CC BY
39
УДК 535.37; 631.378.35
НАНОРАЗМЕРНЫЕ ГЕТЕРОСТРУКТУРЫ
ДЛЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРОВ
В. И. Козловский, Д. А. Санников, Д. Е. Свиридов
Исследована катод о люминесценция гетер о структур и структур с квантовыми ямами (КЯ) вы-
ращенных методом парофазной эпитаксии из металлоор-ганических соединений, в зависимости от уровня возбуждения, состава и толщины слоя ZnCdS. Наблюдаемые зависимости объясняются особенностями зонной диаграммы гетер о структуры с разрывами зон 11-ого типа и неоднородностью состава по толщине слоя ¿пС&8. На структуре ZnCdS/ZnSe/ZnSSe с КЯ реализован лазер на длине волны ^78 нм при Т = 80 К с поперечной оптической накачкой излучением N2-лaзepa.
В последнее время наметился повышенный интерес к гетероструктурам СНБ/^пЗе П-типа в связи с большим (0.8 эВ) разрывом зоны проводимости [1]. Люминесцентные свойства этих структур существенно зависят от качества гетерограниц. Принципа альная возможность образования двумерного электронного газа делает эти струк гуры перспективными для транзисторов с высокой электронной подвижностью [2]. Переходы между подзонами зоны проводимости в системе (Сс15/7п8е)Ве8е интересны для потен циальной возможности их использования в сверхбыстрых оптоэлектронных приборах [3]. Начав с более известной гетероструктуры Сс^/^пБе, мы сосредоточились на росте структур ZnCdS/ZnSSe методом парофазной эпитаксии из металлоорганических соединений (ПФЭМОС) и исследовании их люминесцентных свойств.
Многослойные наноструктуры ZnCdS/ZnSSe могут быть использованы также в качестве активной среды лазеров с катодно-лучевой накачкой. Такие лазеры перспективны как эффективные источники монохроматического излучения, в частности, для дисплейных применений. Все слои в структуре Znz.Cdl_xS/ZrlS3/Sel_J/ при определенных
значениях х и у могут быть согласованы с периодом кристаллической решетки ростовой подложки СаАэ. Такая структура потенциально не имеет внутренних упругих напряжений, которые в лазерах на основе структуры ZnCdSe/ZIlSe являются одним из основных факторов их деградации. Однако в гетероструктуре с разрывами П-го типа могут возникнуть проблемы с достижением достаточно высокого коэффициента оптического усиления.
В связи с этим основной задачей данной работы являлось исследование возможности получения наноразмерных гетероструктур ZnCdS/ZnSSe с эффективной люминесценцией и создание на их основе лазеров с оптической накачкой или накачкой электронным пучком.
Эксперимент. Структуры с одиночной или многими квантовыми ямами были выращены методом ПФЭМОС на подложках ваАэ, разориентированных на угол 10° от кристаллической плоскости (001) к плоскости (111)А. Буферные, барьерные и покровные слои ZnSSe были практически согласованы с ваАБ. Их толщина была 100-200 нм. Толщина КЯ изменялась от 3 до 15 нм, а содержание Zn - от 0 до 50%. Были выращены также двухслойные гетероструктуры ZnCdS/ZnSSe без покровного слоя и периодические структуры с 30 КЯ и общей толщиной до 6 мкм. Для получения лазерной генерации была выращена структура с тремя КЯ ZnCdS толщиной 5 нм, помещенными в центр волноводного слоя ZnSe толщиной 420 нм с барьерными слоями толщиной 30 нм между ними. Буферный слой ZnSSe имел толщину 1 мкм, а верхний покровный слой ZnSSe -0.1 мкм.
Ростовые эксперименты были выполнены в потоке водорода при атмосферном давлении в горизонтальном реакторе собственной разработки. В процессе роста контролировалась скорость роста и толщины выращиваемых слоев с помощью оригинальной методики оптического контроля. В качестве исходных компонент использовались ме-таллоорганические соединения: ZnEt2, CdMe2, Е128 и Ме28е. Температура роста была 400-425 °С.
Выращенные структуры исследовались с помощью катодолюминесценции, в том числе и при Т < 14 К, а также методами рентгеновской дифракции и атомно-силовой микроскопии. Из структуры с тремя КЯ в волноводе были выколоты резонаторы, которые накачивались излучением ^-лазера (длина волны -337 нм, длительность импульса 10 не). Резонаторы помещались в криостат с жидким азотом. Интенсивность возбуждения достигала значения 1 = 1 МВт/см2.
