CC BY
13
УДК 538.958
ОСОБЕННОСТИ ВЛИЯНИЯ РАЗМЫТИЯ ГЕТЕРОГРАНИЦЫ НА ЭКСИТОННЫЕ СОСТОЯНИЯ В КВАНТОВЫХ ЯМАХ Zn(Cd)Se/ZnMgSSe
А.Ф. Адиятуллин1'2, В. С. Кривобок1'2, В. И. Козловский1, C.B. Шевцов1'2, А. Н. Миннуллин2
Методами оптической спектроскопии ■исследованы экси-тонные состояния в квантовых ямах Zn(Cd)Se/ZnMgSSe с разной степенью диффузионного размытия интерфейсов. Идентифицированы линии люминесценции свободны, х экситонов. Продемонстрировано, что помимо смещения, экситонных уровней, размытие гетерогра-ниц приводит к усилению экситон-фононного взаимодействия, и увеличению энергетического сдвига между максимумами линий излучения свободных и связанных экситонов. Обсуждаются, основные причины, наблюдаемых явлений.
Ключевые слова: квантовая яма. размытие границы.
1. Введение. В отличие от модельного интерфейса, рассматриваемого в подавляющем оолыпинстве теоретических работ, реальный интерфейс часто характеризуется диффузионным размытием гетерограницьт. ее разупорядоченностью и локальным искажением примесно-дефектного фона, вызванным скачком химического потендиа-ла> для точечных дефектов. Эти факторы в значительной степени определяют спектр интерфейсных состояний, зонную диаграмму, и таким образом влияют на сечение захвата неравновесных носителей^ скорость их рекомбинации, силу осциллятора оптических переходов и другие характеристики. Рассмотрение явлений, происходящих в электронно-дырочной системе, с точки зрения "резкого" интерфейса упрощает модельное описание, но полностью нивелирует какие-либо явления, связанные с размытием реальных интерфейсов. В настоящей работе предпринята попытка целенаправленного поиска связанных с гетероинтерфейсами явлений в структурах с квантовыми ямами
1 ФИАН, 119991 Россия, Москва, Ленинский пр-т, 53; e-mail: [email protected].
2 МФТИ, 141700, Московская область, г. Долгопрудный, Институтский переулок, 9.
(КЯ) 2п(СсГ)Зе/2п1\%ЗЗе. Подобные гетероструктуры вызывают интерес В СВЯЗИ С СОзданием полупроводниковых излучателей в зеленой и синей областях спектра [1]. При исследовании влияния отжигов на характеристики таких гетероструктур были замечены эффекты расплывания гетерограниц уже при температурах выше 350 °С, что связывалось с процессами взаимной диффузии замещаемых атомов через гетерограницу
[2]. Таким образом, при росте структур методом парофазной эпитаксии из металло-
°
затруднительньтм вырастить структуры с идентичными КЯ по причине более сильного размытия нижних КЯ. Ранее в структурах 2п3е/2п1\<^33е регистрировалось смещение линии излучения КЯ в коротковолновую область, причиной которого являлась взаимная диффузия атомов Ъ\\ и [3, 4]. однако характер размытия гетерограниц и природа влияния его на оптические свойства структур оставались непонятными.
В настоящей работе на основе анализа спектров фотолюминесценции и фотоотражения исследуется характер диффузионного расплывания интерфейсов и влияние этого расплывания на экситонньте состояния в КЯ 2п(СсГ)Зе/2п1\<^ЗЗе.
2. Описание эксперимента. Структуры с КЯ 2п(СсГ)Зе/2п1\<^ЗЗе были вы р аще и ы
°
к плоскости (111)^. Рост осуществлялся на установке Уеесо в атмосфере водорода при
°
практически согласованы с подложкой СаАв. имели в исследуемых структурах толщину 68 нм и ширину запрещенной зоны примерно 3.1 эВ при низкой температуре. Номинальная ростовая толщина КЯ в двуямной структуре составляла 12 нм. в одноямной 8 нм. Ширина запрещенной зоны в 2п(СсГ)Зе равнялась примерно 2.8 эВ. Покрывающий слой 2п1\<^33е в обеих структурах имел толщину 26 нм. В состав КЯ в двуямной структуре был добавлен Сс1 с атомарной концентрацией в 1%,. что обычно увеличивает эффективность излучения КЯ.
