WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 7 Роль встроенных электрических полей в формировании излучения квантовых ям InGaN/GaN © В.В. Криволапчук, В.В. Лундин, М.М. Мездрогина Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия E-mail: vlad.krivol@mail.ioffe.ru, margaret.m@mail.ioffe.ru (Поступила в Редакцию 26 июля 2004 г.

В окончательной редакции 9 ноября 2004 г.) На основании анализа эволюции времяразрешенных спектров фотолюминесценции впервые удалось экспериментально наблюдать коррелированное влияние встроенных электрических полей и долгоживущих локализованных состояний на формирование излучения в квантовых ямах на основе нитридов III группы.

Показано, что исследование времяразрешенных спектров фотолюминесценции позволяет классифицировать светодиодные структуры для их использования в коммерческих целях.

Работа выполнена при поддержке программы Президиума РАН „Низкоразмерные квантовые структуры“.

Интенсивные исследования гетероструктур с кванто- пьезоэлектрическими полями, а также ее роль в форвыми ямами на базе InGaN/GaN привели к созданию мировании эффективного излучения в таких структурах.

ряда коммерчески реализуемых светоизлучающих дио- Для этого изучались стационарные и времяразрешенные дов на их основе для различных областей спектра [1,2]. спектры фотолюминесценции.

В то же время известно, что концентрация дефектов в данных материалах остается достаточно большой и, 1. Эксперимент в частности, не удается существенно уменьшить плотность дислокаций, возникающих вследствие наличия В данной работе исследовались спектры излучения напряжений несоответствия из-за разностей параметсветодиодных структур с квантовыми ямами InGaN/GaN.

ров кристаллических решеток подложки (как правило, Объект исследования представлял собой выращенный Al2O3) и GaN, а также термических напряжений между методом MOCVD на подложке из сапфира набор из подложкой и GaN. Одновременно было показано, что пяти квантовых ям ( 25 nm), разделенных барьерав отличие от других полупроводников (GaAs, GaP), в ми GaN (70 nm). Спектры фотолюминесценции (PL) и которых дислокации играют роль безызлучательных [1,2] электролюминесценции образцов излучались как при центров рекомбинации и поэтому при увеличении плотстационарном, так и при импульсном возбуждении. При ности дислокаций (104 cm-3) интенсивность излучения этом регистрировались стационарные и задержанные во стремится к нулю, концентрация центров излучательной времени (времяразрешенные) спектры PL. Оптические рекомбинации в GaN не зависит от концентрации струкизмерения проводились на дифракционном спектрометтурных дефектов [2]. Эта существенная особенность ре СДЛ-2 с обратной линейной дисперсией 1.3 nm/mm GaN и структур на его основе позволяет формировать в области краевой люминесценции GaN. Для измереприборы с высокой эффективностью на базе материалов ния задержанных во времени спектров и процессов с большей концентрацией структурных дефектов, чем в затухания использовался импульсный азотный лазер других соединениях A3B5. Исследования последних лет типа ЛГИ-21 с длиной волны излучения = показали, что гетероструктуры InGaN/GaN и приборы и длительностью импульса (на полуширине) 10 ns.

на их основе обладают рядом интересных свойств, Задержанные спектры регистрировались при изменекоторые, по-видимому, связаны с наличием спонтанного нии времени задержки td в интервале td = 0-80 µs и пьезоэлектрического поля [3]. Для увеличения эффекво временном окне длительностью 5-10 µs. Измере тивности работы данных приборов необходимо оценить ния проводились при температурах T = 300, 77, 4.2 K.

влияние совокупности различных параметров структур Для корректного сравнения спектров излучения разных на механизмы формирования излучения в них. Поэтому структур InGaN/GaN контролируемые параметры — прогресс в данной области будет зависеть от понимания угол падения луча, интенсивность возбуждающего света, роли совокупного вклада спонтанного пьезоэлектричетемпература — были постоянными.

ского поля и локализованных состояний в процесс формирования излучения в таких структурах.

Целью настоящей работы является исследование ме- 2. Экспериментальные результаты тодами бесконтактной оптической спектроскопии хаи их обсуждение рактеристик излучения гетероструктур с квантовыми ямами на основе InGaN/GaN. Для решения поставлен- Спектр PL для всех исследованных образцов в случае ной проблемы анализируется возможность корреляции стационарного возбуждения представляет собой линию между локализованными состояниями и встроенными в синей области ( 445 nm) достаточно большой инРоль встроенных электрических полей в формировании излучения квантовых ям InGaN/GaN nr дефектов: 1/nr = viNi (v — тепловая скорость, i i — тип дефекта). Отсюда следует, что интенсивность PL (при td = 0) определяется не только концентрацией центров безызлучательной рекомбинации, но и способностью носителей перемещаться по кристаллу и в результате достичь центра безызлучательной рекомбинации.

