WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 9 Исследование комплекса VGaTeAs в n-GaAs с помощью поляризованной фотолюминесценции в диапазоне температур 77–230 K © А.А. Гуткин, М.А. Рещиков, В.Е. Седов Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 18 марта 1997 г. Принята к печати 20 марта 1997 г.) Для GaAs : Te с различной концентрацией электронов в диапазоне температур 77–230 K исследована поляризация полосы фотолюминесценции с максимумом вблизи 1.18 эВ, обусловленной резонансным возбуждением поляризованным светом комплексов VGaTeAs. В рамках развитой ранее модели этих дефектов в однодипольном приближении получены теоретические выражения для поляризации их излучения, учитывающие возможную переориентацию ян-теллеровских дисторсий комплексов. Показано, что температурная зависимость поляризации исследованной полосы хорошо описывается этими выражениями, и оценены параметры, характеризующие оптические диполи комплексов. Уменьшение поляризации при температурах выше 120 K объясняется переносом возбуждения к комплексам с любыми возможными ориентациями исходной оси и ян-теллеровской дисторсии (вследствие термической эмиссии дырок возбужденными светом комплексами и их обратного захвата), а также частично может быть связано с переориентацией дисторсий в течение жизни излучающего состояния комплекса. Высота энергетического барьера для такой переориентации не ниже 200 мэВ.

1. Введение вится моноклинной и для каждого дефекта существуют три эквивалентные конфигурации, соответствующие Комплексы, содержащие вакансию галлия (VGa) и мел- трем возможным ориентациям ян-теллеровской дисторкий донор, расположенные в ближайших узлах решет- сии (рис. 1), так же, как и для связывающих три дырки ки, вызывают в n-GaAs широкую полосу фотолюми- комплексов вакансия–донор в Si [7–9]. В основном (понесценции (ФЛ) с максимумом при энергии фотонов глощающем) состоянии симметрия комплекса VGaTeAs ( em) 1.18 эВ [1]. Эта полоса обусловлена излуча- также не выше моноклинной, как следует из результательной рекомбинацией электрона из зоны проводимости тов исследования поляризации его излучения при резоили с состояния вблизи ее дна с дыркой, локализованной нансном поляризованном возбуждении [10,11]. Требуна глубоком состоянии комплекса [1,2]. Образование ющееся для этого дополнительное искажение исходноизлучающего состояния комплекса в n-GaAs возможно тригонального комплекса в основном состоянии может вследствие захвата им дырки, созданной при генерации быть следствием псевдоэффекта Яна–Теллера (или эфэлектронно-дырочных пар, или вследствие выброса элек- фекта Яна–Теллера, если основное состояние связывает трона с комплекса в зону проводимости или на мелкие одну дырку, а излучающее — две).

состояния за счет поглощения комплексом фотона при Для качественного согласия этой модели с результарезонансном возбуждении.

тами исследований поляризованной ФЛ комплекса [10] Исследования подобного дефекта в GaAs : Te показа- необходимо, кроме того, считать, как это было указано ли, что в излучающем (возбужденном) состоянии этот в [12], что при низких температурах переориентация комплекс имеет не тригональную симметрию, а искажен ян-теллеровской дисторсии не успевает происходить за и может существовать в одной из нескольких экви- время жизни возбужденного состояния. Выстраивание валентных конфигураций, различающихся ориентацией этих дисторсий, наблюдаемое при одноосном давлении дисторсии [3–5]. Приложение к кристаллу давления и рекомбинации электронно-дырочных пар [3–5], может вдоль направления [111] или [110] в условиях рекомби- происходить в основном состоянии и сохраняться (по нации через комплексы электронно-дырочных пар при крайней мере частично) при переходе в излучающее низких температурах ( 2K) приводит к тому, что эти состояние (захвате дырки) [11]. Этот процесс возможен, дисторсии выстраиваются [3–5]. В случае, если давле- так как барьер между эквивалентными конфигурацияние приложено вдоль направления [100], выстраивание ми в основном состоянии может быть меньше, чем в дисторсий возбужденного состояния с ростом давления излучающем, и время пребывания комплекса в этом происходит медленнее. Эти закономерности позволили состоянии при небольших уровнях возбуждения велико.

предложить модель возбужденного состояния комплекса Отсутствие изменений в поляризационных диаграммах VGaTeAs, в которой искажение исходной тригональной комплекса при повышении температуры до 77 K [10] симметрии комплекса связано с эффектом Яна–Теллера, свидетельствует, что характеристическое время переорит. е. с взаимодействием захваченной комплексом дырки с ентации даже при 77 K значительно превышает время неполносимметричными колебаниями окружающих VGa жизни возбужденного состояния. Однако при дальнейатомов [5,6]. При этом симметрия комплекса стано- шем повышении температуры процесс переориентации Исследование комплекса VGaTeAs в n-GaAs с помощью поляризованной фотолюминесценции... Рис. 1. VGaTeAs в n-GaAs. Стрелки указывают направление оси оптического диполя. Штриховыми линиями показана плоскость симметрии комплекса.

