WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2007, том 41, вып. 2 Механизм воздействия электрического поля поверхностной акустической волны на кинетику низкотемпературной фотолюминесценции сверхрешеток второго рода GaAs/AlAs © Д.В. Гуляев¶, К.С. Журавлев Институт физики полупроводников Сибирского отделения Российской академии наук, 630090 Новосибирск, Россия (Получена 6 июля 2006 г. Принята к печати 28 июля 2006 г.) Проведено экспериментальное исследование кинетики низкотемпературной фотолюминесценции сверхрешеток второго рода GaAs/AlAs под действием электрического поля поверхностной акустической волны.

Обнаружено, что приложение электрического поля приводит к ускорению кинетики фотолюминесценции свободных и локализованных экситонов и фононных повторений, не зависящему от длительности импульса прикладываемого электрического поля. Анализ экспериментальных зависимостей показал, что ускорение кинетики фотолюминесценции связано с транспортом экситонов к центрам безызлучательной рекомбинации, инициированным взаимодействием экситонов с горячими свободными носителями заряда, выброшенными с локализованных состояний.

PACS: 61.82.Fk, 68.65.Cd, 73.50.Gr 1. Введение свойства непрямозонных полупроводников с временем жизни носителей, равным или большим периода волны, В последнее время эффекты, связанные с влиянием исследованы гораздо слабее [2]. Исследование вызванповерхностных акустических волн (ПАВ) на оптические ных ПАВ эффектов в таких системах позволит изучить и транспортные свойства полупроводниковых структур, влияние ПАВ не только на стационарные, но также на привлекают достаточно большое внимание [1–16]. Вза- динамические рекомбинационные процессы.

имодействие между ПАВ и заряженными носителями В данной работе было выполнено экспериментальное заряда обусловливается взаимодействием носителей как исследование кинетики низкотемпературной фотолюмис деформационным полем, так и с пьезоэлектрическим несценции (ФЛ) сверхрешеток второго рода GaAs/AlAs потенциалом, сопутствующим ПАВ при распростране- под действием продольного электрического поля ПАВ.

нии в пьезоэлектрической среде и имеющим те же пространственные и временные характеристики, что и 2. Образцы и методика эксперимента волна. В квантовых ямах деформационное поле ПАВ приводит к динамическому взаимодействию между соСтруктуры со сверхрешетками второго рода стояниями валентной зоны, что проявляется в изменеGaAs/AlAs выращивались методом молекулярно-лучении интенсивности и поляризации линий фотолюминесвой эпитаксии на подложках GaAs кристаллограценции, а также приводит к антипересечению уровней фической ориентации (100) при температуре 520C.

тяжелых и легких дырок при больших акустических Исследуемые структуры содержали буферный слой полях [7–15]. Однако в пьезоэлектрических полупроводGaAs толщиной 0.5 мкм и сверхрешетку (СР) из 40 пар никах, таких как GaAs, при частоте ПАВ менее 1012 Гц слоев GaAs и AlAs с толщинами 7 и 9 монослоев доминируют эффекты, вызываемые взаимодействием носоответственно. В -легированных структурах легиросителей заряда с пьезоэлектрическим полем [17]. Так, в ванный слой формировался методом прерывания роста работах [1,3–6] показано, что пьезоэлектрическое поле (остановки подачи потока галлия при сохранении сильно взаимодействует с носителями заряда, эффекдавления мышьяка). Слои GaAs легировались тивно ионизуя экситоны с последующим захватом свобериллием, который является акцептором, слои AlAs бодных электронов и дырок в максимумы и минимумы легировались кремнием, являющимся преимущественно поля ПАВ.

донорной примесью. Концентрации доноров (ND) и До настоящего момента времени влияние электричеакцепторов (NA) при росте задавались одинаковыми и ского поля ПАВ на оптические и транспортные свойизменялись от образца к образцу в пределах от 2 · ства главным образом изучалось только в прямозондо 7.5 · 1011 см-2. Дельта-слои примесей располагались ных полупроводниковых системах, таких как объемный на расстоянии 2 монослоя от прямой гетерограницы GaAs и квантовые ямы I рода на его основе, с из(слой AlAs на слое GaAs).

лучательным временем жизни носителей заряда много Для приложения к исследуемому образцу электричеменьше периода волны. В то же время влияние ПАВ на ского поля была использована бесконтактная методика, ¶ основанная на генерации переменного электрического E-mail: gulyaev@thermo.isp.nsc.ru Fax: (383) 3332721 поля поверхностной акустической волной, распростра6 212 Д.В. Гуляев, К.С. Журавлев двойного дифракционного монохроматора, оснащенным охлаждаемым фотоэлектронным умножителем с фотокатодом типа S-1, работающим в режиме счета фотонов с разрешением по времени. Измерения проводились в парах гелия в диапазоне температур от до 30 K. Точность поддержания температуры была не хуже 0.2 K.

