ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНТНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ОДНОСТОРОННЕ ЛЕГИРОВАННЫХ СТРУКТУР N-ALGAAS/GAAS С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ Текст научной статьи по специальности «Физика»

ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ

УДК 538.958

Фотолюминесцентная спектроскопия односторонне легированных структур й-АЮаАз/СаАэ с квантовыми ямами

Н.Г. Яременко, М.В. Карачевцева, В.А. Страхов Институт радиотехники и электроники РАН (г. Москва)

Проведены систематические исследования спектров фотолюминесценции односторонне легированных структур и-АЮаА8/ОаА8 в зависимости от ширины квантовой ямы и температуры. Впервые в таких структурах наблюдалось резкое возрастание интенсивности фотолюминесценции, вызванное резонансным захватом фотовозбужденных дырок в квантовую яму. Предложена теоретическая модель расчета квантовых состояний в односторонне легированных структурах. Самосогласованное решение системы уравнений Шредингера и Пуассона выполнено методом возмущений.

Ключевые слова: квантовая яма, двумерные электроны, фотолюминесцентная спектроскопия, гетероструктура, энергетические двумерные состояния.

Модулированно-легированные наногетероструктуры АЮаАв/ОаАБ с квантовыми ямами (КЯ) успешно используются при создании целого ряда приборов микро - и оптоэлектроники: транзисторов, модуляторов, резонансных туннельных диодов, лазерных диодов и т.д. Высокая эффективность этих приборов достигается за счет пространственного разделения находящихся в барьерном слое ионов легирующей примеси и локализованных в КЯ электронов, что приводит к ослаблению примесного рассеяния, росту подвижности и улучшению приборных характеристик [1]. В зависимости от приборного назначения создаются модулированно-легированные структуры с КЯ различной конфигурации: с односторонним легированием, двусторонним симметричным и асимметричным легированием. В связи с этим необходимо исследовать физические свойства различных типов структур во взаимосвязи с их технологическими параметрами.

Одним из наиболее информативных методов исследования квантовых структур является фотолюминесцентная спектроскопия, которая позволяет получить сведения о многих фундаментальных свойствах структуры, в первую очередь об энергетическом спектре электронных состояний и их заполнении. Известно, что высокая электронная подвижность в транзисторах достигается увеличением концентрации двумерных носителей на первой квантовой подзоне при условии, что вторая подзона остается незаполненной. Заполнение второй подзоны приводит к уменьшению подвижности вследствие межподзонного рассеяния электронов. Фотолюминесцентная спектроскопия транзисторных структур позволяет оптимизировать параметры структуры для обеспечения этих условий.

© Н.Г. Яременко, М.В. Карачевцева, В.А. Страхов, 2012

В настоящей работе представлены результаты фотолюминесцентной спектроскопии двумерных электронных состояний в односторонне легированных транзисторных структурах ЛЮаЛв/ОаЛБ со сверхрешеткой в качестве нелегированного барьерного слоя. Структуры выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии на полуизолирующих подложках ОаЛБ с ориентацией (001). Слои выращивались в следующей последовательности: нелегированный буферный слой ОаЛБ толщиной 0,5 мкм; нелегированная 20-периодная сверхрешетка (СР) Л10,25Оа0,75Л8 (1,5 нм)/ОаЛБ (1,2 нм), формирующая нижний гетеробарьер; нелегированный активный слой ОаЛБ, толщина которого Ь варьировалась в пределах от 6,5 до 22,5 нм; нелегированный спейсер-слой Л10,25Оа0,75ЛБ и легированный кремнием (Ы = 1-10 см ) и-слой Л10,25Оа0,75ЛБ толщиной 60 нм, формирующий верхний, основной, гетеробарьер.

Использование в качестве нижнего барьерного слоя сверхрешетки ЛЮаЛв/ОаЛБ вместо тройного соединения улучшает качество инвертированной (бинарное соединение на тройном) гетерограницы и ослабляет рассеяние на ее шероховатостях. Этот прием используется при создании транзисторов с высокой электронной подвижностью. Исследованы две серии структур. В первой серии толщина спейсера составляла 3 нм, во второй - 10 нм. Технологические параметры исследованных образцов приведены в таблице.

