WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

2 S UK = - F(0)K C|ed|V,, (10) 4. Стационарные спектры и кинетика V фотолюминесценции где В нашем анализе мы ограничимся рассмотрением = e(z )h(z ) exp[i(K0z - z )z ]dz диапазона достаточно низких температур и малых толщин КС, когда энергия связи экситона значительно превышает тепловую и наличием свободных электроннодырочных пар можно пренебречь. Тогда уравнение e(z )h(z ) exp(iK0z z )dz. (11) генерационно-рекомбинационного баланса для отдельной квантовой ямы толщиной D принимает вид Сделанное в последнем выражении приближение являdnx(D) nx(D) ется оправданным из-за пренебрежимо малого значе+ = I(D)D, (14) ния волнового вектора фотона по сравнению с K0z. dt x (D) Матричный элемент C|ed|V, оператора дипольного где nx(D) — концентрация экситонов в квантовом момента электрона d = e(r - q) для перехода между слое в нижней экситонной подзоне, I — интенлокализованным на узле q состоянием Ванье зоны сивность освещения, (D) — коэффициент поглопроводимости и -ориентированным состоянием Ванье щения, x (D) — полное время жизни экситонов валентной зоны, как обычно, полагается не зависящим d i в слое, 1/x (D) =1/rx (D) +1/rx (D) +1/nx (D), где от конкретного положения узла.

nx (D) — безызлучательное время жизни экситонов, а Для нахождения полной вероятности излучательной d i rx(D) =1/Wr и rx (D) — характеристические времерекомбинации экситона необходимо просуммировать на соответственно излучательных псевдопрямых (без вклады всех состояний нижней экситонной двумеручастия фононов) и непрямых (с участием фононов) ной (2D) подзоны с учетом их заселенности и проинэкситонных переходов в квантовой яме. Формула (14) тегрировать результат по всем возможным конечным записана в предположении, что поглощение света на состояниям фотонов с учетом всех законов сохранения:

электронно-дырочных межподзонных переходах в области квантовой ямы является слабым, т. е. (D)D 1.

V c Wtotal = dz d d - 2 + z В стационарном случае имеем (2)2 n nx(D) =I(D)Dx (D), (15) UK E + - f ( ), при этом интегральная интенсивность экситонной линии 2Mex K люминесценции при соответствующей энергии E(D) (12) экситонного перехода будет равна где f — экситонная функция распределения. В поJPL(E) =I(D)Dx (D)/rx (D), (16) следней формуле интеграл по частоте с -функцией ( - c/n) в подынтегральном выражении введен форгде rx(D) — полное характеристическое время измально для облегчения учета в явном виде закона лучательного экситонного перехода, определяемое по дисперсии фотонов. В конечном итоге после всех инправилу суммирования обратных величин, тегрирований для вероятности Wr излучательной рекомi d бинации экситона в квантовом слое в единицу времени 1/rx (D) =1/rx (D) +1/rx (D).

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Экситонная фотолюминесценция структур с кремниевыми квантовыми ямами Спектральная плотность экситонной ФЛ структуры со многими квантовыми слоями (или с одним квантовым слоем, различные участки которого имеют различную толщину), характеризуемой некоторым распределением толщин D (например, гауссовым f (D, D, D) = G =(1/ 2D) exp[-(D - D)2/2D], где D — среднеквадратичный разброс толщин в окрестности D), в случае лорентцевой формы линий ФЛ отдельных КС (или участков КС) будет равна D IPL(E) = JPL() f D(), D, D G () d, (17) (E - )2 + ()2/где () — зависящий от энергии перехода (т. е. от Рис. 1. Энергетическая схема одиночной квантовой ямы квантующего размера D) параметр мезоскопического Si-SiOx с толщиной квантового слоя D = 1.5 нм при значении уширения, толщина D в подынтегральном выражении параметра состава x = 1.5.

