WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 6 Низкотемпературная антистоксова фотолюминесценция в наноструктурах CdSe/ZnSe ¶ © М.Я. Валах, Н.В. Вуйчик, В.В. Стрельчук, С.В. Сорокин, Т.В. Шубина, С.В. Иванов, П.С. Копьев Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 03028 Киев, Украина Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 16 октября 2002 г. Принята к печати 28 октября 2002 г.) Интенсивная антистоксова фотолюминесценция наблюдалась при низких температурах в структуре CdSe/ZnSe с одиночными вставками CdSe номинальной толщины 1.5 и 0.6 монослоев в матрице ZnSe. При возбуждении с энергией фотонов, заметно меньшей энергетического положения максимума антистоксовой полосы, получена близкая к квадратичной зависимость ее интенсивности от мощности возбуждения, а при резонансном возбуждении — получена менее резкая зависимость. Механизм возбуждения антистоксовой фотолюминесценции интерпретирован на основе нелинейного процесса двухступенчатого двухфотонного поглощения через глубокие состояния дефектных центров, включающих катионные вакансии, локализованные на гетерогранице барьер–наноостровок.

1. Введение рогранице [1]. Эффективное перемешивание материалов барьера и квантовой ямы в гетероструктуре CdSe/ZnSe Полупроводниковые квантовые точки (КТ) на осно- наблюдалось ранее как для одиночной квантовой ямы, ве соединений AIIBVI и AIIIBV в полупроводниковых так и для сверхрешеток [3–5]. Отмечалось, что увелиматрицах являются перспективными материалами сочение диффузионной длины атомов Cd в этой системе временной оптоэлектроники, в частности, для создания обусловлено неравновесными условиями роста при исэффективных светоизлучающих диодов и лазеров с выпользовании метода молекулярно-пучковой эпитаксии и сокой квантовой эффективностью и рекордно малыми образованием при этом аномально высокой плотности плотностями накачки. Значительное число исследований катионных вакансий. Время жизни носителей, захватыв этой области направлено на изучение механизмов ваемых дефектами, может быть очень большим. При самоорганизованного роста квантовых точек. Так, для геналичии таких дефектов и достаточно быстрых центров теросистемы CdSe/ZnSe электронно-микроскопические излучательной рекомбинации в стационарном состоянии исследования [1] показали, что при осаждении слоев возможно излучение фотонов с большей энергией при CdSe с номинальными толщинами 0.5-3.0 монословозбуждении фотонами с меньшей энергией (антистокев (МС) при температурах 280C образуется двусово излучение).

мерный (2D) слой смешанного состава Zn1-x CdxSe Антистоксова ФЛ (АФЛ) наблюдалась в кристаллитолщиной 10-11 МС (1МС соответствует 0.283 нм).

