WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 1 Спектры остаточной фотопроводимости в гетероструктурах InAs/AlSb с квантовыми ямами ¶ © В.Я. Алешкин, В.И. Гавриленко, Д.М. Гапонова, А.В. Иконников, К.В. Маремьянин, С.В. Морозов, Ю.Г. Садофьев, S.R. Johnson, Y.-H. Zhang Институт физики микроструктур Российской академии наук, 603950 Нижний Новгород, Россия Department of Electrical Engineering and Center for Solid State Electronic Research, Arizona State University, Tempe, AZ 85287, USA (Получена 1 июня 2004 г. Принята к печати 14 июня 2004 г.) Исследовалась остаточная фотопроводимость гетероструктур AlSb / InAs / AlSb с двумерным электронным газом в квантовых ямах InAs при T = 4.2 K. При подсветке ИК излучением = 0.6-1.2 эВ наблюдалась положительная остаточная фотопроводимость, связываемая с фотоионизацией глубоких доноров. В коротковолновой области наблюдается отрицательная остаточная фотопроводимость, связанная с межзонной генерацией электронно–дырочных пар с последующим разделением электронов и дырок встроенным электрическим полем, заxватом электронов на ионизованные доноры и рекомбинацией дырок с двумерными электронами в InAs. При >3.1 эВ обнаружено резкое падение отрицательной фотопроводимости, связываемое с включением нового канала фотоионизации глубоких доноров в AlSb за счет переходов электронов в вышележащую над зоной проводимости энергетическую зону.

1. Введение До настоящего времени спектры остаточной фотопроводимости в гетероструктурах InAs / AlSb исследовались Квантово-размерные гетероструктуры на основе InAs лишь в работе [11] для нелегированных образцов в представляют интерес для создания высокочастотных диапазоне энергий квантов = 1-3 эВ. Настоящая транзисторов, резонансно-туннельных диодов, оптоэлекработа посвящена спектральным исследованиям остатроники среднего инфракрасного диапазона и спинтроточной фотопроводимости как в нелегированных, так и ники. Большое число выполненных исследований быв селективно легированных гетероструктурах InAs / AlSb ло посвящено гетеросистеме InAs / AlSb, которая хав более широком интервале энергий квантов 0.6-6эВ с рактеризуется большой величиной разрыва зоны процелью обнаружения новых спектральных особенностей, водимости на гетерогранице, составляющей 1.35 эВ, которые могли бы пролить свет на происхождение высокой подвижностью электронов в квантовой яме двумерного электронного газа в номинально не легиро(КЯ) InAs, достигающей 9 · 105 см2/В · с при T = 4.2K, ванных структурах.

ns 1012 см-2 [1], которые присутствуют даже в номинально не легированных структурах [2]. „Поставщи2. Эксперимент ками“ электронов в КЯ InAs могут быть глубокие доноры в AlSb и поверхностные доноры в покрыИсследуемые гетероструктуры были выращены мевающем слое GaSb [3–10]. Одной из специфических тодом эпитаксии из молекулярных пучков [1,13]. На особенностей рассматриваемой гетеросистемы является полуизолирующей подложке GaAs (100) выращивался биполярность остаточной фотопроводимости при низких композитный буфер, включающий в себя метаморфный температурах [2]. При освещении гетероструктур ИК излучением наблюдается положительная остаточная фо- слой AlSb или GaSb толщиной 2.4 мкм и 10 периодов сверхрешетки GaSb (2.5 нм) / AlSb(2.5 нм). Активная топроводимость (Positive Persistent Photoconductivity — часть состояла из нижнего барьера AlSb толщиной PPPC) [11,12], которая связывается с фотовозбуждением глубоких донорных центров в барьерных слоях AlSb. 12-40 нм, КЯ InAs шириной 15 нм, верхнего барьера Фотовозбужденные электроны захватываются кванто- AlSb или Al0.8Ga0.2Sb толщиной 30-40 нм и защитного вой ямой InAs, увеличивая тем самым концентрацию слоя GaSb толщиной 6 нм. Селективно легированные двумерных (2D) электронов, которая остается неиз- структуры содержали два -слоя теллура, расположенменной в течение многих часов вплоть до отогрева ных в барьерах AlSb на расстоянии 15 нм от КЯ. Послеобразца. При освещении гетероструктур видимым из- довательность работы заслонок обеспечивала формиролучением наблюдается отрицательная остаточная фото- вание химических связей типа In–Sb на обеих границах проводимость (Negative Persistent Photoconductivity — раздела квантовой ямы [14]. Концентрация и подвижNPPC) [2,10–12], которая связывается с межзонной геность 2D электронов определялись при T = 4.2K из нерацией электронно–дырочных пар, разделением элекизмерений эффекта Холла и осцилляций Шубникова– тронов и дырок встроенным электрическим полем с поде-Гааза. Параметры образцов представлены в таблице.

