ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2012, том 76, № 2, с. 240-242
УДК 621.315.592
ВЛИЯНИЕ ОЖЕ-РЕКОМБИНАЦИИ НА ВРЕМЯ ЖИЗНИ НЕРАВНОВЕСНЫХ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В СТРУКТУРАХ С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ InGaAsSb/AlGaAsSb
© 2012 г. Л. Е. Воробьев1, Д. А. Фирсов1, М. Я. Винниченко1, В. Л. Зерова1, Г. А. Мелентьев1, М. О. Машко1, L. Shterengas2, G. Kipshidze2, G. Belenky2, T. Hosoda2
E-mail: lvor@rphf.spbstu.ru; mvin@spbstu.ru
Исследованы процессы рекомбинации носителей заряда, включая оже-рекомбинацию, в наноструктурах с квантовыми ямами InGaAsSb/AlGaAsSb. Из анализа динамики фотолюминесценции оценено время испускания оптического фонона, определена скорость рекомбинации при различных уровнях оптического возбуждения и оценен коэффициент, характеризующий скорость резонансной оже-рекомбинации.
Работа посвящена исследованию процессов рекомбинации носителей заряда в наноструктурах с квантовыми ямами (КЯ) ¡пОаАзВЬ/АЮаАзВЬ. Инжекционные лазеры, основанные на таких структурах, позволяют получать излучение в диапазоне длин волн от 2 до 3 мкм и более. При высоких уровнях инжекции одним из важнейших механизмов безызлучательной рекомбинации в КЯ является оже-рекомбинация.
В некоторых случаях оже-рекомбинация может стать резонансной, что на два—три порядка уменьшает безызлучательное время жизни [1] и соответственно ухудшает характеристики лазеров. По этой причине исследование процессов оже-рекомбинации представляет несомненный интерес.
В настоящей работе была изучена динамика фотолюминесценции (ФЛ) в полупроводниковых структурах In0.53Ga0.47As0.24Sb0.76/Al0.7Ga0.3As0.056Sb0.644, содержащих десять КЯ. Структуры отличались шириной квантовых ям: 4, 5, 6, 7 и 9 нм. Временная зависимость ФЛ изучалась с помощью метода ир-сопуегаоп в пикосекундном и наносекундом диапазонах при возбуждении в—к-пар импульсами излучения с длительностью 150 фс. Частота следования импульсов 100 МГц, энергия кванта возбуждающего света к\вх = 1.17 эВ. При такой энергии кванта, согласно расчетам, в КЯ с шириной 5, 6, 7 и 9 нм электроны рождаются не только в подзоне в1 (переходы кк1 ^ в1), но и в подзоне в2 (переходы кк2 ^ в2), что показано на рис. 1. Отметим, что из-за малой толщины слоев, формирующих КЯ, концентрация возбужденных в КЯ
1 Санкт-Петербургский государственный политехнический университет.
2 Department of Electrical and Computer Engineering, State University of New York at Stony Brook, USA.
в—к-пар невелика по сравнению со случаем возбуждения носителей заряда в волноводе [2].
Наша задача — исследовать вклад в рекомбинацию оже-процессов, в частности процессов резонансной оже-рекомбинации. Последний механизм существен в квантовых ямах, в которых энергетический интервал между вторым в2 и первым в1 уровнями размерного квантования электронов примерно равен энергетическому интервалу между первым уровнем электронов в1 и первым уровнем тяжелых дырок кк1: Е(в2) — —Е(в1) = Е(в1) — Е(кк1) (см. рис. 1). Для наблюдения резонансной оже-рекомбинации мы исследовали ряд структур, в одной из которых, по оценкам, должна была наблюдаться резонансная оже-рекомбинация. Ширина КЯ в этой структуре составляла 6 нм.