рассматривается как функция энергии экситонного перехода, т. е. как функция, обратная зависимости E(D).

Кинетика затухания интенсивности отдельной линии Разрывы зон в структуре Si–SiO2 составляют:

ФЛ при энергии перехода E(D) после короткого (по Ue = 3.2 эВ — для зоны проводимости, Uh = 4.6эВ — сравнению с характеристическим временем x (D)) имдля валентной зоны [14]. При x < 2 мы оценивали пульса освещения длительностью ti определяется выраразрывы зон исходя из данных по величине запрещенной жением зоны материала SiOx [12,13] в предположении, что отноJPL(E, t) =I(D)D exp[-t/x (D)]ti/rx(D). (18) шение Ue/Uh = 3.2/4.6 сохраняется во всем диапазоне значений x.

По аналогии с выражением (17), интегральная по времени (на временном интервале Ts) спектральная Мы также использовали значение Eg = 1.17 эВ для плотность экситонной ФЛ таких структур при времен- ширины запрещенной зоны кремния при низких (гелиеной задержке td начала регистрации ФЛ после короткого вых) температурах, 2 = 11.7 для диэлектрической проимпульса возбуждения может быть записана следующим ницаемости кремния и K0 = 0.85(2/a0) для волнового образом:

вектора электрона на дне X-долины зоны проводимости кремния (a0 = 0.54 нм — период кристаллической IPL(E, td, Ts ) = JPL(, td) - JPL(.td + Ts) решетки кремния). В качестве энергетической единицы служила энергия связи экситона в объемном кремнии D () 1Ry = 16.6 мэВ, рассчитанная при указанных значениях x (D) f D(), D, D.

G (E - )2 + ()2/4 эффективных масс и диэлектрической проницаемости (19) кремния.

На рис. 1 приведена энергетическая схема одиночной квантовой ямы Si–SiOx шириной D = 1.5нм при 5. Обсуждение результатов значении параметра окисления x = 1.5. Показаны пряи сравнение с экспериментом моугольные квантовые ямы для электрона и дырки, обусловленные разрывом зон в системе S–SiOx (тонкие Расчеты проводились нами в простой модели кремнисплошные линии), квантовые ямы с учетом самовозевого квантового слоя в матрице SiOx. В соответствии действия носителей через поляризацию гетерограницы с данными работ [12,13] запрещенная зона материала (толстые сплошные кривые), нижние энергетические SiOx изменяется в широком диапазоне: от 1.7эВ при уровни поперечного квантования электронов (Ee) и дынизком содержании кислорода до 8.9эВ при x = 2.

рок (Eh) в этих квантовых ямах, квадраты электронной Для эффективных масс носителей в кремнии брались и дырочной волновых функций поперечного движения значения me2 = 0.25m0 и mh2 = 0.5m0. Для эффектив(в произвольных единицах по оси ординат).

ных масс в SiOx использовали линейную интерполяцию На рис. 2 представлены зависимости энергии связи me1 =(0.25 + 0.125x)m0 и mh1 =(0.5 + 0.25x)m0 между экситона от толщины D кремниевого квантового слоя.

известными значениями эффективных масс при x = 0 и x = 2 [14]. Диэлектрическая проницаемость 1 материа- На рис. 2, a на примере квантового слоя Si–SiO2 наглядла SiOx при различных значениях параметра x опреде- но показано, какую долю в увеличение энергии связи лялась по данным работы [13]: величина 1 изменялась экситона вносит эффект пространственного ограничеот 2.1 при x = 2 до 11.7 при x = 0. ния, а какую — эффект диэлектрического усиления.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 974 А.В. Саченко, Д.В. Корбутяк, Ю.В. Крюченко, И.М. Купчак оптической щели и энергии экситонных переходов в кремниевом КС в предположении бесконечно высоких барьеров для электронов и дырок, а также в квантовых слоях Si–SiOx с барьерами конечной высоты, задаваемыми величиной x. Сплошные кривые характеризуют толщинные зависимости энергии основного экситонного перехода в КС, тогда как штриховые кривые — аналогичные зависимости ширины запрещенной зоны. Как видно из рис. 3, a, ширина запрещенной зоны в КС с реальными барьерами конечной высоты значительно меньше, чем дает часто используемая аппроксимация бесконечно высоких барьеров (особенно при экстремально малых толщинах КС). Связывание электронно-дырочных пар в экситонное состояние приводит к дополнительному существенному уменьшению энергии излучательных переходов в КС.

