Инфракрасная оптоэлектроника на основе многокомпонентных твердых растворов антимонида галлия тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

О V"

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А.Ф.ИОФФЕ

На правах рукописи УДК 621.315.592

ЯКОВЛЕВ

Юрий Павлович

ИНФРАКРАСНАЯ ОПТОЭЛЕКТРОНИКА НА ОСНОВЕ МНОГОКОМПОНЕНТНЫХ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ АНТИМОНИДА ГАЛЛИЯ

специальность: 01.04.10 — физика полупроводников и диэлектриков

ДИССЕРТАЦИЯ

на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в форме научного доклада

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ 1995

РАБОТА ВЫПОЛНЕНА В ОРДЕНА ЛЕНИНА ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКОМ ИНСТИТУТЕ им. А.Ф.ИОФФЕ РАН

ОФИЦИАЛЬНЫЕ ОППОНЕНТЫ:

доктор, физико-математических наук, профессор

доктор физико-математических наук, профессор

лауреат Ленинской премии и Государственных премий СССР,4 доктор технических наук, профессор

О.В. Константинов, В.Ф. Мастеров,

М.Г.Мильвидский.

ОППОНИРУЮЩАЯ ОРГАНИЗАЦИЯ: Институт общей физики РАН

Защита диссертации состоится "Д^Г' 1995 г. на за-

седании специализированного совета Д 003.23.02 при Физико-техническом институте им. А.Ф.Иоффе РАН (194021, С-Петербург, Политехническая ул., 26)

Отзывы о диссертации в двух экземплярах, заверенные печатью, просим направлять по вышеуказанному адресу ученому секретарю специализированного совета.

Диссертация разослана" " 1995

г.

Ученый секретарь специализированного совета '' доктор физико-математических наук

Л.М.Сорокин

СТРУКТУРА ДИССЕРТАЦИИ

Общая характеристика работы.........................................................4

Проблема.............................................................................................................4

Цель и задачи работы..........................................................................................5

Представляемые к защите результаты и научные положения...........................6

Общий итог работы............................................................................................1'

Приоритет результатов.....................................................................................11

Значение результатов........................................................................................11

Доклады и публикации.......................................................................................12

Основное содержание работы........................................................ 13

I. Жидкостная эпитаксия СаА1Аз5Ь и Са1пАз5Ь................................ 13

1.1. Предварительные замечания..................................................................13

1.2. Исследование фазовых диаграмм в системе БаА^ЬАв....................:... 13

1.3. Влияние несоответствия периодов решетки

на фазовое равновесие СаМЗЬАэ.................................................................14

1.4. Жидкостная эпитаксия 6аА1АЕ5Ь/СаЗЬ..................................................15

1.5. Исследование фазовых диаграмм в системе СаЗМпАэ....................... 15

1.6. Область существования твердых растворов СаЖАзБЬ..........................16

1.7. Жидкостная эпитаксия баМАзвЬ/СзвЬ..................................................17

1.8. Контроль параметров эпитаксиальных пленок.......................................18

».Электрические свойства СаА1Аз8Ь и Са1пАз5Ь.............................. 18

2.1. Предварительные замечания..................................................................13

2.2. Электрические свойства нелегированных твердых растворов.............18

2.3. Электрические свойства легированных твердых растворов.................19

Ш.Квантово-размерные лазеры на гетеропереходе II типа................20

3.1. Предварительные замечания..................................................................20

3.2. Фотолюминесцентные свойства р-Са1пАз5Ь-р-Са5Ь............................21

3.3. Квантово-размерныв лазеры на гетеропереходе II типа.......................21

3.4. Электрические свойства лазерных структур..........................................24

3.5. Влияние длины резонатора на свойства лазера....................................25

3.6. Влияние толщины активной области на пороговый ток.........................26

3.7. Поляризация излучения в лазерах..........................................................27

3.8. Температурная зависимость порогового тока........................................28

3.9. Разработка канального зарощенного лазера,работающего в непрерывном режиме (Х=2,Омкм,Т=ЗООК).....................................................29

3.10.Разработка длинноволнового лазера с максимальной длиной вол 'ы генерации (>.=2,5мкм,Т=300К).......................................................................30

IV. Светодиоды на основе гетероструктур Са1пАзЗЬ/СаА1АзЗЬ...........31

4.1. Предварительные замечания..................................................................31

4.2. Конструкция светодиодов............................:..........................................31

4.3. Электролюминесцентные характеристики светодиодов.......................32

4.4. Механизмы рекомбинации в гетеросветодиодах...................................34

V. Фотодиоды на основе гетероструктур Сг1пА58Ь/баА1Аз8Ь.............36

5.1. Предварительные замечания..................................................................36

5.2. Р-1-п-фотодиоды......................................................................................36

5.3. Лавинные фотодиоды..............................................................................37

5.4. Лавинные фотодиоды с разделенными областями поглощения и умножения.......................................................................................................39

Заключение.................................................................................42

Список включенных в диссертацию работ........................................43

Список цитированной литературы...................................................46

■> <

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

ПРОБЛЕМА

Диссертация посвящена полупроводниковой инфракрасной оптоэлектронике, которой автор занимается с 1978 года.

