WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 4 Повышение квантового выхода инфракрасного излучения в узкощелевых полупроводниках в упругонапряженном состоянии © С.Г. Гасан-заде¶, М.В. Стриха, С.В. Старый, Г.А. Шепельский, В.А. Бойко Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 01650 Киев, Украина (Получена 8 мая 2001 г. Принята к печати 9 октября 2001 г.) В узкощелевых полупроводниках с прямой запрещенной зоной в упругонапряженном состоянии темп межзонной излучательной рекомбинации за счет трансформации валентной зоны увеличивается. С другой стороны, интенсивность межзонных безызлучательных переходов (оже-рекомбинация) при этом резко ослабляется. В результате квантовый выход инфракрасного излучения в области межзонных переходов может быть существенно повышен и, как показывает расчет, в пределе стремится к значениям, близким к единице.

Экспериментальные результаты получены на кристаллах антимонида индия в условиях сильного возбуждения.

Узкощелевые полупроводники с прямой запрещен- излучательных переходов в узкощелевом полупроводниной зоной, такие как InSb и CdxHg1-x Te, относятся ке происходит резкое ослабление темпа оже-рекомбик основным материалам для фотоприемников инфра- нации. В результате квантовый выход ИК излучения в красного (ИК) излучения в среднем дипазоне длин области межзонных переходов многократно повышается волн (5-12 мкм). Однако создание эффективных излу- и, согласно расчету, стремится к значениям, близким к чателей на основе таких полупроводников наталкива- единице. Предложенный метод подавления межзонной ется на принципиальные трудности. Хорошо известно, оже-рекомбинации основан на высокой чувствительности что главным препятствием для получения эффективных энергетического спектра узкощелевого полупроводника излучателей на основе узкощелевых полупроводников к одноосному упругому напряжению.

оказывается наличие интенсивного канала безызлучаКак известно, одноосное давление (в дальнейшем тельных переходов в виде межзонной ударной рекоммы рассматриваем сжатие вдоль кристаллографической бинации (оже-рекомбинации). Этот важный вид безызоси [001], результаты для других осей аналогичны) лучательной рекомбинации принципиально неустраним, приводит к существенному изменению зонного спектпоскольку характеристики рекомбинации определяются ра E(k) узкощелевого полупроводника [3–6] (см. рис. 1).

не наличием в запрещенной зоне полупроводника энерСостояния тяжелых и легких дырок перемешиваются гетических уровней примесей и дефектов, а параметрами (в этом случае удобно говорить о зонах V+ и V-), собственного зонного спектра (прежде всего малой шиа вырождение валентной зоны в точке 8 снимается.

риной энергетического зазора Eg и большим отношением Между вершинами подзон V+ и V- появляется энергетиэффективных масс тяжелых дырок и электронов зоны ческая щель, величина которой E0, согласно модели Бира проводимости mh/mc 1). В узкощелевых полупрои Пикуса [7], пропорциональна приложенному сжатию P водниках оже-рекомбинация оказывается эффективной в и для направления P [100] может быть записана в актуальном диапазоне температур. Так, даже при низких виде: E0 = P = 2|b|(S11 - S12)P, где b —константа уровнях возбуждения оже-рекомбинация становится судеформационного потенциала, S11 и S12 — компоненты щественной в InSb при температурах T 250 K [1], т. е. в тензора упругой податливости.

области собственной проводимости, а в CdxHg1-xTe с Отметим, что ширина запрещенной зоны (следоваx = 0.20 она начинает доминировать уже в диапазоне тельно, длинноволновая граница межзонного излучения) примесной проводимости (T 77 K) [2].

при этом изменяется незначительно: при P = 4кбар В условиях сильного возбуждения, когда концентрация изменение Eg в InSb не превышает 3 мэВ. Это свянеравновесных носителей тока значительно превышает зано с взаимной компенсацией двух величин: увеличеравновесную, n = p n0, p0, роль оже-рекомния энергетического зазора за счет гидростатической бинации резко возрастает. Это связано с более силькомпоненты одноосной деформации и его уменьшения ной (кубической) концентрационной зависимостью темна величину (1/2)E0(P) из-за движения подзоны V+ па оже-рекомбинации по сравнению с квадратичной вверх. При этом перенормированное одноосным сжазависимостью для темпа излучательной рекомбинации.

тием значение ширины запрещенной зоны Eg в проПоследнее обстоятельство накладывает принципиальные стейшем случае сжатия вдоль оси [001] запишется как ограничения на предельные теоретические значения паEg = Eg +(/3 - /2)P. Значения констант и, свяраметров ИК излучателей.

