WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

На рис. 3 представлены зависимости интенсивно0 5.0 1.5 1.5 0.37 4.9 1.9 1.8 4 сти излучения (I) образца n-InSb от уровня возбу0.74 4.5 2.5 2.4 ждения (L) при разных значениях упругого напряже1.13 4.0 3.3 3.1 ния (P). На кривых наблюдаются характерные из1.50 3.5 4.4 3.9 ломы (отмечены стрелками), указывающие на смену 2.24 2.5 7.8 6.0 доминирующего механизма рекомбинации. В диапазоне 2.98 1.7 14 7.7 L = 5 · 1022-3 · 1023 фотон/см2 · с наклон кривой в ло4.47 0.9 54 7.7 гарифмической шкале близок к 0.5, а при меньших значениях L для разных образцов он находился в пределах 1.5-1.6. Отметим также, что уровень возбуждения L, отвечающий точке излома, увеличивается по мере Приведенные в таблице расчетные значения R, роста P. Исходя из того, что наличие излома на зависиA и соответствуют слабым уровням возбуждения мости I(L) свидетельствует о смене основного канала (n, p < n0, p0). Значительно более интересным с пракрекомбинации, можно предполагать, что при высоких тической точки зрения представляется случай высоких уровнях возбуждения (n = p n0, p0) доминирует уровней возбуждения, который реализуется в полупрооже-рекомбинация. Рассмотрим распределение носитеводниковых светодиодах и лазерах. В настоящей работе лей при неоднородном возбуждении кристалла сильно такой уровень возбуждения электронно-дырочных пар в поглощаемым светом, которое определяется уравнением образце обеспечивался внешним лазерным излучением.

непрерывности вида [12,13] При высоком уровне возбуждения (n = p 5 · 1017 см-3) в антимониде индия =(1-1.5) · 10-9 с d2n и = 0.025-0.030 [13]. Отметим, что при Da - B(n)(x) = 0 (4) dxтаких концентрациях электронно-дырочных пар и температуре 77 K электроны оказываются сильно с граничным условием вырожденными, однако для дырок критерий сильного dn вырождения еще не достигается. Поэтому можно -Da = L - sn. (5) dxпользоваться приближенными выражениями (1) и (2).

Данные расчета приведены в табл. 2. Результирующее Здесь Da = A(n)(x) — коэффициент амбиполярной время жизни в исследуемом диапазоне P достаточно диффузии, причем = 0 для простого случая невысильно возрастает из-за подавления доминирующего рожденных носителей, B(n)(x) — рекомбинационное канала оже-рекомбинации. Максимум кривой (P) в слагаемое. В случае невырожденных носителей = 1, этом случае относится к той области напряжений, вблизи которой уже может наступить разрушение образца. Однако квантовый выход с ростом P постоянно увеличивается и возрастает более чем на порядок.

Интересно, что при переходе к случаю сильно вырожденных дырок может быть реализована ситуация, когда все дырки сосредоточиваются в верхней из расщепленных валентных зон (предел EF < E0, EF — энергия Ферми). Тогда оже-переходы будут запрещены в силу невозможности одновременного выполнения законов сохранения энергии и импульса, поскольку отсутствуют дырки с энергиями, превышающими пороговую для процесса с переходом в верхнюю из расщепленных зон. При этом квантовый выход резко возрастает. Как показывает численная оценка, эта ситуация может быть реализована в InSb при гелиевых температурах.

Исследования деформационных зависимостей квантового выхода межзонного ИК излучения проводились на кристаллах n-InSb. Параметры кристаллов при T = 77 K:

Рис. 3. Зависимости интенсивности рекомбинационного излуконцентрация электронов n =(2-4) · 1013 см-3, подвиж- чения в n-InSb от уровня возбуждения L. Упругие напряженость µn = (3-5) · 105 см2/В · с. Исследуемый образец ния P, кбар: 1 —0, 2 —2.6, 3 —4.5.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 430 С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, С.В. Старый, Г.А. Шепельский, В.А. Бойко если время жизни неравновесных дырок определяется с ростом упругого напряжения. Очевидно, именно по рекомбинацией Шокли–Рида, = 2, если преобладает этой причине точка излома на кривых рис. 3 по мере межзонная излучательная рекомбинация, и = 3 для роста P смещается в область более высоких уровней оже-рекомбинации. В граничном условии s —скорость возбуждения.

поверхностной рекомбинации. Отметим, что в случае Уравнение (6) позволяет нам оценить зависисильно вырожденных носителей коэффициенты и мость I(P) для заданного значения L. Для диапазона L, могут заметно отличаться от приведенных выше простых в котором преобладает оже-рекомбинация, из уравнезначений. Однако теория и экспериментальные данные ния (6) получим для сильно вырожденного InSb в известной мере проти3/воречат друг другу [13]. I(P) BR/B3/4 (A /R) n1/2. (7) A В дальнейшем мы будем полагать, что толщина образца d много больше диффузионной длины ld = Dap Здесь BA — оже-коэффициент, BA = 1/n2A. Выше указывалось, что BR увеличивается с ростом P (p — время жизни дырок). Мы также считаем интен(см. уравнение (1)). Более подробно остановимся сивность внешнего возбуждения L достаточно высокой, на деформационной зависимости BA. Для высоких так что в уравнении (4) n = p n0 p0.