Оптоэлектроника — область науки и техники, исследующая и применяющая преобразование электрических сигналов в оптические и оптических в электрические, оказывает все более существенное влияние на жизнь и деятельность человечества. Истоки оптоэлектроники восходят к российскому физику О.ВЛо-севу, которы.1 в 1923 году [1*] открыл явление электролюминесценции в 51 С, содержащем природные р-п-переходы. Однако, реальное становление оптоэлектроники началось с освоения полупроводников А3В5. В 1954 году Велькер с сотрудниками [2*], а затем Д.Н.Наследов и Б.В.Царенков [3*] сообщили о создании р-п-структур СаА.?. Ключевую роль в развитии оптоэлектроники сыграло создание инжекциоиных лазеров на основе р-п СэАб. В 1961 году Н.Г.Басов, О.Н.Кро-хпн и Ю.М.Попов [4*] выдвинули идею создания лазера на основе р-п-структуры а в 1962 году Д.Н.Наследов, Б.В.Царенков, С.М.Рывкин и А.А.Рогачев наблюдали вынужденное излучение из р-п-структуры ваАз, которое послужило основой для создания первого инжекционного лазера [5*].

Решающий прорыв в создании инжекционных лазероц был сделан Ж.И. Алферовым с сотрудниками: б 1963 году была сформулирована идея гетеролазера [б*], затем создан первый гетеролазер [7*] и достигнут непрерывный режим генерации при комнатной температуре [8*]. Параллельно с созданием полупроводниковых лазеров происходило интенсивное развитие светодиодов [9*] и фотодиодов [10*] на основе соединений АЭВ5.

Использование светодиодов, лазеров и фотодиодов на основе гетероструктур СаА1Аз/ОаАз и Са1пА5Р/1пР в сочетании с волоконными светодиодами позволило решить проблему создания волоконно-оптических линий связи (в начале для диапазона 0.9 мкм, а затем и для 1.3 и, 1.55 мкм).

В последнее десятилетие оптоэлектроника стала активно осваивать среднюю ИК-область спектра (2-5 мкм) для решения глобальных экологических задач, и прежде всего, для мониторинга окружающей среды, так как в этом спектральном диапазоне находится большинство линий поглощения промышленных и природных газов. Наибольший интерес для этой цели представляет диапазон 1.7-2.5 мкм, в котором возможно создание полупроводниковых оптоэлектронных приборов, работающих при комнатной температуре.

Наиболее перспективными материалами для изготовления оптоэлектронных

приборов в спектральном диапазоне 1.7-2.5 мкм оказались многокомпонентные твердые растворы на основе баЗЬ, а именно, Са1пА$8Ь и СаА1А5^Ь. Пионерские работы по созданию лазеров и светодиодов на основе Оа1пАз5Ь были выполнены П.Г.Елисеевым, М.Г.Мильвидским. и Л.М.Долгиновым с сотрудниками [11*, 12*].

Тем не менее, к началу наших работ данное направление исследований находилось еще в начальной стадии. Не была получена непрерывная генерация лазерного излучения при комнатной температуре и не были созданы высокоэффективные светодиоды во всем спектральном диапазоне 1.7-2.5 мкм. Работы же по созданию фотодиодов для этого диапазона вообще не проводились.

Таким образом, проблема развития инфракрасной оптоэлектроннки для спектрального диапазона 1.7-2.5 мкм потребовала решения комплекса технологических и физических задач.

Решению этой проблемы и сопряженных с ней задач и посвящена представленная работа.

ЦЕЛИ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ

Основная цель работы — создание оптоэлектронных приборов (лазеров, све-тодиодов и фотодиодов), работающих в спектральном диапазоне 1.7-2.5 мкм при комнатной температуре.

Для достижения этой цели в диссертационной работе решался следующий комплекс задач:

— исследование фазовых диаграмм многокомпонентных систем Оа-1п-Аз-8Ь и Са-А1-А$-5Ь; определение области существования твердых растворов Оа1пА55Ь ;

— разработка жидкофазкой эпитаксии многокомпонентных твердых растворов Са^АвБЬ и СаА1Аз5Ь и многослойных гетероструктур л системе СаЗЬ/Са^ЗЬ/ОзА^ЯЬ;

— исследование электрических свойств твердых растворов Са^АвБЬ и СаАШЗЬ;

— исследование фотолюминесценции в гетеропереходах П-типа в системе Са1пАз8Ь/Оа5Ь;

— разработка и исследование лазеров на основе гетеропереходов 1-типа Са1п-АвЗЬ/СаА^вБЬ и гетеропереходов И-типа СаГпАБЗЬ/СаБЬ ;

— разработка и исследование светодиодов на основе гетероструктур п-Са1п-АэЗЬ-р-СаАШЗЬ;

— создание и исследование фотодиодов на основе гетероструктур Са^АяЯЬ/ СаМАвБЬ.

ПРЕДСТАВЛЯЕМЫЕ К ЗАЩИТЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И НАУЧНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ

Результаты исследования фазовых диаграмм в системе ва, _хА1хАя 8Ь, :

— рассчитаны изотермы ликвидуса и солидуса системы в диапазоне температур 600-660 С и составов (0<х<0.5), актуальных для жидкостной эпитаксии изопериодных структур; результаты расчета удовлетворительно согласуются с полученными экспериментальными данными;

— установлено влияние на фазовое равновесие различия периодов решетки подложки и равновесного для расплава твердого раствора; экспериментально обнаружен эффект стабилизации состава жидкой фазы, находящейся в контакте с подложкой, и показано; что причиной наблюдаемого сдвига условий фазового равновесия, обуславливающего данный эффект, является упругая деформация равновесного эпитаксиального слоя, образующегося на подложке.

