ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2010, том 74, № 1, с. 78-80
УДК 538.958
МЕХАНИЗМЫ РЕКОМБИНАЦИИ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В Sb-СОДЕРЖАЩИХ ЛАЗЕРНЫХ СТРУКТУРАХ С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ
© 2010 г. Л. Е. Воробьев1, В. Л. Зерова1, Д. А. Фирсов1, G. Belenky2, L. Shterengas2, G. Kipshidze2, T. Hosoda2, S. Suchalkin2, M. Kisin2
E-mail: LVor@rphf.spbstu.ru
Исследована динамика межзонной фотолюминесценции в структурах с квантовыми ямами на основе InGaAsSb и барьерами различных типов при различных температурах и уровнях возбуждения. Определено время жизни оптически инжектированных носителей заряда в квантовых ямах при разных температурах и уровнях оптического возбуждения. Обнаружено увеличение скорости рекомбинации в структурах с глубокими квантовыми ямами для электронов, что связывается с появлением резонансной оже-рекомбинации. Сделан вывод о предпочтительности использования в лазерных структурах на диапазон длин волн 3—4 мкм барьеров из пятерных твердых растворов.
Использование структур с квантовыми ямами ¡пОаАзВЬ/АЮаАзВЬ в полупроводниковых лазерах на межзонных переходах электронов позволяет продвинуться в область длин волн генерации 3—4 мкм. Рекомбинационные процессы в таких структурах в значительной степени определяют характеристики лазеров. В настоящей работе проводится сравнительное исследование реком-бинационных процессов в структурах, ранее использованных для создания лазеров с рекордными характеристиками [1].
Исследовались структуры двух типов, содержащие 4 квантовые ямы 1п0.54Оа0.46А80.248Ъ0.76. Барьеры формировались с помощью твердых растворов А10.35Оа0.65А80.038Ь0.97 (тип 1) и 1п0 25А10.20Оа0.55А80.038Ъ097 (тип 2). Использование пятерного твердого раствора увеличивает возможности оптимизации структуры, что позволило улучшить характеристики лазеров [2]. В работе проводились исследования временных зависимостей фотолюминесценции (ФЛ) при энергии кванта, соответствующей максимальному сигналу ФЛ, в широком диапазоне температур 77—300 К и интенсивностей оптической накачки с использованием метода "ир-сопуегеюп" с временным разрешением около 1 пс.
На рис. 1 для примера приведены кривые спада люминесценции для двух типов структур, измеренные при температуре Т0 = 300 К. Условия накачки в этих структурах существенно отличались: в структуре первого типа ширина запрещенной зоны барьера для прямых переходов Ег„ при-
1 СПбГПУ, Политехническая ул., 29, Санкт-Петербург 195251.
2 SUNY, Stony Brook, New York 11794, USA.
мерно соответствовала энергии кванта излучения накачки Е^ = Ну, что дает малые значения коэффициента поглощения. В структурах второго типа
г
Е& < Ну и возможно появление динамического эффекта Бурштейна—Мосса, меняющего коэффициент поглощения излучения накачки. В связи с этим для того, чтобы сопоставить значение неравновесной концентрации электронов и уровень накачки, был выполнен расчет зависимости интенсивности ФЛ от величины неравновесной концентрации. Результаты расчета для Т0 = 300 К и соответствующие экспериментальные зависимости интенсивности ФЛ в максимумах кривых спада ФЛ от уровня накачки приведены на рис. 2.
Динамика начальных участков определяется процессами захвата носителей заряда в КЯ и процессами релаксации энергии электронов и дырок, включая и влияние на эти процессы неравновесных оптических фононов. Характерные времена начальных участков не превышают 200 пс, после чего динамику спада ФЛ определяют уже рекомбинационные процессы, которые и являются предметом исследований.
Измеренные на эксперименте зависимости сигнала ФЛ /РЬ от времени и известные зависимости 1Р1 в максимумах кривых спада ФЛ от уровня накачки 1ритр позволили рассчитать зависимость полной скорости рекомбинации от концентрации Я(п0):
-R(n) = - ^ =
1 dIpump dJ
'PL
n0 dt I pump dJpL dt
pump
r \-i dJ
I
'PL
dip
dJ
PL
pump V pump J
dt
1
МЕХАНИЗМЫ РЕКОМБИНАЦИИ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА
79
JPL, пр. ед. 1.0
n, см
T = 300 K Структура 1
800
нс
Рис. 1. Зависимости сигнала ФЛ от времени для структур 1 (1п0.54Са0.46А80.248Ь0.7б/А10.35Оа0.65А80.038Ь0.97) и 2(1п0.540а0.46А80.248Ь0.76/1п0.25А10.20°а0.55А80.038Ь0.97 ), измеренные при различных интенсивностях накачки при комнатной температуре.
