Влияние электрического поля и температуры на эмиссию фотовозбуждённых носителей из квантовых точек арсенида индия в матрицу арсенида галлия Текст научной статьи по специальности «Физика»

УДК 621.382

Е.Е. Гладышев, А.П. Горшков

влияние электрического поля и температуры на эмиссию фотовозбужденных носителей из квантовых точек арсенида индия в матрицу арсенида галлия

Эмиссия носителей заряда с энергетических уровней размерного квантования квантовых точек (КТ) арсенида индия 1пАб в полупроводниковую матрицу арсенида галлия ОаАя определяет фотоэлектрические свойства этих структур и существенно влияет на оптические свойства (фотолюминесценцию, электролюминесценцию и другие) этих наноструктур и электронных приборов на их основе. Это явление достаточно хорошо изучено в структурах с квантовыми ямами (КЯ) [1] и значительно меньше в структурах с КТ. Ранее влияние температуры и электрического поля на процессы эмиссии исследовалось методом спектроскопии фототока в р-1—п-диодах на основе гетеронаноструктур (ГНС) с КТ 1пАБ/СаАБ, выращенных методом молекулярно-пучковой эпитаксии [2].

В данной работе исследование проводилось на структурах с КТ, выращенных газофазной эпитаксией из металлорганических соединений при атмосферном давлении водорода. Было выполнено экспериментальное изучение температурной зависимости эмиссии методами спектроскопии фотоэдс и фототока диодных структур с барьером Шоттки на основе ГНС с КТ 1пАб/ ваАБ и конденсаторной фотоэдс; экспериментальные результаты сравнивались с теоретическими.

Фотоэдс (фототок) в барьере Шоттки и конденсаторная фотоэдс в области межзонного оптического поглощения КТ возникают в результате эмиссии фотовозбужденных электронов и дырок с уровней размерного квантования в матрицу полупроводника и их последующего разделения в матрице под воздействием электрического поля контактного барьера. Эмиссия электронов и дырок через потенциальный барьер в КТ может проходить по трем механизмам: надбарьерному термическому, туннельному и термоактивированному туннельному через

промежуточный уровень возбуждения. На рис. 1 приведена энергетическая диаграмма потенциальной ямы КТ для электронов в электрическом поле ^области пространственного заряда, иллюстрирующая различные механизмы эмиссии. Подобные механизмы могут реализоваться и при эмиссии дырок в противоположном направлении — из потенциальной ямы в валентной зоне.

Роль каждого из этих механизмов существенно зависит от формы потенциального барьера в КТ, которую можно изменять наложением напряжения постоянного смещения на барьер Шоттки, а также от температуры.

-> 2

Рис. 1. Возможные механизмы эмиссии электрона из КЯ или КТ, находящейся в электрическом поле барьера. 1 — туннельная эмиссия с уровня основного состояния 2— термоактивированная туннельная эмиссия с первого уровня возбуждения Ех\3 — термическая эмиссия с основного состояния через барьер; 4— рекомбинационные переходы, конкурирующие с эмиссионными

1 1

Эффективность эмиссии электронов из КТ выражается следующим образом:

(1)

(2)

ЕЬ(Г) = АЕс-еЕЬг/2,

где те и хг

ношению к процессам эмиссии из КТ и рекомбинации в КТ соответственно. При расчете эффективности эмиссии предполагалось, что рекомбинационное время жизни тг электронно-дырочных пар в КТ определяется только из-лучательной рекомбинацией и не зависит от температуры [3].

Теория эмиссии фотовозбужденных носителей из квантовой ямы с учетом всех трех вышеуказанных механизмов была развита в [1]. Вдан-ной работе для расчета эмиссионного времени жизни те эта теория была модифицирована (совместно с Д.О. Филатовым) для описания эмиссии фотовозбужденных носителей из КТ.

Следуя [1], для расчета хе определялась плотность тока эмиссии электронов из КТ, связанная с эмиссионным временем жизни соотношением

где АЕС — высота потенциального барьера для электронов в отсутствие поля, равная разрыву зоны проводимости на гетерогранице 1пА5/ОаА5. Считалось, что фактор спинового вырождения каждого электронного состояния равен двум, то есть не учитывались факторы, снимающие спиновое вырождение, как то: спин-орбитальное взаимодействие, влияние внешнего магнитного поля и другие , а распределение носителей каждого типа по энергии описывалось функцией распределения Ферми. Туннельная прозрачность треугольного барьера в КТ вычислялась в квазиклассическом приближении в предположении, что она зависит только от нормальной компоненты квазиимпульса:

: ехр

т( Е

у гН|Н2Нз )

2т(Еь(Е)-Ещпл) ЗеНЕ

3/2

(5)

где п.. = (Е)(1Е — двумерная концентрация

о

электронов в слое КТ. Плотность тока

да

Ь=е\пх{Е)Т{Е)у{Е)(1Е, (3)

о

если Е < Еь (Еь — высота эмиссионного барьера); здесь v(E) — частота столкновений носителей с барьером; Т(Е) — коэффициент туннельной прозрачности барьера, а при Е > Еь выполняется тождество Т{Е) = 1. Таким образом, время жизни носителей в КТ относительно эмиссии хе находится из формул (2) и (3).

В данной работе рассматривалась эмиссия из массива одинаковых КТ, имеющих форму прямоугольных параллелепипедов размерами Ьхх Ьух 4, расположенных в одной плоскости (х, V) в постоянном электрическом поле с напряженностью Е, направленном вдоль оси г (направление роста). При эмиссии электрон преодолевает треугольный барьер высотой ЕЬ(Е), сниженный из-за эффекта Пула — Френкеля в электрическом поле;

где Е,

~ компонента энергии электрона.