следующими захватом электронов ионизованными доноСпектры остаточной фотопроводимости исследоварами и рекомбинацией дырок с 2D электронами в InAs.

лись с помощью решеточного монохроматора МДР-¶ E-mail: gavr@ipm.sci-nnov.ru (рис. 1). Использовались кварцевая лампа накаливания в Спектры остаточной фотопроводимости в гетероструктурах InAs /AlSb с квантовыми ямами Параметры исследованных образцов при T = 4.2K Отметим, что состав толстого метаморфного буфера — GaSb (B824) или AlSb (A839) — практически не Верхний Образец Буфер ns, 1012 см-2 µ, 105 см2/В · с влияет на вид спектров фотопроводимости. Использовабарьер ние же твердого раствора Al0.8Ga0.2Sb (A856) в качеA856 AlSb Al0.8Ga0.2Sb 0.65 3.стве верхнего барьера приводит к смещению участка с A839 AlSb AlSb 0.68 2.B824 GaSb AlSb 0.95 4.B1445 AlSb AlSb 2.4 1.B1444 AlSb AlSb 3.2 0.качестве источника излучения и стандартные светофильтры для отсечки высших порядков дифракции излучения.

С выхода монохроматора излучение с энергией квантов в диапазоне 0.6-4эВ (до 6 эВ при исследовании образца В824) по волоконному световоду подводилось к образцу, расположенному в транспортном гелиевом сосуде Дьюара. Образец имел форму прямоугольной пластинки с характерными размерами 4 4 мм, по краям которой (на расстоянии около 3 мм) были нанесены два полосковых индиевых контакта. Измерения спектров фотопроводимости проводились в двух режимах: по точкам после выключения подсветки, начиная с длинноволновой части спектра, и при непрерывном освещении монохроматическим излучением и медленной развертке длины волны, начиная с коротковолновой части спектра. Характерное Рис. 1. Блок-схема установки для измерения остаточной время записи спектра составляло несколько десятков фотопроводимости при освещении образца светом с различной минут.

длиной волны. 1 — поворотное зеркало, 2 — кварцевая лампа накаливания, 3 — сферическое зеркало, 4 — дифракционная решетка, 5 — световод, 6 — сверхпроводящий соленоид, 3. Результаты и обсуждение 7 — исследуемый образец.