Для всех КЯ наблюдалось размытие гетерограниц. связанное, в основном, с диффузией и Ъ\\. Тем не менее, латеральная однородность гетерограниц оставалась высокой5 о чем? в частности5 свидетельствуют данные рентгеновской рефлектометрии
[3]. Для каждой из исследованных КЯ дисперсия положения интерфейса (т.е. среднеквадратичное отклонение положения интерфейса в направлении роста структуры от его среднего значения) не превышала 0.5 нм. Заметного повышения плотности дислокаций по сравнению с подложкой в исследуемых структурах не наблюдалось. Важной особенностью именно двуямной структуры являлась разная степень размытия гетерограниц
двух КЯ при сравнительно небольшой ширине линий излучения и достаточно высоком квантовом выходе люминесценции. Причина этого заключается в том. что нижняя (находящаяся ближе к подложке) КЯ дольше, чем верхняя, находилась при достаточно высокой температуре роста. Это позволило проследить влияние степени размытия гетерограницьт на оптические свойства двух квантовых ям.
Измерения спектров стационарной фотолюминесценции проводились в диапазоне температур 5 220 К при возбуждении полупроводниковым лазером с длиной волны 405 нм (3.06 эВ). Регистрация спектров осуществлялась при помощи спектрометров Jobin Yvon U1000 с ПЗС-детектором Synapse и модернизированного ДФС-24. оснащенного ФЭУ Hamamatsu R2658P. Для записи спектров отражения использовался синий GaX светодиод мощностью 15 мкВт. излучающий в диапазоне длин волн 420 460 нм. Спектры отражения, приведенные в работе, записаны при углах падения 30-45°.
3. Экситонные состояния, в КЯ. На рис. 1 приведены спектры фотолюминесценции двуямной структуры, записанные в геометрии "на отражение" при температурах 5, 40, 115 и 160 К. В нижней части рисунка приведен спектр отражения, записанный при температуре 5 К. По причине размытия нижней КЯ QW //3 в двуямном образце экситонные уровни в ней сдвигаются вверх по энергии [3]. Таким образом, линии люминесценции из верхней, слабо размытой (QW //2). и нижней, размытой (QW //3) КЯ спектрально разнесены на величину около 25 мэВ.
Ввиду несоответствия постоянных решеток Zn(Cd)Se и GaAs слой Zn(Cd)Se в исследуемых структурах оказывается напряженным. Это приводит к снятию вырождения в Г-точке и появлению экситонных подзон с легкой и тяжелой дыркой. Согласно литературным данным [5], в нерелаксированном слое ZnSe/GaAs расстояние между этими двумя подзонами составляет ~14 мэВ. Добавка Cd с концентрацией 1% увеличивает это рассогласование до ~18 мэВ. Квантово-размерные поправки, связанные с малой толщиной слоя ZnSe, приводят к дополнительному расщеплению экситонных уровней. Оно определяется, в основном, разным сдвигом энергетических уровней легких и тяжелых дырок в КЯ. Оценка этого расщепления для прямоугольных КЯ толщиной 12 и 8 нм составляет 7 и 15 мэВ соответственно. Таким образом, спектральное расстояние между линиями люминесценции тяжелого и легкого экситонов за счет двух вышеназванных механизмов составляет 25 и 29 мэВ для КЯ с толщинами 12 и 8 нм соответственно. При этом оценка энергии связи экситонов в прямоугольной квантовой яме ZnSe толщиной 8-12 нм составляет ~21 мэВ, а энергии связи первого возбужденного состояния ~17 мэВ [6].
QW #2 QW #3
_I_I_I_
2.75 2.80 2.85
Photon energy, eV
Рис. 1: Спектры отражения при температуре 5 К (нижняя кривая) и фотолюминесценции при температурах 5,40,115 и 160 К (4 верхние кривые) двуямной структуры. Из-за близкого расположения состояний ((^Ш #3) и ((^Ш #2) интер-
ференция света, отраженного разными КЯприводит к искажению спектра отражения (¿ЦТ #3 в районе резонанса КЕьь, 1з- Спектры фотолюминесценции получены при возбуждении структуры излучением с длиной волны 405 им, плотность мощности Вт/см2. Вертикальные линии иллюстрируют смещение линий излучения вследствие изменения ширины запрещенной зоны при изменении температуры.
