WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 4 Излучение квантово-размерных структур InGaAs I. Спектры спонтанного излучения © П.Г. Елисеев, И.В. Акимова Физический институт им. П.Н. Лебедева Российской академии наук, 117924 Москва, Россия Временный адрес: Центр высокотехнологичных материалов, Университет Нью-Мексико, Альбукерке, США (Получена 13 октября 1997 г. Принята к печати 10 ноября 1997 г.) Экспериментально изучены спектры спонтанного излучения напряженных квантовых ям InGaAs при 4.2 286 K при токе накачки до 9.2кА· см-2 в спектральном диапазоне 1.2 1.5 эВ. Дана интерпретация наблюдаемых полос. В спектре доминирует переход 1e-1hh (поляризация TE), положение пика которого практически не зависит от тока. Не обнаружено признаков ”красного” смещения, которое ожидается при высокой концентрации носителей. Идентифицированы слабые запрещенные переходы (1e-2hh и др.).

Длинноволновый край полосы следует экспоненциальному спаду, аналогично известному правилу Урбаха для края поглощения.

1. Введение В настоящей работе приведены результаты изучения спектров спонтанного излучения квантовой ямы при 4.2 K, причем влияние вынужденных переходов исклюСпектры спонтанного излучения лазерных структур чено вплоть до тока 6 9кА· см-2, когда яма фактичесодержат важную информацию о физических особенски заполнена избыточными носителями (их двумерная ностях излучательного процесса в активной среде лаконцентрация превышает 4 · 1012 см-2). Показано, что зера. Однако интерпретация спектра как интегральной красное смещение отсутствует, хотя спектр претерпевает характеристики обычно осложняется в силу наложения изменение, свидетельствующее о сильном вырождении одновременно многих факторов. Кроме того, на опыте носителей. Получены характеристики формы спектральлегко доступны только допороговые спектры, поскольку ной полосы, в частности сформулировано правило Урбас началом суперлюминесценции и генерации спектр ха для излучения, а также изучен форм-фактор для односущественно видоизменяется вследствие усиления его родного уширения (его анализ дается в сопутствующей части, а также вследствие эффекта стабилизации конценпубликации — следующей статье данного выпуска).

трации носителей за порогом — в условиях генерации эта концентрация остается примерно одинаковой, несмотря на значительное увеличение тока накачки. Между 2. Эксперимент тем современные лазерные структуры достигли высоко2.1. Квантовые ямы на основе InGaAs го совершенства, в частности, в кристаллографическом отношении. Это может облегчить анализ спектров и Структуры с квантовыми ямами (QW) являются бапонимание их особенностей. В нашей предыдущей разовым вариантом структур для современных лазеров и боте [1] мы изучили ”безмодовые” структуры с квансветодиодов. Из них InGaAs / GaAs-QW представляют, товыми ямами на основе напряженных ультратонких по-видимому, наиболее совершенные и низкопороговые слоев InGaAs, не имеющие направляемых мод вследструктуры. Благодаря напряженному состоянию активствие антиволноводного эффекта. В таких структурах ного слоя верхушка валентной зоны сильно расщеплена, удалось наблюдать эволюцию спонтанного излучения и фактически только одна из зон (тяжелых дырок) учапри накачке в 100 200 раз выше порога инверсии ствует в излучательных переходах. При малой толщине при 300 и 77 K. Оказалось, что при очень высокой число подзон размерно-квантованных состояний может степени заполнения квантовой ямы (начало заполнения быть сведено к одной для электронов и к одной–двум барьерных слоев) доминирующий спектральный пик не для дырок. Это существенно упрощает интерпретацию смещается, что противоречит ожидаемому ”красному” спектра. При достаточно высокой степени совершенства сдвигу в силу известной ренормализации запрещенной структуры влияние неоднородности, в частности, на зоны с ростом концентрации носителей [2,3]. Обращено спектральное уширение может быть сведено к пренебревнимание на тот факт, что форма спектра не описывается жимому уровню.

в рамках обычного подхода, использующего лоренцев Исследован образец той же структуры, что и в преформ-фактор для однородного уширения. Для проверки дыдущих работах [1,4]: он содержал слой In0.2Ga0.8As этих данных и их детального анализа было предпринято толщиной 6 ± 1 нм между слоями GaAs по 15 нм, играрасширение исследования в область более низких тем- ющими роль барьеров (другие, более второстепенные ператур. детали структуры, см. в [4]). Лазерные характеристики Излучение квантово-размерных структур InGaAs... были достаточно высокими: порог инверсии при 300 K составлял 80 100 А · см-2, пороговая плотность тока 190 А · см-2, коэффициент внутренних оптических потерь около 5 см-1.

