WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 6 Низкотемпературная время-разрешенная фотолюминесценция в квантовых ямах InGaN/GaN © А.В. Андрианов, В.Ю. Некрасов, Н.М. Шмидт, Е.Е. Заварин, А.С. Усиков, Н.Н. Зиновьев, М.Н. Ткачук Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 6 декабря 2001 г. Принята к печати 18 декабря 2001 г.) Приведены результаты исследования низкотемпературной время-разрешенной фотолюминесценции в структурах In0.2Ga0.8N/GaN, нелегированных и легированных кремнием, содержащих 12 квантовых ям шириной 60, разделенных барьерами шириной 60, выращенных методом MOCVD на сапфировых подложках. Наблюдаемые свойства фотолюминесценции: высокоэнергетический сдвиг максимума с ростом интенсивности накачки, низкоэнергетический сдвиг с возрастанием времени задержки, степенной закон затухания фотолюминесценции типа t- — объяснены проявлением двумерной донорно-акцепторной рекомбинации. Приведены оценки суммарной энергии связи донорного и акцепторного центров, которая составляет 340 и 250 мэВ соответственно для легированных кремнием и нелегированных квантовых ям.

Обсуждается роль мозаичной структуры, типичной для III-нитридов гексагональной модификации, как фактора, способствующего образованию донорно-акцепторных пар.

1. Введение моделей. Более того, в ряде случаев можно встретить противоречия внутри той или иной модели, привлекаеГетероструктуры и структуры с квантовыми яма- мой для обсуждения даже узкой группы экспериментальми (КЯ) на основе системы InGaN/GaN в настоящее вре- ных данных. В силу этого дальнейшие исследования и установление механизмов, ответственных за спонтанное мя интенсивно исследуются в связи с необходимостью излучение в реальных приборных структурах, является увеличения срока службы лазеров ультрафиолетового актуальной задачей.

диапазона, расширения спектрального диапазона полуВ настоящей работе приводятся результаты исслепроводниковых лазеров [1,2], а также в связи с примедований время-разрешенной фотолюминесценции (ФЛ) нением этих структур в приборах полупроводниковой в структурах с многочисленными квантовыми ямами электроники нового поколения, способных функциониInGaN/GaN, полученных методом MOCVD на сапфироровать в условиях высоких температур [3].

вых подложках, как легированных кремнием, так и не Оптические свойства и, в частности, фото- и легированных специально.

электролюминесценция структур с квантовыми ямами Inx Ga1-xN/GaN исследовались в значительном числе работ [4–16]. В ряде публикаций [8–10] люминесценция 2. Экспериментальные детали в КЯ InGaN/GaN объяснялась рекомбинацией размерно-квантованных электронов и дырок, подверженных Структуры были получены методом MOCVD низкого сильному влиянию встроенного пьезоэлектрического подавления на подложках Al2O3 ориентации (0001) и ля, возникающего за счет деформации материала квансодержали слой GaN толщиной 2.5 мкм, слой In0.1Ga0.9N товой ямы. С другой стороны, сообщалось также [11,12], толщиной 250, 12 квантовых ям In0.2Ga0.8N/GaN шичто пьезоэлектрическое поле действительно существует риной по 60, ширины барьеров также 60, затем в структурах с одиночными квантовыми ямами (КЯ) и слой GaN толщиной 0.1 мкм. Результаты характерипрактически отсутствует в случае структур, содержащих зации полученных структур методом просвечивающей многочисленные квантовые ямы, вследствие релаксации электронной микроскопии свидетельствуют о высоком напряжений. Модель рекомбинации экситонов, локакачестве интерфейсов InGaN/GaN. Детали, связанные с лизованных на флуктуациях твердого раствора, также технологией создания структур, описаны в [17]. Исслепривлекается для объяснения эффективной люминес- довались два типа структур: легированные кремнием до ценции InGaN/GaN КЯ [13–16]. Согласно этой модели, уровня 1018 см-3 и не легированные специально.