На основании исследований фазовых равновесий в системе СаА1А$БЬ сформулировано следующее положение.

ПОЛОЖЕНИЕ 1 (о стабилизации состава жидкой фазы): Различие периода решетки подложки и равновесного для расплава твердого раствора (Да) обуславливает сдвиг условий фазового равновесия в системе Оа-А1-Ай-БЬ относительно свободной кристаллизации и в предельном случае больших Да приводит к стабилизации состава жидкой фазы; этот эффект стабилизации наблюдается при контакте расплава Са-АЬАб-ЗЬ с монокристаллической подложкой СаАэ и заключается в том, что содержание мышьяка в расплаве практически не зависит от содержания сурьмы в ней.

Результаты исследования фазовых диаграмм в системе СаБЬЛпАз:

— найдены условия фазового равновесия применительно к четверным твердым растворам Са1 ^г^Аб^Ь,_у и построены расчетные изотермы ликвидуса и солидуса в рамках модели квазирегулярных растворов (КРР), учитывающих лишь двухчастичное взаимодействие в фазе, и в рамках модели ИФКЛП (избыточные функции — линейные комбинации стандартных химических потенциалов), учитывающей трехчастичное взаимодействие в растворе;

— определены экспериментально изотермы ликвидуса и солидуса в диапазоне температур 500-600 С для интервалов состава твердой фазы 0<х<0.28; сравнение расчетных и экспериментальных данных показало, что метод ИФКЛП

по сравнению с методом КРР дает более убедительное согласие расчетных данных с экспериментом (среднее отклонение по температуре не превышало 3-4 градусов);

— установлена область смешиваемости соединений в четырехкомпонентных твердых растворах Са^п^Аз 8Ь, , изопериодных с СаЗЬ, со стороны области составов, близких к ОаЯЬ (0<х<0.29); получено соединение СаО711п0ИА80 248Ь076 предельного состава и определена оптимальная температура его выращивания;

На основании исследований фазовых равновесий в системе Оа8Ь-1пАз сформулировано следующее положение.

ПОЛОЖЕНИЕ 2{об области существования твердых растворов):

Область существования твердых растворов Са1х1п0хА5 ЭЬу, изопериодных вавЬ, ограничена составами 0<х<0.29. Температура эпитаксиального выращивания методом жидкостной эпитаксии твердого раствора предельного состава -Са0711п02эАз0245Ь076 определяется пересечением границ областей ограничения по условию молекулярности и спинодаль-ного распада и составляет 848 К .

Результаты разработки жидкостной эпитаксии твердых растворов Са1пА-¡ЙЬ и СаА1Ах5Ь и гетероструктур на их основе:

— установлены закономерности эпитаксиальной кристаллизации твердых растворов СаА^БЬ изопериодных с ваБЬ и показано, что при использовании эффекта стабилизации состава жидкой фазы за счет введения монокристаллической пластины СаАв в качестве источника мышьяка достигается воспроизводимое выращивание эмиттерных слоев Оа0661п03 А50038Ь097, изопериодных с ваБЬ (Да/а<3х10^);

— предложен и разработан воспроизводимый метод получения изопериодных гетероструктур СаА1А55Ь/Оа$Ь, основанный на эффекте стабилизации состава жидкой фазы за счет введения пластины ОаАз в раствор-расплав в качестве источника мышьяка;

— установлена зависимость периода кристаллической решетки и химического состава эпитаксиальньи слоев Са1пА55Ь/Оа5Ь от состава жидкой фазы и ориентации подложки ваБЬ и показано, что условия согласования периодов решетки в гетероструюурах Са1пА85ЬДЗа8Ь существенно зависят от ориентации подложки, и период решетки слоя (а), выращенного из одинакового состава расплава, изменяется следующим образом: а(11|)в >а(1М)А>а .

Результаты исследования электрических свойств твердых растворов Gain. AsSb и GaAlAsSb сводятся к следующему:

— специально нелегированные слои твердых растворов GawInxAs, Sb , (0<х<0.22) и GalxAI..AslySbv, (0<х<0.34) обладают дырочной проводимостью, при этом концентрация дырок уменьшается почти на порядок (07 3x10" см"3 до 2хЮ'6 см"3) с увеличением In от 0 до 0.22, а А1 от 0 до 0.34;

— выяснено поведение акцепторных (Ge,Cd,Zn) и донорной (Те) примесей в твердых растворах GalnAsSb и GaAlAsSb; показано, что среди акцепторов только Ge позволяет получить слои р-типа с высокой концентрацией дыг рок (р>101' см-3); определены коэффициенты сегрегация этих примесей в указанных твердых растворах;

Результаты исследований электрических свойств твердых растворов GalnAsSb и GaAlAsSb привели к следующему выводу.

ПОЛОЖЕНИЕ 3 (о типе проводимости твердых растворов): Преднамеренно нелегированкые эпитаксиальные слои твердых растворов Ga1.xlnljAsSb (0<х<0.22) и Ga1.,AI)(AsSb (0<х<0.34), полученные методом жидкофазной эпитак.сии в диапазоне температур 500-600 С, оказываются всегда р-типа проводимости; при этом концентрация акцепторов в твердом растворе ((1-3)х1010 см"3) на порядок меньше, чем в нелегиро-ваннном GaSb (1х10'7см 3), и это происходит за счет снижения концентрации антиструктурных дефектов типа V^Ga^.

