WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

спектра фотолюминесценции тестового образца, выраЭффективность фотоэмиссии существенным образом щиваемого перед исследуемой серией структур. Тезависит от температуры прогрева поверхности перед стовый образец содержал следующие основные облаактивацией. При увеличении температуры прогрева насти: квантовая яма Inx Ga1-xAs (типично 10-12 нм, x 0.15), набор квантовых ям AlyGa1-yAs/GaAs (типично 10 нм/10 нм, x 0.1, y 0.20-0.35) и слой Aly Ga1-yAs (типично 0.25 нм, y 0.20-0.35). Спектр фотолюминесценции тестового образца содержит раздельные пики, положение которых зависит от состава каждой из перечисленных областей. Анализ спектров люминесценции проводился и для ряда СР для контроля соответствия их структуры заданным параметрам путем сравнения измеренных спектров с расчетными.

Для этого выращивались структуры, подобные фотокатодам (рис. 1), за исключением финального слоя GaAs, который заменялся слоем широкозонного AlyGa1-y As, препятствующим уходу фотоэлектронов из области СР.

3. Эксперимент Для экспериментального исследования фотоэмиссии поляризованных электронов использовался автомати- Рис. 4. Зависимость степени поляризации (1) и квантового зированный комплекс, созданный на основе промыш- выхода (2) от энергии возбуждающего света для образца 5-777.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Фотоэмиссия поляризованных электронов из InAlGaAs-GaAs-сверхрешеток с минимальными... блюдается увеличение квантового выхода до некоторого оптимального значения и затем монотонное его уменьшение. Это может быть связано как с возникновением структурных изменений в образце в процессе прогрева при более высоких температурах (более 600C), так и с изменением структуры возникающего активирующего слоя. Степень поляризации в максимуме меняется с температурой прогрева в пределах 5%.

4. Анализ результатов Для анализа полученных результатов были рассчита- Рис. 5. Спектр степени поляризации и квантового выхода для образца 6-330. Экспериментальные результаты: 1 — степень ны коэффициенты поглощения света ( ), ( ) в поляризации, 2 — квантовый выход; расчет: 3 — = сверхрешетках при оптических переходах в электронные = 10 мэВ, 4 — = = 30 мэВ, 5 — = = 30 мэВ с учетом состояния с разной проекцией спина на направление фактора B.

оси СР. Расчет проводился методом плавных огибающих в рамках многозонной модели Кейна, включающей зоны проводимости, подзоны легких и тяжелых дырок, а также отщепленную спин-орбитальную подзону. При этом на границе ООЗ: t = d/S. Скорость поверхностной реучитывались межподзонные переходы в валентной зоне комбинации определяется произведением S = vn PBBR в форме лоренцевского уширения и хвосты плотности средней скорости электронов в направлении ООЗ vn и дырочных состояний в запрещенной зоне [16]. Полученвероятности PBBR их захвата в ООЗ и выхода в вакуум.

ные зависимости коэффициентов поглощения от частоты В соответствии с оценками работы [19] PBBR = 0.света позволяют определить начальную поляризацию и S = 1.2 · 107 см/с. Соответственно время экстракции электронов в зоне проводимости как функцию энергии электронов из СР в ООЗ для рассматриваемых структур фотона:

не превышает t < 8 · 10-13 с. В силу того, что разрывы зоны проводимости незначительны, мы использовали P0( ) = ( ) - ( ) ( ) +( ). (1) для оценки времени спиновой релаксации данные для объемного GaAs [1]. При комнатной температуре и Найденный коэффициент поглощения ( ) =( ) уровне легирования 4 · 1017 см-3 время спиновой релак+ ( ) позволяет также вычислить зависимость квансации равно s = 7 · 10-11 с, причем основной вклад в тового выхода от энергии фотона [17]:

спиновую релаксацию вносит механизм деполяризации Дьяконова-Переля. Таким образом, потери поляризации Y ( ) =(1 - R)B( )d, (2) при транспорте в рассматриваемых структурах составляют около 1%.

где R — коэффициент отражения света от поверхности На рис. 5 проведено сравнение экспериментальных фотокатода, B — вероятность выхода электрона в вакуспектров квантового выхода Y ( ) и поляризации P( ) ум из приповерхностной ООЗ, d — толщина СР. Здесь для образца 6-330 с результатами расчетов. Вертимы учли, что d 1.