флуктуации концентрации индия создают потенциаль- Фотолюминесценция возбуждалась излучением имные минимумы для экситонов или даже „квантовые пульсного азотного лазера (ex = 337 нм), работающего точки“ в плоскости квантовой ямы, которые захваты- с частотой 400 Гц при длительности импульса 6 нс.

вают экситоны и действуют как эффективные центры Уровень оптического возбуждения варьировался в инизлучательной рекомбинации. Однако вся совокупность тервале 0.6-4 ·104 Вт/см2, что достигалось применением имеющихся экспериментальных фактов по свойствам калиброванных нейтральных фильтров. Фотолюминеслюминесценции в КЯ InGaN/GaN до конца не может ценция измерялась с помощью двойного дифракционнобыть объяснена в рамках какой-либо одной из этих го монохроматора ДФС-24 и фотоумножителя ФЭУ-100, 680 А.В. Андрианов, В.Ю. Некрасов, Н.М. Шмидт, Е.Е. Заварин, А.С. Усиков, Н.Н. Зиновьев...

отличающегося высокой чувствительностью и относительно равномерной кривой спектральной чувствительности в фиолетовой и ультрафиолетовой области спектра. Время-разрешенные спектры ФЛ и кинетики затухания излучения были получены с помощью измерительной системы на основе бокс-кар интегратора BCI-290, связанного с компьютером. Полное временное разрешение системы регистрации составляет примерно 10 нс.

Основные измерения проводились при температуре жидкого гелия (4.2 K), но некоторые контрольные эксперименты проводились также и при T = 78 и 300 K.

3. Результаты эксперимента и их обсуждение При слабой накачке (0.6 Вт/см2) спектр излучения КЯ, измеренный в максимуме лазерного импульса (рис. 1, a), представляет собой полосу с максимумом при 2.784 эВ и полушириной 83 мэВ. Низкочастотное плечо в спектре излучения обусловлено, вероятно, фононным повторением основной линии при 2.784 эВ. Можно видеть небольшое смещение (не более 30 мэВ в диапазоне накачек 0.6-4 · 104 Вт/см2) максимума полосы ФЛ в коротковолновую область спектра при увеличении интенсивности фотовозбуждения. Наблюдается также некоторое уширение полосы ФЛ с ростом накачки. Эти Рис. 1. Зависимость ФЛ в легированных кремнием КЯ закономерности в изменениях спектра ФЛ с ростом InGaN/GaN от интенсивности возбуждения. T = 4.2 K, нулеинтенсивности возбуждения приведены на рис. 1, b. вая задержка. ФЛ нормирована на максимальный сигнал, и спектры, соответствующие разным интенсивностям накачки, „Фиолетовый“ сдвиг спектра люминесценции КЯ смещены по вертикали. a — нормированные на максимальInGaN/GaN с ростом интенсивности накачки наблюный сигнал спектры ФЛ при разных уровнях накачки, Вт/см2:

дался в большом числе публикаций. Одно из воз1 —0.6, 2 — 120, 3 —4 · 104. b — положение максимума можных объяснений этой закономерности состоит в полосы ФЛ и ее полуширина как функции интенсивности экранировании встроенного пьезоэлектрического поля возбуждения.

неравновесными носителями заряда, генерируемыми в результате оптического возбуждения [8,9,18]. Действительно, такое экранирование приводило бы к подавлению квантово-размерного эффекта Штарка в кванто- излучения, имеющие место при сравнительно низких инвой яме, что вызывало бы соответствующее смещение тенсивностях фотовозбуждения ( 102 Вт/см2). Впользу спектральной линии ФЛ в „фиолетовую“ область. При модели локализованных экситонов авторы [14,22] притаком подавлении квантово-размерного эффекта Штарка водят характерную зависимость времени затухания ФЛ должно было бы наблюдаться также сужение линии от энергии излучения, которая качественно похожа на излучения, что имеет место, например, в случае одиноч- зависимость, наблюдаемую в случае рекомбинации локаных квантовых ям GaAs/AlGaAs [19]. В эксперименте со лизованных экситонов в твердых растворах AIIBVI [23].