ческих полупроводниках [6,7], пористом Si [8], колВ этом 2D слое образуются два превалирующих типа лоидальных полупроводниковых КТ [9], полупроводникогерентно-напряженных островков: обогащенные кадковых гетеропереходах и квантовых ямах [10–13], КТ мием малые островки ( 10 нм) с высокой плотноInAs [14] и КТ InP [15]. В большинстве этих работ стью ( 1011 см-2) и большие островки (30-130 нм) с для интерпретации физических механизмов процесса существенно меньшей плотностью ( 1010 см-2). Эти АФЛ привлекаются оже-процесс рекомбинации носивнутрислоевые 2D островки могут рассматриваться как телей [12,13] и нелинейный процесс двухступенчато„предвестники“ трехмерных (3D) островков. Поэтому го двухфотонного поглощения (ДФП) через реальные можно считать, что морфологический переход 2D-3D промежуточные состояния [6–11,14,15]. Для объемного в этом случае реализуется плавно, в отличие от резко GaAs [6], эпитаксиальных слоев GaAs и GaAlAs [7] порогового механизма Странского–Крастанова, хараки КТ InP [15] АФЛ интерпретировалась как процесс терного для большинства систем на основе полупродвухступенчатого оптического возбуждения электронноводников AIIIBV, где двумерный смачивающий слой дырочной пары через глубокие промежуточные уровни резко трансформируется в 3D островки.1 Значительное дефектов. Заметим, что в случае полупроводниковых уширение 2D слоя относительно номинальной толщины гетеропереходов и наноструктур с квантовыми ямами осаждаемого CdSe-слоя может быть обусловлено прои КТ эффективная АФЛ при двухступенчатом фотовозцессами интердиффузии и сегрегации Cd/Zn на гетебуждении, как через глубокие дефектные уровни, так ¶ E-mail: valakh@isp.kiev.ua и через уровни размерного квантования, наблюдалась Fax: (38044) обычно в области широкозонного материала. В настоВ работе [2] отмечалось, что специальным режимом термической ящей работе мы представляем результаты исследования активации можно стимулировать реализацию образования 3D островков. антистоксовой люминесценции наноструктур CdSe/ZnSe, Низкотемпературная антистоксова фотолюминесценция в наноструктурах CdSe/ZnSe в которых излучение реализуется в области вставки CdSe, формирующей более узкозонную по сравнению с ZnSe компоненту гетероструктуры. Исследовалась зависимость АФЛ от длины волны и интенсивности возбуждающего излучения.

2. Методика исследований Псевдоморфный рост эпитаксиальных структур CdSe/ZnSe осуществлялся методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) при температуре 280-300C на эпитаксиальном буферном слое GaAs (001), выращенном в соседней МПЭ-камере AIIIBV, вакуумно связанной с МПЭ-камерой AIIBVI. После стандартной Рис. 1. Спектры фотолюминесценции наноструктуры инициации роста ZnSe на GaAs в режиме эпитаксии CdSe/ZnSe с номинальной толщиной вставки CdSe 1.5 МС при с повышенной миграцией атомов (ЭПМ) осаждался возбуждении излучением Ar+-лазера: a — Eexc = 2.602 эВ;

буферный слой ZnSe толщиной 80 нм. Слои CdSe с b — Eexc = 2.41 эВ. T = 90 K. На вставке — зависимость номинальными толщинами 0.6 и 1.5 МС выращивались интенсивности I АФЛ (APL) от плотности мощности субмонослойным циклическим методом ЭПМ [16,17].

возбуждения при Eexc = 2.41 эВ в двойном логарифмическом Номинальные толщины слоев CdSe задавались числом масштабе.

циклов осаждения (по 0.3 МС за цикл), при прерывании роста на 10 с после каждого цикла. Выращивание образца завершалось осаждением защитного ограничии форма полосы ФЛ не изменяются, а ее полуширивающего слоя ZnSe толщиной 20 нм.

на несколько уменьшается ( E 5мэВ). Возбуждение В исследованиях ФЛ и комбинационного рассеяния антистоксовой люминесценции в нашем случае можно света (КРС) в качестве источника возбуждения испольинтерпретировать на основе двухступенчатого процесзовались различные линии излучения Ar+-лазера. Часть са возбуждения пары электрон–дырка через глубокие спектров ФЛ измерялась при возбуждении Xe-лампой.

дефектные уровни, включающие одно- и двухзарядные Спектры КРС и ФЛ измерялись на двойном спектрокатионные вакансии, локализованные преимущественно метре ДФС-24 с регистрацией по системе счета фона гетерогранице барьер–наноостровок. Для достаточно тонов. Точность определения спектрального положения плотного массива наноостровков, когда расстояние межрегистрируемых линий обеспечивалась одновременной ду ними сравнимо с размером отдельного островка (при регистрацией линий лазера и была не хуже 0.3 см-1.