кальные линии отмечают положение краев поглощения Поляризация фотоэмиссии P оказывается меньше для переходов из мини-зон тяжелых и легких дырок начальной поляризации фотоэлектронов P0 вследствие в зону проводимости, hh1-e1 и lh1-e1 соотетственно.

процессов спиновой релаксации при движении электроС их помощью легко понять поведение спектров Y( ) нов к поверхности фотокатода и выхода в вакуум [17]:

и P( ). Максимальная поляризация возникает на краю поглощения из мини-зоны тяжелых дырок, где влиP( ) =P0( )Bs s /(s + t). (3) яние переходов из мини-зоны легких дырок lh1-eМножитель Bs обозначает вероятность для электрона, минимально. На рис. 5 видно, что положение края попавшего в ООЗ, сохранить спин при выходе в ва- поглощения hh1-e1 совпадает с положением максимукуум, s и t — время спиновой релаксации и время ма P( ), а также с положением пороговой особентранспорта электронов из СР в ООЗ. В соответствии ности в зависимости Y ( ). С увеличением энергии с результатами [18] потери спиновой ориентации при фотона поляризация фотоэлектронов падает за счет эмиссии из ООЗ составляют 5%, т. е. Bs = 0.95. Мно- оптических переходов из состояния легких дырок. Обжитель s /(s + t) описывает потери поляризации при ласть наиболее резкого спада поляризации совпадает транспорте электронов из СР в ООЗ. В силу высокой с порогом переходов lh1-e1. Вследствие уширения подвижности электронов в СР с минимальными разры- дырочных уровней эти переходы вносят свой вклад в вами зоны проводимости транспортное время полностью фотопоглощение и при меньших энергиях, ограничивая определяется скоростью S поверхностной рекомбинации тем самым максимальное значение начальной поляриФизика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 1366 Л.Г. Герчиков, Ю.А. Мамаев, А.В. Субашиев, Ю.П. Яшин, Д.А. Васильев, В.В. Кузьмичев...

зации P0( ). На рис. 5 штриховая и пунктирные линии показывают зависимость P0( ), рассчитанную для двух различных значений уширения дырочного спектра = 10 и 30 мэВ. Видно, что увеличение уменьшает значение начальной поляризации электронов P0 в точке максимума на 10%. Другим параметром, существенным для поведения спектра поглощения вблизи края = Eg, является длина хвостов дырочных состояний в запрещенной зоне, т. е. величина размытия края поглощения. Этот параметр в большей степени влияет на зависимость Y ( ) ниже порога поглощения (см. рис. 5).

Отметим, что в области правее края поглощения lh1-e1 параметры и практически не влияют на зависимость P0( ) и Y ( ). Учет потерь поляризации электронов при транспорте и эмиссии в вакуум, согласно (3), Рис. 6. Зависимости коэффициентов поглощения света приводит рассчитанную зависимость P( ) (сплошная ( ): 1 — эксперимент, 3 — расчет; ( ): 2 —экспелиния на рис. 5) в соответствие с экспериментальными римент, 4 — расчет от энергии фотонов возбуждающего света данными. В зависимости Y ( ) (2) мы подбираем знадля образца 6-330.

чение вероятности эмиссии B для лучшего согласия с экспериментальным спектром, считая, что коэффициент отражения R = 0.3 и слабо зависит от энергии фотона видно размытие корневой пороговой особенности в в данном интервале частот. Для данного образца 6-зависимостях ( ), ( ) вызванной уширением параметр B оказался равен 0.089.

спектра СР и размытием края валентной зоны. В доПараметр размытия края поглощения = 30 мэВ наполнение к указанным причинам некоторый вклад в ходится из сравнения поведения Y ( ) с убыванием хвост зависимости ( ) вносят и переходы hh1-eнаблюдаемого квантового выхода ниже порога поглощеиз состояний мини-зоны тяжелых дырок с ненулевой ния. И наконец, значение уширения дырочного спектра энергией движения в плоскости гетерослоев [5]. Двидля данного образца = 30 мэВ мы находим из сравнежение дырок вдоль гетерограницы приводит к перемения P( ) с экспериментальными данными в области шиванию состояний легких и тяжелых дырок и, как максимума. Найденное значение соответствует шиследствие, снимает запрет на переходы из минизорине пика фотолюминесценции СР, измеренной при темны hh1 в электронные состояния с противоположной пературе T = 77 K. Сравнительно большие значения ориентацией спина. Рис. 6 наглядно демонстрирует, как и обусловлены флуктуациями состава гетерослоев.