Технологические параметры исследованных структур

Ь, нм ds, нм Це, мэВ еДф„, мэВ Ее, мэВ Е,ъь, мэВ

Е1е Е2е Е\ьь Е2йй Е3ЬЬ Е4йй

6,5 3 110 54 78,8 - 22,2 58,2 - -

8,5 3 109,5 67,4 77,5 - 18,9 45,1 - -

12 3 105 73,3 73,3 130,6 11,4 29,6 49,9 -

10 82,3 55,1 58,4 115,9 10,6 27,3 45,7 -

13,5 3 105,4 77,7 73,2 124 9,8 25,8 45 -

15 3 106 82,2 71,8 120,2 8,8 22,9 39,3 -

10 82,9 62,4 59 103,2 8,2 21,4 37,2 -

18 3 106 88,2 71,1 112,2 7,6 18,9 32 54

10 82,5 67,5 59,1 94,4 7 17,5 29,8 50

20 10 82 68,5 58,2 88,9 6,2 15,2 26 42,8

22,5 3 106 91,3 71 104 6,3 13 26 38

10 82 69 58 83,9 5,6 12,8 24 35,6

Примечание. Ее и - уровни энергии электронов и тяжелых дырок, це - энергия уровня Ферми для электронов, Дф№ - электростатический потенциал, характеризующий изгиб дна КЯ за счет легирования. При расчете использованы параметры: ДЕС1 = 187 мэВ, ДЕС2 = 90 мэВ, ДЕУ1 = 125 мэВ, ДЕУ2 = 55 мэВ.

Зонная диаграмма структуры представлена на рис.1. Отношение разрывов зоны проводимости и валентной зоны на гетерогранице ЛЮаЛБ-ОаЛБ ЛЕС1/ЛЕц = 0,6/0,4. Для определения эффективной высоты барьеров ЛЕС2 и ЛЕу2 на второй гетерогранице (ОаЛБ - сверхрешетка) использовалась модель Кронига - Пенни [2], согласно которой

ЛЕс2 = 0,48ЛЕа и ЛЕп = 0,44Л£ц.

Рис.1. Зонная диаграмма модулированно-легированной структуры я-АЮаАБ/ОаАБ (для сверхрешетки приведена эффективная ширина запрещенной зоны)

Расчет энергетических состояний двумерных носителей тока. Для анализа экспериментальных спектров проведен расчет энергий и волновых функций электронов и дырок с учетом конкретного зонного профиля структуры. Расчет проводился методом теории возмущений, развитым в работе [3] применительно к модулированно-легированным квантовым структурам со строгой симметрией зонного профиля относительно центра КЯ. При расчете симметричной системы использовались очевидные условия: равенство потенциалов на краях КЯ и равенство нулю градиента потенциала в центре ямы. В односторонне легированных структурах эти условия не выполняются, что существенно усложняет расчет. В настоящей работе предложены подходы, позволяющие применить метод возмущений для расчета таких систем.

Характеристики электронов в потенциальном поле и(г) гетероструктуры в направлении г, перпендикулярном плоскости гетерограниц, в условиях равновесия описываются системой уравнений Шредингера и Пуассона:

Л

~2 йУ(т)

2т йг1

+ и (г )у(г )= ),

й 2ф(т ) = - ).

йг2

(1)

(2)

Здесь т, и Е - масса, волновая функция и энергия движения электрона вдоль оси г соответственно; ф(г) - электростатический потенциал, вызванный легированием; 8 - диэлектрическая проницаемость; р(г) - плотность заряда.

При решении самосогласованной системы уравнений (1) и (2) методом возмущений

потенциальное поле задается в виде и (г ) = и0 (т)—вф(г), где и°(г) - потенциальная энергия электронов в невозмущенной системе (прямоугольной КЯ); е - заряд электрона; ф(г) - возмущающий потенциал (считаем потенциал равным нулю при г = 0). Решение находится путем последовательных итераций. При каждой итерации сначала определяется профиль потенциала в предположении, что уровни энергии и волновые функции электронов известны. При первой итерации используются энергии и волновые функции для прямоугольной КЯ, при последующих итерациях - значения, полученные в результате предыдущей итерации.