При температуре 5 К для каждой из КЯ идентифицируются линии люминесценции тяжелого экситона (РЕ^дв)• На экситонную природу линий указывает наличие в спектрах отражения соответствующих им резонансных особенностей. С ростом температуры спектр смещается в длинноволновую сторону из-за уменьшения ширины запрещенной зоны. При температурах, больших 100 К, для #3 наблюдается линия люминесценции легкого экситона (РЕшдв)• При еще более высоких температурах (160 К) в спектре фотолюминесценции #3 регистрируется также линия возбужденного состояния легкого экситона (РЕш,2в)• В спектрах отражения при низких температурах наблюдается соответствующая этой линии особенность. Возбужденные состояния дру-
_I_I_I_
2.78 2.80 2.82
Photon energy, eV
Рис. 2: Спектры отражения при температуре 85 К (нижняя кривая) и фотолюминесценции при температурах 5, 85 и 115 К (3 верхние кривые) одноямной структуры. Спектры фотолюминесценции получены при возбуждении структуры излучением с длиной волны 405 им, плотность мощности Вт/см2. Вертикальные линии иллюстрируют смещение линий излучения вследствие изменения ширины запрещенной зоны при изменении температуры.
гих экситонов не регистрируются ввиду наложения на них более интенсивных линий люминесценции. Аналогичная картина трансформации спектра люминесценции с температурой наблюдается для #1 в одноямном образце (рис. 2).
Совокупность полученных данных позволяет утверждать, что, несмотря на размытие гетерограниц, структура экситонных состояний во всех КЯ хорошо описывается в рамках представления о напряженном слое Zn(Cd)Se, толщина которого соизмерима или превышает боровский диаметр экситона.
Для каждой из исследованных КЯ линия "ВЕ", наблюдаемая при температурах до 120 К, не проявляет черт, характерных для излучения свободных экситонов. В частности, с увеличением температуры интенсивность линии ВЕ по отношению к линии ЕЕььдв затухает по закону, близкому к экспоненциальному (см. рис. 3), на основании чего может быть оценена энергия активации состояния ВЕ (табл. 1). Природа этой
108
QW #2
QW #3
2.78
2.80
2.82
Photon energy, eV
Рис. 3: Трансформация спектра люминесценции из #2 (область 2.78-2.80 эВ) и (^Ш #3 (область 2.80-2.82 эВ), демонстрирующая гашение линии ВЕ с увеличением
2.787
линии приписывается нами излучению экситонов, связанных на нейтральных дефектах, предположительно донорного типа [7]. Спектральное расстояние между линиями ВЕ и РЕ^дв различно для трех исследованных КЯ (см. табл. 1). Это явление может быть качественно проиллюстрировано при рассмотрении влияния гетерограницы на экситонный спектр в рамках теории возмущений, если рассматривать прямоугольный потенциал идеальной КЯ как невозмущенный, а размытие гетерограниц как слабое возмущение V(г) (рис. 4). Применимость теории возмущений оправдана тем, что волновая функция как связанного, так и свободного экситонов быстро затухает в области гетероинтерфейса, где возмущение отлично от нуля.
Волновые функции свободного и связанного экситонов, отвечающие движению эк-ситона как целого в прямоугольной КЯ с идеальными границами, обозначим (г) и ФвЕ(г) соответственно. Пусть этим волновым функциям соответствуют энергии невозмущенных состояний £рЕ и ££Е. Малое возмущение V(г), вызванное слабым размытием гетерограниц, приводит к сдвигу энергий
(1)
1*ве1
т
Рис. 4: Невозмущенный потенциал идеальной КЯ - прямоугольный (пунктир), размытие границ КЯ как возмущение V (гвозмущенный потен циал - и (гволновые функции свободного (фЕЕ(г)) и связанного на примеси (Фве(г)) экситонов.
Из-за эффектов локализации фВЕ быстро затухает в области размытия гетерограни-цы, в которой V(г) и интегралы (1) отличны от нуля. Ввиду того, что волновая функция быстро затухает по мере проникновения в размытый барьер, основной вклад в интеграл (1) будет давать область, где V(г) > 0. Поэтому влияние возмущения на свободный эк-ситон сильнее, чем на связанный, и, следовательно, АЕрЕ оказывается больше АЕве, то есть возмущение будет эффективнее "выталкивать" свободный экситон вверх по энергии. Таким образом, энергия локализации, равная (Е0Е + АЕЕЕ) — (ЕВЕ + АЕВЕ), возрастает с размытием гетерограниц. Судя по всему, такая динамика будет сохраняться и при большем размытии границы, когда теория возмущений становится неприменимой.