Результаты фотолюминесцентных исследований гетероструктур InGaAsSb/ GaSb сводятся к следующему:

— обнаружена локализация неравновесных носителей заряда в самосогласованных квантовых ямах на гетеропереходе II-типа GalnAsSB/GaSb;

— построена энергетическая диаграмма гетероперехода II-типа в системе GalnAsSb/GaSb.

Фотолюминесценгные исследования привели к следующему выводу.

ПОЛОЖЕНИЕ 4 (о локализации носителей в гетеропереходе И-типа):

В спектре фотолюминесценции изотипной гетерострукту-рь: П-типа р-СаГпАБвЬ-р-СаЗЬ в интервале температур 4.2-77К возникает полоса излучения, сильно смещенная в длнноволновую сторону относительно ширины запрещенной зоны узкозонного слоя и обусловленная локализацией

и туннельной рекомбинацией носителей в самосогласоиан-ных потенциальньк ямах, образующихся по обе стороны ге-терограницы Н-типз.

Результаты разработки и исследования полупроводниковых лазеров на гетеропереходе П-типа СаГпАввЬ/СаЬ'Ь:

— предложен и реализован новый тин квантозо-размерного лазера — лазер ка гетеропереходе П-типа р-Са5Ь-п-Са1пА55'о:

— впервые созданы длинноволновые лазеры, излучающие в спектральном диапазоне 2.0-2.2 мкм и работающие в непрерывном режиме при комнатной температуре; эти лазеры изготовлены на основе канальной зарощен-ной структуры с серповидной активной областью;

— создан самый длинноволновый лазер (Х=2.5 мкм), работающий при комнатной температуре; этот лазер изготовлен на основе твердых растворов предельного состава Сг0 ;51пацА50тЗЬ097 и выращен на подложке Са5Ь (Ш)В.

Комплексные исследования электролюминесцентных свойств неинжекцион-ных лазеров привели к следующему заключению.

ПОЛОЖЕНИЕ 5 (о когерентном излучении в гетеропереходе И-типа):

В лазере на гетеропереходе 1!-типа р-Са5Ь-п-Са!пАзЗЬ генерация когерентного излучения происходит за счет формирования пространственно-разделенных потенциальных ям для электронов и дырок ка гетерогранице при приложении прямого смещения, превышающего контактную разность потенциалов, с последующей излучательной рекомбинацией за счет туннелирования дырок в п-область структуры.

Результаты разработки и исследования электролюминесцентных свойств светодиодов:

— предложена и реализована серия светодиодов для спектрального диапазона-1.7-2.4 мкм с внешним квантовым выходом 2-4% при комнатной температуре на основе гетероструктуры, в которой активная область была выполнена из п-Са1пА$8Ь (0<х<0.24), а в качестве широкозонного эмиттера использован р-ОаС(бА1п0,4А83Ь;

— на основе твердых растворов предельного состава Оа0721п0г8А55Ь созданы светодиоды с внешним квантовым выходом 0.6% при комнатной температуре, излучающие в диапазоне 2.5-2.6 мкм, что соответствует области минимальных потерь фшооршшых оптических волокон;

— выяснены особенности электролюминесценции светодиодов на основе гетероструктуры п-Са5Ь-п-Оа1пА55Ь-р-ОаА1Л$5Ь, связанные с различным составом и толщиной активной области.

Результаты исследования спонтанной электролюминесценции в гетерострук-турах привели к следующему заключению.

ПОЛОЖЕНИЕ 6 (об особенностях спонтанного излучения в светодиодах):

В коротковолновых светодиодах на основе гетероструктуры п-СаБЬ-п-Са!пА85Ь-р-СаА1А88Ь (1.7<Х<2.0 мкм) спонтанное излучение при температуре близкой к 77 К обусловлено из-лучательной межзонной рекомбинацией и примесной рекомбинацией на уровне природных акцепторов, при этом внутренний квантовый выход излучения близок к 1, а при Т>200К

— конкуренцией иглучательной и безызлучательной СНСС оже-рекомоинацией.

В длинноволновых светодиодах (2.0<А.<2.6) квантовый выход излучения во всем интервале температур определяется кон-курекцией излучательной и безызлучательной оже-рекомби-нации на интерфейсных состояниях п-п-гетероструктуры II-типа п-СаБЬ-п-СаМАзвЬ. Доля интерфейсной рекомбинации в спонтанных источниках вблизи п-СаБЬ-п-Са1аАзЗЬ гетеро-границы возрастает с увеличением величины разрыва в зоне проводимости ДЕс и уменьшением толщины активного слоя п-Са1пАБ8Ь.

Результаты разработки и исследования фотодиодных структур на основе многокомпонентных твердых растворов Са1пА$БЬ:

— определены электрические и фотоэлектрические свойства структур на основе гетероструктур ва,^п^Ав вЬ, у/СаА1Аз8Ь (х<0.24) и показано, что обратный темновой ток в гетероструктурах при напряжении от кТ/ц до 0.5ив (ив — напряжение пробоя) в диапазоне температур 200-320К обусловлен в основном термогенерацией в слое объемного заряда через глубокие центры, а при больших напряжениях — межзонным тучнелированием.

