ИЗВЕСТИЯ РАИ. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2009, том 73, № 1, с. 79-82
УДК 538.958
ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ГОРЯЧИХ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В РЕЖИМЕ СПОНТАННОГО И СТИМУЛИРОВАННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ИЗ ЛАЗЕРНЫХ НАНОСТРУКТУР И ПОГЛОЩЕНИЕ ИК-ИЗЛУЧЕНИЯ ГОРЯЧИМИ ЭЛЕКТРОНАМИ В КВАНТОВЫХ ЯМАХ
© 2009 г. Л. Е. Воробьев1, В. Л. Зерова1, Д. А. Фирсов1, В. А. Шалыгин1, М. Я. Винниченко1, В. Ю. Паневин1, П. Тхумронгсилапа1, К. С. Борщев2, А. Е. Жуков2, З. Н. Соколова2, И. С. Тарасов2, G. Belenky3, S. Hanna4, A. Seilmeier4
E-mail: LVor@rphf.spbstu.ru
В работе изучены разогрев и зависимость концентрации носителей заряда от тока в квантовых ямах (КЯ) гетероструктур в режимах спонтанного и стимулированного излучения, а также межподзонное поглощение света в туннельно-связанных квантовых ямах в условиях разогрева носителей заряда латеральным электрическим полем и при мощном оптическом возбуждении.
Работа состоит из двух частей. В первой части получены зависимости неравновесной концентрации носителей заряда и их температуры от тока в режимах спонтанного и индуцированного излучения ближнего ИК-диапазона в лазерных наноструктурах с КЯ на примере структур InGaAs/GaAs. В частности, рассмотрена и область токов, превышающих пороговые на два порядка.
В лазерах с КЯ при поверхностных концентрациях носителей заряда в КЯ, близких к пороговым в лазерах с КЯ, вероятность электрон-электронного (e-e) и электрон-дырочного (e-h) взаимодействий выше, чем вероятность испускания оптических фононов, поэтому инжектированные носители заряда передают избыточную энергию ансамблю электронов и дырок, увеличивая их электронную температуру, а затем уже эти горячие электроны и дырки передают энергию решетке при испускании главным образом оптических фононов. Коэффициент усиления g ~ (fe + fh - 1). Разогрев носителей заряда приводит к уменьшению функции распределения электронов fe и дырок fh и к уменьшению g, поэтому для поддержания условий генерации излучения концентрация носителей заряда должна возрасти. Итак, при больших уровнях накачки, когда плотность тока j через структуру многократно превышает пороговую плотность тока jth, поток избыточной энергии, которую переносят инжектированные электроны и дырки, достаточно велик и приводит к возрастанию электронной температуры и, как
1 Санкт-Петербургский государственный политехнический университет.
2 Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, Санкт-Петербург.
3 State University of New York at Stony Brook, USA.
4 Institute of Physics, University of Bayreuth, Germany.
следствие, к росту концентрации электронов и дырок. Стабилизация концентрации электронов с ростом тока, которая наступает при возникновении стимулированного излучения, в области достаточно сильных токов (/ > уже не имеет места из-за разогрева носителей заряда. В режиме спонтанного излучения с ростом тока растут как поток энергии, передаваемый инжектированными носителями заряда ансамблю электронов и дырок, так и концентрация носителей заряда. При этом энергия, передаваемая ансамблю электронов и дырок в расчете на один электрон (или дырку), слабо меняется с ростом тока. Вследствие этого в режиме спонтанного излучения разогрев носителей заряда будет несущественным при условии, что в структуре отсутствует исходное легирование и соответственно неравновесная концентрация электронов достаточно сильно растет с ростом тока. Описанная выше качественная картина подтверждается расчетом, основанным на экспериментальных данных. На рис. 1 представлены экспериментальные спектры излучения мощного лазера в режиме генерации. Квантовые ямы в данной структуре содержали один уровень размерного квантования электронов е1 и несколько уровней дырок. Генерация связана с межзонными переходами электронов е1 ^ М1.
На вставке к рис. 1 показана зависимость поверхностной концентрации электронов п от тока накачки в режимах спонтанного (/ < и стимулированного (] > излучений. В режиме спонтанного излучения температура неравновесных электронов Те близка к температуре решетки Т0, различие не превышает 1 К. Однако в режиме стимулированного излучения при возрастании плотности тока от 0.2 до 80 кА ■ см-2 температура горячих носителей заряда возрастает от 301 до 450 К. Эти
Интенсивность, отн. ед 100
10 ^
1 г
п5, 1011 см-2 100 г
1.30 Лу, ЭВ
Рис. 1. Экспериментальные спектры генерации для лазерного диода с длиной резонатора 1.5 мм и шириной полоска 100 мкм при Т0 = 300 К при различных плотностях тока накачки у: 1 - у = 5.3 кА • см-2, 2 - 13, 3 - 40, 4 - 67, 5 - 73, 6 - 80 кА • см-2. На вставке - зависимость поверхностной концентрации неравновесных электронов от плотности тока накачки в режимах спонтанного (у <у^) и стимулированного (у >у^) излучений. Пороговая плотность тока у^ = 0.195 кА • см"
/, отн. ед. е1-Ьк1
-2
1.7 Лу, ЭВ
Рис. 2. Спектры фотолюминесценции структуры с тун-нельно-связанными КЯ для температуры решетки 77 К (штриховая линия) и 300 К (сплошная линия). Стрелками показаны энергии межзонных оптических переходов для комнатной температуры.