100 1200
1000
800
600
400
200
0
150
"Г
г, А 200 250
300
350 т
-1.0 • 107 0
к, см-1
1.0 • 107
Рис. 1. Зонная диаграмма для структуры 590-6 нм (расчет при Т = 77 К) с шириной КЯ 6 нм. Штриховыми стрелками показан близкий к резонансному оже-процесс.
ВЛИЯНИЕ ОЖЕ-РЕКОМБИНАЦИИ НА ВРЕМЯ ЖИЗНИ НОСИТЕЛЕМ ЗАРЯДА
241
Интенсивность ФЛ, отн. ед. 500
400 300 200 100
0
Уровень накачки, отн. ед. — 1
— 0.84
— 0.64
— 0.51 _н_0.41 _н_0.34 _и_0.25
5
10
15
/, пс
Рис. 2. Зависимость нарастания интенсивности ФЛ в максимуме от времени при Т = 77 К для образца 592-7 нм при разных уровнях возбуждения. Верхние кривые соответствуют наибольшему уровню возбуждение 1ех = 1, нижняя — наименьшему 1ех = 0.25 (интенсивность возбуждения измерялась в относительных единицах). На вставке приведена та же зависимость, но для большего диапазона времен.
Интенсивность ФЛ, отн. ед. 103
102
101
_|_I_I_I_I_I_I_I_I
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 /ех, отн. ед
_|_I_I_I_I_I_I_I_I_I
0 1 2 3 4 5
/, нс
Рис. 3. Динамика фотолюминесценции в наносекунд-ном диапазоне для образца 593-5 нм при Т = 77 К и максимальном уровне накачки 1ех = 1 в логарифмическом масштабе. На вставке приведена зависимость от 1ех для данного образца.
Интенсивность ФЛ в максимуме своей спектральной зависимости определяется оптическими переходами электронов между энергетическими состояниями вблизи дна электронной подзоны е1 и потолка подзоны дырок НН1. Быстрый переход возбужденных излучением накачки электронов в эти состояния происходит благодаря процессам внутриподзонного испускания оптических фононов, поэтому анализ кривых нарастания интенсивности ФЛ при временах порядка пикосекунд (см. вставку к рис. 2) позволяет найти время внутризонного испускания полярных оптических фононов тПО. Аппроксимируя
зависимость (Е) следующим образом: = /( • • [1 — ехр (—//т)], можно найти т, а затем и тПО. Оказалось, что, например, в структуре 590-6 нм т = 2.3 пс. Энергия возбужденных электронов составляет около 500 мэВ, и если принять энергию продольного оптического ПО-фонона равной 30 мэВ (как в Оа8Ъ), то нетрудно найти, что тПО = 0.14 пс.
Отметим, что в диапазоне 8—10 пс на зависимости !*(/) для образца 592-7 нм (рис. 2) имеется слабый "провал". Аналогично выглядят зависимости в этом временном диапазоне и для структур с другой шириной КЯ. Возможно, его причина — выброс возбуждающим импульсным излучением электронов из подзоны е1 и дырок из подзоны НН1, которые были созданы предыдущим импульсом излучения и не успели проре-комбинировать к началу следующего импульса.
Анализ зависимости интенсивности ФЛ !*(/) при временах порядка наносекунд позволяет найти время жизни неравновесных носителей заряда. Была исследована динамика ФЛ для всех образов
при разных интенсивностях оптической накачки для температуры Т = 77 и 300 К. Зависимость /у(/) для образца 593-5 нм при Т = 77 К при максимальном уровне накачки показана на рис. 3. Для других образцов данная зависимость выглядит аналогично. Отметим, что в данном случае с ростом / время жизни увеличивается из-за уменьшения вклада оже-процессов.
Скорость рекомбинации Я, определяемая как обратное время жизни Я = 1/т, находилась из следующих соотношений:
1п
1г
1 й/ехй/У
— = -п • Я(п);
(1)
т = -1 <п = пйг
1
1/,
/ех 1/
\-1
1г
ех ех
г «0
1г
(2)
где п — концентрация неравновесных электронов, 1ех — уровень накачки.
