CC BY
14
УДК 621.315.592
НИЗКОТЕМПЕРАТУРНАЯ ФОТОПРОВОДИМОСТЬ В КВАНТОВОЙ ЯМЕ p-Alo.5Gao.5As/GaAs/Alo.5Gao.5As С НОРМАЛЬНОЙ И ИНВЕРТИРОВАННОЙ ГЕТЕРОГРАНИЦАМИ
Н. Б. Брандт, Е. В. Богданов, А. А. Ильевский, В. Краак*', Н. Я. Минина
(.кафедра физики низких температур) E-mail: min@mig.phys.msu.ru
В двойной гетеростружтуре p-Alo.5Gao.5As/GaAs/Alo.5Gao5As с нормальной и инвертированной гетерогранидами при низжих температурах 1.7-160 К обнаружены эффежты отрицательной и положительной задержанной фотопроводимости. Пожаза-но, что отрицательная фотопроводимость вознижает под освещением стружтуры жрас-ным светом, существует ниже ~ 70 К, связана с падением жонцентрации 2Е>-дырож и объясняется существованием вблизи гетерограницы слоя глубожих донороподобных ловушеж с низжой величиной термоажтивационного барьера Ев = 6 ± 0.9 мэВ. Положительная задержанная фотопроводимость вознижает после выжлючения освещения и релажсации отрицательной фотопроводимости, она определяет изменение жонцентрации 20-дырок в области температур 70-140 К и связывается с элежтронными ловушжами на инвертированной гетерогранице с ажтивационным барьером 22±2 мэВ. Влияние одноосного сжатия на величину термоажтивационных барьеров не обнаружено.
Ранее было обнаружено, что при освещении одиночной модулированно-легированной Ве гетеро-етруктуры р-ОаАБ/А1о.5 0ао.5 Аб красным еветоди-одом с энергией фотона 1.96 эВ при температуре жидкого гелия возникает отрицательная фотопроводимость [1, 2], которая, как было показано в работе [2], существует ниже 6 К и имеет сильно термоактивационный характер, особенно под действием одноосного сжатия. При этом концентрация 2Б-дырок и их подвижность сильно уменьшаются с температурой при Т < 6 К, так что при Т = 1.5 К и давлении Р = 4.4 кбар сопротивление образцов возрастает в 200 раз относительно темнового ненагруженного состояния при той же температуре. После выключения подсветки сопротивление системы релаксирует к темновому значению. Так как энергия красного фотона 1.96 эВ меньше ширины запрещенной зоны Ед = 2.1 эВ в Alo.5Gao.5As (при 4.2 К), прямые переходы из валентной зоны в зону проводимости невозможны, однако эффект термоактивационной отрицательной фотопроводимости (ТОФП) количественно хорошо описывается переходом в квантовую яму (КЯ) электронов, возбужденных с глубоких донороподобных ловушек (ГДЛ), существующих ниже уровня Ферми (УФ) вблизи гетерограницы, если введен термоактивационный барьер Ев = 3.0 ± 0.5 мэВ между основным и возбужденным состояниями ГДЛ [2].
В настоящей работе представлены результаты исследования низкотемпературной фотопроводимо-
сти, возникающей при температуре жидкого гелия при облучении красным светодиодом в двойной ге-тероструктуре р -А1о.5 йао.б АэЛлаАз/А^.б йао.б Ан с прямоугольной КЯ в ОаАэ, также легированной примесью Ве в активном слое. От описанной выше одиночной гетероетруктуры р-ОаАз/АКлаАэ она отличается прежде всего наличием второй инвертированной гетерограницы. При изучении сверхрешеток на основе (ЗаАз/АЬАэ обнаружено сильное различие электронных свойств нормальной «АЮаАэ на ОаАэ» и инвертированной «ОаАэ на АЮаАэ» гетерограницы. Это связывают с сегрегацией примесей и возникновением внутренних дефектов вблизи инвертированной границы в процессе роста [3, 4], однако возможное влияние таких дефектов на фотопроводимость и переходные процессы, насколько нам известно, не исследовалось.
Структура р -А1о.5 йао.б АзДлаАэ/А^.б йао.б Ан была выращена в Копенгагенском университете методом молекулярно-лучевой эпитаксии в направлении [001] и модулированно легирована Ве с концентрацией 2 • 1024 м^3 в активном слое А1 c1.5Gao.5As по обе стороны от КЯ в ОаАэ шириной 100 А. Методом фотолитографии на поверхности образцов, имеющих форму параллелепипедов, изготавливалась мезаструктура в хол-ловской конфигурации. При температуре Т= 1.5 К темновая концентрация и подвижность 2Б-дырок составляли р и (3 -т- 4) • 1015 м^2, ц и 7.0 м2/(В-с) соответственно. Для освещения использовался
Институт физики, Университет им. Гумбольдта, D-1055 Берлин, Германия.