8

Граничные условия для решения уравнения Пуассона вытекают из условий электронейтральности и термодинамического равновесия структуры. Концентрация двумерных электронов на /-м уровне равна:

т 2кТ л

п =-—1п

л^

( - Ег 1 + ехр ^е -

кТ

(3)

где ш1 - эффективная масса электрона в ОяЛб, ш2 - в ЛЮяЛб и сверхрешетке; к - постоянная Больцмана; Т - температура; Ег и - уровни энергии электронов и уровень Ферми в КЯ. За начало отсчета энергии принимается энергия дна КЯ при г = 0.

Считая что все доноры в обедненной области легированного слоя ЛЮяЛб полностью ионизованы, условие электронейтральности можно записать в виде

да

/ п к- (Ю|2 dz = 0, (4)

- -да

где - концентрация доноров; к(г) - волновая функция электронов на /-уровне; Ь - ширина обедненного слоя.

Условие термодинамического равновесия предполагает постоянство химического потенциала по структуре. Исходя из геометрии зонного профиля (см. рис.1), это условие можно записать как

Н'е =АЕС1 - КАФ1 + Аф,) + ^е1 , (5)

М'е = КАФ^ +АФ2 , (6)

где Ес1, - энергия дна зоны проводимости и химический потенциал в сильнолегированном слое ЛЮяЛб, Ес2, М«2 - в буферном слое ОяЛб; ф^г), ф^г), фДг), ф2(г) - распределение электростатического потенциала в легированном слое ЛЮяЛб, в спейсере, КЯ и сверхрешетке соответственно; Аф1, Афй Аф^, Аф2 - разности потенциалов между границами каждого слоя.

Сначала решались уравнения Пуассона для легированного и спейсерного слоев ЛЮяЛб. Считалось, что плотность заряда в легированном слое равна еЫо, в спейсерном слое - нулю (зарядом электронов и остаточных примесей в спейсере можно пренебречь). В качестве граничных условий использовались равенства нулю потенциала ф^г)

dф1 (г) „

при г = 0 и градиента потенциала -— на левой границе обедненного слоя при

dz

г = -(Ь + ds), а также условия непрерывности потенциала и электрической индукции на границе между легированным и спейсерным слоями. В результате получаем выражения для ф1(г), фХг), в которых неизвестным параметром является только Ь:

2лвЫ

ф1 (г)

(г) = - ^^ [г2 + 2(Ъ + )г + ], (7)

АлвЫ

ф, (г)

(г)=_. (8)

Отсюда легко получить Аф1 и Аф^, подстановка которых в выражение (5) дает связь между Ь и

2

^e = Л£С1 + " Kb + 2ds ) . (9)

Решая систему уравнений (4) и (9), находим численные значения b и Далее решаем уравнения Пуассона в КЯ и сверхрешетке. Считаем, что заряд в этих слоях определяется только двумерными электронами:

^е " Ег

( \ em12kT, p(z ) =--—In

Граничными условиями являются

1 + exp

v kT

k- (z)2. (10)

Ф. (4 2=0 = 0, (11)

ф200| — -^^ (12)

и условия непрерывности потенциала и электрической индукции на границе между КЯ и сверхрешеткой. Условие (12) вытекает из того, что глубина проникновения волновой функции в сверхрешетку значительно меньше ее толщины и градиент потенциала на границе сверхрешетки с буферным слоем можно считать равным нулю. Подставив в (10) и (12) найденные значения получим распределение электростатического потенциала в КЯ и сверхрешетке. Таким образом, в первом приближении получен профиль возмущающего потенциала ф^) по всей структуре, который используется в уравнении Шредингера при первой итерации.

При решении уравнения Шредингера методом возмущений волновые функции представляются в виде линейной комбинации волновых функций невозмущенной системы у0п (г) [4]:

¥п (4 (13)

п—1

Коэффициенты сп связаны с энергией двумерных электронов E соотношением

Е + итт —Е)от + ^Гитпоп — 0, (14)

пФт

где итп - матричный элемент энергии возмущения:

то

итп —/[- еф(г)]у ^ V 0 (* Уь; (15)

—то

Е° - энергия двумерных электронов в прямоугольной КЯ, да и п пробегают все значения от 1 дор (р - число уровней в прямоугольной КЯ).