— найдены полевые зависимости коэффициентов ионизации дырок и электронов и параметров ударной ионизации в структурах на основе твердых растворов баГпАэЗЬ в интервале температур 77-300К и установлена их связь с зонной структурой материала.

— созданы р-ьп-фотодиоды на основе Оа1пАз5Ь-ОаА1Аз5Ь с высокой фоточувствительностью (8=1.0 А/Вт) и быстродействием (т=400-500 пс) для спектрального диапазона 1.5-2.4 мкм, использующие особенности гетеро-границы Н-типа.

— созданы лавинные фотодиоды с разделенными областями поглощения (Са1п-АбБЬ) и умножения (баАМаБЬ) "резонансного" состава для спектрального

диапазона 1.5-2.4 мкм, обладающие максимальным отношением коэффициентов ионизации р/а=60 и минимальным шум-фактором Р=2ГМ=10). Результаты исследования фотодиодных структур привели к следующему заключению.

ПОЛОЖЕНИЕ 7(о коэффициенте ионизации дырок в Са^АвБЬ):

В твердых растворах Оз^п^Аб 5Ь1-у (х=0.22) коэффициент ионизации дырок превышает коэффициент ионизации электронов в 5-7 раз, что обусловлено особенностью зонной структуры материала: близостью значений ширины запрещенной зоны Ед и величины спин-орбитального расщепления валентной зоны А0.

ОБЩИЙ ИТОГ РАБОТЫ

Разработана технология эпитаксиального наращивания твердых растворов Са1пАз5Ь и СаАМвЯЬ и многослойных гетероструктур на их основе, созданы инфракрасные оптоэлектронные приборы (лазеры, светодиоды и фотоприемники) для спектрального диапазона 1.7-2.5 мкм, выявлены их свойства, обнаружен и понят ряд явлений (сдвиг условий фазового равновесия в системе ва-АКАв^Ь относительно свободной кристаллизации; локализация и туннельная рекомбинация носителей в самосогласованных потенциальных ямах, образующихся на гетеропереходе Н-типа).

ПРИОРИТЕТ РЕЗУЛЬТАТОВ

Представленные результаты, по которым сформулированы научные положения, получены впервые.

ЗНАЧЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ

Результаты разработки технологии многокомпонентных твердых растворов в системе СаГлАвБЬ и СаА1А85Ь и гетероструктур на их основе, создание и исследование гетеролазеров для спектрального диапазона 1.7-2.5 мкм, а также светоди-одов, р-1-п и лавинных фотодиодов для этого же диапазона, положило начало новому направлению — инфракрасной оптоэлектроники на основе многокомпонентных твердых растворов антимонида галлия.

В свою очередь, создание элементной базы оптоэлектроники для диапазона 1.7-2.5 мкм послужило основой разработки портативных газоанализаторов для

мониторинга окружающей среды, работающих при комнатной температуре.

Обнаружение ихчучательной туннельной рекомбинации носителей через самосогласованные квантовые ямы на гетеропереходах Ii-типа GalnAsSb/GaSb и создание первых квант ово-размерных лазеров на таких гетеропереходах открывает широкие возможности для разработки принципиально новых длинноволновых лазеров (3—10 мкм), работающих при комнатной температуре и использующих излучательную рекомбинацию не в объеме полупроводника, а через интерфейсные состояния на ступенчатых и разъединенных гетеропереходах.И-типа.

ДОКЛАДЫ И ПУБЛИКАЦИИ

Резули гы включенных в диссертацию исследований были опубликованы в 45 научных статьях и доложены на Всесоюзных и международных конференциях: Республиканской конференции по фотоэлектрическим явлениям в полупроводниках (Ужгород, 1979г.), на Всесоюзной конференции по физике полупроводников А В (Новосибирск, 1981), на III Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах (Одесса,1982), на VI Всесоюзной конференции по росту и синтезу полупроводниковых кристаллов и пленок (Новосибирск, 1982) и на VII Международном совещании по фотоэлектрическим и оптическим явлениям в твердых телах (Варна, 1983), 4-ой Всесоюзной конференции "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах" (Минск,198б), 5-ой Всесоюзной конференции "Тройные полупроводники и их применение (Кишинев, 1987); 1-ом Всесоюзном совещании по физическим основам твердотельной электроники (Ленинград, 1989); 1-ой Всесоюзной конференции по фотоэлектрическим явлениям в полупроводниках (Ташкент, 1989);V-ofi Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах (Калуга, 1990); 2-nd Conference on Physics and Technology of GaAs and other III-V Seinicomductors (Budapest, Hungary, Sept., 8-11 1986), SPIE's International Symposium QE/Fiber s 91 (Sept.3-6, 1991, Boston,USA); IV Международной конференции по физике и технологии тонких пленок (Ивано-Франковск, 1993); I Всероссийской конференции по физике полупроводников (Н.Новгород-Москва, 1993); International Symposium on Optical Sensing for Environmental Monitoring (Oct., 11-14, 1993, Atlante, USA); International Conference on Lasers. Laser M2P ( Dec., 8-10, 1993, Lion, France).

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ I. ЖИДКОСТНАЯ ЭПИТАКСИЯ СаА1Аз8Ь и йа^АвЗЬ.

