WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, № 1 Влияние энергетического транспорта электронов путем излучения оптических фононов на суперлюминесценцию и обратимое просветление тонкого слоя GaAs, возбуждаемого мощным пикосекундным импульсом света © И.Л. Броневой, А.Н. Кривоносов Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 103907 Москва, Россия (Получена 19 мая 1998 г. Принята к печати 20 мая 1998 г.) Экспериментально исследованы зависимости суперлюминесценции и просветления GaAs, возникающие при межзонном поглощении мощного пикосекундного импульса света, от энергии фотона ex этого света. Просветление (увеличение прозрачности) в основном отображает концентрацию фотогенерированной электронно-дырочной плазмы. Обнаружено, что когда в зоне проводимости расстояние между энергетическим уровнем, где электроны рождаются, и уровнем, с которого они стимулированно рекомбинируют, кратно энергии продольного оптического фонона, то: 1) усиливается рекомбинационная суперлюминесценция, 2) замедляется рост просветления при увеличении ex, 3) усиливается сдвиг края спектра излучения в длинноволновую сторону. Эти эффекты качественно объясняются увеличением доли переходов с излучением LO-фононов в энергетическом транспорте электронов ко дну зоны проводимости и влиянием этого на разогрев электронно-дырочной плазмы и плотность неравновесных LO-фононов.

Излучение электронами продольных оптических (LO) В работе [7] мы экспериментально обнаружили тип фононов может иногда давать заметный вклад в энер- фононных осцилляций в энергетическом распределегетический транспорт электронов в GaAs. Ранее это нии носителей, несколько отличный от вышеописанного.

проявлялось, например, при экспериментальном иссле- Эти осцилляции наблюдались при комнатной темпедовании энергетической релаксации быстрых электро- ратуре образца и концентрации электронов и дырок нов (см. [1–3] и др.). Такие опыты проводились при n = p > 1018 см-3. Энергетические уровни, на низких температурах. Распределение электронов в зо- которых фотогенерировались электроны, располагались не проводимости располагалось ниже энергетического внутри (а не выше, как в [1–3]) энергетического расуровня, на котором электроны фотогенерировались. Пе- пределения электронов в зоне проводимости. Осцилляреходы фотогенерируемых электронов на лежащие ниже ции [7] появлялись во время интенсивного энергетиэнергетические уровни, происходившие путем испуска- ческого транспорта фотогенерированных электронов ко ния LO-фононов, приводили к образованию ”фононных” дну зоны проводимости, когда одновременно (в пикосеосцилляций энергетического распределения электронов кундном диапазоне времен) происходили генерация ЭДП в зоне проводимости. Осцилляции располагались от и интенсивная рекомбинационная суперлюминесценция.