результаты получены путем анализа экспериментальных спектров стимулированного излучения, решения уравнения баланса для числа частиц, а также уравнения баланса для скоростей набора и потери энергии носителей заряда. В режиме спон-
танной эмиссии концентрация быстро растет с током (см. вставку к рис. 1), в то время как средняя энергия электронов и дырок с током не меняется. При возникновении стимулированного излучения концентрация носителей заряда при у > уй стабилизируется. При дальнейшем росте тока, в области у > уй, и концентрация, и температура горячих электронов монотонно возрастают. Качественное объяснение такого поведения зависимостей пЦ) и Те(у) в режимах спонтанного и стимулированного излучения приведено выше.
Отметим, что разогрев носителей заряда приводит к их выбросу из КЯ, что вызывает уменьшение квантовой эффективности лазеров и может быть одной из причин насыщения люкс-амперной характеристики лазеров. Анализ показывает, что этот эффект тем меньше, чем больше глубина КЯ [1].
Вторая часть работы посвящена изучению межподзонного поглощения света в туннельно-связанных квантовых ямах ваАв/АЮаАв в неравновесных условиях. Во-первых, проведены спектральные исследования модуляции межподзонного поглощения при разогреве носителей заряда латеральным электрическим полем. Во-вторых, межподзонное поглощение света исследовано в условиях мощного резонансного внутризонного оптического возбуждения.
Структура была выращена на полуизолирующей подложке ваАв методом молекулярно-пучко-вой эпитаксии, она содержала 100 периодов тун-нельно-связанных КЯ. Каждый период включал широкую яму (толщина 68 А) и узкую яму (48 А) из ваАв, ямы разделялись туннельно-прозрачным барьером (15 А) из А1038Оа062А8. Квантовые ямы были легированы кремнием, поверхностная концентрация электронов составляла 6 х 1011 см-2 (на один период).
На рис. 2 приведены спектры межзонной фотолюминесценции в исследованной структуре с тун-нельно-связанными КЯ. При температуре 77 К спектр определяется оптическими переходами между основными состояниями электронов и тяжелых дырок е1-НН1. С ростом температуры происходит заполнение второго электронного состояния, в результате в спектре проявляются особенности, связанные с переходами е2-НН2, а также с переходами электронов в состояния легких дырок е1-/й1. Спектральные особенности межзонной фотолюминесценции хорошо согласуются со спектрами межподзонного поглощения света для переходов электронов е1-е3 и е2-е3.
Спектры коэффициента поглощения света а при межподзонных переходах для двух значений температуры решетки Т0, схема оптических переходов и изменение поглощения света Да в сильном электрическом поле Е показаны на рис. 3. Спек-
ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ГОРЯЧИХ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА
81
тры получены в многопроходной геометрии для света ^-поляризации.
Трансформация спектра поглощения с ростом температуры решетки T0 происходит из-за перераспределения электронов между уровнями e1 и e2 в широкой и узкой КЯ. Аналогичный эффект следует ожидать при разогреве электронов сильным электрическим полем. Используя перестраиваемый С02-лазер, мы получили спектр модуляции поглощения света латеральным электрическим полем для переходов электронов e2-e3 (рис. 3). Сопоставляя экспериментальные данные по изменению aL (L - длина оптического хода в квантово-размерных слоях) с температурой решетки T0 и при приложении поля E, можно определить электронную температуру Te как функцию поля (рис. 4, точки).
Используя зависимость скорости рассеяния энергии горячих электронов в КЯ от их температуры [2], можно теоретически рассчитать зависимость Te(E). Результаты расчета также приведены на рис. 4. Вычисленные с учетом накопления неравновесных оптических фононов значения электронной температуры превышают экспериментально определенные значения Te. Возможно, что имеется неучтенный механизм рассеяния энергии горячих электронов, например при рассеянии на колебаниях решетки вблизи интерфейсов.
В исследуемой структуре с туннельно-связан-ными КЯ возможно получение инверсии населенности уровней e3 и e2 при мощном резонансном внутризонном оптическом возбуждении в спектральной области, соответствующей переходам e1-e3, или при межзонном резонансном возбуждении на уровень e3. В настоящей работе исследован первый механизм. Времена жизни неравновесных электронов на уровнях размерного квантования определяются межподзонным рассеянием на оптических фононах. Поскольку расстояние между уровнями el и e2 в исследуемой структуре близко к энергии продольного оптического фонона, а расстояние между уровнями el и e3 существенно превышает эту энергию, время жизни электрона на уровне e3 может превысить время жизни электрона на уровне e2, что способно вызвать инверсную населенность уровней e3 и e2 при оптической накачке уровня e3.
Для обнаружения инверсной заселенности уровней e3 и e2 была применена методика "pumpprobe", реализованная на основе лазерной системы, включающей лазер на неодимовом стекле (длина волны 1.062 мкм), два лазера на красителях (1.15-1.45 мкм) и два нелинейных кристалла (GaSe), в которых гене
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.