1.1. ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ

Одним из основных методов получения твердых растворов является метод жидкостной эпитаксии, который был первоначально предложен для бинарных соединений А3В5 [13*], а затем развит и распространен на многокомпонентные системы [14*, 15*]. В данном разделе диссертации будет рассмотрена технология получения изопериодных с подложкой ваБЬ твердых растворов СаА1А58Ь и Са1п-АбБЬ и гетероструктур на их основе. Твердые растворы СаАШБЬ предназначены для создания широкозонных эмитторов, а СаЬАБЭЬ — в качестве активных слоев оптоэлектронных приборов. К моменту начала наших исследований в литературе имелось лишь несколько публикаций по жидкостной эпитаксии только для Са1пАз5Ь, однако границы существования этого твердого раствора были не определены. Данная часть исследования является ключевой для решения всего направления исследований.

IX ИССЛЕДОВАНИЕ ФАЗОВЫХ ДИАГРАММ В СИСТЕМЕ СаА^Ь

Для проведения процесса жидкостной эпитаксии неоходимо знать условия фазового равновесия. Результаты исследования фазовых диаграмм в системе СаА18Ь и СаАЮЬАв опубликованы в работах [1, 2]. В основу расчета системы СаАЮЬАБ положена методика, в которой многокомпонентный твердый раствор с замещением атомов а обоих подрешетках рассматривается Как простой бинарный раствор трехкомпонентных соединений. [16*].

Выполненный нами анализ фазовой диаграммы СаАЮЬ показал, что параметр взаимодействия А1 и ЭЬ в жидкой фазе Оа-А1-$Ъ является квадратичной функцией температуры. Исследование более общих уравнений, равновесий фаз, учитывающих температурную зависимость избыточной энтропии смешения А1 и вЬ в жидкой фазе [1],позволило получить расчетные изотермы ликвидуса и ссши-дуса д ля температур 550-600 С для широкого диапазона составов твердых растворов, которые удовлетворительно согласовывались с результатами эксперимента.

Для получения изопериодных структур СаА^БЬ/ОаЗЬ методом жидкостной эпитаксии был рассчитан изопериодный разрез фазовой диаграммы Са~А1-5Ь-А«. При этом были определены составы Ж1щких фаз .обеспечивающих получение твердых растворов с периодом решетки, равным периоду решетки подложки [2].

1.3. ВЛИЯНИЕ НЕСООТВЕТСТВИЯ ПЕРИОДОВ РЕШЕТКИ НА ФАЗОВОЕ РАВНОВЕСИЕ GaAlSbAs

Исследование влияния различия периода решетки подложки и твердого раствора на фазовое равновесие было рассмотрено в работах [3, 4, 5, 6]. В итоге выполненных исследований было показано, что различие периода решетки подложки и равновесного для расплава твердого раствора (Да) обуславливает сдвиг условий фазового равновесия в системе Ga-Al-Sb-As относительно-свободной кристаллизации и в предельном случае больших (Да) приводит к стабилизации состава жидкой фазы. В наших экспериментах исследовалось содержание мышьяка в расплавах Ga-Al-Sb-As, находящихся в контакте отдельно с подложками GaAs и InAs, в зависимости от концентрации сурьмы. Когда различие периода решетки (Да) подложки и твердого раствора было велико (6-7% для случая GaAs), то содержание мышьяка в растворе не зависело от концентрации сурьмы, в то время как при использовании подложек InAs (Да <1%), содержание мышьяка зависело от концентрат ш сурьмы. На основании этого эксперимента был сделан вывод о том, что эффект стабилизации обусловлен различием периода решетки подложки и равновесного для расплава твердого раствора и проявляется в случае больших Да.

Для объяснения наблюдаемого эффекта был проведен термодинамический анализ влияния периода решетки подложки на условия фазового равновесия. Учет энергии упругой деформации эпитаксиального слоя позволил получить уравнения, описывающие фазовое равновесие в условиях возможного изменения периода решетки подложки а0 и слоя а при температуре Т:

RTlnYij Xj. =RTln—+AS,/ <Т/ - STj - Т). (1.1)

5Tu=^(a"a°)(2iVa-a°). (»-2)

1+v

X-2G—- , G — модуль сдвига, v - коэффициент Пуассона , V-молекуляр-

ный объем твердого раствора, х.. ,у.. ,а.. — мольная доля , коэффициент активности и периоды решетки компонентов твердого раствора ,х.', ,у.' ,х,' -коэффициент активности и концентрации элементов в расплаве,Т^ .AS/ - температура и энтропия плавления компонентов твердого раствора, а индекс si относится к жидкости стехиометрического состава.

Как видно из (1.1), уравнения, описывающие фазовое равновесие в условиях

упругой деформации эпитаксиалького слоя, отличаются от обычных (свободная кристаллизация) наличием члена 5Т.. Это отличие можно трактовать как понижение температуры плавления соединения при упругой деформации, либо как повышение температуры ликвидуса по сравнению со свободной кристаллизацией. . Сдвиг условий фазового равновесия в предельном случае большого различия периодов решетки и обуславливает наблюдаемый эффект стабилизации состава жидкой фазы.

Результаты исследования сдвига условий фазового равновесия отражены в положении 1.