структурами, содержащими многочисленные квантовые Подход к анализу временных свойств ФЛ, аналогичный ямы InGaN/GaN, наблюдается уширение полосы излуче- примененному в [14,22], для образцов КЯ InGaN/GaN, ния с ростом интенсивности возбуждения (рис. 1). Дру- исследованных в настоящей работе, дает величины изгое объяснение высокоэнергетического сдвига спектра лучательного времени жизни локализованных экситонов излучения с ростом интенсивности накачки основывает- порядка 60-70 нс, что не представляется реалистичным.

ся на эффекте заполнения локализованных „хвостовых“ Эти факторы не позволяют отнести наблюдаемую ФЛ состояний [20,21] неравновесными носителями заряда. к рекомбинации локализованных экситонов. С другой В работах [13,14] в качестве причины эффективной ФЛ стороны, высокоэнергетический сдвиг максимума ФЛ с в КЯ InGaN/GaN рассматривалась рекомбинация экси- ростом накачки можно было бы связать с проявлением тонов, локализованных на флуктуациях состава твердо- рекомбинации донорно-акцепторных (ДА) пар. Возможго раствора. Однако в рамках этой модели довольно ны две причины сдвига полос излучения ДА пар в трудно объяснить наблюдаемые изменения в спектрах сторону высоких энергий при увеличении интенсивности Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Низкотемпературная время-разрешенная фотолюминесценция в квантовых ямах InGaN/GaN степенному, а именно IPL(t) t-. Эта закономерность имеет место во всем спектре ФЛ, хотя параметр зависит от энергии. Параметр близок к 2 при энергиях излучения ниже 2.78 эВ, т. е. в области, где сконцентрирована основная доля ФЛ квантовых ям. Надо отметить, что степенной закон затухания ФЛ типа t-2 есть характерное свойство донорно-акцепторной рекомбинации в полупроводниках [27]. Время-разрешенные спектры ФЛ (рис. 3) также демонстрируют поведение, характерное для ДАР. Наблюдается низкоэнергетический сдвиг спектра ФЛ с ростом временной задержки между максимумом лазерного импульса и моментом регистрации ФЛ.

По нашему мнению, наблюдаемые свойства ФЛ могут быть объяснены проявлением ДАР в исследуемых КЯ InGaN/GaN. Такие донорно-акцепторные пары Рис. 2. Кривые затухания фотолюминесценции для лемогут быть обусловлены донорными и акцепторными гированных кремнием КЯ InGaN/GaN. ФЛ нормирована центрами, локализованными в пределах одной КЯ, но на максимальный сигнал. T = 4.2K; Iex = 0.6Вт/см2.

распределенными в плоскости КЯ. Данную рекомбина1 — лазерный импульс, 2 — ФЛ при 2.83 эВ, 3 —ФЛ цию можно отнести к двумерной донорно-акцепторной при 2.81 эВ, 4 — ФЛ при 2.77 эВ, 5 — ФЛ при 2.70 эВ.

рекомбинации (2Д-ДАР). Возможно также участие в рекомбинации центров, принадлежащих разным ямам.

В последнем случае донорно-акцепторная рекомбинация была бы аналогом трехмерной ДАР.

Энергия излучаемых фотонов при ДАР может быть представлена в следующей форме [27]:

= Eg - (Ea + Ed) +e2/R, (1) где Eg — ширина запрещенной зоны, Ea и Ed —энергии связи акцепторного и донорного центров соответственно, — статическая диэлектрическая проницаемость, R — расстояние между центрами. В случае 2Д-ДАР величина Eg должна быть модифицирована с учетом размерного квантования электронов и дырок:

c v Eg = Eg(0) +n=1 + n=1, (2) Рис. 3. Время-разрешенные спектры ФЛ в легированных кремгде Eg(0) — ширина запрещенной зоны твердого растнием КЯ InGaN/GaN при различных временных задержках tD.

c v вора Inx Ga1-x N, n=1 и n=1 — энергии размерноСпектры нормированы на максимальный сигнал. T = 4.2K;

го квантования на первом уровне для электронов и Iex 104 Вт/см2. tD, нс: 1 —0, 2 — 100, 3 — 450.

