WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 11 Оптическая спектроскопия двумерных электронных состояний в модулированно-легированных гетероструктурах N-AlGaAs/GaAs © А.В. Гук, В.Э. Каминский, В.Г. Мокеров, Ю.В. Федоров, Ю.В. Хабаров Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 103907 Москва, Россия (Получена 22 октября 1996 г. Принята к печати 18 марта 1997 г.) Исследованы при 77 K спектры фотолюминесценции, связанные с двумерным электронным газом в модулированно-легированных гетероструктурах N-AlGaAs/GaAs с различными толщинами нелегированного спейсер-слоя ds. Все исследованные образцы имели нелегированный сверхрешеточный буферный слой (в качестве второго гетероперехода), расположенный на расстоянии da ниже основного гетероперехода.

Выполнен теоретический анализ полученных данных путем их сравнения со спектрами, рассчитанными на основе самосогласованного решения уравнений Шредингера и Пуассона. Для 13 da 40 нм спектры фотолюминесценции имели две линии при энергиях фотонов h1 и h2 (h2 > h1) с интенсивностями I1 и I2 соответственно. Эта дублетная структура связана с оптическими переходами между нижними электронными 1 2 1 2 1 подзонами Ee, Ee и низшими подзонами тяжелых Ehh, Ehh и легких Elh дырок. Показано, что отношение 2 интенсивностей I2/I1 при снижении ds вызвано увеличением заселенности верхней подзоны Ee и уменьшением 1 вероятности оптических переходов из нижней подзоны Ee. Сдвиг обоих линий в этом случае в сторону меньших энергий связан с увеличением изгиба зон. Показано, что изменение расстояния da различным образом влияет на величины I1, I2 и спектральное положение компонентов дублета h1, h2. Это связано с существенным различием пространственной протяженности волновых функций электронов 1(z) и 2(z).

e e Оптические исследования двумерного электронного В работе также изложены теоретические подходы, газа (ДЭГ) в гетероструктурах (ГС) AlGaAs/GaAs обес- описывающие основные закономерности в спектрах ФЛ, печивают прямые сведения об основных параметрах вычислены волновые функции и энергии электронных и электронных подзон (их энергии, ширине, степени за- дырочных подзон, их заселенности, а также матричные полнения и т. д.) [1–4], дополняя, а иногда и превосхо- элементы оптических переходов в зависимости от расстояния между гетеробарьерами (ГБ) da и концентрации дя по информативности гальваномагнитные измерения.

ДЭГ n2d.

Однако, до сих пор они были направлены в основном на изучение квантового эффекта Холла и вигнеровской кристаллизации, поэтому выполнялись при очень низких Экспериментальная часть температурах и ограничивались, как правило, малыми значениями концентрации ДЭГ (< 1011 см-2).

Двухбарьерные МЛГС были выращены методом молеВ то же время на примере псевдоморфных гетерокулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) на полуизолируюструктур AlGaAs/InGaAs/GaAs было показано [5,6], что щих подложках GaAs с ориентацией (001). Они исследование спектров фотолюминесценции (ФЛ) при включали нелегированный буферный слой GaAs толщитемпературах жидкого азота и даже комнатной является ной 0.5 мкм, нелегированную 20-периодную сверхрешетэффективным методом изучения электронных состояний ку Al0.25Ga0.75As (1.5 нм)/GaAs (1.2 нм), формирующую в модулированно-легированных ГС (МЛГС).

нижний гетеробарьер, активный нелегированный слой Однако для системы AlGaAs/GaAs такие исследования не проводились. Последнее обусловлено трудностью выявления эффектов, связанных с ДЭГ, из-за их маскирования интенсивной ФЛ, соответствующей межзонной излучательной рекомбинации трехмерных носителей тока.

Данная работа посвящена изучению двумерных электронных состояний в МЛГС N-AlGaAs/GaAs методом ФЛ, включая особенности их поведения при введении в стандартную ГС 2-го (нелегированного) гетеробарьера (ГБ) со стороны подложки (на расстоянии da от основного ГБ). Используя такие двухбарьерные МЛГС, мы смогли существенно ослабить (при малых da) вклад трехмерных носителей в спектры ФЛ и исследовать спектры ФЛ, обусловленные излучательной рекомбинацией ДЭГ и дырок в системе AlGaAs/GaAs при температуре Рис. 1. Зонная диаграмма (для сверхрешетки показан эффекжидкого азота.

