Общая характеристика спектров кфэ

Этот раздел написан по материалам работы [15], посвящённой методическим вопросам спектроскопии КФЭ.

Методика эксперимента. Модельные ГКЯ GaAs/In_xGa_1-xAs различного типа выращивались методом МОС-гидридной эпитаксии при атмосферном давлении ( образцы получены Б.Н. Звонковым). Использовались

Табл. 3.1 Некоторые параметры ГКЯ

№ ГКЯ		Тип подл.			Число КЯ				x				Lz, нм яма 1 яма 2 яма 3						Lb нм			Lbs нм
1	s			1			0.33				5.2				-		-			-			700
2	s			1			0.27				7.6				-		-			-			16
3	s			3			0.28				9.1				4.9		2.8			49			49
4	n			3			0.34				5.0				2.7		1.5			21			27
5	n			2			0.25				7.5				3.0		-			5.7			21

подложки полуизолирующего (s) и проводящего (n) GaAs c ориентацией (001). В табл. 3.1 приведены некоторые параметры исследованных структур: число ям N, ширина барьерного слоя между ямами L_b, толщина покровного слоя L_bs и др.

ГКЯ с одиночной квантовой ямой. На рис. 3.1 показаны типичные спектры КФЭ в области межзонного поглощения одиночной КЯ при 300К. На спектрах структур высокого качества наблюдается хорошо выраженный пик фоточувствительности, связанный с экситонным поглощением (кривая 1).. Ширина пика близка к kT и ширине пика ФЛ при этой температуре. Отсутствие подобного пика на спектрах некоторых структур (кривая 2) связано с относительно большой неоднородностью слоя In_xGa_1-xAs по ширине L_z или по составу твёрдого раствора x. Мелкомасштабные по сравнению с радиусом экситона флуктуации ширины и состава гетерослоя приводят к уширению экситонного пика, и он перестаёт выделяться на крае межзонного поглощения.

В достаточно совершенных ГКЯ, в которых структурное размывание спектра размерного квантования не слишком велико, на спектре КФЭ можно обнаружить почти все возможные оптические переходы между подзонами размерного квантования с номерами 1, 2, 3. На рис. 3.1 показаны стрелками рассчитанные методом [20] энергии переходов между подзонами электронов и тяжелых дырок. Они располагаются в следующем порядке: e1-hh1, e1-hh2, e1-hh3, e2-hh1, e2-hh2. Всем им, в том числе и переходам с изменением четности, которые запрещены правилами отбора в бесконечно глубокой прямоугольной КЯ [2], соответствуют более или менее выраженные изломы на спектре КФЭ.

Идентификация двух или большего числа электронных переходов в КЯ позволяет однозначно и достаточно точно определять или уточнять параметры L_z и x. Естественно, что такая идентификация возможна только для

Рис. 3.1. Спектры КФЭ одиночных

КЯ. Сплошными стрелками показаны

теоретические значения энергий переходов

с участием тяжелых дырок, прерывистой

стрелкой - переход с участием легких

дырок.

сравнительно узких (L_z<10 нм) одиночных КЯ, в которых имеется небольшое число подзон и отсутствует размывание спектра, обусловленное разбросом параметров отдельных слоёв.

ГКЯ с несколькими квантовыми ямами. На рис. 3.2 приведены спектры КФЭ гетероструктур 3 и 4, имеющих по три КЯ разной ширины (табл. 3.1). Поскольку толщина барьерных слоёв между ямами значительно превышает эффективную длину туннелирования (~5 нм), КЯ можно считать изолированными друг от друга. На спектрах достаточно чётко выделяются ступенчатые полосы фоточувствительности от отдельных ям с экситонными пиками на крае некоторых из них. Для структуры 4 края полос для двух ям расщеплены. Для этой ГКЯ наблюдается и расщепление пиков ФЛ от этих ям (рис. 3.3). Подобное явление обычно объясняется крупномасштабными флуктуациями L_z на одну или две моноатомные ступени [21]. Однако в данном случае такой механизм не объясняет наблюдаемую большую величину расщепления (Е~20 мэВ) и его независимость от ширины ямы (согласно теории Е ~ (L_z)^-3 [21]). Альтернативное объяснение состоит в том, что расщепление спектров обусловлено наличием в слоях In_xGa_1-xAs областей с резким изменением состава (состав x скачком должен изменяться от 0.31 к 0.34 в данном случае).

Рис. 3.2. Спектры КФЭ ( 300 К ).

№ ГКЯ: 1 - 3, 2 -4, (3-5) - 5. L_П,произв. ед.:

(1-3) - 0, 4 -0.25, 5 - 1.

Образование квазидискретных крупномасштабных флукту- аций x, по-видимому, связано с движением макроступеней при росте структур на раз-ориентированной подложке. При этом состав твёрдого раствора может быть промодулирован вдоль нап-равления движения ступеней.

ГКЯ с двойными асимметричными КЯ. Наличие туннельной связи между двумя близко расположенными КЯ в структуре 5 проявляется в полном

Рис. 3.3. Спектры ФЛ (77). № ГКЯ:

1 - 3, 2 - 4.

