WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 1 Распределение электронов между долинами и сужение запрещенной зоны при пикосекундной суперлюминесценции в GaAs © Н.Н. Агеева, И.Л. Броневой¶, А.Н. Кривоносов Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 103907 Москва, Россия (Получена 13 июня 2000 г. Принята к печати 16 июня 2000 г.) Исследовано сужение запрещенной зоны в результате фотогенерации плотной горячей электроннодырочной плазмы в GaAs. Плазма генерировалась пикосекундным импульсом света, и наблюдалась пикосекундная суперлюминесценция. Экспериментально доказано, что при этом полная концентрация фотогенерированных пар электронов и дырок становится единственным параметром, определяющим распределение электронов между 6- и L6-долинами и соответствующее сужение запрещенной зоны. Это объясняется тем, что в присутствии суперлюминесценции температура и концентрация носителей заряда приблизительно связаны.

Настоящая работа посвящена изменению ширины Ранее изменение ширины запрещенной зоны Eg в запрещенной зоны Eg при изменении концентрации GaAs исследовалось в заметном числе работ (см., на(> 1018 см-3) и температуры ( 300 K) электронно- пример, [4–10]). Во всех этих работах температура дырочной плазмы (ЭДП). ЭДП создавалась при межзон- носителей заряда не поднималась выше 300 K, а элекном поглощении в тонком слое GaAs мощного возбуж- троны зоны проводимости считались сосредоточенным дающего импульса света длительностью 14 пс. Экспери- в 6-долине. Так что в известных нам работах других ментально работа продолжила исследование [1,2] инте- авторов проблема, изучаемая в настоящей работе, не гральных по времени спектров пикосекундной суперлю- исследовалась.

минесценции. Под пикосекундной суперлюминесценцией В настоящей работе опыты проводились при подразумевается усиленное спонтанное излучение в аккомнатной температуре. Исследовавшийся образец тивной среде GaAs без резонатора, возникающее при представлял собой гетероструктуру Al0.22Ga0.78As– генерации плотной ЭДП и затухающее с характерным GaAs–Al0.4Ga0.6As с толщиной слоев соответственно временем 10 пс при спаде возбуждающего импульса.

1.3–1.5–1.2 мкм, выращенную молекулярно-лучевой Зависимость Eg от концентрации носителей заряда эпитаксией на (100)-подложке GaAs. Концентрация оказалась чересчур слабой при больших концентрациях.

фоновых примесей в гетероструктуре была < 1015 см-3.

Это связывается в настоящей работе с тем, что в условиНа площади 4 4мм2 подложку стравливали. Слои ях суперлюминесценции увеличение концентрации приAlxGa1-xAs, предназначенные для стабилизации поводит к увеличению температуры ЭДП, так что все верхностной рекомбинации и механической прочности, большая часть электронов оказывается в L6-долине, тогда не поглощали свет с <1.7 эВ, используемый в как сужение запрещенной зоны определяется в основном эксперименте. На образец было нанесено двухслойное электронами 6-долины. Сравнение результатов экспериантиотражающее покрытие из SiO2 и Si3N4, благодаря мента и расчета подтверждает это предположение.

которому отражение от поверхностей образца света, Другое следствие перераспределения электронов менаправленного по нормали к поверхности, не превышало жду долинами связано с отмеченными в работе [3] 2% в реальных условиях наших экспериментов. Образец особенностями в зависимости интегральной энергии суоблучали мощным возбуждающим импульсом света перлюминесценции от энергии кванта возбуждающего длительностью 14 пс, падавшим на образец под углом света. Эти особенности были интерпретированы как 10 относительно нормали к его поверхности. Изменение усиление рекомбинационной суперлюминесценции в реинтенсивности света по сечению возбуждающего зультате стимулированного ею рамановского рассеяния луча было приблизительно гауссовым. Межзонное возбуждающего света на связанных плазмон-фононных поглощение возбуждающего света и соответствующая колебаниях. Излучение кванта этих колебаний увелигенерация ЭДП происходили только в слое GaAs.

чивает вероятность перехода электрона от состояния с По методике, описанной в [11], были измерены энергией, которую он имел при возбуждении, к состоспектры суперлюминесцентного излучения из образца янию, из которого идет суперлюминесценция. Энергия (интегральные по времени), распространяющегося кванта плазмон-фононных колебаний, определенная при внутри телесного угла 4. Ось угла совпадала с таком предположении, согласуется с характером перенормалью к эпитаксиальным слоям, проведенной из распределения электронов между долинами при супервозбуждаемой области. При таком способе измеряется люминесценции.

часть суперлюминесцентного излучения, выходящая из ¶ образца вследствие несовершенства его волноводных Fax: (095)E-mail: bil@mail.cplire.ru свойств [1,2].

5 66 Н.Н. Агеева, И.Л. Броневой, А.Н. Кривоносов Спектры излучения из GaAs были измерены при параметрах возбуждающего импульса света, изменявшихся в следующих диапазонах: энергия фотона ex = 1.423-1.528 эВ; диаметр луча (на полувысоте) F = 0.2-0.7 мм; плотность интегральной энергии импульса, средняя по облучаемой области слоя GaAs, Dex = 1-25 отн. ед. Изменение параметров возбуждающего импульса, естественно, сопровождалось изменением концентрации и температуры ЭДП. Заметим, что в подобных условиях опыта интенсивность суперлюминесценции по оценкам [12] может достигать 108 Вт/см2, а разогревом кристаллической решетки можно пренебречь.