номинальной толщине вставки CdSe 1.5 МС плотность малых островков 1011 см-2 и среднее расстояние между ними 15-20 нм [1]), существенным становится 3. Результаты и обсуждение их упругое взаимодействие, обусловленное проникновеНа рис. 1 приведены спектры ФЛ при температуре нием в подложку неоднородного поля напряжений, созT = 90 K наноструктуры CdSe/ZnSe с одиночной встав- даваемого островками. Это может приводить к эффекту кой CdSe номинальной толщиной 1.5 МС. При обычном геттерирования точечных дефектов из барьерных слоев высокоэнергетическом возбуждении (энергия фотонов ZnSe и наноостровков CdSe на их гетерограницы.

Eexc = 2.602 эВ, рис. 1, кривая a) в спектре ФЛ реги- Известно, что дефектные центры в ZnSe, включающие стрируется интенсивная полоса излучения наноостров- катионные вакансии, обнаруживают полосу поглощения ков CdSe с максимумом при 2.564 эВ и полушири- при 500 нм ( 2.48 эВ), связанную с двухзарядной -ной E 35 мэВ. Спектральное положение максимума вакансией Zn (VZn ), а также полосы при 885 нм полосы и ее асимметрия согласуются с результатами ( 1.4эВ) и 468 нм ( 2.65 эВ), приписываемые одно-недавних публикаций [16,18] и интерпретируются одно- зарядной вакансии Zn (VZn ) [19]. При этом наблюдаемая временным вкладом в спектр ФЛ излучения локализо- в спектрах ФЛ ZnSe широкая полоса излучения при ванных 2D экситонов в смачивающем слое Zn1-x CdxSe 620 нм ( 2.01 эВ) соответствует самоактивированно(высокоэнергетическое крыло) и излучения локализо- му излучению центра донор– двухзарядная вакансия Zn -ванных экситонов в малых внутрислоевых островках с (D-VZn ), а полоса при 720 нм (1.72 эВ) — излучелокальными максимумами концентрации Cd (низкоэнер- нию дефектного центра, включающего изолированную гетическое крыло). вакансию Zn [19]. Время жизни носителей, захваченных При возбуждении ФЛ фотонами с энергией, меньшей этими центрами, составляет 10-3 с. К сожалению, нам энергии максимума экситонной полосы ФЛ (энергия не удалось зарегистрировать в спектрах ФЛ обсуждафотонов Eexc = 2.41 эВ, рис. 1, кривая b), наблюдается емых однослойных структур излучение, обусловленное антистоксово излучение. При этом энергия максимума этими дефектными центрами. Тем не менее его удается Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 726 М.Я. Валах, Н.В. Вуйчик, В.В. Стрельчук, С.В. Сорокин, Т.В. Шубина, С.В. Иванов, П.С. Копьев надежно зарегистрировать на многослойных структурах фотонами с энергией 2.707 эВ (P 10 Вт/см2) составляCdSe/ZnSe, о чем будет детально сообщено в нашей ет несколько процентов.

следующей публикации. В качестве альтернативы рассмотренного возбуждеДля установления доминирующего механизма возбу- ния АФЛ мы проанализировали вариант с участием ждения антистоксова излучения мы исследовали зависи- электронных переходов на гетерогранице GaAs/ZnSe.

мость интенсивности АФЛ (I) от мощности возбужда- При этом мы исходим из энергетической близости зон ющего излучения (P). Поскольку эксперименты прово- проводимости GaAs и ZnSe (потолок валентной зоны дились при низких температурах, эффект термического в GaAs примерно на 1 эВ выше, чем в ZnSe), в силу чего электрон, возбуждаемый из валентной зоны GaAs, возбуждения носителей можно не учитывать.2 Кроме может попасть в зону проводимости ZnSe, а затем того, поскольку при измерениях использовались низкие после диффузии и в яму CdSe. Появление дырки в яме мощности возбуждающего излучения (P < 400 Вт/см2), вкладом возможного прямого двухфотонного процес- возможно за счет перехода ее из валентной зоны ZnSe, где она может быть создана фотовозбуждением электроса поглощения также можно пренебречь. Кроме того, на в валентную зону GaAs. Однако такому сценарию следует отметить, что для полупроводников AIIBVI, а противоречат следующие соображения.

