WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 7 Дальнее инфракрасное стимулированное и спонтанное излучение в одноосно-деформированном бесщелевом Hg1-xCdxTe © Е.Ф. Венгер, С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, С.В. Старый, Г.А. Шепельский Институт физики полупроводников Национальной академии наук Украины, 03028 Киев, Украина (Получена 24 января 2000 г. Принята к печати 27 января 2000 г.) В одноосно-деформированном бесщелевом Hg1-xCdxTe (x = 0.10 0.14) в условиях ударной ионизации электрическим полем обнаружено вынужденное излучение в диапазоне 80-100 мкм. Скачок излучения происходит при пороговых значениях упругой деформации и электрического напряжения и сопровождается скачком тока в образце. Получены также полевые и деформационные зависимости интенсивности спонтанного излучения. Предложен механизм наблюдаемого эффекта с учетом трансформации энергетических зон и примесных акцепторных уровней направленной упругой деформацией.

Введение глощения при квазиравновесной инверсной заселенности электронно-дырочных пар, которая описывается фермиИсследование вынужденного излучения в далекой ин- распределением в c- и v-зонах. Этот механизм может фракрасной (ИК) области (что соответствует ТГц ча- быть реализован при инжекции или оптической накачке, стотам) проводились в течение последнего десятиления однако рассчитанная пороговая концентрация носителей в слабо легированном p-Ge. В этом случае инверс- для режима вынужденного излучения оказалась весьма ная заселенность носителей создавалась в скрещенных высокой.

электрическом и магнитном полях, а оптические пеДругой механизм инверсной заселенности в случае реходы происходили между вырожденными подзонами одноосно-деформированного бесщелевого Hg1-xCdxTe легких и тяжелых дырок (см. обзор [1]). О наблюдении предлагается в настоящей статье. В режиме ударной интенсивного стимулированного излучения в одноосноионизации, вызванной приложенным внешним электридеформированном p-Ge сообщалось в [2]. Одноосное ческим полем, в c-зоне возникает распределение высонапряжение вызывает трансформацию энергетического коэнергетических электронов, в то время как дырки лоспектра свободных и связанных на акцепторах дырочных кализуются около экстремума v-зоны. Из-за трансформаэнергетических состояний, в частности существенное ции примесных состояний одноосным напряжением нижрасщепление уровней энергии. В своей недавней работе ний из расщепленных акцепторных уровней пересекает авторы [2] на основании спектральных исследований и вершину v-зоны, и вклад в рекомбинацию от непрямых теоретических расчетов идентифицировали пики стимулированного излучения, связав их с оптическими переходами через резонансные состояния акцепторов [3].

В настоящей работе впервые сообщается о наблюдении интенсивного дальнего ИК излучения в однооснонапряженном бесщелевом полупроводнике Hg1-xCdxTe p-типа в условиях ударной ионизации сильным электрическим полем.

При наложении одноосного напряжения происходит существенная трансформация энергетического спектра бесщелевого полупроводника (БП) [4,5]. Она заключается в образовании зависящей от величины напряжения энергетической щели между c- и v-зонами при k = 0, а также петли экстремумов v-зоны при k = kc (см. рис. 1).

Здесь k и k — волновые векторы в продольном и поперечном направлении по отношению к оси деформации (для изотропного зонного спектра) и kc — значение в боковом экстремуме v-зоны. Преобразование энергетического спектра БП отчетливо проявляется через особенности гальваномагнитных и рекомбинационных явлений в одноосно-напряженном кристалле [6,7].

Рис. 1. Трансформация энергетического спектра бесщелевого Переходы в далекой ИК области между подзонами БП, Hg1-xCdxTe (x = 0.14) одноосной деформацией при T = 4.2K.

расщепленными деформацией, изучались теоретически a — P = 0; b — P = 2.5кбар, P [001]. Стрелки представляв [8]. Была обсуждена возможность отрицательного по- ют прямые и непрямые излучательные переходы.

792 Е.Ф. Венгер, С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, С.В. Старый, Г.А. Шепельский межзонных излучательных переходов резко возрастает.

В результате оказывается возможной реализация режима вынужденного излучения.

Эксперимент Исследовались образцы p-типа бесщелевого Hg1-xCdxTe (x = 0.10 0.14) с концентрацией электрически активных примесей NA-ND = 6 · 1015-2 · 1016 см-(при 77 K). Особое внимание было уделено изготовлению образцов со строго параллельными гранями. Отклонение от параллельности не превышало 1 1.5. Упругое напряжение P и электрическое поле E прикладывались вдоль двух кристаллографических направлений [100] и [112]. Электрическое напряжение до E < 60 В/см с длительностью импульса порядка 1 мкс прикладывалось через контакты из индия, размещенные на узких сторонах образца на расстоянии 3 5 мм.

Длина образцов вдоль оси сжатия составляла 6 8 мм, их сечение — 0.5 0.8мм2.

Величина прикладываемого упругого напряжения находилась в пределах P = 0 3 кбар. Измерения проводили при температуре жидкого гелия. Излучение регистрировалось фотоприемником Ge(Ga) с максимумом чувствительности на длине волны излучения 100 мкм.