занных с гидростатической и сдвиговой компонентами В настоящей работе показано, что в упругонапряженодноосного сжатия, для антимонида индия составляют ном состоянии наряду с возрастанием темпа межзонных = 15.3 мэВ/кбар, = 0.9мэВ/кбар [3]. Результаты ¶ расчета энергетических сдвигов и расщеплений хорошо E-mail: Fax: (38044) 265 83 42 согласуются с экспериментальными данными, полученПовышение квантового выхода инфракрасного излучения в узкощелевых полупроводниках... В одноосно деформированном состоянии кулоновский матричный элемент перехода между зонами изменяется незначительно. Однако существенное уменьшение эффективных масс дырок в подзонах приводит к резкому увеличению энергетических порогов для оже-переходов.

Последнее относится ко всем случаям кроме случая отскока электрона в зону V- в направлении импульса, параллельного оси сжатия. Это состояние, единственное в расщепленной валентной зоне, характеризуется эффективной массой, близкой к массе тяжелых дырок недеформированного кристалла mh. Однако концентрация дырок в зоне V- будет экспоненциально убывать с увеличением энергетического зазора между подзонами E0, т. е. с ростом напряжения P. Поэтому темп оже-рекомбинации (в отличие от темпа излучательной рекомбинации) будет уменьшаться. В рамках трехзонной модели Кейна и теоретической модели, развитой в [10,11], деформационную зависимость времен жизни неравновесных дырок относительно излучательной рекомбинации (R) и оже-рекомбинации (A) в материале n-типа проводимости можно представить в виде Рис. 1. Трансформация энергетического спектра InSb под воздействием одноосного упругого напряжения: a — P = 0, R(E0) 4(1/2 - 1)3/b — P = 4 кбар. Стрелками показаны межзонные реком= J(1/2, E0/kBT), (1) R(0) (e-E0/2kB T + eE0/2kB T бинационные переходы: сплошные линии — оже-переходы, штриховые — излучательные. k0 4 · 10-6 см-1.

A(E0) 2(1/2 - 1)3/= J(1/2, E0/kBT ). (2) A(0) e-E0/2kB T Безразмерный интеграл в (1), (2) введен как ными из поляризационно-спектральных измерений фототока в одноосно напряженных InSb и CdxHg1-xTe [8].

Необходимо отметить, что скорости рекомбинационJ(1/2, E0/kBT ) = x2dx du exp -1x2/ных процессов могут существенно изменяться даже при ± относительно малых значениях P, поскольку в узкощеле- 0 -вом полупроводнике величина индуцированной давлени- E0 3u2 - 1 E0 ем щели E0 при температуре жидкого азота (77 K) дости± x4 + x2 +. (3) гает средней тепловой энергии дырок (3/2)kB T (kB — 2kBT 2 2kBT постоянная Больцмана) уже при давлениях 0.5кбар.

При этом в условиях одноосного сжатия эффективные Отметим, что выражения (1)–(3) получены нами для массы в зонах V± становятся анизотропными: они равны случая невырожденных дырок, при этом степень выроm0/(1 ± 2) для продольного и m0/(1 ) для попе- ждения электронов может быть произвольной.

речного направлений по отношению к оси сжатия. Здесь Результаты численного расчета уравнений (1) и (2) m0 — масса свободного электрона, а 1, — параметры для узкощелевых полупроводников с параметрами InSb изотропной модели Латтинджера. (1/2 = 1.044) и Cd0.2Hg0.8Te (1/2 = 1.10) предТаким образом, усредненная эффективная масса ды- ставлены на рис. 2. Видно, что одноосное сжатие рок существенно уменьшается по сравнению с массой может приводить к значительному (на порядок велитяжелых дырок исходного кристалла. Вследствие этого чин) изменению соотношения времен излучательной и с увеличением E0 большая часть дырок термализуется оже-рекомбинации. Это в свою очередь может привести к в области малых импульсов, и прямые излучательные существенным изменениям квантового выхода излучения переходы электронов из зоны проводимости становятся узкощелевого полупроводника.

более эффективными. Это приводит к повышению темпа Экспериментальные зависимости времен жизни номежзонной излучательной рекомбинации с ростом на- сителей тока от упругого напряжения (P) были попряжения, что уже само по себе может приводить к уве- лучены нами из измерений стационарной фотопроволичению интенсивности рекомбинационного излучения. димости в области температур T = 77-250 K и сжаВ отсутствие деформации безызлучательной процесс тий P = 0-2 кбар для образцов CdxHg1-x Te n-типа с переходом электрона в зону тяжелых дырок характе- проводимости с x 0.30 (Eg = 0.25 мэВ) и x 0.ризуется весьма низким энергетическим порогом ввиду (Eg 0.1мэВ) при низких уровнях возбуждения [4]. Вымалости отношения эффективных масс: mc/mh 1 [9]. бор состава обусловлен тем обстоятельством, что время Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 428 С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, С.В. Старый, Г.А. Шепельский, В.А. Бойко быстро убывает до значений 0.05 при понижении температуры. При дальнейшем понижении температуры вновь увеличивается, и при T = 77 K может достигать значений, близких к 0.50 в легированных кристаллах с концентрацией доноров ND 5 · 1015 см-3. В работе [12] сделано предположение, что указанная величина — вообще наибольшее значение, которого можно достигнуть в InSb при T = 77 K и при оптимальном уровне легирования.