хвост зависимости ( ) приводит к потере начальной Для данного образца это приводит к 9% потери наполяризации фотоэлектронов на пороге поглощения чальной поляризации фотоэлектронов, что почти в 2 ра = Eg.

за превосходит 5% потери поляризации при эмиссии В таблице приведена сводка данных для всех обиз ООЗ.

разцов: значения максимальной поляризации Pmax и Характерной энергией размерного квантования элекквантового выхода Y ( max) в этой точке, а также тронов для СР с небольшими барьерами можно считать параметров, и B. Отметим увеличение вероятности 2/2med2, где me — эффективная масса электрона.

Для рассматриваемых СР эта энергия оказывается по- эмиссии B с ростом Eg СР. Этот факт хорошо согласуется с представлением о росте прозрачности поверхрядка 200 мэВ, что намного превышает высоты барьеров ностного барьера на границе полупроводник-вакуум с для всех образцов. Поэтому размерное квантование в зоне проводимости практически отсутствует. Для то- увеличением энергии электрона. С ростом Eg в область СР увеличивается энергия фотоэлектронов, пого чтобы это проконтролировать, мы построили на рис. 6 зависимости коэффициентов поглощения све- падающих в ООЗ из зоны проводимости СР. Также та ( ), ( ) от энергии фотона. Эксперимен- можно отметить, что наибольшие значения поляризации Pmax = 89-91% наблюдались в образцах с минимальнытальные значения были получены из данных Y и P ми значениями высоты барьеров в зоне проводимости с помощью соотношений (1)-(3), все параметры в которых были определены выше. В силу отсутствия Uc < 20 мэВ, в то время как в образцах с большими размерного квантования плотность состояний в зоне барьерами 6-296 и 6-444 наблюдалась меньшая поляпроводимости зависит от энергии электрона так же, как ризация фотоэмиссии Pmax = 86 и 84% соответственно.

и в объемном материале (E - Ec)1/2. Соответствен- Это подтверждает перспективность использования СР с но коэффициенты поглощения ( ), ( ) имеют минимальными разрывами в зоне проводимости для сокорневую зависимость от энергии фотона, что под- здания эффективных источников поляризованных электверждается рис. 6. На этом рисунке также хорошо тронов.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Фотоэмиссия поляризованных электронов из InAlGaAs-GaAs-сверхрешеток с минимальными... 5. Заключение [13] I. Vurgaftman, J.R. Meyer, L.R. Ram-Mohan. J. Appl. Phys., 89, 5815 (2001).

[14] A.V. Subashiev, L.G. Gerchikov. SPIN 2004 Proc. (World Были разработаны, изготовлены и исследованы фоScientific, 2005) p. 908.

токатоды на основе InAlGaAs-GaAs-сверхрешеток с [15] Ю.П. Яшин, А.Н. Амбражей, Ю.А. Мамаев. ПТЭ, № 2, напряженными барьерами валентной зоны и с мини105 (2000).

мальными разрывами края зоны проводимости. По[16] A.V. Subashiev, L.G. Gerchikov, A.I. Ipatov. J. Appl. Phys., 96, лученные рекордные значения поляризации фотоэмис1511 (2004).

сии Pmax = 91% позволяют говорить о перспективно[17] B.D. Oskotskij, A.V. Subashiev, Yu. A. Mamaev. Phys.

сти использования этих гетероструктур для создания Low-Dim. Structur., 1/2, 77 (1997).

эффективных источников поляризованных электронов. [18] Yu. A. Mamaev, A.V. Subashiev, Yu.P. Yashin, H.-J. Drouhin, G. Lampel. Sol. St. Commun., 114 (7), 401 (2000).

Расчет спектров фотоэмиссии с учетом размытия края [19] K. Aulenbacher, R. Bolenz, V. Tioukine, M. Weis. SPIN валентной зоны и уширения дырочного спектра, а также 2004 Proc. (World Scientific, 2005) p. 922.