тивный барьер).

1368 А.В. Гук, В.Э. Каминский, В.Г. Мокеров, Ю.В. Федоров, Ю.В. Хабаров Рис. 2. Экспериментальные и расчетные спектры ФЛ для различных значений ширины квантовой ямы (a - ds = 3нм, b -ds = 10 нм).

GaAs толщиной da, затем нелегированный спейсер-слой Измерения спектров ФЛ выполнялись при T = 77 K.

Al0.25Ga0.75As, толщиной ds и легированный кремнием В качестве источника возбуждения ФЛ использовали (N = 1·1018 см-3) n-слой Al0.25Ga0.75As толщиной 60 нм, Ar+-лазер с плотностью облучения 100 Вт/см2.

формирующие основной МЛГБ. Структура завершалась На рис. 2 представлены спектры ФЛ МЛГС с различверхним нелегированным слоем GaAs толщиной 10 нм.

ными значениями da и ds. Для образцов с da > 50 нм, Профиль зоны проводимости полученной структуры независимо от степени легирования и толщины ds, в представлен на рис. 1. Расстояние между гетеробарье- спектре ФЛ наблюдалась только одна линия (рис. 2, a), рами da изменялось в диапазоне от 6.5 нм до 1 мкм и спектральное положение которой h0 = 1.508 эВ не более. Для исследования вклада размерного квантования зависело от вариации da в диапазоне 50 1000 нм и в активном слое GaAs, обусловленного его ограничени- выше и соответствовало межзонной излучательной реем исключительно стенками гетерограниц, были также комбинации трехмерных носителей в GaAs при 77 K, т. е.

выращены ГС, в которых все слои не легировались, так равнялось ширине запрещенной зоны Eg = 1.508 эВ при чтобы формировать прямоугольную квантовую яму (КЯ). этой температуре.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Оптическая спектроскопия двумерных электронных состояний в модулированно-легированных... рах формируется КЯ, близкая к прямоугольной, и в соответствии с этим наблюдается только одна линия ФЛ. Ее спектральное положение при уменьшении da сдвигается к большим h из-за размерного квантования обусловленного гетеробарьерами. Эта линия всегда занимает промежуточное спектральное положение между компонентами дублета в МЛГС (рис. 2).

Как видно из рис. 2, интенсивности компонентов дублетной структуры в МЛГС, их форма и спектральное положение зависят от da и ds. В таблице приведены ее основные характеристики для МЛГС (при da 30 нм) с различными значениями da и ds.

Здесь I2 и I1 —интенсивности (в максимумах) высокои низкоэнергетического компонентов дублета соответственно, а h2 и h1 — их спектральные положения, h12 = h2 - h1 — спектральное расщепление компонентов дублета, h0 — спектральное положение линии ФЛ в нелегированных ГС (понятие ds для этих структур Рис. 3. Экспериментальная (штриховая линия) и расчетная лишено смысла).

(сплошная) зависимости интенсивности ФЛ (в максимуме) 3D Из рис. 2 и таблицы следует, что при уменьшении толэлектронов от расстояния между гетеробарьерами.

щины спейсер-слоя ds (и, соответственно, возрастания концентрации ДЭГ n и связанного с ним самосогласованного потенциала изгиба зон) для всех МЛГС (при На рис. 3 приведена зависимость интенсивности этой da 30 нм) имеют место:

линии в максимуме IM от da. Как видно из рис. 3, — увеличение отношения интенсивностей I2/I1 как за IM с увеличением da возрастает. Интересно, что хотя с счет сильного уменьшения I1, так и увеличения I2;

увеличением da скорость возрастания IM(da) несколько — спектральный сдвиг обоих компонентов дублета в замедляется, но отсутствует эффект насыщения, ожисторону меньших энергий. Причем пик h1 сдвигается даемый при da > 0.4 мкм, когда должно выполняться сильнее, чем h2, что обусловливает увеличение спекусловие da 1, где 104 см-1 — коэффициент потрального расщепления дублета h12 при снижении da.