красный светодиод с энергией фотона 1.96 эВ, который, как описано выше, приводил ранее [2] к появлению термоактивадионной отрицательной фотопроводимости в треугольной КЯ на нормальной гетерограниде в р-СаАъ/А^ьСао^Аъ. Исследуемые в настоящей работе двойные гетероструктуры обладают слоями роста, легирующей примесью Ве и концентрацией 2Э-дырок, идентичными соответствующим величинам для исследуемой в работе [2] одиночной гетероструктуры, поэтому влияние инвертированной гетерограницы на транспортные свойства дырок в прямоугольной КЯ должно проявиться достаточно очевидно. В настоящей работе исследована температурная зависимость концентрации 2Э-дырок в интервале температур 4.2-200 К как в освещенном состоянии, так и после выключения освещения. Концентрация 2Э-дырок, определенная с помощью эффекта Холла, при Т = 4.2 К дополнительно контролировалась по осцилляциям Шубникова-де Гааза и квантовому эффекту Холла в темновом, метастабильном освещенном состоянии и состоянии ПЗФП. Согласие в пределах 2% данных, полученных из эффекта Холла и квантовых эффектов, подтверждает, что определяемая концентрация относится лишь к дыркам в КЯ и не связана с параллельной проводимостью, описанной в работе [5]. В качестве дополнительного внешнего воздействия на исследуемы гетероструктуры использовалось одноосное сжатие образцов до давления Р = 3.5 кбар.
Обнаружено, что освещение красным светом при температурах жидкого гелия в указанных двойных гетероструктурах помимо отрицательной фотопроводимости (ОФП), характерной для одиночной гетероструктуры р-ОаА8/А10.5Оа0.5 Аз:Ве и описанной выше, приводит также к положительной задержанной фотопроводимости (ПЗФП), к которой релаксирует состояние системы после выключения света (рис. 1). В состоянии отрицательной фотопроводимости концентрация 2Э-дырок падает до
п
см
-2
а в состоянии ПЗФП увеличи-11 см-2 по сравнению с величиной
р = 3.0 • 1011 см 2 в исходном состоянии. Из рис. 1
р= 1.7- 10 вается до 4.1• 10
)п см"2
также следует, что значение подвижности 2Э-дырок в состоянии ПЗФП ¡л = 11.5-104 см2/(В-с) заметно возрастает по сравнению с ¡л = 7.0-104 см2/(В-с) до освещения. Состояние ПЗФП может быть разрушено либо повторным освещением, либо нагревом до 300 к.
Температурные зависимости концентрации 2Э-дырок в КЯ, приведенные на рис. 2, исследованы для трех состояний образца: 1 — в темновом состоянии до включения диода, 2 — при непрерывном освещении с постоянной интенсивностью (ОФП), 3 — после выключения освещения и двух часов релаксации при 4.2 К (ПЗФП). Аналогичные зависимости сняты также при одноосном сжатии образца до давлений Р = 3.5 кбар. Отметим, что все
1 ь
-У/
1—1—I—1—г
ПЗФП
темновая концентрация
ОФП
выкл.
10
мин
20
12 11
10 д
52 54 56
Рис. 1. Концентрация и подвижность 2Э-дырок в зависимости от времени при включении и после выключения красного светодиода; Т = 4.2 К
100 150
Т, К
250
Рис. 2. Температурные зависимости концентрации 2Э-дырок в квантовой яме в трех состояниях образца: 1 — темновое до освещения, 2 — под освещением, 3 — после выключения освещения и двух часов релаксации в жидком гелии. На вставке — низкотемпературный участок кривой 2
три перечисленные состояния имеют свою температурную зависимость концентрации дырок в КЯ при Т < 160 К, однако при Т > 160 К все три зависимости р(Т) сливаются в одну, характерную для темно-вой температурной зависимости неосвещенного образца. Ниже, при анализе наблюдаемых процессов, значения концентрации, относящейся к конкретным кривым 1, 2, 3 на рис. 2, будем обозначать как
Оставаясь и в случае двойной гетероструктуры в рамках описанной выше модели существования на нормальной гетерогранице ГДЛ, которые
ответственны за отрицательную фотопроводимость в p-GaAsZAlo.5Gao.5As [2], мы предполагаем также существование вблизи инвертированной гетерогра-ницы электронных ловушек, захватывающих возбужденные в процессе освещения электроны и удерживающих их при достаточно низких температурах (рис. 3). Тогда при низких температурах уменьшение концентрации 20-дырок в КЯ за счет рекомбинации с электронами, возбужденными светом с ГДЛ, происходит на фоне ее роста в результате захвата части электронов электронными ловушками на инвертированной границе (рис. 3). В общем балансе зарядов в КЯ и вблизи нее это может привести к наблюдаемому при 4.2 К уменьшению под освещением концентрации 20-дырок и их возрастанию после выключения освещения и завершения релаксации отрицательной фотопроводимости (рис. 1). Очевидно, что соотношение числа ловушек на обеих гетерограницах, их термоактивационных барьеров и исходной концентрации дырок в КЯ определяет величины ОФП и ПЗФП при 4.2 К. Так как число ловушек, возникающих в процессе роста, не контролируется в отличие от концентрации 20-дырок в КЯ, относительные величины эффектов ОФП и ПЗФП могут изменяться от образца к образцу, что нами и наблюдалось. В силу симметрии прямоугольной КЯ (рис. 3), ГДЛ могут также существовать и вблизи инвертированной границы.