Характерный вид интегральных по времени спектров излучения из GaAs Ws = f ( s) иллюстрирует рис. 1, на котором спектры представлены в полулогарифмическом масштабе (здесь Ws — интегральная по времени энергия излучения с энергией фотона s. Видно, что длинноволновый склон спектра и его вершина сдвигаются в e Рис. 2. Зависимость энергии фотона s от плотности длинноволновую сторону при увеличении площади под энергии излучения Ds. Нормировочная плотность энергии спектральной кривой, т. е. при увеличении интегральной излучения D0 равна значению энергии Ds, измеренной при s по спектру энергии излучения. Это наблюдалось и в ex = 1.475 эВ, F = 0.35 мм, Dex = 7.4 отн. ед. На вставке — работах [1,2]. параметры возбуждающего импульса света: диаметр луча (F), средняя по сечению луча плотность энергии (Dex), энергия Сдвиг длинноволнового края спектра отображает суфотона ( ex). Сплошной линией показана расчетная зависижение ширины запрещенной зоны Eg. Длинноволновый мость ширины запрещенной зоны Eg от полной концентрации склон спектра можно аппроксимировать экспонентой, а пар электронов и дырок n.

положение длинноволнового края спектра — энергией e e фотона s. При энергии фотона s указанная экспонента пересекает фиксированный уровень энергии излучения, немного превышающий нулевой (на рис. 1 этот жения энергии излучения к нулю отклонение длинноволуровень — Ws = 0.05 отн. ед.). Для раличных спектров нового склона спектра от экспоненты усиливалось, что такой уровень выбирался так, что он соответствовал обычно объясняют влиянием примесей. Аналогичный меe одной и той же плотности энергии излучения из образца, тод определения края спектра s использовался в [6,9].

средней по облучаемой возбуждающим светом площади Обнаружилось, что при изменении параметров возслоя GaAs. Ниже указанного уровня, по мере приблибуждающего импульса, указанных в таблице на рис. 2, e энергия фотона s изменяется приблизительно как единая функция от плотности энергии излучения Ds, интегральной по спектру излучения и средней по облучаемой площади слоя GaAs (см. рис. 2). Чтобы объясe нить обнаруженную зависимость s(Ds), мы сделали довольно естественное предположение, что плотность излучения Ds примерно пропорциональна концентрации фотогенерированных пар электронов и дырок:

Ds p = n = n + nL, (1) где p — суммарная концентрация тяжелых и легких дырок; n, n и nL — концентрации электронов, соответственно, полная и в долинах 6 и L6. Тогда можно e предполагать, что зависимость s (Ds) отображает сдвиг длинноволнового края спектра излучения, вызванный Рис. 1. Спектры излучения из GaAs при диаметре луча сужением запрещенной зоны Eg при увеличении конценвозбуждающего света F = 0.35 мм. 1 — Dex = 2.5 отн. ед., трации ЭДП.

ex = 1.455 эВ; 2 — Dex = 2.5 отн. ед., ex = 1.485 эВ;

Обычно при фиксированной полной концентрации n 3 — Dex = 7.4 отн. ед., ex = 1.455 эВ (здесь Dex — возможны различные степени разогрева электронов.

средняя по сечению луча плотность энергии возбуждающего импульса). Стрелками отмечено положение длинноволнового В присутствии суперлюминесценции температура ЭДП e края спектров s.

и концентрация носителей связаны. Энергетическое расФизика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. Распределение электронов между долинами и сужение запрещенной зоны... e Eg = s = 1.382 эВ при n 1.32 · 1018 см-3. Тогда Eg0 = 1.407 эВ, что согласуется с энергией фотона длинноволнового края спектра излучения ”невозбужденного” GaAs [15,19]. Согласие расчета с экспериментом было достигнуто без учета изменения обменной энергии с температурой, как и в [4,9]. Видимо, это не приводит к существенным погрешностям в наших условиях, когда электроны вырождены, а состояние дырок промежуточное между вырожденным и больцмановским.

На рис. 2 показана допустимость использования при суперлюминесценции приближения порогового состояния ЭДП, при котором концентрация, температура и распределение электронов по долинам становятся однозначно взаимоосвязанными. Однако после увеличения диаметра возбуждающего пятна F > 0.5 мм возникало систематическое отклонение экспериментальной кривой от расчетной зависимости Eg(n). Причины этого расхоРис. 3. Зависимости полной концентрации электронов n и концентрации электронов n в долине 6 от температуры T, ждения требуют дополнительного исследования.

показанные соответственно сплошной линией и пунктиром.