глощения в GaAs на длине волны возбуждающего лазера.

Интересно, что для МЛГС с 18 нм da 30 40 нм Отсутствие эффекта насыщения в IM(da) может быть компонента h располагается при энергиях фотонов, связано с уменьшением доли фотоносителей, участвующих в поверхностной безызлучательной рекомбинации на гетерограницах.

da, нм ds, нм h1, эВ h2, эВ h0, эВ h21, мэВ I2/IОбнаружено, что при малых da, вблизи 30 10 1.496 1.510 13.5 da 40 50 нм и ниже, форма спектра ФЛ 3 1.490 1.512 1.509 22 МЛГС претерпевает принципиальные изменения.

25 10 1.503 1.419 17 А именно, исходная линия при h0 = 1.508 эВ 3 1.492 1.517 1.511 25 7.трансформируется в дублетную структуру (рис. 2), 22.5 10 1.503 1.520 1.512 17 1.состоящую из высокоэнергетического пика при h3 1.493 1.518 25 4.и низкоэнергетического ”плеча” (или пика) при h1.

20 10 1.506 1.531 1.515 25 0.Этот факт приписывается переходу от ФЛ трехмерных 3 1.500 1.526 26 3.18 10 1.509 1.532 1.517 23 0.носителей к ФЛ с участками ДЭГ. Возникшая дублетная 3 1.503 1.526 23 1.структура связывается с оптическими переходами из 15 10 1.511 1.538 1.521 27 0.2-х нижних подзон ДЭГ, локализованного у верхнего 3 1.508 1.536 28 1.МЛГП, в подзоны дырочной ямы, расположенной у 13.5 10 1.512 1.545 1.523 33 0.нижнего гетеробарьера (рис. 1). Данная структура 3 1.506 1.540 34 0.возникает, когда большинство фотовозбужденных 12 10 1.515 1.553 1.528 38 0.носителей захватывается в упомянутые электронную и 3 1.513 - - дырочную ямы и когда перекрытие их волновых функций 10 10 - - 1.535 - становится достаточным для заметной излучательной 3 1.523 - - рекомбинации. 8.5 10 - - 1.545 - 3 1.536 - - В случае нелегированных ГС, в которых изгиб зон, 6.5 10 - - 1.5609 - связаный с ДЭГ, мал, дублетная структура в спектре 3 1.547 - - ФЛ при ds 40 нм не возникает. В таких структуФизика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1370 А.В. Гук, В.Э. Каминский, В.Г. Мокеров, Ю.В. Федоров, Ю.В. Хабаров меньших, чем ширина запрещенной зоны Eg в GaAs Если принять, что скорость поверхностной рекомбинапри 77 K. ции S0 одинакова для обоих гетерограниц, то интегрируя Отчетливые закономерности также обнаруживаются (1) и подставляя в (2), получаем и для зависимости спектров ФЛ от расстояния между гетеробарьерами da (для da 30 нм). При снижении da S ch(da/L) - 1 + sh(da/L) I = B они проявляются в следующем:

(1 + S2) sh(da/L) +2S· sh(da/L) — сдвиг обоих компонентов дублета в МЛГС в сторону больших энергий. При этом линия h0 в нелеги (L + S)(L - S) exp(-da) рованных ГС также сдвигается к большим h;

— происходит увеличение энергетического расщепле- - 1 - exp(-da) /L, (3) ния между компонентами дублета за счет более сильного сдвига пика h2 к большимh (по сравнению со сдвигом где S = S0L/D, L = D — длина амбиполярной компонента h1);

диффузии, B — коэффициент пропорциональности.

— уменьшение отношения интенсивностей I2/I1 за В случаяе наших экспериментов выполняются условия счет увеличения I1 и уменьшения I2.

da/L 1 и L 1. Сравнение экспериментальных Далее представлены результаты теоретических расчезначений I на рис. 3 с результатами расчета показывает, тов, выполненные для обоснования экспериментальных что наилучшее согласие с экспериментом достигается результатов.