3. Результаты эксперимента Рис. 1. Схема приложения электрического поля к исследуемому образцу. IDT — встречно-штыревой преобразователь, На рис. 2 представлены спектры нестационарной ФЛ RF — переменное напряжение, подаваемое на преобразователь, PL — люминесцентное излучение. нелегированной сверхрешетки второго рода GaAs/AlAs, измеренные при температуре T = 5 K. Как видно из рисунка, в спектре ФЛ нелегированного образца доминируют бесфононные линии свободных (FE) и локалиняющейся в пьезоэлектрическом кристалле, в качестве зованных (BE) XZ-экситонов, состоящих из электрона которого применялся LiNbO3 (рис. 1) [18]. Исследуемый в XZ-долине зоны проводимости слоя AlAs и дырки в образец располагался вблизи поверхности кристалла -долине валентной зоны GaAs.

ниобата лития на расстоянии менее длины волны ПАВ Наблюдаются также фононные повторения линий и находился, таким образом, под действием электричеXZ-экситонов. Фононные повторения отстоят от линий ского поля ПАВ. Использование такой бесконтактной XZ-экситонов на 27 мэВ, что соответствует энергии методики позволяло варьировать электрическое поле в LA-фононов в GaAs и AlAs, на 30 мэВ, что соответствует широких пределах (до 12 кВ/см) без создания макроскоэнергии LO-фононов в GaAs, и 49 мэВ, что соответствупических токов в исследуемой структуре, что выгодно ет энергии LO-фононов в AlAs [19]. Помимо этого, в отличает этот способ воздействия от традиционного виде высокоэнергетического плеча наблюдается линия, контактного метода и обеспечивает возможность исслеобусловленная рекомбинацией свободных электроннодования различных образцов в идентичных условиях.

дырочных пар (линия e-hh). Вспектрах -легированных Максимум ПАВ располагался на частоте вблизи 71 МГц, что соответствует длине волны 40 мкм. Время пробега ПАВ от встречно-штыревого преобразователя до области фотогенерации составляло 3 мкс, что позволяло нам определить на кривых затухания момент начала воздействия электрического поля на генерированные носители заряда. Следует отметить, что измерения проводились с использованием режима стоячей ПАВ в точке фотогенерации.

Прямоугольные импульсы ПАВ длительностью 2-70 мкс подавались с задержкой от 0 до 30 мкс относительно возбуждающего лазерного импульса. Определение напряженности электрического поля в образце проводилось расчетом из величины амплитуды нормальной компоненты смещений ПАВ, которая находилась по данным измерения эффективности дифракции лазерного пучка на поверхности кристалла ниобата лития. Электрическое поле, генерируемое в кристалле LiNbO3, имело как продольную, так и поперечную компоненты; при этом, однако, поперечная компонента электрического поля слабее продольной в раз, где — диэлектрическая проницаемость.

Для возбуждения ФЛ использовался полупроводниковый лазер с длиной волны излучения 660 нм и максимальной плотностью мощности 20 Вт/см2, работающий в импульсном режиме. Диаметр лазерного пучка на образце оставлял 300 мкм. Излучение регистрироРис. 2. Время-разрешенные спектры фотолюминесценции валось сквозь кристалл ниобата лития, прозрачный на (PL) нелегированной сверхрешетки второго рода GaAs/AlAs используемых длинах волн, спектрометром на основе для времен 0-100 мкс. Температура измерения 5 K.

Физика и техника полупроводников, 2007, том 41, вып. Механизм воздействия электрического поля поверхностной акустической волны на кинетику... экситонов при приложении электрического поля различной напряженности. Видно, что с увеличением напряженности электрического поля наблюдаемые эффекты (возгорание интенсивности и ускорение кинетики ФЛ) монотонно возрастают. Следует отметить, что с увеличением напряженности электрического поля происходит уменьшение задержки между приходом импульса ПАВ в точку фотогенерации и началом ускорения кинетики ФЛ экситонных линий.

Было обнаружено, что наблюдаемые изменения в кинетике ФЛ под действием электрического поля ПАВ (продолжительность ускорения и наклон кривой затухания ФЛ) не завият от длительности импульса электрического поля в пределах от 2 до 70 мкс. Кривые затухания ФЛ возвращаются к их обычному закону затухания еще во время действия импульса электрического поля. Кроме того, повторный импульс электрического поля ПАВ не приводит к изменениям в кинетике ФЛ экситонных переходов.

На рис. 5 представлены кривые затухания ФЛ под действием электрического поля максимальной напряженности при разных температурах. Обнаружено, что Рис. 3. Кривые затухания фотолюминесценции (PL) свос повышением температуры образца (T > 20 K) измебодных экситонов (1, 2), локализованных экситонов (3, 4) и нения в кинетике ФЛ нелегированных образцов под фононных повторений (5, 6), линии e-hh (7, 8) без (1, 3, 5, 7) и действием электрического поля исчезают.

под действием (2, 4, 6, 8) электрического поля 12 кВ/см. ТемпеУстановлено, что в отличие от нелегированных струкратура измерения 5 K. Стрелки показывают момент появления тур в легированных сверхрешетках (концентрация приимпульса ПАВ в точке фотогенерации.