уровней возбуждения BA = BAn + BAp. Здесь два В пределе малой скорости поверхностной рекомбинации слагаемых описывают процессы с передачей энергии (на опыте это достигалось путем тщательного травления порядка Eg электрону и дырке соответственно. Для поверхности образцов InSb) нетрудно получить решение случая без деформации BAn/BAp Eg/kBT, ввиду того уравнения (4) с граничным условием (5). С использовачто BAp определяется процессом с переходом дырки нием этого решения запишем интенсивность зона-зонной между подзонами тяжелых и легких дырок. Малая веизлучательной рекомбинации I как функцию уровня роятность такого перехода определяется малостью интевозбуждения L:

грала перекрытия между состояниями подзон тяжелых и легких дырок. В то же время аналогичный интеграл I = BR p(x) dx перекрытия между двумя электронными состояниями для процесса, описываемого BAn, — величина порядка единицы. Поэтому оже-процессы с передачей энергии A(-2)/(++1)B(--3)/(++1)L(-+5)/(++1). (6) дырке при T = 77 K оказываются несущественными.

Как указывалось, BAn уменьшается с ростом P. Таким Здесь BR — коэффициент излучательной зона-зонной образом, из приведенных выше соотношений следует, рекомбинации, BR = 1/nR.

что интенсивность межзонного ИК излучения должна Сравнение (6) с экспериментальными данными рис. увеличиваться с ростом P.

показывает, что в области сравнительно невысоких уровВ области высоких L, где наблюдается значительное ней возбуждения, L < L0, где L0 соответствует конценпреобладание оже-рекомбинации, выражение (7) можно трации избыточных носителей n (5-7) · 1016 см-3, записать в наглядном виде:

преобладает рекомбинация Шокли–Рида, а = 1. Разли1/чие между зависимостью I L2, проистекающей из просI(P) (/A )n1/2. (8) той теории, и экспериментальной кривой может быть объяснено с учетом зависимости Da = Dp(1 + EF/T ), Следовательно, рост интенсивности рекомбинационного где EF — энергия Ферми для электронов, Dp — ко- излучения с увеличением упругого напряжения напряэффициент диффузии дырок. Когда концентрация элек- мую связан с возрастанием квантового выхода. Однако тронов сравнительно невысока и зону проводимости после того, как напряжение приводит к смене доминиможно считать параболической, Da n3/2. Из этого рующего механизма рекомбинации, а квантовый выход следует соотношение I L1.7, что близко к зависимости, стремится к значениям, близким к единице, рост I(P) наблюдаемой в эксперименте. Однако при более вы- замедляется и выходит на полку. Как видно из данных, соких уровнях возбуждения экспериментальная кривая приведенных в табл. 1 и 2, для сравнительно небольших с хорошей степенью точности соответствует I L0.5 и интенсивностей возбуждения такое изменение происхозначениям 0, 3. Очевидно, это объясняется тем, дит в области меньших давлений. В то же время для что при высоких концентрациях электронов кейновский высоких интенсивностей возбуждения указанные напряспектр зоны проводимости заметно отклоняется от ква- жения оказываются близкими к пределу прочности кридратичной зависимости, приближаясь к линейной. В ре- сталла. Таким образом, согласно (8), зависимость I(P) зультате зависимость EF(n) оказывается существенно для сравнительно малых уровней возбуждения должна более слабой по сравнению со случаем параболической иметь вид кривой с ”насыщением”, тогда как при бользоны. Таким образом, ту часть кривой I(L), которая ших значениях L практически во всем экспериментально характеризуется зависимостью L0.5, можно уверенно со- достижимом диапазоне упругих напряжений интенсивотнести с преобладанием оже-рекомбинации. Как указы- ность рекомбинационного излучения возрастает с увеливалось выше, скорость оже-рекомбинации уменьшается чением P.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Повышение квантового выхода инфракрасного излучения в узкощелевых полупроводниках... по крайней мере 5-5.5кбар [6,14], а для CdxHg1-xTe — 3.5-4.2кбар [6,15].

Отметим, что создание необходимого упругонапряженного состояния в полупроводниковой структуре технологически легко осуществимо. Оно может быть получено, например, за счет разности постоянных решетки материала подложки и нанесенного эпитаксиального активного слоя основного материала. Другая возможность заключается в учете разности коэффициентов линейного расширения материалов.