Рис. 3. Зависимость интенсивности спонтанного излучеЗависимость удельного электрического сопротивления (a) и электрического тока (b) от напряженности электриния и коэффициента Холла RH образцов Hg1-xCdxTe от ческого поля E для различных величин деформации P, кбар:

одноосного напряжения P в слабом постоянном электри1 —0 и 0.5, 2 —1.0, 3 —1.5, 4 —2.0, 5 —2.5; P [001], ческом поле представлена на рис. 2. Резкие измения и T = 4.2 K. Образец тот же, что и на рис. 2.

RH имеют простое объяснение. В отсутствие упругого напряжения валентная зона и зона проводимости БП вырождены в точке k = 0. Акцепторные состояния формируют примесную зону на энергетическом расстоянии EA = 5 6 мэВ выше вершины валентной зоны и оказываются таким образом в зоне проводимости, т. е.

становятся резонансными. В этом случае уровень Ферми фиксируется в акцепторной зоне EF = EA.

Доноры же, как следует из многочисленных низкотемпературных экспериментов, остаются в Hg1-xCdxTe ионизованными вплоть до самых низких температур. Поэтому проводимость образца бесщелевого p-Hg1-xCdxTe при низких температурах определяется не дырками, а свободными электронами с концентрацией n =(eRH)-1.

В исследованном образце n = (2 3) · 1015 см-3.

Подвижность электронов, определяемая из соотношения µn = |RH/|, равна для приведенного случая 6 · 105 см2/В · с. Отрицательный знак RH указывает на электронный тип проводимости кристаллов в таких условиях. С приложением одноосного напряжения акцепторный уровень, следуя за вершиной валентной зоны, попадает в образованную деформацией энергетическую щель (см. рис. 1). При этом электроны вымораживаются на акцепторные состояния. В результате концентрация Рис. 2. Деформационные зависимости удельного электрисвободных электронов экспоненциально убывает, что и ческого сопротивления и коэффициента Холла RH для приводит к наблюдаемым в эксперименте резким измеHg1-xCdxTe с x 0.14, T = 4.2 K. Коэффициент Холла измерен при H = 5кЭ. нениям и RH.

Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Дальнее инфракрасное стимулированное и спонтанное излучение... Особенно заметной суперлинейность становится при E = 40 50 В/см. Наблюдаемую зависимость можно объяснить увеличением концентрации свободных электронов. Действительно, в отсутствие энергетической щели собственная концентрация носителей тока ni в БП увеличивается с электрическим полем как ni E3/2.

Некоторый вклад в вид характеристики J(E) может также вносить полевая зависимость подвижности µn(E).

В случае рассеивания на ионизированных примесях 3/µn EF, тогда как при существенном разогреве электронов µn Te3/2 (Te — эффективная температура электронов). В диапазоне же больших упругих напряжений фактор увеличения собственной концентрации становится несущественным из-за образованного деформацией большого энергетического зазора между зонами (при P = 2.5кбар Eg 25 мэВ) и положения резонансного акцепторного уровня в этом зазоре (рис. 1).

Поэтому незначительная нелинейность I(E) и J(E) здесь определяется лишь слабой зависимостью µn(E).

Интересно отметить, что на кривых зависимости интенсивности излучения I(E) в диапазоне P > 1.5кбар наблюдаются острые пики, которые проявляются лишь в процессе наращивания деформации. Они не выявляют себя в стационарных условиях. При последующих наложениях упругой деформации положения пиков на шкале деформации и их интенсивность изменяются. При этом в зависимостях электрического тока J(E) никаких скачков не обнаруживается. Наблюдаемые пики излучения можно объяснить срывом и электрическим пробоем дислокаций во время наложения одноосного напряжения.

Происхождение этих пиков в дальнейшем обсуждаться не будет из-за недостатка экспериментальных данных.

При пороговых величинах упругой деформации и электрического поля (P = 2.5 2.7кбар, E = 50 55 В/см) в диапазоне чувствительности фотоприемника наблюдается резкое, практически на 3 порядка, увеличение интенРис. 4. Скачок интенсивности излучения (a) и электрического сивности излучения (рис. 4). Скачок излучения сопротока (b) для Hg1-xCdxTe при P = 2.5кбар, P [001], вождается скачком тока, который, однако, был намного T = 4.2 K. Образец тот же, что и на рис. 2.

слабее: всего в 4 6 раз. Наблюдаемые зависимости оказались обратимыми и повторялись при последующих наложениях P или E. Наличие порога в значениях P и E, На рис. 3 представлены зависимости интенсивности I большая интенсивность сигнала, корреляция этих пороспонтанного излучения в дальнем ИК диапазоне (длигов в сигналах тока и излучения, а также определяющая на волны около 100 мкм) и тока J через образец от роль параллельности граней и состояния поверхности напряженности импульсного электрического поля при кристалла для регистрации излучения свидетельствуют о различных значениях упругого напряжения. Все измеего стимулированном характере. Резкое увеличение тока, рения проводились для напряженностей электрического возникающее одновременно с появлением вынужденного поля, превышающих порог пробоя мелких примесей. При излучения, показывает на существенную роль в этом E = 3 5 В/см практически все электроны, ранее вымопроцессе зона-зонной ударной ионизации.