На рис. 3, b экспериментальные данные работы [4] по зависимости положения максимумов полосы фотолюминесценции (ФЛ) кремниевых квантовых слоев в матрице двуокиси кремния от номинальной толщины КС сопоставлены с рассчитанными в данной работе толщинными зависимостями энергии основного экситонного перехода и ширины энергетической щели. Как видно из Рис. 2. Зависимости энергии связи экситона (с обратным рис. 3, b, в области толщин квантового слоя 1.5–3нм знаком) от толщины D кремниевого квантового слоя. a — матрица SiO2, расчет с учетом эффекта диэлектрического усиления (сплошная кривая) и без такого учета (штриховая кривая); пунктир — значение энергии связи экситона в объемном кремнии. b —матрица SiOx, степень окисления x = 0.(1), 0.75 (2), 1.0 (3), 1.5 (4), 2.0 (5).

Пунктирная линия на этом рисунке отвечает величине энергии связи экситона в объемном кремнии (т. е. 1 Ry).

Штриховая линия получена для гипотетического случая равенства диэлектрических проницаемостей материала квантовой ямы и барьерного окружения (т. е. в отсутствие эффекта диэлектрического усиления) при всех прочих параметрах системы Si–SiO2. Видно, что при малых толщинах квантового слоя D энергия связи стремится к хорошо известному значению для чисто двумерного экситона 4 Ry (вообще говоря, достижимому в пределе D 0 лишь в идеализированной модели бесконечно высоких барьеров для электронов и дырок).

Наконец, сплошная кривая характеризует зависимость энергии связи экситона от толщины D кремниевого квантового слоя в матрице двуокиси кремния с учетом эффекта диэлектрического усиления (т. е. поляризации гетерограниц). На рис. 2, b приведены зависимости энергии связи экситона в квантовом слое Si–SiOx при различРис. 3. Зависимости энергетической ширины оптической щели ных значениях степени окисления x барьерной области.

(штриховые кривые) и энергии основного излучательного Большие значения энергии связи свидетельствуют о экситонного перехода (сплошные кривые) от толщины D существенной роли квантового размерного эффекта и кремниевого квантового слоя. a —матрица SiOx, степень окисэффекта диэлектрического усиления в рассмотренных ления x = 1.0 (1), 1.5 (2), 2.0 (3); 4 — расчет в приближении системах.

бесконечно высоких барьеров для электронов и дырок вокруг На рис. 3, a изображены рассчитанные зависимости кремниевого слоя. b —матрица SiO2, точки — эксперименот квантующего размера D энергетической ширины тальные энергии максимума полосы фотолюминесценции [4].

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Экситонная фотолюминесценция структур с кремниевыми квантовыми ямами тически (сплошная кривая) зависимости интегральной интенсивности экситонной ФЛ из одиночного КС от его толщины D. Теоретическая зависимость построена с использованием формулы (16) с учетом как бесфононных излучательных переходов, так и излучательных переходов с участием фононов. Как видно из рисунка, согласие между теорией и экспериментом достаточно хорошее.

