженными донорами и ai мало отличаются или если коэффициенты захвата (или) акцепторами [9]. Именно этот случай и будет ими дырок существенно выше чем электронов [8,12]), рассмотрен нами далее.

а свободные электроны занимают состояния на дне зоны Беспорядок в распределении ионизированных приме- проводимости (Ica(h) h(ai)h(ai) h(ai), где сей по кристаллу приводит к тому, что изолирован- h = Eg - ai). Тогда при излучательной рекомбинации ные акцепторы оказываются в силовых полях различ- свободных электронов на уровнях в акцепторной примесной величины. Следствием этого является уширение ной зоне следует ожидать появления широкой полосы создаваемых ими уровней, т. е. образование акцептор- люминесценции с максимумом излучения hm2 Eg -a = ной примесной зоны, ее полуширина wh [7–10]. Эта и полушириной wh порядка энергетического размытия зона характеризуется спектром близко расположенных энергий ионизации акцепторных уровней. Ее структура дискретных акцепторных уровней (волновые функции будет определяться переходами свободных электронов Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 398 К.Д. Глинчук, Н.М. Литовченко, А.В. Прохорович, О.Н. Стрильчук на отдельные акцепторые уровни ai (суммарный спектр ионизируемые акцепторы — атомы углерода (их конценпредставляет собой интеграл от отдельных линий люми- трация NC 5 · 1015 см-3). В тепловом равновесии они = несценции, обусловленных переходами e ai), т. е. низ- были полностью заполнены электронами, т. е. находились котемпературные величины Ica будут отражать распре- в отрицательно заряженном состоянии. Дырки на них появляются лишь при освещении (вероятность заполделение плотности состояний в акцепторной примесной нения атома углерода дыркой h). Кроме того, эти зоне (очевидно, Ica(h) h(ai), если h = f (ai)).

кристаллы содержали также в относительно небольшой По мере повышения температуры следует ожидать концентрации Nd фоновые мелкие доноры (их конценследующих изменений в спектре ФЛ. Во-первых, будет трация Nd 2 · 1015 см-3). В тепловом равновесии = происходить сдвиг положения максимума (по закону они были полностью заполнены дырками, т. е. находиhim = Eg - ai + 0.5 kT ) и уширение (по закону лись в положительно заряженном состоянии. Электроны wi1 = 1.8 kT ) каждой линии излучения, связанное с увена них появляются лишь при освещении. Освещение личением кинетической энергии свободных электронов, не приводило к заметным изменениям концентраций т. е. с переходом свободных электронов разных энергий ионизированных акцепторов и доноров (в частности, на данный акцепторный уровень ai. Тогда вследствие h 1 при используемых L).

отмеченного наблюдаемый при определенной темпераИсследовалась люминесценция, возбуждаемая туре спектр излучения будет представлять собой сумсильнопоглощаемым излучением He–Ne-лазера, му элементарных спектров, обусловленных переходами свободных электронов на отдельно взятый уровень ai энергия квантов 1.96 эВ, коэффициент поглощения света 2.5 · 104 см-1. Анализ спектров ФЛ проводился на в примесной зоне. Во-вторых, будет происходить сдвиг спектрометре МДР-23 с разрешением не хуже 0.3 мэВ спектра ФЛ в низкоэнергетическую область и уменьшепри температурах от 4.8 до 77 K и интенсивностях ние его полуширины, связанное с тем, что локализоосвещения L от 1017 до 1019 кв./(см2 · с). Приведенные ванные состояния в акцепторной зоне будут постепендалее спектры люминесценции, индуцированные но заполняться электронами (очевидно, сначала более переходами свободных электронов на атомы интенсивно расположенные ближе к потолку валентной углерода, получены путем их выделения из спектра зоны, так как, несомненно, h(ai) exp(ai/kT )), краевой ФЛ [12,13]. Наблюдаемые закономерности т. е. концентрация дырок на них будет монотонно уменьтемпературных вариаций формы изучаемой углеродной шаться (этот процесс приводит к термическому гашению полосы (положения максимума hm и полуширины w) интенсивности ФЛ, индуцируемой акцепторами [12]).

практически (в пределах точности изменений величин Этот эффект наиболее ярко проявляется при умеренных hm (±0.5мэВ) и w (±0.5мэВ)) не зависели от L температурах (h = f (ai) при kT wh). Он почти ис(см. далее), поэтому нами будут приведены данные, чезает при достаточно высоких температурах (kT wh), полученные при L = 1018 кв./(см2· c). При используемых когда большинство акцепторных состояний примерно в настоящей работе величинах L и T арсенид галлия одинаково заполнено дырками (h = f (ai)). В част был невырожденным, т. е. для объяснения формы наблюности, как следует из соотношения (4), обусловлендаемой в нем углеродной полосы ФЛ и закономерностей ное этим эффектом смещение максимума излучения hm = -w2/(8ln2)kT -0.18w2/kT.

= h h 2.3. Сравнение моделей 1 и Как и следовало ожидать, эти модели дают существенно отличающиеся спектры ФЛ при низких температурах. Однако при достаточно высоких температурах (w1 1.8kT wh) они должны приводить к примерно = одинаковому их виду (hm1 hm2, a w1 w2).

3. Методика исследований и характеристика кристаллов ПИН GaAs Исследования проведены на типичных фотопроводниРис. 1. Зависимости интенсивности полосы ФЛ, индуцируемой ках — кристаллах ПИН GaAs (их темновая проводирекомбинацией свободных электронов на атомах углерода (1), мость 0 при T 200 K). Доминирующая глубокая а также относительной вероятности их заполнения дырками (2) примесь в них — антиструктурные дефекты EL2, их конот температуры в кристаллах ПИН GaAs. Точки — эксперицентрация NEL2 = 1.2 · 1016 см-3, из них в положительно мент, сплошные линии — теоретические кривые Ica = f (1/T) + заряженном состоянии NEL2 = 3 · 1015 см-3. Основной и h/h(0) = f (1/T ), построенные по соотношениям (5) мелкой компенсирующей примесью в них являлись легко и (6) соответственно (параметры кривых см. в тексте).

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. Анализ формы полосы люминесценции, обусловленной переходами свободных электронов... изменений положения ее максимума и полуширины от температуры и интенсивности возбуждения можно было использовать приведенные выше соотношения (1)–(4).

Интенсивность полосы люминесценции Ica (очевидно, Ica nNCh, на опыте Ica p L при низких T и Ica np L2 при высоких T [12]) изменялась с температурой по закону (рис. 1) aLIca =, (5) bL + Q+ exp(-a/kT ) где a = f (T, L), b = 10-6 c/cм, L = 1018 кв./(см2 · c), 3/Q+ (Q+ T ) — эффективная плотность состояний в валентной зоне и a=26 мэВ (сомножитель L2 при коэффициенте a записан исходя из наблюдаемых при низких и высоких T зависимостей Ica от L).

Указанные изменения Ica = f (1/T ) были в основном связаны с соответствующими изменениями вероятности заполнения атомов углерода дырками (Ica h так как n = f (T )), а именно с термически стимулированным понижением заполнения дырками акцепторных уровней углерода. Из этого следует, что в изучаемых кристаллах вероятность заполнения атомов углерода дырками определяется следующим соотношением (рис. 1):

Pages:     || 2 | 3 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.