На рис. 2 представлены спектры фотопроводимости в номинально не легированных гетероструктурах A839, A856, B824. Видно, что для этих образцов полученные с помощью двух различных методов измерения спектры фотопроводимости (точки с сплошные кривые) хорошо соответствуют друг другу. Это свидетельствует о том, что в данных образцах в обоих случаях измерялась остаточная фотопроводимость, т. е. эффект постоянной подсветки при непрерывной записи спектральных зависимостей невелик. Для сравнения на рис. 2 представлен также спектр фотопроводимости для подобного образца AlSb / InAs / AlSb с шириной квантовой ямы InAs 12 нм из работы [11]. Так же, как и в работе [11], в длинноволновой области спектра наблюдается PPPC, начиная с наименьшей из используемых нами энергий квантов = 0.62 эВ. При >1.1эВ наблюдается Рис. 2. Спектры фотопроводимости номинально не легироувеличение сопротивлений образцов и PPPC сменяетванных гетероструктур InAs / AlSb (кривые 1–3). Сплошные ся на NPPC с одновременным нарастанием крутизны кривые получены при постоянно включенной подсветке и спектральных зависимостей. Во всех трех образцах при непрерывной развертке длины волны излучения (от больших >2.1 эВ наблюдаются несколько характерных лоэнергий квантов к меньшим), точки соответствуют остаточным кальных максимумов NPPC, а при >3.1 эВ—резкое (после выключения подсветки) значениям сопротивления, попадение сопротивления. Для образца B824 измерения лученным при последовательном увеличении энергии квантов были проведены вплоть до = 6эВ; начиная с 5эВ подсветки. Горизонтальными точечными линиями показаны наблюдалось незначительное плавное возрастание велитемновые (после охлаждения до первого включения подсветчины NPPC. В работе [11] измерения проводились до ки) значения сопротивлений образцов. Образцы: 1 — A839, энергии квантов 3 эВ, и эффект падения сопротивления 2 — B824, 3 — A856. 4 — спектр фотопроводимости для в ультрафиолетовой области спектра не был обнаружен. образца B из работы [11] (в произвольных единицах).

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 32 В.Я. Алешкин, В.И. Гавриленко, Д.М. Гапонова, А.В. Иконников, К.В. Маремьянин, С.В. Морозов...

электронно–дырочные пары генерируются в покрывающем слое GaSb. Пороговая энергия для NPPC должна превышать сумму ширины непрямой запрещенной зоны GaSb L 0.82 эВ [15] и разрыва валентной зоны на границе раздела покрывающего слоя с верхним барьером (0.35 эВ для AlSb, см. рис. 3). Новый канал инжекции дырок в барьер включается, когда энергия генерируемых при прямых межзонных оптических переходах в GaSb легких дырок превышает величину разрыва валентной зоны на гетерогранице GaSb / AlSb.

Это соответствует энергии квантов, равной примерно сумме прямой запрещенной зоны 0.81 эВ, и удвоенной величине разрыва валентной зоны (вследствие близости эффективных масс электронов в -долине и Рис. 3. Зонная структура номинально не легированных образ- легких дырок), что равно 1.5 эВ. При дальнейшем роцов InAs / AlSb (схема). 2D электронный газ в квантовой яме сте энергии квантов начинается генерация электронно– InAs возникает вследствие ионизации доноров на поверхности дырочных пар через непрямую запрещенную зону AlSb покрывающего слоя GaSb и глубоких доноров в барьерах AlSb, (при >X = 1.61 эВ, см. рис. 3), и, наконец, при что приводит к возникновению встроенного электрического = 2.39 эВ должны включаться прямые оптические поля. Пунктирной линией показано положение -долины в зоне переходы электронов из валентной зоны в -долину зоны проводимости AlSb. Стрелками показаны энергии (эВ).

проводимости AlSb. Наличие более узкозонного верхнего барьера Al0.8Ga0.2Sb должно приводить к уменьшению всех пороговых энергий для NPPC, что и имеет место высокой крутизной изменения сопротивления в сторону для образца A856 (см. рис. 2).

меньших энергий квантов. При этом большая часть В интервале энергий квантов 1.4-2.1эВ для всех наблюдаемых спектральных особенностей (в частности, трех исследованных образцов наблюдались осцилляции локальный пик сопротивления при 2.2 эВ и резкое спектральных зависимостей сопротивления (рис. 4).

уменьшение величины сопротивления при >3.1эВ) В образцах A839 и B824 с одинаковыми барьерами не меняют своего положения.

AlSb совпадают как периоды, так и фазы осцилляций.