450 400 350 300 250 200 150 100 50 0
V - •
ч .. \ 4» ^ ч ■■ 'V 'г' .4 - Г'":' ■ У'
ь. * 5. 1 £ V V ' Г ■
Л ~ • • »Г г . Т. Л'
- 1". "• ч 1\
4 -. . ( '; ■ .. 'V *
.'■ V' • - ? ' . У .
I. .1- , : -- V V - *
1С
О 100 200
300 400 500 пгп
600 700
100 200 300 400 500 600 700 800 ЭерК гаг»
Рис. 1. Фрагмент изображения скола структуры с 27 КЯ ZnCdS/ZnSSe в режиме сканирования сил трения (слева), и зависимость усредненного вдоль слоев сигнала зонда сил трения от координаты вдоль направления роста структуры (справа).
Результаты и их обсуждение. На рис. 1 представлен фрагмент изображения скола структуры с 27 КЯ ZnCdS/ZnSSe в режиме сканирования сил трения, и зависимость усредненного вдоль слоев сигнала зонда сил трения от координаты вдоль направления роста структуры. Площадь сканирования была 0.7x0.7 мкм. На рис. 1 (справа) видны резкие пики, соответствующие КЯ. Толщины слоев КЯ были 5 нм, в то время как толщины барьерных слоев - 100 нм.
Низкотемпературные спектры катодолюминесценции двух структур, содержащих толстый (40 нм) слой ZnCdS с различной концентрацией Zn, выращенный на буферном слое ZnSSe, представлены на рис. 2. при различных значениях плотности тока электронного пучка от 10_6 до Ю-1 А/см2 при энергии электронов Ее = 30 кэВ. При низком уровне возбуждения (7е = Ю-6 А/см2) спектры состоят из линии вблизи 140 нм, обусловленной излучением слоев ZnSSe, и линии (Атах « 455 и 475 нм для различных структур), обусловленной излучением слоя ZnCdS. В спектре образца с меньшим содержанием Zn (см. нижние спектры на рис. 2) присутствует также широкая зеленая полоса излучения, связанная с дефектами структуры. Кроме того, в спектральной области 510 515 нм у обоих образцов видна слабая линия, которую мы связываем с рекомбинацией неравновесных носителей заряда на гетерогранице ZnCdS/ZnSSe.
С увеличением плотности тока относительная интенсивность широкой зеленой полосы излучения падает по сравнению с интенсивностью линий излучения слоев ZnSSe и ZnCdS, а линии "интерфейсного" излучения (рекомбинация на гетерограни-
20 18 16 14
Т<14 К, 30keV
~ ~ ' ,XS(40 nin)/ZnSSe//GaAs, Tqr=410°C
Interface emission
jl<j2j3<j4
Znx2Cd, ^S
440 460 480 500 520 540 430 440 450 460 470 480 490 500 510 520
Wavelength, nm Wavelength, nm
Рис. 2. Спектры KJJ двух гетероструктур ZnCdS (40 HM)/ZnSSe с различным содержанием Cd при Т & 14 К, Ее = 30 кэВ и различной плотности тока от 10~6 (jl) до Ю-1 А/см2 (j4). XI > Х2. Здесь и далее верхние спектры сдвинуты вверх для наглядности.
Рис. 3. Спектры КJI гетероструктур ZnCdS/ZnSSe с одиночной К Я различной ширины при Т & 14 К, Ее = 10 кэВ и двух значениях плотности тока 10~6 и Ю-1 А/см2.
це ZnCdS/ZnSSe) - растет, причем, эта линия сдвигается в коротковолновую сторону. У образца с меньшим содержанием Zn в слое ZnCdS "интepфeйcнaя,, линия становится преобладающей в спектре катодолюминесценции при je = Ю-1 А/см2.
Наблюдаемые особенности катодолюминесценции можно объяснить появлением внутреннего электрического поля в двухслойной гетероструктуре ZnCdS/ZnSSe с разрывами зон второго типа [1]. Генерируемые в слое ZnSSe неравновесные электроны диффундируют в слой ZnCdS, являющийся для них энергетической ямой. В то же время неравновесные дырки остаются в слое ZnSSe, поскольку слой ZnCdS является для них энергетическим барьером. В результате пространственного разделения носителей возникает электрическое поле, искривляющее энергетические зоны соответствующих слоев вблизи гетероперехода и притягивающее носители к гетерогранице. Этот эффект усиливается с увеличением концентрации носителей, которая, в свою очередь, увеличивается с увеличением плотности тока электронного пучка при непрерывном возбуждении. Коротковолновый сдвиг линии "интерфейсного" излучения с увеличением уровня возбуждения объясняется вырождением носителей вблизи гетерограницы, а усиление
б
интенсивности этого излучения - уменьшением времени рекомбинации носителей из-за увеличения перекрытия их волновых функций.