Зависимость от 1ех была также найдена экспериментально. Результат определения Я как функции 1ех для двух образцов приведен на рис. 4. При определении Я(п), согласно (2), важно знать множитель в (2). Он зависит от степени за-
полнения определенных состояний электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне, между которыми происходит излучательная рекомбинация при определенной энергии кванта света, т.е. зависит от уровня возбуждения 1ех и концентрации носителей заряда. Зависимости (МуШ1ех от 1ех различны для структур с разной вероятностью оже-рекомбинации. Для образца 593-5 нм эта зависимость показана на вставке к
242
ВОРОБЬЕВ и др.
Я, нс—1 1.0
нение Я с ростом интенсивности возбуждающего излучения было несущественным.
Оценивая поверхностную концентрацию п на основании анализа зависимости ФЛ Р от уровня накачки 1ех так, как это сделано в [2] и, используя данные для образца 593-5 нм, указанные на рис. 4, можно определить коэффициент, характеризующий время жизни по отношению к оже-ре-комбинации:
1
= Сп.
(3)
0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 4х, отн. ед.
Рис. 4. Зависимости скорости рекомбинации от интенсивности накачки при Т = 77 К для образцов 590-6 нм (светлые кружки) и 593-5 нм (темные ромбы).
рис. 3. Именно произведение сомножителей в (2) дает разное поведение обратного времени рекомбинации Я от уровня накачки 1ех в разных структурах. На рис. 4 показаны зависимости Я(1ех) для двух образцов. Видно, что время жизни в структуре 593-5 нм уменьшается с ростом уровня возбуждения, что соответствует вкладу оже-процессов. Поскольку структуры различаются только шириной КЯ, можно сделать предположение, что структура 593-5 нм удовлетворяет условиям, близким к условиям резонанса при оже-рекомби-нации, хотя, согласно расчетам, таким условиям должна удовлетворять структура 590-6 нм. Возможная причина несоответствия — то, что в расчетах не была учтена непараболичность энергетического спектра электронов, которая сильно уменьшает разность энергий Е(е2) — Е(е1) при энергиях электронов Е(е2), сравнимых с шириной запрещенной зоны. Заметим, что нерезонансная оже-рекомбинация не дает заметного вклада в Я (образец 590-6 нм и др.), так как концентрация возбуждаемых электронов и дырок мала из-за относительно слабого поглощения возбуждающего света слоями квантовых ям, поэтому для остальных структур, включая структуру 590-6 нм, изме-
Оцененное таким образом значение С оказалось примерно равным 10—15 см4 • с-1. Для нерезонансного случая при Т ~ 300 К, С ~ 4 • 10—17 см4 • с-1 [2].
Сильного роста оже-рекомбинации в условиях, близких к резонансу, нельзя ожидать из-за "размытия" резонанса вследствие непараболич-ности электронного энергетического спектра, разной зависимости Е(е2) — Е(е1) и Е(е1) — Е(НН1) от волнового вектора к, анизотропии энергетического спектра дырок, флуктуаций состава твердого раствора, формирующего КЯ, и других факторов.
По скорости рекомбинации при малых уровнях возбуждения было определено время жизни носителей заряда тШК, связанное с рекомбинацией Шокли—Рида—Холла. Оказалось, что имеется тенденция к слабому уменьшению этого времени (примерно от 3.5 нс до 2 нс при Т = 77 К) с уменьшением ширины КЯ, что можно объяснить влиянием несовершенства гетерограниц.
Работа выполнена при поддержке ФЦП "Научные и научно-педагогические кадры инновационной России" на 2009—2013 годы, АВЦП "Развитие научного потенциала высшей школы" на 2009—2011 годы и грантов РФФИ, Минобрна-уки РФ и Правительства С.-Петербурга.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Данилов Л.В., Зегря Г.Г. // Физика и техника полупровод
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.