гашении ФЛ от более узкой ямы (рис. 3.4), которое обусловлено туннельным переходом неравновесных носителей из неё в более широкую яму, у которой уровень Е_е1 лежит ниже. Однако на больцмановском хвосте пика ФЛ от широкой ямы при 300 К (кривая 1) удаётся разрешить тонкую структуру спектра, связанную с рекомбинационными переходами в широкой яме e1 -hh2 (показан сплошной стрелкой), e1 - hh3, e2 - hh1 и переходом 2e1 - hh1в узкой яме(прерывистая стрелка).

Рис. 3.4. Спектры ФЛ (1,3) и КФЭ

(2,4) ГКЯ №5 с туннельно связанными КЯ.

Т, К: 1,2 - 300, 3,4 - 77.

При 77 К каких либо признаков наличия узкой ямы не видно (кривая 3). Это означает, что указанная структура спектра при 300К, в том числе и переход 2e1 - hh1, обусловлена тепловым распределением носителей в широкой яме.

В отличие от спектров ФЛ на спектре КФЭ при 300 и 77 К хорошо выявляются полосы фоточувствительности от обеих ям с их тонкой структурой (кривые 1 и 4), причём при 77 К становятся заметны и экситонные пики. Заметим, что при расчёте энергетического спектра структуры 5 квантовые ямы можно с хорошим приближением считать квазиизолированными

Нормированная фоточувствительность ГКЯ. Абсолютная величина фоточувствительности в области поглощения КЯ S_фW = V_ф/J₀ зависит от параметров не только самой ямы, но и барьера, с которым КЯ взаимодействует, в частности, от высоты барьера. Основной смысл введения нормированной фоточувствительности S_W согласно (2.11) состоит в том, что эта величина почти не зависит от свойств барьера и определяется главным образом коэффициентом поглощения КЯ в соответствии с (2.12) или (2.13). Очевидно, это связано с тем, что изменение характеристик барьера одинаковым образом влияет на S_фW и S_ф0. Из параметров барьера только квантовая эффективность излучения на данном барьере ₀, зависящая от скорости поверхностной и объёмной рекомбинации и некоторых других факторов, влияет на S_W. Для барьера Шоттки при 300 К ₀  0.5 - 0.3 [22]. По-видимому, и для поверхностного барьера этот параметр имеет такое же значение.

Рассмотрим зависимость S_W от параметров КЯ и её положения относительно барьера. Как показано в [15], если КЯ расположена в достаточно сильном поле барьера, то величина S_W практически не зависит от ширины и глубины ямы, т. е. от L_z и x, от её дефектности, от высоты поверхностного барьера и температуры в довольно широкой области изменения этих величин. Этот результат вполне согласуется с рассмотренными в разделе 2 теоретическими представлениями о механизме фотоэлектрических явлений в ГКЯ. Действительно, коэффициент поглощения КЯ слабо зависит от параметров ямы [22], а эффективность эмиссии также независимо от параметров ямы и температуры равна единице.

В отличие от КФЭ интенсивность ФЛ квантовых ям сильно зависит от L_z (рис. 3.3). Основной причиной уменьшения интенсивности ФЛ при уменьшении L_z является увеличение вероятности теплового выброса неравновесных носителей из более узких КЯ. При возбуждении ФЛ происходит спрямление поверхностного барьера и закрепление электронного уровня Ферми в приповерхностной области вблизи положения уровня Ферми в объёме. Если при этом концентрация электронов в яме много больше концентрации дырок и слабо зависит от L_z, а концентрация дырок определяется скоростью их термоэмиссии из ямы, то отношение интенсивностей ФЛ двух КЯ разной ширины ( L_z1 и L_z2)должно определяться выражением:

I(L_z1)/ I(L_z2) = exp {E_hh1(L_z1) - E_hh1(L_z2)}/kT. (3.1)

Рассчитанные значения этого отношения для второй и третьей КЯ по отношению к первой ( рис. 3.3, кривая 2) при изменении интенсивности ФЛ на 3 порядка отличаются от экспериментальных значений менее чем в три раза.

Рис. 3.5. Влияние толщины покровного

слоя на спектр КФЭ. L_bs, нм: 1,3 - 21, 2,4 -

500. Т, К: 1,2 - 300, 3,4 - 77.

Если КЯ расположена в квазинейтральной области, нормированная фоточувствительность зависит и от параметров КЯ и от температуры. Перенос КЯ из ОПЗ поверхностного барьера в квазинейтральную область можно осуществить наращиванием покровного слоя ГКЯ до толщины, превышающей ширину барьера. Как видно из рис. 3.5, после такого наращивания величина S_W уменьшилась почти на порядок при комнатной температуре и стала неизмеримо малой при 77 К.

Определение длины диффузии неосновных носителей в ГКЯ. Квантовую яму, расположенную в квазинейтральной области, можно использовать в качестве плоского -образного источника неравновесных носителей для определения длины диффузии неосновных носителей в барьерной области ГКЯ. Малосигнальная фотоэдс на поверхностном барьере пропорциональна концентрации неосновных носителей, эмиттированных из КЯ и достигших края барьера (рис. 2.1). Она, очевидно, может быть записана в виде

где z₂ -расстояние от поверхности до КЯ, W₁ - ширина поверхностного барьера. Для определения L_p нужно изменять либо z₂, что для поверхностного барьера можно осуществить путём стравливания покровного слоя [13], либо W₁, что в случае БШ или p-n-перехода можно сделать изменением напряжения смещения. Определённая этим методом длина диффузии L_p = 0.65 мкм находится в согласии с результатом, полученным другим методом [13].