На рис. 3 схематически изображена зонная диаграмма Для этих структур период составляет около 50 мэВ активной части номинально не легированной гетеро- в длинноволновой и 40 мэВ в коротковолновой областруктуры с 2D электронным газом в квантовой яме стях. Для образца A856 с более узкозонным верхним InAs. Вслед за авторами работы [11] мы связываем на- барьером Al0.8Ga0.2Sb период осцилляций изменяется блюдаемую в длинноволновой области PPPC с фотоио- соответственно от 48 до 35 мэВ. Подобная осциллянизацией глубоких доноров и накоплением электронов торная зависимость наблюдалась для одного из обв квантовой яме. Природа глубоких доноров требует разцов в работе [11], однако там период осцилляций дополнительного исследования. PPPC имеет место при изменялся от 80 мэВ в длинноволновой области до энергиях ( 0.62 эВ), меньших, чем расстояние от 50 мэВ в коротковолновой. В работе [11] было высказано уровня Ферми (который расположен на расстоянии предположение, что осцилляции связаны с испусканием порядка 100 мэВ от дна зоны проводимости InAs) до продольных оптических фононов LO легкими дыркакрая зоны проводимости в AlSb. Такие переходы могут ми, возбужденными при прямых оптических переходах в осуществляться с нейтральных (т. е. лежащих под уров- GaSb и инжектированными в AlSb. В этом случае период нем Ферми) доноров в объеме барьерных слоев AlSb осцилляций должен составлять примерно удвоенную на высшие подзоны размерного квантования электронов (вследствие близости эффективных масс электронов и в квантовой яме InAs, волновая функция которых, как легких дырок) энергию оптического фонона в AlSb, известно, гораздо дальше проникает в барьер, чем вол- т. е. около 80 мэВ, что соответствует наблюдавшемуся новая функция нижней подзоны размерного квантования. в [11] периоду осцилляций для длинноволновой области.

Возбужденные в яму электроны быстро релаксируют Уменьшение периода осцилляций до 50 мэВ в короткона состояния первой подзоны, откуда их обратный волновой области в этом случае естественно связать с переход на ионизированные донорные центры затруднен ростом эффективной массы электрона из-за непарабопо вышеуказанной причине. личности закона дисперсии. Однако в настоящей работе Как и авторы работы [11], мы полагаем, что наблю- наблюдались заметно меньшие периоды осцилляций, что даемая при увеличении энергии квантов NPPC связана указывает на их иную природу. Возможно, они связаны с с межзонной генерацией электронно–дырочных пар с межзонным возбуждением электронов в высшие подзопоследующим разделением носителей встроенным элек- ны в квантовой яме InAs, с последующим захватом их на трическим полем, увлечением дырок к квантовой яме ионизированные глубокие донорные центры в барьерных и их рекомбинацией с 2D электронами. Первоначально слоях.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Спектры остаточной фотопроводимости в гетероструктурах InAs /AlSb с квантовыми ямами Следует подчеркнуть, что порог резкого возрастания NPPC для всех исследованных нами структур приходится на энергии квантов излучения, заметно меньшие ширины запрещенной зоны в -точке барьерных слоев ( = 2.39 эВ в AlSb [15], = 2.06 эВ для Al0.8Ga0.2Sb на буфере AlSb — по нашим оценкам с учетом упругой деформации) (рис. 2). Это позволяет предположить, что данный порог связан с возбуждением электронов из валентной зоны в сравнительно неглубокие донорные состояния под -долиной в AlSb, откуда они быстро сваливаются в нижележащую X-долину, дрейфуют в электрическом поле от квантовой ямы и захватываются на глубокие донорные центры, в то время как дырки дрейфуют к квантовой яме и рекомбинируют с 2D электронами. Характерный максимум NPPC при = 2.2эВ связан скорее всего с присутствием в исследованных Рис. 4. Участки спектров фотопроводимости номинально не гетероструктурах специфических донорных центров, ко- легированных гетероструктур InAs / AlSb (рис. 2). Образцы:

1 — A839, 2 — B824, 3 — A856. 4 соответствует спектру торые, очевидно, отсутствовали в образцах, исследовавфотопроводимости образца B из работы [11].

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.