2.2. Подавление стимулированного излучения В обычных условиях исследование спонтанного излучения в лазерных структурах ограничивается наблюдением генерации, при которой квазиуровни Ферми задерживаются на их пороговом значении. Поэтому диапазон концентрации носителей оказывается малым. Что касается структур для оптических усилителей, то в них этот диапазон больше, но спектр излучения подвержен влиянию суперлюминесценции, кроме того, усиленное спонтанное излучение также задерживает повышение квазиуровней Ферми. В этих отношениях для изуче- Рис. 1. Зависимость относительной спектральной плотности излучения P квантовой ямы InGaAs при 286 K. Ток накачки ния спонтанного излучения более удобны ”безмодовые” I, мА: 1 —1, 2 —2, 3 —5, 4 — 10, 5 — 50, 6 — 100, структуры, в которых конфигурация активной области 7 — 150, 8 — 200. Спектры 3, 4 сняты в режиме постоянного соответствует антиволноводу, где направляемые моды тока.

отсутствуют. В этом случае исключается даже влияние суперлюминесценции, как это показано в [1]. Срыв генерации и эффект отрицательного дифференциального усиления в таких структурах из-за антиволноводного Чтобы оценить концентрацию N2D достигаемую на вклада носителей описаны в [4,5]. В данной работе опыте, мы используем формулу N2D (Jd/eB)1/2, где образец имел узкую ( 2мкм) полосковую геометрию, в J — плотность тока, B — коэффициент излучательной которой генерация при 300 K не возникает. Для гашения рекомбинации. Число состояний в первой электронной генерации при низких температурах удалялся резонатор и дырочной подзонах составляет около 4 · 1012 см-2 (с путем травления тыльного зеркала. Благодаря этому учетом спинового вырождения). Если предположить, что удалось проследить спектры излучения при накачке, фактическая плотность тока составляет половину от нопревышающей обычный порог генерации примерно в минального значения (вследствие бокового растекания), 10 15 раз при комнатной температуре и более чем в а B = 5 · 10-10 см3 · с-1 при 300 K, то заполнению 50 раз при 4.2 K. подзон будет соответствовать ток I 100 мА. Это соВ такой структуре имеется трудность в определе- гласуется с нашим наблюдением, что при большем токе нии плотности тока и концентрации носителей из-за становится видимым излучение вторых подзон. Таким возможности бокового растекания. Судя по размерам образом, при изменении тока от 1 до 100 мА происходит, предположительно, возрастание N2D от 4 · 1011 до излучающего пятна, это растекание невелико, но все 4·1012 см-2. Свидетельством достижения высокого уровже дает неопределенность порядка 30 50%. Площадь ня заполнения состояний является появление второго сечения диода по основанию меза-полоски составила спектрального пика, расположенного на 105 мэВ выше 2.175·10-5 см2, это использовано в приводимых расчетах краевого излучения квантовой ямы.

плотности тока (номинальное значение). Фактическая Спектры излучения при температуре, близкой к комплотность тока через переход из-за растекания может натной, даны на рис. 1. Основной пик при 1.29 эВ просоставить 50% от этого номинального значения.

слеживается при всех токах, он соответствует переходам 1e-1hh между нижними состояниями в подзонах элек2.3. Измерения и их результаты тронов и тяжелых дырок (преобладает TE-поляризация).

Измерения проводились при постоянном токе накачки Нет спектрального сужения, напротив, спектр уширяется (до 20 мА) и при импульсном токе (до 200 мА) в ре- от 30 мэВ при 1 мА до 60 мэВ при 200 мА. Его положиме 1 мкс при скважности 103. При такой скважности жение не изменяется, если исключить кривые при 5 и средний разогрев был малым, так что тепловые влияния 10 мА, снятые при постоянном токе. На этих кривых были исключены. В отличие от этого на постоянном токе пик смещается в пределах 1.5 мэВ в длинноволновую более 5 мА уже происходило заметное нагревание током, сторону, по-видимому, вследствие нагрева током (это что установлено из сравнения положения спектральной смещение не подтверждается при дальнейшем увеличеполосы при постоянной и импульсной накачке. Пока- нии тока, но уже в импульсном режиме). Форма полосы зано, что спектральный пик практически не смещается видоизменяется главным образом за счет развития коротс током, если измерения выполнены при постоянной коволновой стороны, где при токе 150 и 200 мА появлятемпературе. ется пик 1.42 эВ. Он может быть связан с излучением Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 474 П.Г. Елисеев, И.В. Акимова на разрешенных переходах 2e-2hh между вторыми подзонами, которое оказывается близким по энергии фотона к излучению GaAs-барьеров. Между первым и вторым пиком нет сравнимых по интенсивности спектральных структур. Это означает, что вклад переходов 1e-1lh (TM-поляризация) и запрещенных переходов 1e-2hh и 2e-1hh достаточно мал. Таким образом, в диапазоне тока до 150 мА мы имеем дело с заполнением низших подзон.

При 150 мА и более начинается заметное заполнение вторых подзон и, возможно, GaAs-барьеров, что свидетельствует о достаточно высоком положении квазиуровней Ферми — много выше, чем энергия края 1e-1hh.