спиновой релаксации при эмиссии электронов в вакуум хорошо согласуется с результатами измерений. ПровеРедактор Л.В. Беляков денный анализ показывает, что достижение максимальной поляризации ограничивается как неизбежными потеPolarized electron emission from рями поляризации при эмиссии электронов в вакуум, так InAlGaAs-GaAs superlattices и несовершенством СР, а именно — флуктуационным with minimal conduction band offsets размытием краев валентной зоны.

L.G. Gerchikov, Yu.A. Mamaev, A.V. Subashiev, Работа поддержана грантом Н.П.2.1.1.2215 МиниYu.P. Yashin, D.A. Vasilyev, V.V. Kuzmichev, стерства образования и науки РФ и грантом РФФИ A.E. Zhukov, E.S. Semenova, A.P. Vasiljev, 04-02-16038. А.Е. Жуков благодарит за поддержку Фонд V.M. Ustinov содействия отечественной науки.

St. Petersburg State Polytechnical University, 195251 St. Petersburg, Russia Список литературы Ioffe Physicotechnical Institute Russian Academy of Sciences, [1] Б.П. Захарченя, Ф. Мейер. Оптическая ориентация (Л., 194021 St. Petersburg, Russia Наука, 1989).

[2] T. Maruyama, E.L. Garwin, R. Prepost, G.H. Zapalac,

Abstract

Electron emission from heterostructures based on J.S. Smith, J.D. Walker. Phys. Rev. Lett., 66, 2376 (1991).

InAlGaAs-GaAs superlattices with minimal conduction band [3] T. Nakanishi, H. Aoyagi, H. Horinaka, Y. Kamiya, T. Kato, offsets is considered. Analysis of photoemission polarization S. Nakamura, T. Saka, M. Tsubata. Phys. Lett. A, 158, spectrum allows us to determine polarization losses on different (1991).

stages of the photoemission. The maximal polarization P = 91% [4] T. Maruyama, E.L. Garwin, R. Prepost, G.H. Zapalac. Phys.

Rev. B, 46, 4261 (1992). and the quantum yield Y = 0.14% are close to the best results for [5] A.V. Subashiev, L.G. Gerchikov, A.I. Ipatov. J. Appl. Phys., 96, photoemitters based on the strained semiconductor superlattices.

1511 (2004).

[6] T. Saka, T. Kato, T. Nakanishi, S. Okumi, K. Togawa, H. Horinaka, T. Matsuyama, T. Baba. Surf. Sci., 454-456, (2000).

[7] Yu. Mamaev, A. Subashiev, Yu. Yashin, E. Reichert, P. Dresher, N. Faleev, P. Kop’ev, V. Ustinov, A. Zhukov. Phys.

Low-Dim. Structur., 10/11, 1 (1995).

[8] T. Maruyama, D.-A. Luh, A. Brachmann, J.E. Clendenin, E.L. Garwin, S. Harvey, J. Jiang, R.E. Kirby, C.Y. Prescott, R. Prepost, A.M. Moy. Appl. Phys. Lett., 85, 2640 (2004).

[9] A.V. Subashiev, L.G. Gerchikov, Yu. A. Mamaev, Yu.P. Yashin, J.S. Roberts, D.-A. Luh, T. Maruyama, J.E. Clendenin. Appl.

Phys. Lett., 86, 171 911 (2005).

[10] Yu. A. Mamaev. Nucl. Instrum. Meth., A536, 289 (2004).

[11] A.V. Subashiev, Yu. A. Mamaev, Yu.P. Yashin, A.N. Ambrazhei, J.E. Clendenin, T. Maruyama, G.A. Mulhollan, A.Yu. Egorov, V.M. Ustinov, A.E. Zhukov. Proc. 24th Int.

Conf. on Physics of Semiconductors, Jerusalem, Israel, August 1998 (World Scientific, 1999) IV-D-25.

[12] Yu. A. Mamaev, A.V. Subashiev, Yu.P. Yashin, T. Maruyama, D.-A. Luh, J.E. Clendenin, V.M. Ustinov, A.E. Zhukov.

Pages:     | 1 ||



© 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.