1.4. ЖИДКОСТНАЯ ЭПИТАКСИЯ СаА^БЬ/Оа.ЯЬ

Основной особенностью жидкостной эпитаксии твердых растворов ОаАЬЧэБЬ является высокий коэффициент распределения мышьяка (К-1000), что'затрудняет воспроизводимое введение его в расплав и твердую фазу.

Для получения СаА1А55Ь гетероструктур, изоперкодных с Са8Ь, использовались в основном две методики, отличающиеся способом введения мышьяка в расплав.

1.Состав расплавов задавался,исходя из условий изопернодного разреза фазовой диаграммы и согласования периода решетки в получаемых структурах при температуре эпитаксии. Мышьяк вводился в расплав в виде арсенида ицдня или галлия, который предварительно сплавлялся с частью навески галлия при температуре 750 С.

Эгаг мепод успешно применялся для получения твердых растворов Оа^А^Ах^Ь^ с высоким содержанием алюминия (х^О.5).

2. Двухфазный метод, в котором мышьяк вводится в расплав из монокристаллической подложки СаАэ, находящейся в контакте с расплавом.

Как показано в 1.3, концентрация мышьяка в расплаве Са-А1- .\s-Sb, находящемся з кскгакте с подложкой СаАз, практически не зависит от концентрации сурь-> мы вследствие эффекта стабилизации состава жидкой фазы, что и было использовано для получения изопериодных с ваБЬ эпитаксиальных слоев определенного состава. Такая методика позволила воспроизводимо получать при Т=600С твердые растворы Са,^А^Аз БЬ, у с х=0.34,

15. ИССЛЕДОВАНИЕ ФАЗОВЫХ ДИАГРАММ В СИСТЕМЕ СаБЬ-КпАв

Результаты исследования фазовых диаграмм в системе ваЗЫмАз были опубликованы в работах [7, 8].

На начальном этапе исследования расчет фазовой диаграммы Са-1п-АБ-8Ь ь

диапазоне температур и составов, актуальном доя жидкостной эпитаксии на подложках GaSb, был проведен в рамках модели квазирегулярных растворов (КРР). В основу расчета бьша положена методика [16*],в которой четырехкомпонентный твердый раствор с замещением атомов в обоих подрешетках рассматривается как простой бинарный раствор трехкомпонентных соединений. При расчете диаграммы плавкости использовалось предположение, что параметры взаимодействия элементов в жидкой фазе являются не более чем линейной функцией температуры.

Расчеты изотерм ликвидуса и солидуса проводились на персональном компьютере с использованием термодинамических параметров, приведенных в работе [17*], для интервалов температур 550-600 С и диапазона составов твердых растворов 0<х<0.25. Между расчетными и экпериментальными данными по диаграмме плавкости имелись значительные расхождения (до 40°).

Анализируя сильные расхождения между расчетными и экспериментальными данными, Чарыков Н.А. и Литвак A.M. предложили и разработали новый метод расчета фазовых равновесий [8], метод ИФЛКП (избыточные термодинамические функции - линейные, комбинации стандартных химических потенциалов), учитывающий трехчастичное межатомное взаимодействие в растворе (дополнительные к парным).

Этот метод был успешно впервые применен нами для расчета диаграммы плавкости системы In-Ga-As-Sb/GaSb. Наблюдается хорошее согласие между экспериментальными и расчетными данными (отклонение 3-4°), полученными по модели ИФЛКП по сравнению с методом КРР (отклонение до 40°).

1.6. ОБЛАСТИ СУЩЕСТВОВАНИЯ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ GalnAsSb

Результаты исследования области существования твердых растворов GalnAsSb отражены в работах [9,10].

Трудности экспериментального получения твердых растворов с большим содержанием индия были объяснены отсутствием смешиваемости соединений, образующих твердый раствор [18*]. Причем точные границы области несмешиваемости не были известны.

В работе были рассмотрены два ограничения на синтез многокомпонентных твердых растворов GalnAsSb: ограничение по спинодальному распаду и ограничение по условию молекулярное™.

Ограничение по спинодальному распаду является критическим для получения многокомпонентного соединения, так как привод.гг к прекращению кристаллизации эпитаксиального слоя на подложку.

Область неустойчивости относительно спинодального распада расширяется с падением температуры.

Ограничение по условию молекулярное™ было впервые введено нами в работе [9], и под этим условием для жидкой фазы следует понимать условие, наложенное на состав, при выполнении хоторого жидкая фаза может быть набрана только из молекул соединений, образующих твердый раствор без добавления чистых компонентов (атомов). Иными словами, ограничение по условию молекулярности представляет собой температуру плавления твердого раствора. Область ограничения по условию молекулярности сужается с падением температуры. Точка пересечения этих границ дает теоретическую температуру кристаллизации твердого раствора Ga, ^Ir^AsSb с максимально возможной концентрацией In в углу, прилегающем к GaSb: Т=858 К, х=0.29.

Экспериментально было установлено, что изопериодные твердые растворы GalnAsSb предельного состава (х=0.29) могут быть получены в интервале температур от 860 до 850К.

Результаты определения границы существования твердых растворов GalnAsSb обобщены в положении 2.

1.7. ЖИДКОСТНАЯ ЭПИТАКСИЯ GalnAsSb/GaSb СТРУКТУР

Результаты исследований по эпитаксии GalnAsSb/GaSb структур отражены в работах [9,11].