AlGaAs
AlGaAs
D+
Ев Fh
Ш- ж -FL A
Ph
Ai
-РРРС
Ве
OOOOOQ(
глубокие донороподобные ловушки
электронные ловушки
Ве
>000000 FL
N I
Рис. 3. Схематическое изображение процессов возбуждения светом электронов с ГДЛ в квантовую яму и их частичный захват ловушками на инвертированной границе. На вставке: представление барьера, препятствующего возврату неравновесных электронов на ГДЛ в эффекте ОФП. Заштрихована область изменения неравновесной энергии Ферми дырок в квантовой яме
На вставке (рис. 3) схематически изображены характерные энергии в КЯ и состояния Dq (невозбужденные ГДЛ) и D+ (возбужденные ГДЛ) вблизи нормальной гетерограницы. Считается, что уровень Ферми FL, связанный со всей системой зарядов в образце, не меняется при относительно небольшой вариации концентрации дырок в КЯ, тогда как неравновесная энергия Ферми Ер меняется в зависимости от освещения и температуры. Энергия £рррс соответствует максимальной концентрации дырок, когда релаксация ОФП уже завершена, а электронные ловушки вблизи инвертированной гетерограницы еще практически заполнены. Возврат на уровень D0 в эффекте ОФП происходит через возбужденное состояние D+ путем захвата термически возбужденного из КЯ электрона при переменном эффективном барьере А (вставка на рис. 3). Этот процесс подробно описан в работе [2]. После выключения освещения и завершения релаксации ОФП концентрация и энергия Ферми 20-дырок в КЯ (рис. 1, 3) оказываются больше темновой, достигая максимума на уровне £рррс (рис. 3, вставка), от которого отсчитывается полная величина термоактивационного барьера Eg для возврата электронов в невозбужденные состояния Dq. Дальнейший рост температуры приводит к выбросу электронов с электронных ловушек на инвертированной границе через активационный барьер (обозначим его В1), который сопровождается их опустошением, уменьшением концентрации 20-дырок и приходом системы к равновесному темновому состоянию при Т > 160 К (рис. 2, кривая 3).
В силу сказанного выше все упомянутые процессы должны иметь место также и для термоактивационных зависимостей р(Т) на рис. 2. Однако в области самых низких температур процесс ОФП под освещением метастабилен, переходной процесс после выключения освещения является релаксацией ОФП, а термоактивация с электронных ловушек на инвертированной границе практически отсутствует (рис. 1). Поэтому можно полагать, что под освещением (кривая 2 на рис. 2) до Т ~ 30 К (пересечение с темновой кривой 1) возврат 20-дырок в КЯ в эффекте ОФП определяется процессом захвата неравновесных электронов из КЯ обратно на возбужденные ГДЛ D+ с соответствующим тер-моактивационным барьером Eg (вставка на рис. 3). В интервале 30-70 К на изменение концентрации р(2) и р(3) оказывают влияние, по-видимому, оба вида ловушек, а при Т > 70 К (максимум на кривой 2) происходит явное уменьшение вероятности захвата электронов на ловушки вблизи инвертированной границы под освещением.