Заметим, что спектральное положение "интерфейсного" излучения практически од но и то же для двух образцов с различным содержанием Zn в слое ZnCdS вдали от гетерограницы. Рентгеновский анализ показал, что атомная доля Zn в слое ZnxCd]_xS вблизи гетерограницы равна примерно х = 0.4 для обоих образцов. Этот состав согла сован с кристаллической решеткой GaAs. Это означает, что в начальный период роста слоя ZnCdS его состав в большей степени определяется периодом кристаллической решетки буферного слоя ZnSSe (GaAs) и в меньшей степени - соотношением Zn/Cd в паровой фазе.
На рис. 3 представлены спектры катодолюминесценции гетероструктур ZnCdS/ZnSSe с различной толщиной одиночной КЯ при Т « 14 К, Ее = 10 кэВ и плотности тока 10~6 и Ю-1 А/см2. В процессе роста закладывалась К Я из чистого CdS. Однако рентгеновские измерения снова показали присутствие Zn в КЯ с концентрацией до 40%. Как видно из рис. 3, величина коротковолнового сдвига с накачкой сильно зависит от ширины КЯ, hqw. Максимальный сдвиг достигал 200 мэВ для hqw = 15 нм, в то время как при hqw = 4 нм он составлял только 13 мэВ. Сдвиг в 28 мэВ наблюдался в [1] при hqw = 4.5 нм и оптическом возбуждении в одинаковом диапазоне изменения уровня накачки. Эта величина близка к полученной нами для hqw = 4 и 5.5 нм. Однако максимум линии излучения в наших структурах при низком уровне накачки находится в диапазоне энергий 2.55-2.6 эВ, что заметно отличается от 2.06 эВ в [1]. Это является дополнительным аргументом высокой концентрации Zn в КЯ.
Длинноволновый сдвиг линии "интерфейсного" излучения при низком уровне возбу ждения с увеличением ширины КЯ обусловлен двумя причинами. Во-первых, энергия основного уровня электрона относительно дна зоны проводимости Е\е уменьшается с увеличением hqw из-за уменьшения квантоворазмерного эффекта. В предположении, что состав слоев на гетерогранице имеет вид Zno.4Cdo.6S/ZnSo.06Seo.94, КЯ прямоугольная, эффективная масса электрона в КЯ ZnCdS близка к эффективной массе в CdS и составляет 0.2 т0, где тп0 масса электрона, а разрыв зоны проводимости на гетерогранице составляет 400 мэВ [4], мы оценили, что Е\е изменяется от 65 мэВ до 8 мэВ при увеличении ширины КЯ от 4 нм до 15 нм. Это более чеАм в 2 раза меньше наблюдаемо го сдвига. Второй причиной является уменьшение концентрации Zn по толщине слоя ZnCdS. Дополнительные эксперименты показали, что эпитаксиальные слои CdS толщиной порядка 1 мкм, выращенные на GaAs с буфером ZnSSe, имеют кристаллическую
решетку, близкую к кристаллической решетке монокристалла Сс18. Лишь переходная область толщиной порядка 0.1 мкм представляет собой твердый раствор ZnCdS. Разрыв зоны проводимости CdS/ZnSSe оценивается величиной 0.85 эВ [1], а изменение в разрыве при замене Zn0.4Cd0.eS на CdS - 0.45 эВ. Тогда на толщине КЯ в 15 нм изменение глубины КЯ можно оценить величиной 70 мэВ. Суммарный эффект вполне может объяснить наблюдаемый длинноволновый сдвиг линии излучения.
Коротковолновый сдвиг линии излучения с увеличением ширины КЯ при более высоком уровне непрерывного возбуждения качественно объясняется увеличением концен трации неравновесных носителей вблизи гетерограницы. С увеличением ширины КЯ уменьшается перекрытие волновых функций электрона и дырки, что приводит к увеличению среднего времени жизни электрон-дырочной пары относительно рекомбинации вблизи гетерограницы [1]. Если другие каналы рекомбинации менее эффективны, то при стационарном режиме возбуждения увеличение времени жизни приведет к увеличению концентрации носителей в более широких КЯ. Это, в свою очередь, приведет к увеличению внутреннего электрического поля и, соответственно, к коротковолновому сдвигу.