в возбужденном состоянии может стать существенным, повороту этой плоскости вокруг исходной оси на угол так как время жизни этого состояния сравнительно ±120. В кристаллах полупроводников AIIIBV сущевелико ( 10-6 c [13]). ствует 4 равновероятных ориентации исходной оси и, В настоящей работе исследования комплексов VGaTeAs соответственно, 4 группы рассматриваемых дефектов, методами поляризованной ФЛ [14] проведены при повы- внутри каждой из которых для отдельного дефекта сущешенных температурах. В рамках указанной выше модели ствуют три эквивалентные конфигурации, между которывычислена поляризация ФЛ комплексов VGaTeAs, возбуми возможны переходы, вызывающие переориентацию.

ждаемых поляризованным светом из полосы примесного Ось элементарного диполя (линейного осциллятора или поглощения GaAs : Te. При этом учтена возможная переротатора), характеризующего излучение и поглощение ориентация ян-теллеровской дисторсии в возбужденном света дефектом, лежит в плоскости симметрии дефекта состоянии, а также термическая эмиссия и повторный и изменяет свое направление вместе с ее поворотом.

захват комплексами дырок. Относительное влияние эфВ дальнейшем положение этой оси будем описывать фекта Яна–Теллера и донора на исходные состояния углом, отсчитываемым от оси типа 110, лежащей дырки, локализованной на комплексе, в модели для расв плоскости симметрии дефекта (рис. 1).

чета считалось произвольным. Результаты вычислений Для анализа данных экспериментов мы вычислили сопоставлены с данными экспериментов, выполненных температурные зависимости линейной поляризации издля комплексов VGaTeAs в n-GaAs в диапазоне температур лучения подобных дефектов в случае резонансного воз77–230 K. На основании этого сопоставления оценены буждения поляризованным светом. При этом предполанекоторые параметры, характеризующие состояния дегалось следующее.

фекта, и показано, что исследованные закономерности не 1. Искажение комплекса в основном состоянии подобпротиворечат модели комплекса VGaTeAs, предложенной но искажению комплекса в излучающем состоянии, и нав [5,6,12].

правления осей излучающего и поглощающего диполей совпадают (однодипольное приближение).

2. Характеристики 2. Каждый комплекс приводит в основном состоянии фотолюминесценции системы достаточно длительное время (интенсивность возбуждения низка), а время переориентации в этом состоянии моноклинных комплексов мало, поэтому все возможные конфигурации этого комс фиксированной осью типа плекса в основном состоянии (возможные направления и переориентирующейся дисторсией оси поглощающего диполя) в условиях возбуждения ФЛ равновероятны.

В соответствии с описанной выше моделью комплекса В классическом дипольном приближении оптические VGaTeAs [5,6,12] в случае не слишком высокой темпехарактеристики точечного дефекта в кристалле описыратуры эффект Яна–Теллера является статическим и ваются суперпозицией осциллятора и ротатора, которые для отдельного комплекса возможны три эквивалентные можно рассматривать как некогерентные [15]. Введем конфигурации моноклинной симметрии (рис. 1). В параметр µ, характеризующий относительные вклады каждой из этих конфигураций существует плоскость симметрии типа {110}, содержащая исходную ось ком- осциллятора и ротатора в поглощение света дефектом.

Величина µ изменяется от 0 для ”чистого” осциллятора плекса, т. е. узлы решетки, соответствующие исходному положению обеих компонент комплекса. Переориента- до 1 в случае ”чистого” ротатора. Тогда вероятность ция ян-теллеровской дисторсии комплекса сводится к оптического возбуждения отдельного дефекта из группы Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1064 А.А. Гуткин, М.А. Рещиков, В.Е. Седов i (i = 1, 2, 3, 4 для направлений исходной оси комплек- валентной зоны (вследствие захвата на все глубокие цен са соответственно вдоль оси [111], [111], [111] и [111] тры и межзонной рекомбинации). Решая систему уравкристалла) в конфигурации j ( j = 1, 2, 3) может быть нений, представляющую собой совокупность уравнений представлена выражением (2) для i = 1, 2, 3, 4, можно определить величины ni j/при любом направлении и поляризации возбуждающего Ai, j = 0 (1 - µ) cos2 i, j + µ sin2 i, j N, (1) света и затем определить интенсивность и линейную поляризацию излучения при любом направлении наблюгде 0 — постоянный множитель, характеризующий дения ФЛ. При этом необходимо знать относительный сечение поглощения фотона, i, j —угол между осью вклад ротатора в излучение света дефектом. В наших диполя и направлением электрического вектора световой расчетах эта величина полагалась равной относительноволны, N — плотность потока фотонов возбуждающего му вкладу ротатора в поглощение.

света.