Таблица 1
Характеристики экситонных состояний в исследуемых образцах
С^ \\'Г ~1Ф 3
Расстояние между линиями ВЕ и ЕЕ^д., мэВ 5.6 ± 0.5 5.4 ± 0.2 8.2 ± 0.5
Энергия активации состояния ВЕ. мэВ < 3 ~7
Неоднородное уширение линии ЕЕ^д., мэВ 5.2 ± 0.3 2.3 ± 0.4 6.8 ± 0.3
Параметр взаимодействия с оптическими фононами (Г^о), мэВ 72 ± 3 77 ± 4 102 ± 5
Параметр взаимодействия с акустическими фононами (Гас), мкэВ/К 17 ± 3 15 ± 3 9 ± 2
4.. Влияние гетерогратщы на экситон-фононное взаимодействие. Для каждой из КЯ доминирующая линия излучения ЕЕ^д. при низких уровнях возбуждения хорошо описывается контуром Фойхта (вставки на рис. 5). Данная аппроксимация линий ЕЕ^д., записанных при различных температурах, позволяет определить однородное (лоренцева составляющая) и неоднородное (гауссова составляющая) утттирение экситонных состояний в различных КЯ. Полученные таким образом величины использовались для моделирования спектров отражения, записанных при различных температурах. Для этого экситонньте состояния в КЯ рассматривались как ансамбль осцилляторов, затухание которых определяет однородное утттирение. а разброс по частоте отражает величину неоднородного утттирения экситонньтх уровней. С использованием параметров утттирения. определенных по спектрам люминесценции, данная модель позволила описать утттирение резонансов. наблюдаемых в спектрах отражения.
С ростом температуры неоднородное утттирение контура практически не меняется, в то время как однородное утттирение (лоренцева составляющая) монотонно возрастает. Обычно неоднородное утттирение линии связывается с наличием дефектов, флуктуаций состава и толщины КЯ [8] и может, по-видимому, рассматриваться как качественная характеристика степени размытия гетерограницьт (табл. 1). Однородное утттирение линий люминесценции определяется рассеянием экситонов на примесях, акустических и оптических фононах. свободных носителях и других экситонах. В пределе низких накачек рассеяние на свооодных экситонах и носителях пренебрежимо мало, в связи с чем температурная зависимость однородного утттирения может быть описана выражением [8, 9]
г
Г(Т) = г0 + ГасТ + , (2)
ехр(пшьо/кТ )
Рис. 5: Температурная зависимость однородной ширины Г(Т) линии экситонной люминесценции ЕЕ^18 с аппроксимацией (2) для (^Ш # 1, #2; #3. На вставках: аппроксимации линий экситонной люминесценции ЕЕ^д5 для каждой КЯ при температуре 120 К контуром Фойхта. Незначительное отклонение аппроксимирующей кривой для спектров (Ь) и (с) вызвано наложением друг на друга крыльев линий ЕЕ^д5 для КЯ в двуямном образце.
где первое слагаемое, не зависящее от температуры, определяется рассеянием эксито-нов на примесях и дефектах, а второе и третье описывают взаимодействие экситонов соответственно с акустическими и оптическими фононами. Аппроксимация полученной температурной зависимости Г выражением (2), приведенная на рис. 5, позволяет определить параметры экситон-фононного взаимодействия (табл. 1). Примечательным фактом является то, что взаимодействие с оптическими фононами в размытой #3 оказывается значительно больше, чем в менее размытых ямах.