Выражение (14) фактически представляет собой систему линейных однородных уравнений относительно коэффициентов сп. Из условия равенства нулю ее детерминанта получим энергии уровней Ei (г = 1, 2,...,р). Подставив значение Ei в систему уравнений (14) и используя условие нормировки волновой функции, найдем коэффициенты ) (п = 1, 2,..., р) для определения волновой функции на г-м уровне. Полученные та-

ким образом энергии и волновые функции двумерных электронов используются в следующей итерации для нахождения нового профиля возмущающего потенциала ф(г) и новых, более точных, уровней энергий и волновых функций. Число итераций зависит от заданной точности определения энергии. Для получения сходимости энергии уровней с точностью 0,1 мэВ при расчете узких ям достаточно 5 - 7 итераций, с ростом ширины ямы их число увеличивается. Далее, используя полученный профиль электростатического потенциала, решается уравнение Шредингера для дырок.

Экспериментальные спектры и их анализ. Измерения спектров фотолюминесценции (ФЛ) проводились стандартным методом. Возбуждение ФЛ осуществлялось непрерывным аргоновым лазером с длиной волны X = 488 нм. Излучение лазера модулировалось механическим модулятором с частотой 1 кГц. Приемником излучения служил фотоумножитель ФЭУ-62. Образец находился в оптическом криостате, позволяющем изменять температуру от температуры жидкого азота до комнатной. Расширение температурного диапазона существенно увеличивает информативность ФЛ как метода диагностики КЯ: при низких температурах с большой точностью определяется энергия основного перехода 1в-1ИИ, а при высоких - энергии переходов между более высокоэнергетическими уровнями.

Анализ спектров ФЛ проведен на основе представленных расчетов (см. таблицу). Согласно расчету в исследованном диапазоне ширины ям (6,5-22,5 нм) концентрация двумерных электронов п и уровень Ферми в электронной КЯ слабо зависят от ее ширины. Концентрация меняется в пределах (7-10)-10п см-2 в структурах с = 3 нм и 11 -2

(5-7)40 см в структурах с йц = 10 нм. При этих концентрациях во всех структурах обеспечивается хорошая заселенность первой электронной подзоны. Второй электронный уровень появляется при ширине ямы Ь ~ 10 нм, но в ямах с шириной Ь < 20 нм он расположен выше уровня Ферми и не заполнен.

На рис.2 представлены расчетные зависимости энергии оптических переходов и квадрата интеграла перекрытия Wi-j от ширины КЯ для структур с толщиной спейсерно-

.20 -■-'-■-'-■-'-■-

5 10 15 20 25

Ь, нм

Рис.2. Расчетные зависимости энергии оптических переходов Д,-(сплошные кривые) и квадрата интеграла перекрытия wi-j (штрихпунктир-ные кривые) от ширины КЯ Ь для структур п-АЮаАБ/ОаАБ с й3 = 3 нм; о - энергетическое положение максимумов на экспериментальных

спектрах

го слоя 3 нм. Энергии переходов приводятся относительно ширины запрещенной зоны ар-сенида галлия ЕоаАэ, т.е. отложены дефициты энергии: А— = Ег- - ЕоаАэ = Еге + Щш - еАф№ где Е— - энергии оптических переходов; Еге - энергии электронов относительно дна валентной зоны; Е^н - энергия дырок относительно потолка валентной зоны; г, j - номера квантовых уровней для электронов и тяжелых дырок соответственно; Аф^ - разность потенциалов, характеризующая полный изгиб дна ямы под действием легирования (см. рис.1). Это дает возможность исключить температурную зависимость ширины запрещенной зоны ОаАБ при идентификации переходов на экспериментальных спектрах ФЛ при различных температурах.

В соответствии с расчетом спектры ФЛ структур с узкими КЯ (шириной 6,5 и 8,5 нм) при температуре жидкого азота и при более высоких температурах содержат только одну полосу, обусловленную переходом между нижними электронным и дырочным уровнями (1е-1НН). По мере увеличения ширины ямы начинают проявляться более высокоэнергетические переходы и спектры приобретают дублетный вид. На рис.3 приведены нормированные спектры ФЛ для пар структур с одинаковой шириной КЯ и разным легированием (разной толщиной спейсерных слоев ds). Видно, что форма спектров зависит от ширины ямы, толщины спейсерного слоя и температуры измерения.