С другой стороны, зависимость р(Т), описывающую ПЗФП при отогреве (рис. 2, кривая 3), имеет смысл анализировать выше Т = 60 К, когда процесс уменьшения концентрации 20-дырок в КЯ контролируется уже только возвратом электронов
из ловушек на инвертированной границе. При этом значение концентрации на кривой 3 в максимуме
Ртах = 6.2 • 1011 см-2, по-видимому, соответствует состоянию, когда ловушки на инвертированной границе еще предельно заполнены. Тогда разность
Ртах— Р^ в интервале температур 80-140 К до слияния с темновой кривой определяется термоактивацией ловушек на инвертированной границе с величиной барьера Ев\, и соответственно
Ртах — Р^ = рое~Ев^кТ. Данные расчета приведены на рис. 4. Хорошая линейность зависимости
1п(/?шах — Р^) от 1/7 наблюдается в интервале 80-140 К. Величина термоактивационного барьера в явлении ПЗФП, полученная для трех образцов, составляет Ев\ = 22 ± 2 мэВ и с давлением не меняется. Очевидно, что процесс р(Т) на кривой 3 нестационарный, однако очень большая длительность измерения каждой точки позволяет привести систему в квазистационарное равновесие, а концентрацию — в соответствие с температурой. Слияние кривых 1, 2, 3 на рис. 2 при Т > 160 К означает полное окончание термоактивационных процессов ОФП и ПЗФП с ловушек на обеих гетерограницах.
Рис. 4. Зависимость 1п(/?тах — Р^) ОТ обратной температуры при различных величинах одноосного сжатия в интервале 80-140 К для определения термоактивационного барьера Ев\ в эффекте ПЗФП
Процесс ОФП анализируется в метастабильном освещенном состоянии (рис. 2, кривая 2, Т < 30 К) с использованием принципа детального равновесия:
ё(Ы00-п*) = п*/т,
где g — темп оптической генерации, А/^о — 2Э-кон-центрация ГДЛ, /г* определяет число возбужденных ГДЛ и равно соответственно числу пришедших в КЯ с этих центров электронов, т — время обратного захвата электронов, находящихся в КЯ ниже меняющегося с температурой неравновесного уровня Ферми Ер, на состояние (вставка на рис. 3).
С учетом увеличения концентрации 20-дырок за счет захвата электронов ловушками на инвертированной границе /г* = р^1х — Р® • Так как насыщение зависимости р(Т) на кривой 2 рис. 2 при Т < 3 К (вставка на рис. 2) можно интерпретировать как факт полной ионизации ГДЛ под действием освещения, концентрацию этих ловушек можно оценить
как Ы0о = р{Цх - р.
Применяя подход, разработанный для анализа кинетических явлений в материалах с ЭХ-центрами [6], а также преобразования, детально описанные в работах [2, 7], запишем принцип детального равновесия в виде, удобном для анализа:
где /(я*, Т) — спрямляющая функция; Ев — высота барьера, отсчитанная от неравновесной энергии Ферми в состоянии ПЗФП; С — коэффициент, определяющий интенсивность освещения; В — коэффициент пропорциональности, связывающий неравновесную энергию Ферми и концентрацию 20-дырок в КЯ в параболическом изотропном приближении. Расчеты, проведенные в рамках предложенной выше модели, позволили вычислить величину барьера, препятствующего рекомбинации неравновесных электронов в КЯ с ионизованными ГДЛ в эффекте ОФП, которая составляет Ев = 6±0.9 мэВ (рис. 5). Заметной зависимости высоты барьера Ев от одноосного сжатия обнаружено не было.
Рис. 5. Зависимость спрямляющей функции /(я*, Т) от обратной температуры при различных значениях одноосного сжатия; наклон определяет величину барьера Ев в эффекте ОФП
Если высота барьера Ев отсчитывается от равновесного темнового уровня Ферми на рис. 3), она составляет Ев = 2 мэВ. Это значение хорошо согласуется с величиной термоактивационного барьера 3 мэВ в эффекте ОФП у p-GaAs7Alo.5Gao.5As из
работы [7], определенного именно таким способом, что подтверждает уже высказанное предположение об идентичности ГДЛ в обеих структурах. С другой стороны, различие барьеров Ед = 6 ± 0.9 мэВ и Ев\ = 22 ±2 мэВ указывает на различную природу ловушек на нормальной и инвертированной гетеро-границах. Кроме того, тот факт, что они разнесены по энергии, позволили определить их в различных температурных интервалах.