дырок соответственно. Данные работы [28] позволяют принять Eg(0) равным 3.07 эВ для твердого раствора In0.2Ga0.8N. Энергии размерного квантования для фотовозбуждения. Во-первых, в случае стационарного электронов и дырок в КЯ шириной 60 могут быть фотовозбуждения имеет место эффект возрастания роли рассчитаны по методу, описанному, например, в [29].

близких пар в ДА рекомбинации с ростом накачки, Принимая разрывы в валентной зоне и зоне проводирассмотренный, например, в [24,25]. Во-вторых, возмо- мости соответственно равными 120 и 380 мэВ [28,30] и жен эффект „сглаживания“ неравновесными носителя- принебрегая связыванием состояний электронов и дырок ми случайного потенциального рельефа, вызванного в в соседних ямах (что является, по-видимому, неплохим свою очередь высокой концентрацией примесных цент- приближением, поскольку многие параметры материаров, что наблюдалось, например, для полосы донорно- ла, включая эффективные массы, точно не известны), c v акцепторной рекомбинации (ДАР) в сильно компенси- получаем величину равную 39 мэВ для n=1 + n=1 и рованном GaAs [26]. Последний эффект должен иметь соответственно 3.11 эВ для Eg параметра.

место также и при нестационарном фотовозбуждении. Время-разрешенные спектры ФЛ, измеренные при На рис. 2 показаны кривые затухания фотолюминес- значительных временах задержки позволяют определить ценции, измеренные при разных энергиях. Видно, что Eg - (Ea + Ed) и, следовательно, дают возможность кинетики затухания имеют сильно неэкспоненциальный определить энергии центров, принимающих участие характер. Закон затухания излучения скорее близок к в ДАР. При этих условиях ФЛ будет определяться в Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 682 А.В. Андрианов, В.Ю. Некрасов, Н.М. Шмидт, Е.Е. Заварин, А.С. Усиков, Н.Н. Зиновьев...

основном далекими парами, и кулоновский член в (1) будет малым. Такой метод определения величины Ea +Ed был недавно продемонстрирован для GaN [31]. Из рис. 3 видно, что время-разрешенные спектры ФЛ имеют заметный низкоэнергетический сдвиг только при временах задержки менее 100 нс. Дальнейшее увеличение времени задержки практически не приводит к смещению полосы ФЛ. Поэтому из максимума спектра ФЛ, соответствующего большому времени задержки и все еще измеряемому с приемлемым соотношением сигнал/шум (450 нс, как видно из рис. 3), мы получаем для энергии Eg - (Ea + Ed) величину порядка 2.77 эВ для легированных кремнием КЯ InGaN/GaN. Следовательно, суммарная энергия донорного и акцепторного центра Рис. 4. Вольт-амперные характеристики светодиодных струкоказывается 340 мэВ. Эта энергия не кажется необычтур с КЯ InGaN/GaN. 1 — прямая ветвь, 2 — обратная ной, поскольку подобные примесные центры наблюдаветвь ВАХ. Точки — эксперимент, штриховые линии — ются в GaN [31,32]. В рамках модели ДАР сильный расчетные экспоненциальные компоненты туннельного тока:

стоксов сдвиг между спектром краевого поглощения и I1 = I01 exp(eV /E1), I2 = I02 exp(eV /E2), где параметры Eспектром ФЛ, отмечаемый для КЯ InGaN/GaN многими и E2 не зависят от температуры и оказываются равными авторами (см., например, [33,34]), находит естественное соответственно 180 и 58 мэВ.

объяснение.

Донорные и акцепторные центры, ответственные за ДАР в исследованных в настоящей работе КЯ параметром E0, не зависящим от температуры. ТуннельInGaN/GaN, могут быть связаны как с примесями, так и ный характер токов в структурах с КЯ InGaN/GaN, по с дефектами кристаллической структуры. Представляетмнению авторов [41], обусловливается донорно-акцепся также, что донорно-акцепторная рекомбинация в КЯ торным механизмом рекомбинации.

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.