0 1 • 10 2 • 10123 • 1012 4 • 10 5 • 10
400 300
¡а ^ 200
100
400
300
^ 200 100
-2 12
. 1 1 1 1
-
- •'T = 300 K
- Структура 1
- А — расчет
- / • эксперимент
У 1 1 .......
0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
ípump
n, см
2 • 1012 4 • 1012 6 • 1012 8 • 10
-2 12
ípump
Рис. 2. Расчетные и экспериментальные зависимости сигнала ФЛ в максимумах кривых спада ФЛ (см. рис. 1) при комнатной температуре.
0
Результаты расчета скорости рекомбинации R приведены на рис. 3. Квадратичная зависимость R(Ipump), наблюдаемая при повышении температуры, соответствует значительному вкладу оже-ре-комбинации. Скорость оже-рекомбинации более высока в структурах первого типа с четверным барьером.
При оже-рекомбинации электрон приобретает энергию примерно равную hv (hv = Eg + Ee1 + Ehhl), которая передается ансамблю электронов и дырок, находящихся на нижних уровнях размерного квантования Eel и Ehhl, при e-e-, e-h- и h-h-столкновениях. Этот процесс доминирует над процессом испускания оптических фононов из-за значительной концентрации электронов и дырок, превышающей 1012 см-2. Таким образом, при оже-рекомбинации происходит разогрев электронов и дырок, причем из-за высокой концентрации носителей заряда можно считать их температуры примерно одинаковыми: Te = Th. Решая уравнение баланса мощности с учетом влияния неравновесных оптических фононов на рассея-
ние энергии электронами и дырками при времени жизни фононов 2 пс, мы оценили температуры горячих электронов и дырок Те. Эти значения приведены на рис. 3. Отметим, что превышение температуры горячих носителей заряда Те над температурой решетки Т0, связанное с оже-про-цессами, было также установлено из анализа спектров ФЛ в [3].
Исходя из кривых, приведенных на рис. 3, можно оценить величину коэффициента оже-ре-комбинации С, вычитая из общей скорости рекомбинации линейный член, соответствующий излучательной рекомбинации:
C _ R(n) - R(0) - Bn _ 1
(2)
где тАи§ — время оже-рекомбинации.
При Т0 = 300 К (Те = 350 К) для структуры 1: С « 2 • 10-16 см4 • с-1, для структуры 2 (Ге = 340 К): С « 4 • 10-17 см4 • с-1.
Увеличение скорости оже-рекомбинации в структурах первого типа может быть объяснено с
80
ВОРОБЬЕВ и др.
R - R(0), нс 5
4
3 2 1
-1
Структура 1
* Te = 350 K
T0 = 300 K
325 K 315 K
0.2 0.4
Структура 2
e1 Te = 340 K 320 K -hh1 310 K
T0 = 300 K
Рис. 3. Зависимости скорости рекомбинации от интенсивности накачки для различных температур решетки Т). Приведены рассчитанные значения электронной температуры Те. На вставках — схемы переходов электронов при оже-процессах.
привлечением резонансной оже-рекомбинации. Как показывают расчеты, введение индия в твердый раствор, формирующий барьер в структуре второго типа, приводит к уменьшению глубины потенциальной ямы для электронов и увеличе-
нию глубины потенциальной ямы для дырок. В структурах, в которых глубина квантовой ямы для электронов превышает ширину запрещенной зоны, обычно имеются возбужденные уровни размерного квантования, которые могут служить конечными состояниями для оже-электронов. Таким образом, наряду с нерезонансными CHCC-оже-процессами в таких структурах возможны и резонансные (или близкие к резонансным) CHCC-процессы, сопровождающиеся вертикальными переходами электронов [4]. Вероятность резонансных оже-процессов сравнительно велика, что и приводит к повышению общего уровня скорости рекомбинации.
Итак, в случае использования пятерного раствора для формирования барьеров лазерной структуры (структура второго типа) глубина КЯ меньше Eg, и резонансные оже-процессы невозможны. В случае же использования четверного раствора (структура первого типа) возможны резонансные оже-процессы, которые ведут к уменьшению внутреннего квантового выхода. Таким образом, для получения лучших характеристик лазеров целесообразно использовать структуры второго типа. Сравнительный анализ лазеров на структурах обоих типов [1, 2] подтверждает этот вывод.
Работа поддержана грантами РФФИ, Министерства образования и науки РФ и NSF (США).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Hosoda T., Belenky G., Shterengas L., Kipshidze G., Kisin M.V. // Appl. Phys. Lett. 2008. V. 92. 091106.
2. Shterengas L., Belenky G., Kipshidze G., Hosoda T. // Appl. Phys. Lett. 2008. V. 92. 171111.
3. Jang D.-J, Flatté M.E., Grein C.H., Olesberg J.T., Hasenberg T.C., Boggess T.F. // Phys. Rev. B 1998. V. 58. 13047.
4. Данилов Л.В., Зегря Г.Г. // Физика и техника полупроводников. 2008. Т. 42. С. 566.
0
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.