при S 1и(3) может быть представлено в упрощенном Отдельно будут рассмотрены:

виде:

1. ”Широкие ямы” (da > 50 нм), в случае которых изda за большого расстояния между электронной и дырочной I = BL 1 - e-da. (4) da + 2SL КЯ перекрытие волновых функций двумерных электронов идырок мало, так чтов спектрФЛдает вклад только Обработка экспериментальных результатов по метомежзонная рекомбинация трехмерных носителей.

ду наименьших квадратов с использованием (4) дает 2. Квантовые ямы (для da 30 40 нм), в случае S = 2.7 · 10-3, что соответствует S0 = 10 см/с. Это которых спектр ФЛ соответствует оптическим переходам означает, что скорость поверхностной рекомбинации в с участием ДЭГ.

исследуемых ГС очень мала, а выражение (4) хорошо описывает зависимости интенсивности ФЛ от ширины ямы (рис. 2).

Теоретические модели 2. Квантовые ямы (da 30 40 нм).

1. Сначала проанализируем зависимость интенсивноПри вычислении характеристик ФЛ было выяснено, сти ФЛ от da в широких ямах (рис. 3). Как известно, что для хорошего совпадения с экспериментом необхоосновным механизмом релаксации энергии неравновесдимо точное определение эффективной высоты сверхреных носителей в GaAs при температурах T 77 K шеточного (СР) барьера. Его высота вычислялась по моявляется испускание оптических фононов. Для таких дели Кронига–Пенни. Она составила 0.48Ec и0.44Ev процессов характерная длина релаксации энергии состадля электронов и дырок соответственно, где Ec и вляет 50 нм, и поэтому в случае широких ям все фотоEv — разрывы зоны проводимости и валентной зоны возбужденные носители должны рекомбинировать в прена гетерогранице GaAs/Al0.25Ga0.75As соответственно.

делах ямы. При стационарной накачке и слабом уровне Если при расчетах нелегированных ГС предположить, возбуждения распределение избыточных электронов n и что КЯ является прямоугольной, то не удается достичь дырок p (n = p) по координате z (вдоль направления согласия с экспериментом. Причиной этого является изроста слоев) описывается следующим уравнением:

гиб зон (рис. 1). Вычисление энергий, волновых функций d2(n) n и заселенности подзон ДЭГ в МЛГС выполнялось в приD = Ge-z +, (1) dz2 ближении n n (квазиравновесная ситуация) путем решения системы уравнений (система Кона–Шэма) [7]:

где D — коэффициент амбиполярной диффузии, G — скорость фотогенерации при z = 0 и — эффективное d2i время жизни e i - + Ue(z)i = Eei, (5) e e 1 1 2mc dz= +, r nr где r — время жизни для межзонной излучательной d = q n - N(z), (6) рекомбинации и nr — суммарное время жизни всех dzостальных типов безызлучательной и излучательной объгде z — направление, перпендикулярное гетерограниемной рекомбинации. Очевидно, что для интенсивности цам, i (z) — огибающая волновая функции, Ue(z) — e ФЛ I справедливо следующее:

потенциальная энергия, — диэлектическая проницаеda мость, (z) — электростатический потенциал, который определяется равновесным распределением электронов, I n(z)dz. (2) i Ee — энергия движения электронов вдлоль z, N(z) — Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Оптическая спектроскопия двумерных электронных состояний в модулированно-легированных... концентрация примеси. h e. Тогда из интеграла столкновений Больцмана получаем следующее выражение для интенсивности ФЛ:

Ue(z) =Ec(z) -q(+xc), (7) Wi j I(h) =B(en -1) q где xc = n1/3 — потенциал обменно-корреля- 1 +me/mh i, j ционного взаимодействия электронов, и h-Eg exp kT (Ei j/kT ), (10) n = nsE e dE, (8) i EF -Ee-Ei j 1 + exp kt где nsE — слоевая концентрация электронов с энергиi где Ee —энергия i-й подзоны размерного квантовая ДЭГ, ей E.

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.