Детальное исследование подвижности и механизмов рассеяния в р-ОаАэ/А^.бОао.бАб в условиях термоактивированной ОФП в области гелиевых температур было проведено в работе [7], где показано, что основным механизмом рассеяния в освещенном состоянии является рассеяние на ионизованных ГДЛ в состоянии и оценено их местоположение в структуре. Согласно [7], они находятся в спейсере Alo.5Gao.5As на расстоянии 7 нм от гетерограни-цы и распространяются вглубь до активного слоя, легированного Ве. В связи с тем, что, согласно расчетам [7], распределение ГДЛ не начинается непосредственно с гетерограницы, а происходит со стороны активного слоя, предполагается, что они возникают в результате хорошо известной диффузии акцепторной примеси Ве из активного слоя. В поддержку этого предположения свидетельствуют данные работы [8], где в А^Оа^Аэ, легированном Ве, обнаружено присутствие глубоких уровней, образование которых связано с межузельным положением Вег-. Кроме того, спектроскопия глубоких уровней в материале p-Alo.5Gao.5As с акцепторной примесью Ве [9] обнаружила серию глубоких ловушек с энергиями активации эмиссии дырок 0.14, 0.4 и 0.46 эВ, среди которых значение 0.14 эВ вполне подходит для описания обнаруженных в [2] и в настоящей работе ГДЛ состояний. Очевидно, что Вег- может образовывать ГДЛ в исследуемой двойной гетероструктуре и на инвертированной ге-терогранице.
Недавно методом релаксационной спектроскопии [4] была обнаружена серия из четырех глубоких уровней, которые характерны для инвертированной гетерограницы (лак&/к\х(ла\-хАв га-типа, выращенной методом молекулярно-лучевой эпитаксии, и действуют как электронные ловушки. Так как возникновение электронных ловушек, описанных в работе [4], не связано с наличием или отсутствием примеси в АЦ-Оа^Ав, а их концентрация зависит только от концентрации А1 и условий роста, то можно предположить, что эти дефекты существуют и в А^Оа^Аэ р-типа, а возникновение ПЗФП связано именно с ними. Однако идентифицировать их более определенно пока не представляется возможным.
Суммируя изложенные результаты, отметим следующее. В p-Alo.5Gao.5 As/GaAs/Alo.5Gao.5 As с акцепторной примесью Ве в активном слое при облучении красным светодиодом при температурах жидкого гелия обнаружена ОФП, связанная с падением концентрации 2D-дырок в КЯ, которая после выключения света релаксирует к положительной (концентрация 2Б-дырок увеличивается) задержанной фотопроводимости. Измерения концентрации дырок в интервале температур 1.7-200 К в темновом, освещенном состоянии и после прекращения освещения, а также их анализ, показывают: 1) возникающая в освещенном состоянии ОФП объясняется в модели существования вблизи гетерограницы глубоких донороподобных ловушек с низким термоактиваци-онным барьером между основным и возбужденным состояниями Eg = 6 ± 0.9 мэВ, которые контролируют температурное изменение концентрации под освещением до Т ~ 30^40 К; 2) положительная задержанная фотопроводимость возникает вследствие захвата в процессе освещения при Т = 4.2 К электронов ловушками на инвертированной гетерогра-нице квантовой ямы, термоактивационный барьер которых определен как Eg¡ = 22 ± 2 мэВ. При Т > 160 К оба типа ловушек перестают влиять на температурную зависимость 20-дырок, которая следует начальному темновому состоянию образца. Предполагается, что глубокими донороподобными ловушками могут быть межузельные атомы Be¿, диффундирующие в спейсер из активного слоя.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант 04-02-16861) и программы «Ведущие научные школы» (грант НШ 1786.2003.2).
Литература
1. Chou M.J., Tsui D.C., Weinmann G. 11 Appl. Phys. Lett. 1985. 47. P. 609.
2. Kraak W., Minina N.Ya., Ilievsky A.A. et al. // Phys. Stat. Sol. (b) 2003. 235, N 2. P. 390.
3. Pfeifer L., Schubert E.F., West K. W. et al. // Appl.Phys.Lett. 1991. 58. P. 2258.
4. Krispin P., Hey R., Kostial H. // J. Appl. Phys. 1995. 77. P. 5773.
5. Küsters R.M., Janssen T.I.B.M., Langerak С.G.M. et al. // Semicond. Sei. Technol. 1992. 7. P. 961.
6. Mooney P.M. Ц J. Appl. Phys. 1990. 67. P. RI.
7. Минина H.Я., Ильевский A.A., Краак В. // Письма в ЖЭТФ. 2005. 8, № 9. С. 734.
8. Morita M., Kobayashi К., Suzuki T., Okano Y. // Japan J. Appl. Phys. 1989. 28. P. 553.
9. Szatkowski J., Placzek-Popko E., Sieranski K., Hansen O.P. // Crys. Res. Technol. 1996. 31. P. 313.
Поступила в редакцию 02.11.05