уровня, где электроны рождаются, и по направлению Наиболее явно осцилляции наблюдались в интервале от ко дну зоны проводимости. Период таких осцилляций дна зоны проводимости до энергетических уровней, где равен энергии продольного оптического фонона LO. электроны рождаются. В отсутствие соответствующей В типичных случаях фононные осцилляции в GaAs количественной теории появление таких осцилляций исследовали по спектрам горячей фотолюминесценции качественно объяснялось следующим образом. В репри концентрациях носителей заряда 1015-1016 см-3, зультате суперлюминесцентной рекомбинации возникает т. е. когда в энергетической релаксации быстрых электро- обеднение заселенности электронов в локальной области нов доминируют процессы испускания LO-фононов. При энергетических состояний на дне зоны проводимости увеличени концентрации электронно-дырочной плазмы (см., например, [8]). Частота переходов электронов в (ЭДП) развитию фононных осцилляций должно препят- область обеднения с излучением LO-фонона оказывается ствовать увеличение вероятности c ухода электрона больше частоты ухода электронов из этой области с из исходного состояния за счет взаимодействия с ЭДП. поглощением LO-фонона. Это приводит к образованию Согласно [4], вероятность c ухода электрона из исход- в зоне проводимости повторяющихся с периодом LO ного состояния, например, с энергией 0.3 эВ линейно областей обеденения заселенности электронами энергевозрастает при увеличении плотности ЭДП и уже при тических уровней. Из работы [7] можно было заклюn = p = 8 · 1016 см-3 сравнивается с вероятностью чить, что электрон-фононное взаимодействие (хотя и излучения электроном LO-фонона (в отсутствие ЭДП) ослабленное экранированием [6]) существенно при энерe-LO = 5.6 · 1012 с-1 (см. также [5]). При увеличении гетическом транспорте плотной ЭДП, инициируемом концентрации ЭДП от 2 · 1017 см-3 и выше развитию суперлюминесцентной рекомбинацией. Это подтвердифононных осцилляций должно препятствовать еще и лось и в настоящей работе, где мы экспериментально усиление экранирования взаимодействия электронов с обнаружили, что в результате энергетического транспорLO-фононами [6]. та электронов путем излучения LO-фононов возникают 14 И.Л. Броневой, А.Н. Кривоносов некоторые изменения суперлюминесценции и просветления (увеличения прозрачности) GaAs. Характер этих изменений позволяет предполагать, что такой транспорт оказывает влияние также на концентрацию фотогенерируемой ЭДП и на плотность неравновесных LO-фононов.

В дополнение к вышесказанному отметим, что электронLO-фононное взаимодействие в GaAs при концентрации ЭДП, генерируемой пикосекундным импульсом света, (1 9) · 1018 см-3 проявлялось также в рамановском рассеянии [9].

Исследуемый образец представлял собой гетероструктуру Al0.22Ga0.78As–GaAs–Al0.4Ga0.6As с толщиРис. 1. Зависимость энергии WsM в максимуме ной слоев, соответственно, 1.2–1.6–1.2 мкм, выращенную спектра суперлюминесцентного излучения из GaAs от молекулярно-лучевой эпитаксией на (100)–подложке энергии возбуждающего фотона ex: темные точки — из GaAs. Ширина кривой дифракционного отражеF = 0.5 мм, Dex = 1 отн. ед.; светлые точки — F = 0.65 мм, ния рентгеновского луча, характеризующая степень деDex 0.3 отн. ед. Нормировочная энергия W0 равна значению фектности кристаллической решетки GaAs, составляла энергии WsM, измеренной при энергии возбуждающего фотона 29 угл. с. Концентрация фоновых примесей в гетеро ex = 1.538 эВ и диаметре F = 0.5 мм; соответственно, структуре < 1015 см-3. На площади 4 4 мм подложку нормировочная энергия W01 — при энергии фотона стравливали. Слои AlxGa1-xAs, предназначенные для ex = 1.535 эВ и диаметре F = 0.65 мм. Штрихпунктирной стабилизации поверхностной рекомбинации и механиче- линией показана зависимость d2(WsM)/d( ex)2 = f ( ex).

Сплошные линии здесь и на других рисунках проведены для ской прочности, прозрачны для света с < 1.7эВ, наглядности.

используемого в эксперименте. На образец было нанесено двухслойное антиотражающее покрытие из SiO2 и Si3N4, благодаря которому отражение от поверхностей образца света, направленного по нормали к поверхности, Dex 0.3 отн. ед и диаметре F = 0.65 мм (см. рис. 1) не превышало 2% в реальных условиях наших экспери(непринципиальные различия в оптических схемах не ментов. Просветление измерялось по методике ”excite– позволяют более точно сопоставить плотности энергии probe”, как в [10], при фиксированной энергии фотона импульсов при измерениях с F = 0.5 и 0.65 мм). При сузондирующего света p > ex. Длительность возбущественном уменьшении диаметра F и плотности энерждающего (ex) и зондирующего (p) импульса света — гии Dex (это ослабляет суперлюминесценцию [13,14]), 14 пс, их спектральная ширина (по основанию) 6мэВ.