Результаты расчета деформационных зависимостей R, A и приведены в табл. 1. При этом учитывалось, что E0 = P, где = 9 мэВ/кбар для InSb и = 12 мэВ/кбар для Cd0.2Hg0.8Te [6]; R в указанных материалах без деформации равно соответственно 5.6 · 10-7 и 5.0 · 10-5 с, а = 0.4 и 0.04 [2,12]. Отметим, что при этом во всем исследуемом диапазоне упругих напряжений не принимался во внимание возможный вклад примесной рекомбинации Шокли–Рида. Последнее может оказаться не Рис. 2. Деформационные зависимости времен жизни. Сплошвполне обоснованным при слабых уровнях возбуждения.

ные линии — расчет R(P)/R(0) (1, 2) и A(P)/A(0) (1, 2 ) для InSb (1, 1 ) и CdxHg1-x Te (2, 2 ). Штриховые линии — Как можно видеть из табл. 1, механизм оже-рекомэкспериментальные зависимости (P)/ (0) в CdxHg1-x Te:

бинации доминирует при P < 0.5 кбар в InSb и при 3 — x = 0.29, T = 170 K; 4 — x = 0.20, T = 120 K.

P < 2.2 кбар в Cd0.2Hg0.8Te. Однако при более высоких значениях упругого напряжения начинает преобладать излучательная рекомбинация. Результирующее время жизни = 1/(1/A + 1/R) в исследуемом жизни носителей для температурной области собствендиапазоне P изменяется сравнительно слабо и имеет вид ной проводимости определяется излучательным каналом плавной кривой с максимумом в области значений P, в образцах с x 0.3, и оже-рекомбинацией в образцах которые отвечают смене основного рекомбинационного с x 0.2, что подтверждалось ходом температурных механизма. Однако квантовый выход с ростом P постозависимостей при P = 0. Это позволило пренебречь янно увеличивается и стремится к значениям, близким к рекомбинацией через примеси в области температур единице.

T > 160 K для первого случая и T > 100 K для второго.

В эксперименте уменьшение с увеличением напряжения наблюдалось для образцов с x 0.3 по крайней Таблица 1. Деформационные зависимости параметров рекоммере в области температур 150-240 K и, напротив, бинации при низких уровнях возбуждения существенно увеличивалось с ростом P для образцов InSb с x 0.2 при T 100 K (рис. 2, штриховые линии).

Полученные экспериментальные кривые неплохо соглаP, кбар R, 10-7 с A, 10-6 с, 10-7 с, % суются с теорией. Некоторые количественные расхожде0 5.6 0.37 2.2 ния, очевидно, связаны с возможным вкладом в при0.37 5.5 0.48 2.6 месной рекомбинации, не учтенной в расчете. При этом 0.74 5.0 0.62 2.8 изменения в 2-2.5 раза соответствуют отношению 1.13 4.5 0.81 2.9 E0/kBT 2.5, реализованному на опыте. Важно, что сам 1.50 3.9 1.1 2.9 характер изменения с напряжением (уменьшение или 2.24 2.7 1.9 2.4 увеличение) однозначно указывает на доминирующий ре- 2.98 1.9 3.5 1.8 4.47 1.0 13 0.99 комбинационный механизм. С другой стороны, очевидно, что может быть реализован случай, когда при достиже- Cd0.2Hg0.8Te нии определенных значений P будет происходить смена P, кбар R, 10-5 с A, 10-5 с, 10-6 с, % доминирующего механизма рекомбинации. Рассмотрим 0 5.0 0.20 1.9 такую возможность для InSb и Cd0.2Hg0.8Te. При этом в 0.28 4.8 0.25 2.4 первую очередь нас будут интересовать изменения с де0.56 4.5 0.35 3.3 формацией квантового выхода излучения в области меж0.84 4.0 0.45 4.0 зонных переходов. Как известно, зависимость квантового 1.12 3.5 0.60 5.1 выхода излучения от температуры (T ) в InSb имеет 1.68 2.7 1.1 7.3 существенно немонотонный вид. Зависимость (T ) в 2.26 2.0 2.2 11 достаточно чистых нелегированных кристаллах имеет 3.35 1.2 9.8 11 4.46 0.85 49 8.4 99.максимум ( 0.2) в области 200 < T < 250 K, а затем Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Повышение квантового выхода инфракрасного излучения в узкощелевых полупроводниках... Таблица 2. Деформационные зависимости параметров реком- вместе с устройством для одноосного сжатия помещался бинации при высоких уровнях возбуждения непосредственно в криостат с жидким азотом. Возбуждение образца осуществлялось с помощью неодимового лаInSb зера в импульсном режиме. Излучение регистрировалось P, кбар R, 10-8 с A, 10-9 с, 10-9 с, % охлаждаемым приемником Ge(Au).

Pages:     || 2 |



© 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.