Таким образом, приведенные данные теоретических расчетов и экспериментальные зависимости свидетельствуют о подавлении межзонной безызлучательной ожерекомбинации в упругонапряженном состоянии и о существенном росте квантового выхода ИК излучения за счет именно этого механизма. Рассматриваемый эффект позволяет заметным образом изменять параметры узкощелевых полупроводников, расширяя одновременно пределы применимости указанных материалов в качестве Рис. 4. Деформационные зависимости интенсивности межзонИК излучателей.

ного излучения образца n-InSb при разных уровнях возбуждения L, фотон/см2 · с: 1 —5.0 · 1021, 2 —3.0 · 1022, 3 —2.8 · 1023.

Авторы признательны Ф.Т. Васько за ценные обсуждения.

Экспериментальные деформационные зависимосСписок литературы ти I(P), представленные на рис. 4, согласуются с приведенными выше соотношениями. Обращают на себя [1] R.N. Zitter, A.S. Strauss, A.E. Attard. Phys. Rev., 115, внимание качественные различия между кривыми 1–3.

(1959).

Если при малых значениях L (кривая 1) зависимость I(P) [2] Н.С. Барышев, В.Л. Гельмонт, М.И. Ибрагимова. ФТП, 24, уже при P 2 кбар стремится к насыщению, то 209 (1990).

при максимальных уровнях возбуждения (кривая 3) [3] А.В. Германенко, Г.М. Миньков, О.Э. Рут. ФТП, 21, наблюдается суперлинейная зависимость, при этом I (1987).

увеличивается в несколько раз по сравнению с исходным [4] Ф.Т. Васько, С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, Г.А. Шепельский.

значением. Отметим, что ход кривых I(P) при больших Письма ЖЭТФ, 50, 287 (1989).

[5] С.Г. Гасан-заде, Г.А. Шепельский. ФТП, 27, 733 (1993).

уровнях возбуждения L (кривая 3) оказался совершенно [6] A.V. Germanenko, G.M. Minkov. Phys. St. Sol. (b), 184, идентичным для всех исследованных образцов InSb.

(1994).

Это означает, что решающим здесь оказываются не [7] Г.Л. Бир, Г.Е. Пикус. Симметрия и деформационные исходные параметры кристалла, а высокая плотность эффекты в полупроводниках (М., Наука, 1972).

неравновесных носителей тока, которая обеспечивает [8] Ф.Т. Васько, С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, Г.А. Шепельский.

преобладающую роль оже-переходов в рекомбинациФТП, 29, 708 (1995).

онных процессах. С другой стороны, вид кривой [9] Б.Л. Гельмонт, З.И. Соколова, И.Н. Яссиевич. ФТП, 16, (качественно кривые 1 оказались также схожими для (1982).

разных образцов) указывает на незначительный вклад [10] Ф.Т. Васько, М.В. Стриха. ФТП, 24, 1227 (1990).

оже-переходов в результирующую рекомбинацию в [11] E.V. Bahanova, M.V. Strikha, F.T. Vas’ko. Phys. St. Sol. (b), 164, 157 (1991).

исходном кристалле (P = 0) при небольших уровнях [12] В.К. Малютенко, С.С. Болгов, В.И. Пипа, В.И. Чайкин.

возбуждения. В этом случае рост I с увеличением P ФТП, 14, 781 (1980).

обеспечивается практически лишь увеличением темпа [13] С.С. Болгов, Л.Л. Федоренко. ФТП, 21, 1188 (1987).

непосредственно межзонных излучательных переходов.

[14] R. Bishof, I. Maran, W. Seidenbusch. Infr. Phys., 34, Кривую 2 следует отнести к промежуточному случаю. Из (1993).

вида кривой 3 также можно сделать вывод, что величина [15] Ф.Т. Васько, С.Г. Гасан-заде, В.А. Ромака, Г.А. Шепельский.

P = 4.5 кбар, достигнутая в наших экспериментах, Письма ЖЭТФ, 41, 100 (1985).

оказывается недостаточной и не исчерпывает возможностей упругонапряженного состояния по увеличению Редактор Л.В. Шаронова квантового выхода рекомбинационного ИК излучения в узкощелевых полупроводниках. Насколько нам известно, в литературе сообщалось о достижении упругих, неразрушающих механических напряжений для InSb — Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 432 С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, С.В. Старый, Г.А. Шепельский, В.А. Бойко Increase in infrared radiation quantum efficiency in narrow-gap semiconductors under elastic strain conditions S.G. Gasan-zade, M.V. Strikha, S.V. Staryj, G.A. Shepelskii, V.A. Boiko Institute of Semiconductor Physics, National Academy of Sciences of Ukraine, 01650 Kiev, Ukraine

Abstract

The interband radiative recombination rate in the narrow gap semiconductors with a direct gap is increased by uniaxial strain due to transformation of the valence band. On the other hand, the rate of the interband nonradiative transitions (Auger recombination) decreases dramatically. As a result, the quantum efficiency of the infrared radiation can be increased essentially and, as our estimations show, it can reach the limit values, close to unit.

The experimental results are obtained on InSb for strong excitation conditions.

Pages:     | 1 ||



© 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.