Если двигаться со стороны больших толщин КС, то увеличение интенсивности экситонной ФЛ при уменьшении квантующего размера D связано с относительным возрастанием вероятности излучательной рекомбинации по сравнению с вероятностью безызлучательной рекомбинации, а последующее уменьшение интегральной интенсивности ФЛ в квантовых слоях достаточно малых Рис. 4. Зависимости интегральной интенсивности полосы толщин обусловлено тем, что определяющую роль в фотолюминесценции от толщины D одиночного кремниевого условиях D < 1 начинает играть уменьшение количеквантового слоя в матрице SiO2: сплошная кривая — теоретиства генерированных в КС электронно-дырочных пар.

ческий расчет, точки — эксперимент [4].

На рис. 5 приведены экспериментальные [4] и теоретически рассчитанные спектральные зависимости ФЛ трех одиночных кремниевых квантовых ям различной толщины D. Как видно из рисунка, они достаточно хорошо согласуются, если значения номинальных толщин D квантовых ям 1.1, 1.4 и 2.2 нм, для которых измерены экспериментальные спектры ФЛ, заменить при расчете скорректированными значениями D 1.4, 1.6 и 2.2 нм, используя зависимости энергии экситонного перехода от толщины квантовой ямы, приведенные на рис. 3.

Исследование фотолюминесцентных характеристик одиночных квантовых кремниевых ям позволяет сделать довольно определенное заключение о том, чем обусловлена большая ширина их линий ФЛ. Очевидно, чем меньше ширина D квантовой ямы, тем сильнее проявляется квантово-мезоскопический эффект уширения полос ФЛ, связанный с возрастанием роли всевозможных флуктуРис. 5. Спектральные зависимости фотолюминесценции одиаций атомного масштаба (собственные дефекты, атомы ночного кремниевого квантового слоя в матрице SiO2 при примеси, оборванные связи и т. п.) в кристаллических номинальных (измеренных в эксперименте) толщинах квансистемах с малым числом частиц хотя бы в одном тового слоя D, нм: 1 — 1.1, 2 —1.4, 3 — 2.2. Штриховые линии — эксперимент [4], сплошные — теоретический расчет из направлений (в направлении квантования в случае при скорректированных значениях D 1.4, 1.6 и 2.2 нм.

квантовых ям).

6. Заключение между рассчитанными значениями энергии экситонного перехода и данными эксперимента существует неплоПоказано, что фотолюминесценция из одиночных хое количественное согласие. Соответственно во всем кремниевых квантовых ям имеет экситонный характер.

исследованном диапазоне толщин КС энергетическое В области ширин квантовых ям, превышающих 1.5 нм, положение измеренных в эксперименте полос ФЛ не достигнуто количественное согласие между эксперисогласуется с рассчитанной шириной оптической щели.

ментальной зависимостью энергетического положения Это свидетельствует в пользу того, что эксперимен- максимума полосы ФЛ от ширины квантовой ямы и тально измеренная ФЛ кремниевых квантовых слоев аналогичной теоретической зависимостью энергии эксиимеет экситонный характер, а не зона-зонный. В области тонного перехода, построенной в приближении объемтолщин КС, меньших 1.5 нм, между теорией и дан- ных значений эффективных масс носителей заряда и ными эксперимента имеется расхождение, что говорит квадратичного закона дисперсии. Показано, что форма о плохой применимости модели эффективных масс и и ширина полос ФЛ в случае одиночных кремниевых квадратичного закона дисперсии для таких значений D.

квантовых ям малых толщин определяется квантовым На рис. 4 приведены построенная по данным рабо- мезоскопическим эффектом флуктуаций энергии экситы [4] экспериментальная (точки) и рассчитанная теоре- тонных переходов в различных участках квантовой ямы, Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 976 А.В. Саченко, Д.В. Корбутяк, Ю.В. Крюченко, И.М. Купчак содержащих различные по своей природе (или даже Exciton photoluminescence of silicon одинаковые, но отличающиеся по своему пространquantum well structures ственному положению) нарушения атомного масштаба A.V. Sachenko, D.V. Korbutyak, Yu.V. Kryuchenko, кристаллической структуры.

Pages:     | 1 || 3 |



© 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.