Поскольку энергия фотовозбуждения Eex=3.67 eV

Для выяснения вклада свободных и локализованных состояний в формирование линии излучения исследовались спектры возбуждения PL (PLE) образцов различных типов. На рис. 2 представлены типичные спектры PLE, полученные для двух значений энергии в пределах контура линии излучения. Одно значение отвечает максимуму линии PL (E1 = 2.715 eV), а второе — энергии Рис. 1. Спектр фотолюминесценции гетероструктуры InGaN/GaN с квантовыми ямами. T = 77 K. (E2 = 2.565 eV) на длинноволновом крыле линии PL.

Как видно из рис. 2, спектры PLE для энергий E1 и Eимеют одинаковый характер спада в сторону высоких энергий (интервал a–b на рис. 2). Этот спад связан с тенсивности, отвечающую излучению из квантовых ям (рис. 1).

При исследовании времяразрешенных спектров PL оказалось, что при сравнимой интенсивности излучения в синей области спектры различных образцов различаются по форме полосы люминесценции при отсутствии задержки во времени (td = 0). При этом в данной области спектра наблюдается, как правило, только одна достаточно интенсивная и неоднородно уширенная (дисперсия величины FWHM1 для разных образцов не превышает 10 meV) линия, которая соответствует рекомбинации носителей, находящихся на уровнях размерного квантования.

Переходя к обсуждению спектров PL, рассмотрим факторы, определяющие интенсивность и ширину линии излучения.

В самом общем случае интенсивность излучения Ir при уровне возбуждения G = f (Iex) зависит от полного времени жизни неравновесных носителей (экситонов).

В свою очередь полное время жизни определяется временем излучательной r и безызлучательной nr гибели экситонов (носителей): 1/ = 1/r + 1/nr. В результате выражение для интенсивности излучения принимает вид Ir = G/(1 + r /nr ). Безызлучательное время гибели nr определяется захватом (сечение захвата i) экситонов Рис. 2. Спектры возбуждения фотолюминесценции (PLE) гев глубокие состояния (с концентрацией Ni), существотероструктур InGaN/GaN, полученные для двух значений энервание которых обусловлено наличием разнообразных гии в пределах контура линии излучения (PL). E1 = 2.715 eV, FWHM — ширина линии на полувысоте.

E2 = 2.565 eV. T = 77 K.

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 1340 В.В. Криволапчук, В.В. Лундин, М.М. Мездрогина логичен механизму, наблюдаемому в случае n-GaAs с метастабильными состояниями (NMS) [6], в процессе которого часть фоторожденных носителей захватывается в метастабильные состояния и затем выбрасывается из этих состояний в валентную зону. В результате взаимодействия дырок, выброшенных в валентную зону, с электронами (свободными или связанными на мелких уровнях) и происходит формирование соответствующей линии излучения в задержанных спектрах, причем масштаб времени задержки td определяется временем высвобождения дырки s.

Рассматривая вопрос о форме линии, отметим известную роль сложного пространственного рельефа потенциала Uph, в котором находятся неравновесные носители, участвующие в формировании этого излучения. Этот случайный потенциал обусловлен как флуктуациями толщины квантовых ям и барьера, так и электрическим полем примесей в барьерах. Носители локализуются на флуктуациях потенциала, и разброс в энергии фотонов Erad, испускаемых при излучательной рекомбинации, ответствен за неоднородное уширение линии. Поскольку дублетная структура, состоящая из сравнительно узких линий, появляется в пределах неоднородно уширенной линии излучения (при td = 0) в результате задержки при td 20 µs, можно утверждать, что локализованные Рис. 3. Времяразрешенные спектры фотолюминесценции состояния, ответственные за неоднородное уширение, (T = 4.2K) при различных значениях времени задержки. td, µs:

являются метастабильными. Поэтому по мере опустоше1 —0, 2 — 20, 3 — 40.

ния (с характерным временем s ) этих локализованных состояний их вклад в Erad уменьшается. В результате в образцах наблюдается сужение линии PL квантовых достижением пороговой энергии h = Eth, при которой ям при увеличении времени задержки td (при условии возникают подвижные носители, эффективно захватываtd >s ). В некоторых случаях наблюдается появление ющиеся на ловушки [4].

в задержанных спектрах (при td 20 µs) в пределах Из вида спектров PLE следует, что основной вклад в неоднородно уширенной линии излучения (при td = 0) излучение вносят локализованные состояния. Поэтому дублетной структуры, состоящей из сравнительно узких можно ожидать, что форма спектров PL в различлиний (рис. 3), что также обусловлено существованием ных образцах обусловлена особенностями заселения и метастабильных локализованных состояний. При этом высвобождения локализованных состояний в каждом следует выяснить факторы, которые определяют столь конкретном образце. Для выяснения этих особенностей различный вклад локализованных состояний в формироисследовались (как и в работе [5]) времяразрешенные вание линии излучения из квантовых ям.