роженные на акцпепторные состояния, из-за примесного пробоя ионизируются и попадают, таким образом, вновь Теория. Обсуждение результатов в зону проводимости.

Существенное увеличение тока и интенсивности спон- эксперимента танного излучения с ростом электрического поля имеет место в диапазоне слабых упругих деформаций Принимая во внимание особенности зонной структуры (0 0.5кбар), где наблюдается суперлинейность ха- одноосно-деформированного БП, рассмотрим возможрактеристик I(E) и J(E) уже для E > 10 В/см. ные оптические переходы, отвественные за излучение Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 794 Е.Ф. Венгер, С.Г. Гасан-заде, М.В. Стриха, С.В. Старый, Г.А. Шепельский в далекой ИК области спектра (энергия фотона — порядка 10 мэВ). Прежде всего следует обратить внимание на то, что для упругих напряжений P 2.5кбар прямым переходам между c-зоной и вершиной v-зоны для Hg1-xCdxTe с составами x = 0.10 0.15 соответствуют энергии порядка 60 80 эмВ[7] (см. рис. 1). Поэтому при рассмотрении спектров наблюдаемого в наших экспериментах излучения для упругих напряжений, превышающих 1 кбар, следует принимать во внимание только излучательные переходы из зоны проводимости на уровни акцепторного типа (закон сохранения импульса в этом случае ”снимается” ввиду размытости акцепторной волновой функции в импульсном пространстве).

Вероятность перехода электрона из состояния (c p), где — спиновый индекс, p — квазиимпульс, в акцепторное состояния (a) при этом орпеделяется известной формулой, являющейся следствием формулы Кубо (см., например, [9]):

Рис. 5. Трансформация зонного спектра и акцепторного уровня в бесщелевом Hg1-xCdxTe с x = 0.14 (согласно [6]), (2e)-1 - R (cp) = q c p|Veqµ|a вызванная упругой деформацией.

V qµ (Ecp - EA - q)[1 - f (EA)]. (1) Зависимость положения акцепторных энергетических Здесь q и µ — волновой вектор и индекс поляризации уровней от деформации, представленная на рис. 5, взяизлучаемого (с частотой q и ортом поляризации eqµ) та из [6]. При значениях механического напряжения фотона, V — кормировочный объем, — диэлектриp = 2.5 кбар более низкое из расщепленных состояческая проницаемость (мы полагаем ее изотропной), ний (состояние E+) пересекает вершину v-зоны и из V — оператор скорости, f (E) — функция распределения локализованного становится резонансным. В силу заэлектронов, Ecp — энергетический спектр электронов.

висимости (3) матричный элемент в выражении (1) Последнее слагаемое в квадратных скобках в (1) опив этом случае резко возрастает. В условиях ударной сывает вероятность заполнения акцепторного состояния ионизации резонансные состояния в указанной области дыркой.

упругих напряжений оказываются занятыми дырками.

В дальнейшем мы подставляем в матричный элемент Поэтому интенсивность излучательных переходов будет в (1) акцепторную волновую функцию в виде разложения резко увеличиваться.

по свободным дырочным функциям (v p ):

Рассматриваемый механизм оптических переходов мо1 жет объяснить появления интенсивного излучения в диаa = CV V p. (2) p пазоне энергии порядка 10 мэВ. Для более детального V p рассмотрения природы излучательного механизма неТаким образом, задача о нахождении темпа излу- обходимы дополнительные исследования. Прежде всего следует получить спектральное распределение наблюдачательного перехода практически сводится к задаче о нахождении коэффициентов разложения CV. Эти ко- емого излучения, а также вид неравновесной функции p эффициенты могут быть вычислены в рамках моде- распределения носителей тока при ударной ионизации.

ли потенциала нулевого радиуса, которая к случаю В заключение авторы выражают искреннюю признаодноосно-деформированного полупроводника была прительность И.В. Алтухову и М.С. Кагану за предоставленменена в [10].

ную возможность проведения измерений и Ф.Т. ВасьНе приводя подробностей достаточно громоздких в ко за плодотворное обсуждение экспериментальных этом случае выкладок, отметим только, что коэффициенрезультатов.

ты разложения CV в выражении (2) пропорциональны:

p Список литературы CV (3) p EVp - EA [1] А.А. Андронов. ФТП, 21, 1153 (1987).

(это выражение является общим следствием модели [2] И.В. Алтухов, М.С. Каган, В.П. Синис. Письма ЖЭТФ, 47, Костера–Слэттера). Поэтому при пересечении нижним 136 (1988).

из расщепленных уровней акцептора вершины валентной [3] И.В. Алтухов, М.С. Каган, К.А. Королев, М.А. Однолюбов, зоны в матричном элементе в выражении (1) возникает В.П. Синис, Е.Г. Чиркова, И.Н. Яссиевич. ЖЭТФ, 115, сингулярность. (1999).

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.