том числе и ZnSe, характерно расположение уровня 1) В прямозонном GaAs время жизни фотовозбужденФерми вблизи середины запрещенной зоны, и поэтому ных электронов достаточно мало, поэтому для двухстуследует ожидать, что дефектные центры, включающие пенчатого возбуждения должны были бы понадобитькатионные вакансии, исходно заполнены электронами.

Поэтому в качестве первого этапа процесса возбужде- ся относительно большие мощности фотовозбуждения, чтобы превысить конкурирующий канал рекомбинации ния АФЛ можно рассматривать поглощение фотона в самом GaAs. В нашем случае АФЛ наблюдалась при таким долгоживущим примесным центром с рождением P < 10 Вт/см2.

неравновесных электронов в зоне проводимости барьера ZnSe (и(или) смачивающего слоя ZnCdSe). При после- 2) Мы не наблюдаем даже слабой АФЛ от барьера ZnSe, которая вполне вероятна при таком альтернативдующей их термализации они могут быть захвачены на более низкие уровни размерного квантования нано- ном процессе.

3) Даже при повышении мощности фотовозбуждения островков. На следующем этапе под действием света на один–два порядка нам не удалось зафиксировать в электроны из валентной зоны ZnSe барьерного (и(или) спектре фононного КРС от GaAs-подложки ожидаемых смачивающего) слоя переходят на дефектные центры, в таком случае эффектов плазмон-фононного взаимодейа образовавшиеся дырки захватываются на уровни разствия.

мерного квантования потенциальной ямы наноостровНами проведены также исследования спектров ФЛ ков и происходит процесс излучательной рекомбинации этих структур при резонансном возбуждении в низкопары носителей. Поскольку при низкой температуре энергетическое крыло полосы излучения (Eexc = 2.54 эВ, ширина запрещенной зоны барьера ZnSe составляет рис. 2). При этом регистрируется ФЛ как в стоксовой, 2.8 эВ, то при возбуждении АФЛ фотонами с энергией так и в антистоксовой областях спектра. В стоксовой об2.41 эВ участвующий в двухступенчатом возбуждении ласти проявилась полоса с максимумом при 2.522 эВ энергетический уровень расположен ниже (выше) края и полушириной 5 эВ. Мы связывает ее с экситонной зоны проводимости (валентной зоны) барьера ZnSe по рекомбинацией резонансно возбуждаемого ансамбля накрайней мере на 0.4 эВ. Эффективность двухступенчаноостровков определенного размера и состава. В пользу того двухфотонного поглощения может возрастать с экситонной природы полосы свидетельствует небольшая увеличением плотности этих промежуточных состояее полуширина и неизменность энергетического положений. Для результирующей интенсивности АФЛ следует ния с увеличением мощности возбуждения.

ожидать квадратичную зависимость от плотности возИспользуя известную зависимость энергетического буждения при достаточно низких значениях последней положения максимума излучения в спектрах катодо(см., например, [10]). На вставке рис. 1 эта зависимость люминесценции от размеров островков и содержания представлена для образца с номинальной толщиной в них Cd, полученную в рамках модели квантового вставки CdSe 1.5 МС в двойном логарифмическом масдиска [20], мы оценили отвечающую обсуждаемой поштабе и действительно соответствует прямой с наклолосе концентрацию Cd. Она составляет x 0.4, что ном, близким к 2. Следует отметить, что при обычзаметно превышает значение для образцов с такой же ном высокоэнергетическом возбуждении была получена номинальной толщиной вставки [1], но выращенных практически линейная зависимость интенсивности ФЛ в менее равновесной моде обычного МПЭ-осаждения.

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.