Допустимость использования при суперлюминесценции приближения ”порогового” состояния ЭДП подтвердилась в настоящей работе и другим образом. Как отмечалось во введении, ранее нами были обнаружены пределение носителей при этом близко к пороговоособенности на зависимости энергии суперлюминесценму [13,14], при котором расстояние между квазиуровции от энергии фотонов накачки [3]. Эти особенности нями Ферми электронов µe и дырок µh равно ширине были интерпретированы как следствие усиления суперзапрещенной зоны:

люминесценции в результате стимулированного ею рамановского рассеяния возбуждающего света с участием µe - µh = Eg. (2) e плазмонов. Из условия s Eg(n) мы определили конВ этом приближении условие электронейтральности центрацию n при той энергии возбуждающего фотона, n+nL = p и зависимость от температуры распределения при которой возникали эти особенности. Для найденэлектронов между 6- и L6-долинами [15] позволяют ных значений n экспериментально определенные в [3] определить концентрации электронов n и n в зависиэнергии оптического плазмона op не противоречили мости от температуры ЭДП (рис. 3).

расчетной зависимости op(n).

Сужение Eg запрещенной зоны происходит за счет В работе [3] рамановское рассеяние представлялось кулоновского взаимодействия между носителями зарякак вертикальный переход электрона из максимума вада [9,16]. Оценки, проведенные с помощью формул, лентной зоны в виртуальное состояние зоны проводимоприведенных в [17], показали, что в интервале рис. сти при поглощении фотона накачки, переход этого элеквклад корреляционной энергии в сужение запрещенной трона на дно зоны проводимости с излучением плазмона зоны мал. Тогда с учетом только обменной энергии и переход электрона в валентную зону с излучением фотона. Переход (первый) электрона именно в виртуe h Eg = 4/3(Eex + Eex), (3) альное состояние объясняется требованием выполнения e h закона сохранения волновых векторов. На рис. 4, взятом где Eex и Eex — обменная энергия соответственно элекиз работы [3], энергия WsM в максимуме спектра сутрона (e) и дырки (h):

перлюминесценции представлена в функции от энергии e Eex = -3e2(32n)1/3/4, фотона ex возбуждающего импульса длительностью 14 пс. Измерения [3] (их результаты приведены также на h Eex = -3e2(32 p)1/3/4. (4) рис. 2) были выполнены при диаметре луча F = 0.35 мм Здесь e — заряд электрона, = 12.85 — статическая и разных, постоянных для каждой кривой, плотностях диэлектрическая проницаемость, = 0.73 — коэффи- энергии Dex возбуждающего импульса. Локальные выциент, учитывающий ”зацепление” легких и тяжелых пуклости на кривых WsM( ex) (выпуклости, соответдырок [18]. ственно, возникали и на кривых Ds( ex)) отображаРассчитанная по формулам (3), (4) и с учетом незна- ют дополнительное усиление суперлюминесценции при чительного вклада корреляционной энергии зависимость возникновении рамановского рассеяния возбуждающего Eg = Eg0 +Eg(n) приблизительно совпадала с зависи- света. Максимумы этого усиления, отмеченные стрелкаe мостью s(Ds) (см. рис. 2), подтверждая предложенную ми на рис. 4, определялись по положению локальных выше интерпретацию последней. Для ”привязки” расчет- максимумов кривизны на кривых WsM( ex), найденному ной зависимости к экспериментальной принималось, что с помощью зависимости d2WsM/d( ex)2 = f ( ex).

5 Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 68 Н.Н. Агеева, И.Л. Броневой, А.Н. Кривоносов перлюминесценции, вызванное рамановским рассеянием, становилось максимальным (на рис. 4 соответствующие точки указаны стрелками). На рис. 5 также представлена рассчитанная по формуле (5) зависимость энергии оптического плазмона op от концентрации n. Отклонение выделенных экспериментальных точек от этой расчетной зависимости незначительно, чем подтверждается и вышеописанное определение концентрации n и соответственно допустимость использования при суперлюминесценции приближения ”порогового” состояния многокомпонентной ЭДП.

Для расчета частоты связанных колебаний оптического плазмона и LO-фотона op (выше эти связанные колебания называли просто оптическим плазмоном) Рис. 4. Зависимость энергии WsM в максимуме спектра излуиспользовались соответственно выражения (см., напричения из образца от энергии фотона ex возбуждающего иммер, [20]) пульса при диаметре возбуждающего луча F = 0.35 мм и плотности интегральной энергии импульса Dex, отн. ед.: 1 —2.5, 2 2 2 2 —7.4, 3 — 25. Стрелками указаны максимумы усиления op =(L + 2)/2 + (L + 2)2 - 42T 1/2/2, p p p суперлюминесценции в результате рамановского рассеяния возбуждающего света.

2 = 4e2(n/m + nL/mL + ph/mhh + pl/mlh)/, (5) p e e где mL, mL = 0.4m0, mhh = 0.62m0, mlh = 0.075m0 — e e эффективные массы соответственно электронов в 6-долине (см. далее), электронов в L6-долине, тяжелых дырок и легких дырок; m0 — масса покоя электрона;

L = 292 см-1 и T = 269 см-1 — частоты оптических соответственно продольного и поперечного фононов.

Учитывалось изменение массы m = 0.074-0.088m0 при e изменении n и T (по формуле (74) из работы [21]).

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.