На рис. 4 представлена схема лазера на основе структуры с 3 КЯ с поперечной оптической накачкой излучением N2 - лазера. В этой схеме при температуре 80 К была получена генерация на длине волны 478 нм. Спектр генерации представлен на рис. 5. На этом же рисунке для сравнения представлены спектры низкотемпературной катодолюминесценции поверхности исходной структуры при двух уровнях накачки.
Линии в области 439-444 нм соответствуют излучению буферного слоя ZnSSe и вол-новодного слоя ZnSe. Линии излучения в области 500-510 нм при низком уровне возбуждения (нижняя кривая на рис. 5) обусловлены рекомбинацией неравновесных носителей вблизи гетерограниц. С увеличением непрерывной накачки электронным пучком от 6 Вт/см2 до 3 кВт/см2 с энергией электронов Ее = 30 кэВ эти линии уширяются и смещаются в коротковолновую сторону. Дальнейший коротковолновый сдвиг линии излучения наблюдался при импульсной накачке излучением N2-лазера (на рис. 5 не показан). Генерация в сколотом резонаторе возникала при уровне накачки выше 300 кВт/см2. Спектр генерации, представленный на рис. 5, соответствует интенсивности накачки 1 МВт/см2. Длина резонатора была 0.5 мм.
Насколько нам известно, это первая реализация лазерной генерации на структуре ZnCdS/ZnSSe. Дальнейшее улучшение характеристик связано, прежде всего, с оптимизацией волновода.
Таким образом, в работе разработана технология получения новых наноразмерных
3 ZnCdS/ZnSe/ZnSSe//GaAs QW structure
Излучение N2-лазера накачки Г"
(337 нм)
Излучение ^азера
ZnSe
К
ZnCdS
laser with optical transverse pumping by No-laser emission at T=80 K
/ CL atT=14 К. Ее=30 keV, / ^Je=10 цА, de=0.1 mm J
CL atT=14 K, Ee=30 keV, 1 le=2 цА, de= 1 mm J
430 440 450 460 470 480 490 500 510 520 530 Wavelength, nm
Рис. 4. Схема лазера с оптической накачкой на основе структуры с 3 КЯ ZnCdS толщиной 5 нм, помещенными в центр волноводного слоя ZnSe толщиной 420 нм с обкладками ZnSSe. Толщина нижнего слоя ZnSSe - 1 мкм, верхнего -0.1 мкм. КЯ разделены слоями ZnSe толщиной 30 нм.
Рис. 5. Спектр излучения лазера при оптической накачке излучением УУ2 лазера: I = 1 МВт/см2 и Т = 80 К (верхняя кривая), и спектры катодолюминесценции с поверхности структуры npuje = Ю-1 А/ст2 (средняя кривая) и 2-Ю"4 А/ст2 (нижняя кривая), Т = 14 К, Е, = 30 кэВ.
структур 7пСс18^п85е, исследованы их характеристики и впервые получена лазерная генерация. Несмотря на полученные результаты, требуются дальнейшие усилия по оптимизации структуры и улучшению характеристик лазеров на таких структурах.
Авторы признательны Кузнецову Г1. И. за консультации по эпитаксиалыюму росту наноструктур соединений А2В6 из металлоорганических соединений, и Мартовицкому В. П. за оценку концентрации Zn в КЯ вблизи гетерограницы с помощью рентгеновской дифракции.
Работа выполнена при поддержке РФФИ (гранты 05-02-16390, 07-02-01139), грантом Президента РФ поддержки ведущих научных школ (НШ-6055.2006.2), программами фундаментальных исследований ОФН РАН "Когерентное оптическое излучение полупроводниковых соединений и структур1', "Новые материалы и структуры1', а гакже Учебно-научным комплексом ФИАН.
ЛИТЕРАТУРА
[1] H. Priller, M. Schmidt, M. Dremel, et al., Phys. stat. sol. (с) 1, 747 (2004).
[2] M. Dremel, H. Priller, M. Grün, et al., J. Appl. Phys. 93, 6142 (2003).
[3] R. Akimoto, K. Akita, F. Sasaki, T. Hasama, et al., Appl. Phys. Lett. 81, 2998 (2002).
[4] V. I. Kozlovsky, D. A. Sannikov, V. G. Litvinov, N. B. Rybin, Cathodoluminescence and current DLTS of MOVPE-grown CdS/ZnSSe QW structures. The 13th Int. Conf. on II-VI Compounds, September 10-14, 2007, Jeju, Korea; Handbook &; Abstracts (Korean phys. soc., Korean vac. soc., Mater, res. soc. of Korea, Jeju, 2007), p. 369.
Поступила в редакцию 5 октября 2007 г.