спектры PL.

Ключом к пониманию этой ситуации является известОказалось, что вид спектров PL существенно изменое свойство нитридов III группы — наличие спонняется при регистрации времяразрешенного излучения.

танных пьезоэлектрических полей [7]. Поэтому прежНа рис. 3 показаны времяразрешенные (при td = 0, 20, де чем переходить к анализу особенностей эволюции 40 µs) спектры PL при температуре 4.2 K. Существен- спектров в образцах с квантовыми ямами, обратимся к ными являются два обстоятельства: 1) при дальнейшем общей энергетической схеме квантовых ям при наличии увеличении времени задержки (вплоть до 80 µs) умень- поперечного электрического поля (перпендикулярного шается интенсивность, а вид спектров практически не слоям) (рис. 4 [8]). На рис. 4 показан профиль квантовой изменяется; 2) характерный вид спектров практически ямы (z — направление роста структуры) для различных не меняется при изменении температуры. Следует за- величин встроенного электрического поля: a — малая метить, что существование излучения на длительном величина поля, b — большая величина поля. Этот рисувременном интервале (80 µs) свидетельствует о наличии нок качественно иллюстрирует ситуацию, возникающую неравновесных носителей, захваченных в долгоживущие в структуре при изменении электрического поля. Если локализованные состояния. Можно предположить, что величина напряженности поля Fpz достаточно велика, для материала n-типа с достаточно высокой концен- это приводит к центрированию волновых функций вблитрацией электронов (n > 1016 cm-3) такими носителями зи гетерограниц, что порождает изменение (увеличение) являются дырки. Феноменологически механизм форми- вероятности локализации носителей на случайном порования такого длительного послесвечения линии ана- тенциале Uph гетерограниц. В таком случае дублетная Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. Роль встроенных электрических полей в формировании излучения квантовых ям InGaN/GaN форма линии излучения в задержанных спектрах (рис. 3) свидетельствует о наличии встроенного электрического поля, а спектральный интервал между линиями дублета отражает эффективную величину этого поля. Величина пьезоэлектрического поля по определению зависит от механических напряжений, существующих в образце.

В свою очередь величина механического напряжения (пьезоэлектрического поля) зависит от температуры образца. В этом случае следует ожидать, что изменение величины механического напряжения в зависимости от температуры может привести к изменению задержанных спектров PL. Действительно, в образцах наблюдается увеличение спектрального интервала между компонентами дублета при изменении температуры от до 4.2 K, что свидетельствует об увеличении напряженности встроенного пьезоэлектрического поля F(pz ). Поэтому можно утверждать, что при температуре T = 77 K величина поля Fpz меньше, чем при T = 4.2K (рис. 5).

В этом случае (T = 77 K) мы исследовали поведение времяразрешенных спектров в зависимости от интенсивности фотовозбуждения и величины внешнего электрического поля (величины обратного смещения Vb).

Известно, что величину поля в квантовой яме можно изменить, варьируя уровень возбуждения Iex. Это обусловлено изменением величины экранирования поля, Рис. 4. Энергетическая схема структур с квантовыми ямами возникающим вследствие разной концентрации инжеки огибающих волновых функций носителей в присутствии тированных носителей. На рис. 6 показана зависимость встроенных электрических полей различной величины (согласспектра PL при разных уровнях фотовозбуждения. Кроно [8]). a — малые значения поля, b — большие значения поля.

ме того, исследовались задержанные спектры PL при Рис. 5. Изменение величины спектрального интервала между Рис. 6. Зависимость интенсивности компонент спектра фокомпонентами дублета при варьировании температуры измере- толюминесценции при большом (1) и малом (2) уровнях ния. T, K: 1 — 77, 2 —4.2. td = 60 µs. возбуждения.

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 1342 В.В. Криволапчук, В.В. Лундин, М.М. Мездрогина Список литературы [1] А.В. Андрианов, В.Ю. Некрасов, Н.М. Шмидт, Е.Е. Заварин, А.С. Усиков, Н.Н. Зиновьев, М.Н. Ткачук. ФТП 36, 6, (2002).

[2] X.A. Cao, S.F. Leboeuf, L.B. Rowland. Appl. Phys. Lett. 82, 21, 3614 (2003).

[3] F. Bernardini, V. Fiorentini. Phys. Rev. B 56, 16, R 10 (1997).

[4] В.Ю. Давыдов, А.А. Клочихин. ФТП 38, 8, 897 (2004).

[5] В.В. Криволапчук, М.М. Мездрогина. ФТТ 46, 12, (2004).

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.