например, при F = 0.35 мм и Dex 0.1 отн. ед., отмечен1 Характеризующее просветление отношение lg(T /T ) ные выше особенности уже не наблюдались при измере(T — прозрачность образца, индексы 1 и 0 означают, нии зависимости WsM( ex). Наличие антиотражающего соответственно, наличие и отсутствие возбуждения) распокрытия на поверхности образца не позволяло объяссчитывалось по результатам измерений интегральных по нять особенности на зависимости WsM( ex), представремени энергий зондирующего и возбуждающего имвленной на рис. 1, интерференцией света. По-видимому, 1 пульсов. Просветление lg(T /T ) пропорционально сумэти особенности означают увеличение энергии суперме заселенностей неравновесными носителями заряда люминесценции WsM из-за увеличения доли переходов энергетических уровней, связанных прямым межзонным с излучением LO-фононов в энергетическом транспорте оптическим переходом [10]. Интегральные по времени электронов ко дну зоны проводимости, инициируемом спектры суперлюминесцентного излучения (возникаю- рекомбинационной суперлюминесценцией. В согласии с щего при фотовозбуждении GaAs за времена пикосекунд- этим предположением, точки наибольшего локального ного диапазона [11,12] и исследовавшегося, например, усиления излучения (которым соответствуют локальв [13]) измерялись как в работе [7].

ные максимумы отрицательной кривизны на зависимости На рис. 1 представлена измеренная в настоящей ра- WsM( ex)) расположены на рис. 1 при энергиях фотона m боте зависимость энергии WsM в максимуме спектра ex,k s + k (указано стрелками ”kLO”), где m суперлюминесцентного излучения из образца от энергии s — энергия фотона, при которой расположен максифотона ex возбуждающего света. При измерении за- мум спектра излучения, = LO(1+me/mh) =40 мэВ, висимости WsM( ex) плотность энергии возбуждающего LO = 36 эВ — энергия продольного оптического импульса Dex = 1отн. ед. и F = 0.5 мм фокусного пят- фонона, me = 0.067m0 и mh = 0.5m0, соответственна возбуждающего луча поддерживались неизменными. но, эффективные массы электрона и тяжелой дырки, На зависимости WsM( ex) были обнаружены особен- k = 1, 2, 3. При поглощении фотонов ex,k расстояние ности — локальные выпуклости, похожие на ступени между энергетическим уровнем, где электроны рожда(рис. 1). Особенность, расположенную на зависимости ются, и уровнем, где они наиболее интенсивно рекомбиWsM( ex) в интервале ex 1.49-1.54 эВ, мы допол- нируют, равно k LO. Положение максимумов кривизны нительно наблюдали при плотности энергии импульса на зависимости WsM( ex) определялось по положению Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, № Влияние энергетического транспорта электронов путем излучения оптических фононов... (см. рис. 3). Это подтверждается наблюдением на графиках 1 и 2 на рис. 3, представляющих указанную зависимость для спектров I и II, локальных минимумов при энергиях фотона излучения s ex - 2, отмеченных стрелками 2LO. Для спектров излучения, возникавшего, например, при меньших энергиях возбуждающего фотона ex, усилением излучения (из-за LO-транспорта электронов) в области энергий фотонов s ex -, можно объяснить появление локального минимума на кривой 3 при s = 1.405 эВ, а также большую, чем на кривых 3 и 5, глубину минимума при Рис. 2. Зависимость ширины s спектра излучения из s = 1.385 эВ на кривой 4. Спектральные положения GaAs от энергии возбуждающего фотона ex при F = 0.5 мм, указанных минимумов чуть сдвинуты относительно энерDex = 1отн. ед.

гий фотонов s ex - (отмеченных на рис. стрелками 1LO), что, по-видимому, объясняется как минимумов функции d2(WsM)/d( ex)2 = f ( ex), представленной тоже на рис. 1. Максимумы (3LO) на двух зависимостях WsM( ex), измеренных при диаметрах F = 0.5 и 0.65 мм (см. рис. 1), наблюдались при немного отличающихся значениях ex,3, которым соответствовали настолько же отличающиеся энергии m фотонов излучения s ex,3 - 3.