В литературе [8] неоднократно отмечалось уменьшение экситон-фононного взаимодействия при переходе от объемных полупроводников к полупроводниковым КЯ с тем же составом. Полученные результаты прямо указывают на роль гетерограницьт как одного из факторов, определяющих величину экситон-фононного взаимодействия в КЯ с разным качеством интерфейсов. Так как постепенное размытие гетерограницьт позволяет реализовать плавный переход от трехмерных систем к двумерным, уменьшение экситон-фононного взаимодействия в квантовых ямах с более резкими границами является ожидаемым результатом. Конкретные механизмы влияния гетерогранитт, на экситон-фононное взаимодействие могут зависеть от целого ряда факторов и требуют последовательного анализа. Тем не менее, в исследуемом случае доминирующий вклад в усиление взаимодействия экситонов с ЬО фононами вызван, по-видимому, изменением степени локализации электронов и дьтрок в направлении, перпендикулярном плоскости КЯ, по мере размытия интерфейсов. В пределе резких интерфейсов следует ожидать быстрого затухания вероятности обнаружить электрон |-0е|2 или дырку \фи\2
вне слоя
2пЭе для всех состояний, энергия которых мала по сравнению с высотой барьеров в 2п1\%33е. Как следствие, для слабо возбужденных состояний электронно-дырочной пары должны быть одинаковыми характерные размеры локализации электрона и дьтрки в направлении, перпендикулярном плоскости ямьт. Таким образом, в случае идеальных интерфейсов локальная плотность заряда р ~ е• (|^е|2— |"^|2) и локальная поляризация, пропорциональная
(ось Z направлена перпендикулярно плоскости КЯ), близки к нулю как для основного экситонного состояния в КЯ. так и для возоужденных состоянии, отстоятцих от основно-ЬО
ожидать отличной от нуля величины ^е! — ^н^ в переходных слоях 2п1\%88е из-за разных эффективных масс и эффективных барьеров для электронов и дьтрок. Таким образом, при наличии в КЯ электронно-дьтрочной пары появится локальная поляризация, направленная перпендикулярно плоскости ямьт. Разная величина поляризации для состояний вблизи дна экситонной зоны и состояний, отстоящих от дна зоны на ЬО
фрелиховский механизм. В случае сравнительно качественных КЯ средняя величина поляризации и, следовательно, ее среднее изменение при поглощении/испускании фо-нонов будут возрастать по мере размытия интерфейсов, повышая тем самым эффектив-
ность экситон-фононного взаимодействия. Отметим, что аппроксимадионньте данные в табл. 1 указывают на уменьшение взаимодействия экситонов с акустическими фонона-ми в КЯ с более размытой гетерограницей. Тем не менее, ввиду того, что слагаемое ГасТ в (1) сопоставимо с неоднородным утттирением размытой КЯ для широкого диапазона температур5 данный вывод является предварительным.
5. Заключение. С помощью измерения спектров стационарной люминесценции и отражения исследовано влияние размытия гетерограницьт на свойства экситонньтх состоянии в квантовых ямах 2п(Сс1)Зе/2п]У^ЗЗе. Показано, что, независимо от степени размытия гетерограниц, структура экситонньтх состояний во всех КЯ хорошо описывается в рамках представлений о напряженном слое 2п(СсГ)Зе, толщина которого превышает боровский диаметр экситона. Разная стб :пень диффузии в верхнюю и нижнюю КЯ приводит к различию в форме барьеров КЯ и, как следствие, к смещению экситонньтх уровней в более размытой КЯ вверх по энергии.
Продемонстрировано, что размытие гетерограниц приводит к усилению экситон-фононного взаимодействия и увеличению энергетического сдвига между максимумами линии излучения свооодных и связанных экситонов. Наиболее вероятной причиной усиления экситон-фононного взаимодействия является разная степень локализации электронов и дьтрок в структурах 2п(СсГ)Зе/2п1\<^ЗЗе с нерезким интерфейсом, которая способствует увеличению экситон-фононной связи через фрелиховский механизм. В свою очередь, явления, определяющие энергетическое расстояние между экситонньт-ми линиями, вызваны изменением затухания волновой функции вблизи интерфейсов для локализованных и нелокализованньтх экситонньтх состояний. В случае экситонно-примесньтх комплексов, расположенных возле центра ямьт, локализация на дефектах препятствует выталкиванию экситонньтх уровней интерфейсным потенциалом, увеличивая тем самым их энергию связи.
.HHTEPATYPA
[1] A. Ishibashi and Y. Mori, J. Crystal Growth 138, 677 (1994).
[2] M. Strassburg, M. Ivuttler, U. W. Pohl, et al., Thin Solid Films 336, 208 (1998).
[3] V. I. Ivozlovsky and V. P. Martovitsky, Physica B 404 (23-24), 5009 (2009).
[4] M. D. Tibery, V. I. Ivozlovsky, and P. I. Ivuznetsov, Phys. Stat. Solidi B 247(6), 1547 (2010).
[5] G. Kudlek and J. Gutowski, J. Luminescence 52(1-4). 55 (1992).
[6] H. Mathieu, P. Lefebvre, and P. Christol, Phys. Rev. В 46, 4092 (1992).
[7] А. Ф. Адиятуллин, В. В. Белых, В. И. Козловский, В. С. Кривобок и др., ЖЭТФ 142, 1005 (2012).
[8] A. Venu Gopal, R. Ivumar, A. S. Vengurlekar, et al., J. Appl. Phys. 87, 1858 (2000).
[9] J. Puis, M. Rabe, A. Siarkos, et al., Phys. Rev. В 57, 14749 (1998).
Поступила в редакцию 20 марта 2012 г.