На рис. 2 показана эволюция спектров излучения при 4.2 K. Главный пик сместился к 1.375 эВ, что примерно отвечает температурной зависимости ширины запрещенной зоны. Его положение, как и при 286 K, не зависит от тока во всем интервале 1 200 мА. Главный максимум уширяется с током от 7.6 до 8.7 мэВ. Так же, как и при 286 K, спектр развивается в коротковолновую сторону, и при 150 мА становится виден второй пик при 1.48 эВ.

В отличие от 286 K, при низкой температуре и малом Рис. 3. Зависимость относительной спектральной плотности токе видны слабые структуры при 1.395, 1.415 и 1.44 эВ, излучения P от тока накачки I при 4.2 K. Длина волны излукоторые практически исчезают в коротковолновом плече чения, нм: 1 — 902, 2 — 904, 3 — 912. m соответствует при большом токе.

зависимости P Im.

Что касается коротковолнового крыла, его эволюция отражает продвижение квазиуровней Ферми в подзоны, и при 150 мА их разность должна достигать энергии, спектра показана в зависимости от тока на рис. 3. Надо соответствующей второму пику, т. е. 1.48 эВ. Иначе отметить почти линейный рост спектральной плотнопри малом kT невозможно объяснить заполнение столь сти в максимуме полосы (показатель ”сверхлинейновысоких состояний. При этом оказывается, что носители, сти” равен 1.19) и в длинноволновом крыле. Вместе со заполняющие нижние подзоны, рекомбинируют главным спектральным уширением это подтверждает отсутствие образом через состояния у края 1e-1hh, где спектральсуперлюминесценции. Отметим также практическое отная плотность излучения оказывается много больше, чем сутствие насыщения, которое можно было бы ожидать во всем интервале 1.40 1.50 эВ.

при вырожденном заполнении нижележащих состояний.

Форма длинноволнового крыла слабо зависит от тока.

Спектральная плотность излучения в разных участках 2.4. Правило Урбаха для спектров излучения Правило Урбаха состоит в том, что коэффициент поглощения экспоненциально зависит от энергии фотона на крае собственного поглощения [6]. Оно подтверждено в широкозонных материалах (монокристаллах и поликристаллах, как прямозонных, так и непрямозонных). Естественно связать это явление с форм-фактором, определяющим размытие края. В теории это и учитывается: развитая теория [7,8] объясняет правило Урбаха экситон-фононным столкновительным взаимодействием, размывающим экситонную линию у края собстенного поглощения. Очевидно, что для получения экспоненциального ”хвоста” поглощения форм-фактор должен иметь (с длинноволновой стороны по крайней мере) экспоненциальную асимптоту. Спектральная зависимость коэффициента поглощения описывается выражением Рис. 2. Зависимость относительной спектральной плотности (h) =0 exp (h - E0)/kT, (1) излучения P квантовой ямы InGaAs при 4.2 K. Ток накачки где 0 и E0 — параметры материала, — фактор I, мА: 1 —1, 2 —2, 3 — 10, 4 — 20, 5 — 100, 6 — 150, 7 — 200. Спектры 1, 4 сняты в режиме постоянного тока. ”крутизны”. Параметр экспоненты (энергия Урбаха) Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Излучение квантово-размерных структур InGaAs... = (d ln /dE)-1 = kT / зависит от температуры 3. Обсуждение результатов в силу вымораживания оптических фононов. Принято использовать для температурной зависимости формулу Из приведенных спектральных данных следует, что (см., например, обзор [9]), которую можно свести к виду схема переходов в квантовой яме достаточно проста (см. рис. 4). Возможное положение уровней соответству =( /2) cth ( /2kT ), (2) ет одной 1e-подзоне для электронов (край 2e-подзоны, по-видимому, оказывается в области континуума). Две где — энергия фонона, преобладающего в столкноподзоны имеются для дырок, 1hh и 2hh, разделенные вительных процессах, — параметр (константа) крутизпромежутком около 40 мэВ. Подзона 1lh также, поны. При достаточно низкой температуре имеем просто видимому, сливается с континуумом. При расчете схемы =( /2). Соотношение (2) также подтверждено на принято, что запрещенная зона в InGaAs равна 1.303 эВ многих широкозонных полупроводниках [9].

(при 4.2 K), и что отношение разрывов краев зон провоВажное обстоятельство состоит в том, что длинноволдимости и валентной Ec/Ev составляет 57 : 43.

новое крыло спектра излучения на протяжении 2 2.В [1] мы выполнили поляризационные исследования порядков величины представляет простой экспоненцианалогичных квантовых ям и нашли, что полоса 1e-1hh альный спад, наподобие того, который соответствует имеет преимущественную TE-поляризацию, тогда как правилу Урбаха для поглощения. Таким образом, излув TM-поляризации наблюдается более слабая широкая чение квантовой ямы также подчиняется этому правилу.

полоса с максимумом на 40 50 мэВ выше по энерПараметр наклона =(d ln /dE)-1, где — спектральгии фотона, чем TE-пик. Она сформирована не столько ная плотность излучения, несколько зависит от тока и излучением 1e-1lh, сколько TM-компонентой 1e-1hh, температуры (см. таблицу).

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.