Усиление (увеличение энергии) суперлюминесценции за счет рекомбинации электронов, транспортированных на дно зоны проводимости путем излучения LO-фононов, проявляется также в том, что зависимость ширины спектра излучения (на полувысоте) s от ex оказывается осциллирующей (рис. 2). Осцилляции объясняются тем, что если такое усиление суперлюминесценции (при фиксированном возбуждающем импульсе) неравномерно распределяется по ее спектру, а происходит, например, преимущественно на склоне спектра излучения, то это приведет к некоторому уширению спектра излучения, по сравнению со случаем, когда (при возбуждающем импульсе с энергией фотона ex,k) излучение усиливается преимущественно в области вершины спектра.

Предположению, что при фиксированном возбуждающем импульсе усиление суперлюминесценции происходит неравномерно по ее спектру и что область преимущественного усиления перемещается по спектру излучения при измерении ex, не противоречат иллюстрируемые на рис. 3 особенности спектров излучения. На более пологом, коротковолновом склоне спектра I, в области, включающей фотон с энергией s ex -2, наблюдается выпуклость (указано стрелкой 2LO). Такую выпуклость на спектре излучения можно объяснить как усиление суперлюминесценции в результате транспорта электронов в зоне проводимости путем излучения LO-фононов (далее называемого LO-транспорт). Для представленного на том же рисунке спектра II излучение с энергией фотона Рис. 3. Спектры излучения из GaAs (представлены кривы s ex - 2 (указано стрелкой 2LO) происходит ми I–III ), измеренные при F = 0.5 мм, Dex = 1 отн. ед.:

на крутом, длинноволновом спаде спектра, где сложнее ex, эВ: I — 1.481, II — 1.46, III — 1.504, Кривые 1–5 — выделить такое небольшое дополнительное усиление, демонстрируют зависимость d2(Ws)/d( s)2 = f ( s), полукак на спектре I. Однако подобное усиление можно ченную дифференцированием спектров излучения, измеренных выявить по появлению соответствующих ему локальпри: ex, эВ: 1 — 1.481, 2 — 1.46, 3 — 1.449, 4 — 1.423, ных минимумов на графиках d2(Ws)/d( s)2 = f ( s) 5 — 1.415.

Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, № 16 И.Л. Броневой, А.Н. Кривоносов неточность при определении формы спектра по экспериментальным точкам, так и конечной шириной спектра возбуждающего света. Большая глубина минимума при s = 1.385 эВ на кривой 4, чем на кривых 3 и 5, связана с тем, что усиление излучения, увеличивая амплитуду спектра, делает острее вершину спектра, т. е. увеличивает кривизну вершины спектра. Это было справедливо и по отношению к представленному на рис. 3 спектру III, вершина которого расположена в области энергии фотона s ex - 3(указано стрелкой 3LO). Однако для спектров излучения, полученных при больших энергиях возбуждающего фотона, чем спектр III (измеренный при ex = 1.504 эВ), усиление на склоне спектра при e s ex - 3 выявить достаточно контрастно уже Рис. 4. Зависимость положения длинноволнового края s не удается (возможно из-за большой крутизны склонов спектра излучения от ex при F = 0.5 мм, Dex = 1отн. ед.

e спектров). Соответственно, и осцилляции на зависимо- ( s — энергия фотона, при которой энергия излучения на сти s( ex) в этой области энергий фотона ex уже длинноволновом краю спектра излучения равна 0.04).

почти не наблюдаются.

Когда ex = ex,k, то часть фотогенерированных электронов, излучая LO-фононы, переходят на уровни µe - µh = Eg (см. [8,10,16]), здесь µe и µh — квас обедненной заселенностью носителей, соответствузиуровни Ферми, соответственно, электронов и дырок;

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.