-Ь = 15 нм ^ -' % ! 1 +1 с-1 /з/г -1 = \e-\hh 15 нм 1 \e-3hh л л* /» А ? 1/1

/ / 1 ! / ■ 1 , / / \ 1 \ '"-Д 1 е-Ш и \\ 1 ' / .¿У, , \д 1 I \ 1 1 : 1 1 1 1 1 1 \ 1 1

- ь = 18 нм А -/. = \e-\hh 18 нм Тч л \e-3hh

1 е-1 /г/г' V / У \11 Г 1 / ( \ 1 \ 1 \ \ \ 1 1 : 1 1 / г / \ \ 1 \ \ \ 1 \ \ л \ \ 'г \

1 V

-1, = 22,5 нм,-\ 1 ! А / \ и \ 1* \ 1 = 22,5 нм 1 е-1 /г/г / 1 ' А * / V 2е-1 /?/? \ ; л у 1 \

1 - 1е-Щ / I ; у" ^ —--"Г 1 \ \ \\ л 1 - •7 '' //\ i / / % ^ * / ? / 1 / 1 \ \ \ \ 1 \ 1 'л...4-^—

1,44 1,48 1,52 1,56 1,44 1,48 1,52 1,56 эВ Иу, эВ

а б

Рис.3. Спектры ФЛ структур с различной шириной КЯ Ь и толщиной спейсерного слоя: ds = 3 нм (а) и ds = 10 нм (б), Р = 400 Вт/см2; Т = 80 К (сплошные кривые), Т = 130 К (штрихпунктирные кривые)

При всех значениях ширины ям экспериментальные значения энергии максимума низкоэнергетической полосы спектра хорошо ложатся на расчетную кривую для перехода 1в-1ИИ, который дает основной вклад в формирование этой полосы. Переходы \e-\lh и 1е-2ЪЪ не дают отделенного максимума, а лишь приводят к увеличению ширины основной полосы. Высокоэнергетический компонент дублета на спектрах структур с ямами шириной Ь равной 12-18 нм соответствует расчетным значениям для перехода 1е-3М. В яме с Ь = 22,5 нм уровень 2е уже достаточно хорошо заполнен и в формировании спектра основную роль играет переход 2е-1кк.

На рис.4 представлена зависимость интегральной интенсивности спектра ФЛ от ширины ямы. Все спектры ФЛ измерены при плотности оптического возбуждения 400 Вт/см2 и приведены к единице ширины ямы. Эта зависимость носит немонотонный характер с четко выраженным максимумом. Такое поведение интенсивности не может быть вызвано влиянием рассеяния на шероховатостях гетерограниц, которое привело бы к ослаблению ФЛ при уменьшении ширины КЯ. Немонотонное изменение интенсивности нельзя также объяснить влиянием перекрытия волновых функций электронов и дырок, поскольку такой же характер зависимости (см. рис.4, штрихпунктирные кривые) сохраняется и для величины Х(1-АУг-Ь)). Здесь I— - интегральные интенсивности полос, полученных путем разложения экспериментального спектра, Wi-j - расчетные значения квадрата интеграла перекрытия волновых функций электронов и дырок для соответствующих переходов. Поэтому наблюдаемая немонотонность является следствием немонотонного изменения концентрации фотовозбужденных дырок с ростом ширины КЯ. При используемой плотности возбуждения концентрация неравновесных носителей примерно на два порядка меньше концентрации основных носителей Ар = Дп << п. В этих условиях фотовозбуждение практически не влияет на уровень Ферми для электронов, но может существенно влиять на положение квазиуровня Ферми для дырок ц/,. При этом изменение величины £(1--/^—Ь)) характеризует изменение полной концентрации фотовозбужденных дырок в яме. Поскольку все спектры измерены при одинаковой температуре и плотности возбуждения, немонотонное изменение этой величины фактически отражает немонотонный характер зависимости эффективности захвата дырок от ширины ямы.