При описанных выше предположениях получены следующие выражения для двумерной концентрации электронов и плотности эмиссионного тока:

N. N.. N..

XXX

и =0и,.=0и =0

1 + ехр

р _ р

пупгп1 Р

кВТ

444 (2тквТ)

4 Я а

ехр

Ер-

,(6)

т

,н2нз

1 + ехр

г Е -Е л

Н]Н2«з Р

ЬвТ

1 2

LxLym2k2BT2 +- . ,-ехр

4п2 П

EF-Eb{F)

кпТ

(7)

где Ер— квазиуровень Ферми для электронов, ЕПхпупг — энергия электронных уровней размерного квантования.

В работе экспериментально исследованы зависимости величины конденсаторной фотоэдс КТ от температуры, а также фототока в барьере Шоттки от напряженности электрического поля в КТ (при расчете поля считалось, что встраивание КТ не изменяет его напряженности).

Спектральные зависимости конденсаторной фотоэдс при различных температурах приведены на рис. 2. Видно, что при понижении температуры наблюдается уменьшение конденсаторной фотоэдс от КТ. Особенно сильно фоточувстительность уменьшалась в области основного перехода КТ и заметно меньше — в области переходов на уровни возбуждения. Это означает, что эмиссия фотовозбужденных носителей из КТ происходит непосредственно с уровней возбуждения до их релаксации в основное состояние. Такое явление приводит к тому, что распределение носителей по уровням квантования в КТ может отличаться от фермиевского, что не учитывалось в теоретической модели.

Влияние электрического поля на спектры фоточувствительности БрЬ изучалось в диодных структурах с барьером Шоттки; последний создавался путем нанесения на поверхность покровного слоя полупрозрачного выпрямляющего золотого контакта. Напряженность электрического поля в слое КТ изменялась путем подачи на диодную структуру обратного смещения. Измерения проводились при температуре кипения жидкого азота, когда термический механизм не вносит существенного вклада в эмиссию даже при отсутствии смещения на барьере, т. е. в достаточно слабом электрическом поле (< 60 кВ/см); при таких условиях на спектре фототока отсутствует фоточувствительность в области переходов между дискретными уровнями КТ (рис. 3, кривая 7).

При подаче обратного смещения на барьер напряженность электрического поля в КТ уве-

0,9 1,0 1,1 1,2 1,3 1,4

hv, эВ

Рис. 2. Спектры конденсаторной фотоэдс гетероструктуры с КТ при различных температурах Т, К: 250 (7); 210 (2); 190 (3); 170 (4)

Напряженность электрического поля в слое КТ — 50 кВ/см

личивается, что приводит к появлению и росту фоточувствительности, связанной с дискретными состояниями КТ (рис. 3, кривые 2, 3). При напряженности поля 130 кВ/см появляется пик, связанный с оптическим переходом между основными состояниями в КТ (кривая 3). Такое явление обусловлено тем, что в достаточно сильных полях треугольный барьер становится прозрачным для туннелирования через него электронов из основного состояния.

На рис. 4 проведено сравнение экспериментальных зависимостей фоточувствительности в области основного перехода от температуры

v

Рис. 3. Влияние электрического поля на спектры фототока гетероструктуры с КТ при Т= 77 К. В слое КТ напряженность электрического поля Т7, кВ/см: 60 (7); 100 (2); 130 (3)

100 150 200 250 300 Г,К 50 100 150 200

F, кВ/см

Рис. 4. Зависимости квантовой эффективности эмиссии от температуры (а) и напряженности поля в барьере (б). Сплошные кривые — теоретический расчет, точки — экспериментальные значения из фотоэлектрических спектров

и напряженности электрического поля с теоретическими. При расчетах теоретических значений квантовой эффективности эмиссии (сплошные кривые) в качестве подгоночного параметра использовалось рекомбинационное время жиз-

ни хг. Наилучшее согласие теории с экспериментом (-10%) получено при значении хг = 9* Ю-10 с, которое согласуется с литературными данными о времени жизни излучательной рекомбинации в КТ [4 ].

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Nelson J., Paxman M., Barnham K.W.J, et al.

Steady-state carrier escape from single quantum wells // IEEE J. Quantum Electron. 1993. Vol. 29. № 6. P. 1460-1468.

2. Fry P.W., Finley J.J., Wilson L.R. et al. Electric-field-dependent carrier capture and escape in self-assembled InAs/GaAs quantum dots // Appl. Phys.

Lett. 2000. Vol. 77. P. 4344.

3. Tarasov G.G., Mazur Yu.I., Zhuchenko Z.Ya. et al.

Carrier transfer in self-assembled coupled InAs/GaAs quantum dots // J. Appl. Phys. 2000. Vol. 88. P. 7162.

4. Matsusue T., Sakaki H. Radiative recombination coefficient of free carriers in GaAs/AlGaAs//Appl. Phys. Lett. 1987. Vol. 50. P. 1429.

УДК 621.383.8:535.232.61:535.422

6./W. Емельянов, СЛ. Минтаиров, НА. Калюжный, 6./W. Лантратов

внешним квантовый выход фотоответа каскадных солнечных элементов

Прогресс в развитии фотоэлектрического метода преобразования солнечной энергии в последние годы был связан с появлением новых более эффективных солнечных элементов (СЭ) на основе полупроводниковых материалов. В первую очередь это относится к каскадным фотопреобразователям на основе материалов АШВУ. На сегодняшний день наивысшие значения эф-

фективности преобразования были достигнуты при использовании монолитных трехпереходных СЭ GaInP/Ga(In)As/Ge, полученных методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений (МОСГФЭ). Они составили 40,7 % для наземного спектра AM1.5D и 31 % для внеатмосферного спектра AMO [1, 2]. На двухпере-ходных СЭ GalnP/GaAs, механически стыкован-