меси в исследуемых легированных образцах составляла NA,D 2 · 1011 см-2) электрическое поле ПАВ никакого образцов дополнительно присутствует длинноволновая линия, идентифицированная нами ранее как линия межпримесных переходов между донорами, находящимися в слоях AlAs, и акцепторами, локализованными в слоях GaAs [20].

На рис. 3 показаны кривые затухания ФЛ нелегированного образца под действием электрического поля максимальной амплитуды. В отсутствие электрического поля кривые затухания ФЛ экситонов и их фононных повторений описываются длительным неэкспоненциальным законом [21,22]. При включении электрического поля наблюдается кратковременное возрастание интенсивности ФЛ свободных экситонов и интенсивности ФЛ линии e-hh, тогда как интенсивность ФЛ локализованных экситонов и фононных повторений не меняется.

Затем с небольшой задержкой ( 0.2мкс) относительно появления импульса электрического поля в точке фотогенерации наблюдается ускорение кинетики ФЛ всех типов экситонных переходов.

Ускорение кинетики ФЛ бесфононных экситонных переходов и фононных повторений следует одному закону и зависит от значения прикладываемого электрического поля в диапазоне от 3 до 12 кВ/см. При прилоРис. 4. Кинетика фотолюминесценции (PL) свободных экситожении электрического поля меньшей напряженности, нов под действием электрического поля ПАВ. Напряженность до 3 кВ/см, ускорения кинетики ФЛ не наблюдается.

электрического поля, кВ/см: 1 —3, 2 —6, 3 —9, 4 — 12.

На рис. 4 показаны кривые затухания ФЛ свободных Температура измерения 5 K.

Физика и техника полупроводников, 2007, том 41, вып. 214 Д.В. Гуляев, К.С. Журавлев бо в результате диссоциации локализованных экситонов.

Отсутствие изменений в кривых затухания ФЛ локализованных экситонов в момент возгорания ФЛ электроннодырочных пар и свободных экситонов (рис. 3) указывает на то, что экситоны в электрическом поле не диссоциируют. С другой стороны, повышение концентрации свободных носителей заряда в результате выброса носителей заряда с локализованных состояний при приложении электрического поля не противоречит экспериментальным данным. Поскольку продольное электрическое поле ПАВ препятствует локализации экситонов, возрастание концентрации свободных носителей заряда и экситонов не приводит к повышению интенсивности ФЛ локализованных экситонов, что и наблюдается в эксперименте.

В электрическом поле не происходит диссоциации экситонов, а значит, глубина залегания локализованных состояний, обусловливающих первоначальный всплеск интенсивности ФЛ в кривых затухания ФЛ экситонных линий, не превышает энергии связи экситонов, составляющей 12-15 мэВ [19]. Мы полагаем, что в роли этих локализованных состояний могут выступать уровни широких квантовых ям, образованных шероховатостями гетерограниц. Средняя энергия локализации носителей заряда на уровнях квантовых ям составляет 6мэВ (см. рис. 2), что сравнимо с расчетным значением энергии (E), приобретаемой носителями заряда в элекРис. 5. Кинетика фотолюминесценции (PL) свободных эк- трическом поле. Максимальная приобретенная кинетиситонов при различных температурах без (1, 3, 5, 7) и под ческая энергия носителей заряда, оцененная по формуле действием (2, 4, 6, 8) электрического поля 12 кВ/см. Задержка E = FRL, где RL — латеральный размер шероховатости 3мкс.

гетерограниц, 180-260 [23], а F — напряженность электрического поля ПАВ, равная 3 кВ/см, составляет 5.4-7.8 мэВ, что достаточно для выброса носителей влияния на кинетику ФЛ не оказывает вплоть до мак- заряда с уровней шероховатостей.

симальных значений прикладываемого электрического Это предположение подтверждается имеющимися эксполя 12 кВ/см.

перименатальными данными, указывающими на исчезновение изменений в кривых затухания ФЛ под действием электрического поля при опустошении широких 4. Обсуждение квантовых ям. Во-первых, повышение температуры до 20 K (тепловая энергия kT = 2мэВ) и, следовательно, Полученные экспериментальные результаты можно уменьшение количества носителей заряда, локализованразделить на две группы. Первая из них — это увеных в квантовых ямах, приводят к исчезновению перволичение интенсивности ФЛ линии свободных экситоначального всплеска интенсивности линий ФЛ e-hh и нов и линии, обусловленной рекомбинацией свободных свободных экситонов при приложении импульса ПАВ электронно-дырочных пар, при неизменности интен(рис. 5). Во-вторых, захват носителей заряда, локасивности ФЛ фононных повторений и локализованных лизованных в квантовых ямах, на примесные уровни экситонов. Вторая группа результатов — это ускорение в легированных структурах также приводит к полной кинетики затухания экситонной ФЛ, происходящей с невосприимчивости кривых затухания ФЛ к влиянию задержкой относительно появления импульса ПАВ в электрического поля. Более того, последний факт прямо точке фотогенерации.

указывает на то, что в электрическом поле ПАВ напряУвеличение интенсивности линий ФЛ, обусловленных женностью до 12 кВ/см делокализация носителей заряда рекомбинацией электронно-дырочных пар и свободных с примесных центров не происходит.

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.