14 16 /,, нм

Рис. 4. Зависимость от ширины КЯ интегральной интенсивности 1/Ь (сплошная кривая) и величины ЦДу^—Ь)) (штрихпунктирная кривая); о, Д - ds = 3 нм,

•, ▲ - = 10 нм

Механизм захвата неравновесных носителей тока в КЯ рассмотрен в работах [5, 6]. Расчеты, проведенные на основе квантовомеханического подхода, показали, что вероятность захвата является немонотонной функцией ширины ямы, в то время как в классической модели она монотонно растет с ростом ширины ямы. Немонотонность вызвана появлением так называемых виртуальных связанных состояний в континууме при такой ширине ям, когда наивысший квантовый уровень совпадает с высотой барьера. В этих условиях растет перекрытие волновой функции носителя тока на краю зоны в барьере с волновой функцией связанного состояния в яме, что приводит к увеличению вероятности захвата носителя в яму. Для прямоугольных КЯ зависимость вероятности захвата от ширины ямы является осциллирующей функцией с постоянным периодом и содержит резонансные пики при ширинах ям, соответствующих появлению очередного квантового уровня. Согласно расчетам скорости захвата в максимуме и минимуме могут отличаться на порядки, причем дырки захватываются в несколько раз быстрее, чем электроны. Очевидно, что резонансное увеличение эффективности захвата неравновесных носителей должно привести к резонансному росту интенсивности ФЛ. Однако экспериментальное наблюдение этого эффекта сопряжено с большими трудностями. Основная проблема состоит в том, что для выявления резонансов требуется большое количество структур с малым шагом изменения ширины КЯ. При этом важно, чтобы структуры обладали одинаковым оптическим качеством и процессы безызлучательной рекомбинации не влияли на зависимость интенсивности ФЛ от ширины КЯ.

В [7, 8] удалось преодолеть эти трудности, искусственно создавая неоднородность по толщине слоя GaAs (по ширине КЯ) в процессе выращивания нелегированных квантовых структур AlGaAs/GaAs. Это позволило отчетливо наблюдать узкие пики интенсивности ФЛ в режиме квазинепрерывного оптического возбуждения при ширине, соответствующей резонансному захвату фотовозбужденных электронов в прямоугольную потенциальную яму на второй и третий электронные квантовые уровни.

Экспериментальные работы по изучению процессов захвата фотовозбужденных носителей в модулированно-легированных квантовых структурах неизвестны. В [5, 6] рассмотрены только прямоугольные КЯ, физические причины возникновения резонан-сов захвата сохраняются и в легированных структурах с ямами более сложной конфигурации. В исследованных легированных структурах n-AlGaAs/GaAs интенсивность ФЛ должна возрастать в условиях резонансного захвата фотовозбужденных дырок. На экспериментальной зависимости интенсивности ФЛ от ширины ямы (см. рис.4) максимум находится вблизи ширины ям, соответствующей резонансному захвату дырок на четвертый дырочный уровень. Согласно расчету четвертый дырочный уровень появляется при ширине ~ 17 и 18,5 нм в структурах с шириной спейсера 10 и 3 нм соответственно. Набор структур недостаточен, чтобы определить точное положение максимумов и заметить сдвиг максимума на 1,5 нм для структур с разным легированием. Не удается выявить также максимум при ширине ямы Ь ~ 11 нм, соответствующей резонансному захвату дырок на третий уровень, хотя тенденция к росту интенсивности вблизи этой ширины заметна.

Наиболее резкий (почти на два порядка!) рост концентрации дырок происходит при увеличении ширины КЯ от 12 до 18 нм. Спектры ФЛ этих структур состоят из двух полос 1е-1ИИ и 1е-3ИИ, интенсивность которых зависит от перекрытия волновых функций, температуры и положения этих уровней относительно квазиуровня Ферми ц^. Такой резкий рост концентрации должен сопровождаться значительным повышением квазиуровня ц^ и перераспределением фотовозбужденных дырок между уровнями 1ИИ и ЪИИ.

Для структур с шириной ям 12, 15 и 18 нм приведены отношения интегральных интен-сивностей этих полос /1-3//1-1 в зависимости от обратной температуры (рис.5). Эти зависимости носят экспоненциальный характер и хорошо описываются соотношением /1-3//1-1 ~ ехр(-А/£7), причем значения А для трех структур заметно различаются. Поскольку заполнение 1 -го дырочного уровня слабо меняется с температурой, а перекрытие волновых функций от нее практически не зависит, можно считать, что температурное изменение величины /1-3//1-1 обусловлено термоактивационным заполнением 3-го дырочного уровня с энергией активации А = E3hh - ph. Используя расчетные значения E3hh, можно оценить энергии квазиуровней ph. Полученные значения ph равны 11,5; 17,5; 27,5 мэВ для структур с шириной ям 12; 15; 18 нм соответственно. Эти оценки показывают, насколько сильно различаются энергии квазиуровня Ферми ph в условиях резонансного захвата фотовозбужденных дырок и вне его.