В экспериментах по изучению поляризованной ФЛ Для дефектов из группы i концентрации различных нами использовалась ортогональная схема, в которой конфигураций возбужденного состояния в стационарных направление возбуждающего света и направление наусловиях связаны с характеристиками возбуждающего блюдения ФЛ взаимно перпендикулярны. Направление света и параметрами дефекта следующими уравнениями:

электрического вектора возбуждающей световой волны 3 задавалось углом, отсчитываемым от оси, перпендиni1 N ni1 ni= - ni j Ai1 - - кулярной направлениям падающего светового потока и t 4 j=1 наблюдения ФЛ. Измерялась степень поляризации ФЛ () ni2 +niI () -I() + -ni1cpp1 +i1 = 0, () =, (4) I () +I() ni2 N ni2 niгде I () и I() — соответственно интенсивности ФЛ с = - ni j Ai2 - электрическим вектором световой волны, параллельным t 4 j=и перпендикулярным оси, от которой отсчитывается угол. При этом в основном применялись два типа ni1 +ni+ -ni2cpp1 +i2 = 0, ориентации кристалла относительно направлений возбуждающего света и наблюдения ФЛ: [110]–[001] и [100]– ni3 N ni3 ni[010] (первым указывается направление возбуждающего = - ni j Ai3 - t 4 потока, вторым — направление наблюдения). В этих j=случаях () имеет экстремумы при = 0 и =90.

ni1 +niВычисления в указанных выше предположениях дают + -ni3cpp1 +i3 = 0.

1 +(1-m)0cp pЗдесь N — концентрация комплексов; ni j — концен( = 0) =1 = 1+0cppтрация возбужденных комплексов с исходной осью i в конфигурации j; — характеристическое время f1 + (1+0cpp1) fпереориентации дисторсий в возбужденном состоянии, (5) f3 + [(1 + 0cp p1) f4 - m0cpp1 f5] зависящее от барьера между конфигурациями и темпе- 0 ратуры; 0 — время жизни возбужденного состояния, для ориентации [110]–[001] и определяемое рекомбинацией локализованной дырки с электроном; cpp1 — скорость термической эмиссии ды1 +(1-m)0cp p( = 0) =2 = рок в валентную зону (cp — скорость захвата дырок 1+0cppкомплексом, p1 — концентрация дырок в валентной зоне, когда уровень Ферми совпадает с уровнем комплекса); (1+0cp p1) f (6) i j — стационарное число актов захвата дырок в единицу f3 + [(1 + 0cp p1) f4 - m0cpp1 f5] 0 времени на комплекс с исходной осью i, приводящих к образованию конфигурации j.

для ориентации [100]–[010]. Здесь f1,..., f5 — веПри слабом возбуждении (когда интенсивность ФЛ личины, зависящие только от параметров диполя и не пропорциональна N ) концентрация возбужденных цензависящие от температуры.

тров мала по сравнению с N и ею можно пренебречь в первом члене уравнений (2). В этих же условиях f1 =(1 -2µ)2(cos - 2 2 sin )2 cos2, 4 f2 = 2(1 - 2µ)2(cos2 + 4 sin2 ) cos2, m i, j = k, l = cp p1 ni j (i, j = k, l), (3) 12 f3 = 4(1 + µ)2, i=1 j=f4 =(cos2+2 sin2 +2µ cos2 )2+2(cos2 +2µ sin2 )2, где m — отношение скорости захвата дырок на изучаемые комплексы к полной скорости ухода дырок из f5 =(1 -2µ)2(cos2 - 2 sin2 )2.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Исследование комплекса VGaTeAs в n-GaAs с помощью поляризованной фотолюминесценции... Рис. 2. Зависимости степеней поляризации фотолюминесценции 1 (1, 2) и 2 (3, 4) для осциллятора (a) и ротатора (b) от угла.

1, 3 — /0 ; 2, 4 — /0 0.

В то же время для рассматриваемых ориентаций Как видно из рис. 2, практически для любых направлений диполя (кроме направлений, близких к исходной ( = 90) 0. (7) оси комплекса) переориентация дисторсий комплекса в возбужденном состоянии приводит к значительному Выражения (5), (6) показывают, что температурная заабсолютному изменению ( = 0) по крайней мере в висимость поляризации излучения может быть вызвана одной из двух исследованных конфигураций. Этот вывод как изменением вероятности непосредственной переориостается справедливым и для суперпозиции осциллятора ентации дисторсии в возбужденном состоянии (измене и ротатора, за исключением случаев, когда значения нием величины (1 + 0cpp1)), так и появлением возбуµ лежат в области, близкой к µ = 0.5. Отметим жденных центров любой группы с любым возможным также, что, согласно (5) и (6), и µ могут быть направлением дисторсии вследствие выброса дырок с найдены аналитически из значений 1 и 2 при низкой комплексов, возбужденным светом, и обратного захвата температуре, когда /0 :

их на любые невозбужденные комплексы той же природы (перенос возбуждения).

Термический выброс дырок с комплексов в валентную 1 2 =±arctg + 1 ±, (9) зону приводит также к уменьшению интенсивности ФЛ 2 1 этих комплексов [2,16], которое в случае возбуждения ФЛ светом из собственной полосы поглощения полупро± (31 + 22)(3 - 2) - (31 + 22) водника описывается выражением µ = -. (10) 2 4 - 1 - I = mNe-h, (8) 1 +(1-m)0cpp3. Результаты экспериментов где Ne-h — число электронно-дырочных пар, генериОбразцы для исследования были вырезаны из неруемых возбуждающим ФЛ светом в единицу времени.

Pages:     || 2 | 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.