Следует отметить, что зависимость интенсивности ФЛ от ширины КЯ (см. рис.4) имеет одинаковый вид для структур с ds = 3 нм и ds = 10 нм. Небольшое различие в абсолютных значениях интенсивности связано с различием в энергетическом спектре дырочных состояний. Это подчеркивает достоверность полученных результатов и позволяет утверждать, что наблюдаемая немонотонность отражает резонансный характер захвата фотовозбужденных дырок в КЯ.

Таким образом, впервые в легированных структурах и-AlGaAs/GaAs наблюдалось резкое увеличение интенсивности ФЛ, вызванное резонансным захватом фотовозбужденных дырок. Проведенный расчет энергетических состояний двумерных носителей тока объясняет трансформацию спектров ФЛ с ростом ширины КЯ и температуры. Предложенная модель расчета может быть полезна при анализе спектров ФЛ других структур с несимметричным профилем легирования.

Авторы выражают благодарность Ю.В. Федорову за предоставление образцов и Г.Н. Шкердину за полезные обсуждения при проведении расчета.

Литература

1. Молекулярно-лучевая эпитаксия и гетероструктуры: пер. с англ. / Под ред. Ж. Алферева и Ю. Шмарцева. - М.: Мир, 1989. - 582 с.

2. Кейси Х., Паниш М. Лазеры на гетероструктурах. - М.: Мир, 1981. - Т. 2. - 364 с.

3. Bastard G. Wave mechanics applied to semiconductor heterostructures. - N.Y.: Halsted Press, 1988. -357 р.

4. БлохинцевД.И. Основы квантовой механики. - М.: Наука, 1976. - 664 с.

5. Козырев С.В., Шик А.Я. Захват носителей в квантовые ямы гетероструктур // ФТП. - 1985. -Т. 19, № 9. - С. 1667-1670.

6. Brum J.A., Bastard G. Resonant carrier capture by semiconductor quantum wells // Phys. Rev. B. -1986. - Vol. 33, № 2. - P. 1420-1423.

0 01 _I_I_I_I_I_I_I_I_I_1_

4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 103//; К"1

Рис.5. Температурная зависимость отношений интегральных интенсивностей полос 1е-\НН и 1e-3hh для структур с шириной КЯ: 12 нм (кривая 1); 15 нм (кривая 2), 18 нм (кривая 3)

7. Fujiwara A., Fukatsu S., Shiraki Y., Ito R. Observation of resonant electron capture in AlGaAs/GaAs quantum well structures // Surface Sience. - 1992. - Vol. 263. - P. 642-645.

8. Resonant electron capture in AlxGa1-xAs/AlAs/GaAs quantum wells / A. Fujiwara, Y. Takahashi, S. Fukatsu et al. // Phys. Rev. B. - 1995-II. - Vol. 51, № 4. - P. 2291-2301.

Статья поступила 26 мая 2011 г.

Яременко Наталья Георгиевна - кандидат физико-математических наук, ведущий научный сотрудник ИРЭ РАН. Область научных интересов: физика полупроводников, фотолюминесцентная спектроскопия полупроводниковых материалов и структур пониженной размерности. E-mail: tg275@ms.ire.rssi.ru

Карачевцева Мария Виссарионовна - кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник ИРЭ РАН. Область научных интересов: физика полупроводников, программирование, математическое моделирование физических процессов в структурах пониженной размерности.

Страхов Валерий Александрович - кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник ИРЭ РАН. Область научных интересов: физика полупроводников, фотолюминесцентная спектроскопия полупроводниковых материалов и структур пониженной размерности.

Информация для читателей журнала «Известия высших учебных заведений. Электроника» -N

С тематическими указателями статей за 1996 - 2011 гг., аннотациями и содержанием последних номеров можно ознакомиться на нашем сайте:

Г 1 http://www.miet. ru/structure/s/894/e/12142/191

Ч_ -J