Главной задачей являлся поиск условий получения твердых растворов, изо-периодных с GaSb. Исследовалась зависимость периода кристаллической решетки и химического состава эпитаксиальных слоев Ga^In.AsySbl y/GaSb от состава жидкой фазы и ориентации подложки. Для этого выращивалась серия эпитаксиальных слоев GalnAsSb на подложках различной ориентации [100], [111]А и [Ш]В ш расплавов, в которых были фиксированы концещрации галлия и сурьмы, я варьировалась концешра-ция мышьяка (сурьмы). Эгаггаксиальные слои выращивались при фиксированной температуре 600 С и времени роста 30 сек. Начальные данные по фазовому равновесию были получены расчетным путем в модели ИФЛКП. Эщггаксиальный слой выращивался при-фиксированном пересыщении - 2 град. В результате исследования были получены следующие закономерности:

— с увеличением содержания сурьмы в расплаве период решетки увеличивается, а с увеличением мышьяка — уменьшается, причем зависимость периода решетки от концентрации мышьяка тем сильнее, чем больше величина несоответствия периодов решетки подложки и слоя твердого раствора;

— условия согласования периодов решетки в структурах GalnAsSb/GaSb су-щестБеннно зависят от ориентации подложки и период решетки слоя твердого раствора при одном и том же составе решетки изменяется следующим образом: а(]1ПВ>ат1)л>а(|ОД . .

Результаты исследований показами,что наилучшее кристаллическое совершенство эпитаксиальных слоев СакАвБЬ/ОаЗЬ достигается при несоответствии периодов решетки эпитаксиального слоя и подложки Да/а<(3-5)х10'4. Эпитакси-альные слои с таким рассогласованием периода решетки и были использованы для создания оптоэлектронных приборов.

3.8. КОНТРОЛЬ ПАРАМЕТРОВ ЭПИТАКСИАЛЬНЫХ ПЛЕНОК.

Визуальный качественный экспресс-контроль синтезированных Эпитаксиальных пленок осуществлялся непосредственно после ЖФЭ. Толщина слоя и резкость гетерограницы определялись в плоскости слоя под оптическим микроскопом МИК-1 с разрешением 0.2-0.3 мкм. Химический состав твердого раствора на поверхности определялся на рентгеновском микроанализаторе 1ХА-5 "СатеЬах". Суммарная погрешность микроанализа составляла около 2%. Измерение состава эпитаксиального слоя перпендикулярно плоскости гетерограницы (со скола) ограничивалась пространственным разрешением микроанализа (0.8 мкм). Рассогласование периодов решетки эпитаксиального слоя относительно подложки измерялось методом рентгеновской дифрактометрии на установке ТРС-1 при комнатной температуре. Положение р-п-переходг. в многослойной гетероструктуре определялось на рентгеновском микроскопе Ж50А по току, индуцированному электронным зондом.

11. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ

2.1. ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ

К началу наших исследований в литературе отсутствовали данные об исследовании электрических свойств твердых растворов СгЛпАзБЬ и СаА1Аз5Ь.

Между тем, знание этих свойств крайне важно как для разработки приборов, так и для оптимизации их характеристик. Результаты наших исследований электрических свойств твердых растворов опубликованы в работах [12, 13, 14, 15].

2.2. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА НЕЛЕГИРОВАННЫХ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ.

Результаты исследования электрических свойств твердых растворов с целью определения основных электрических параметров материала и энергетической структуры запрещенной зоны опубликованы в работах [12, 13, 14, 15].

Эпитаксиальные слои твердых растворов'были получены жидкостной эпитак-

сией из специально нелегированныл расплавов по методике, описанной в предыдущих параграфах на подложках GaSb (100) при температуре около 600 С. Несоответствие параметров решетки слоя и подложки Да/а<1х10'3. Были выполнены совместные исследования коэффициента Холла R, электропроводности а, подвижности U=Rc и зависимости фотопроводимости 1ф от энергии фотона в интервале температур 77-300K для двух твердых растворов Ga^In^As Sb (0.1<х<0.22) и Ga, AI As Sb, (0<x< 0.34). Из исследованных зависимостей определялись кон-

1-Х х у 1-у

центрации носителей, доноров и акцепторов в слое, а также энергия активации примесных уровней. Все образцы келегированных твердых растворов были р-типа проводимости. Причем концентрация дырок р77К ниже, чем в слоях p-GaSb, и уменьшается почти на порядок при увеличении х от 0 до 0.2 (для Ga, JnxAsySb, ) и от 0 до 0.34 (для Ga^Al^ASjSb,^). "

В нелегированных твердых растворах Ga, J^ASySb, были выявлены (наряду с мелким акцепторным уровнем ЕА1=0.002-0.01эВ) двухразрядные акцепторы с энергиями активации ЕАг=0.03-0,035эВ и Едз=0.07эВ, обусловленные, по аналогии с GaSb, природными структурными дефектами VG> Gasb с концентрацией на порядок меньшей, чем в p-GaSb. Характерно, что эти двухззрядные акцепторы были выявлены для двух исследованных твердых растворов.

Таким образом, было впервые показано, что специально нелегпрованные твердые растворы GalnAsSb и GaAlAsSb наследуют материнские свойства GaSb с концентрацией структурных дефектов на порядок меньшей, чем в GaSb, и эти слои обладают дырочной проводимостью.

Эти результаты исследования обобщены в положении 3.

2.3. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ЛЕГИРОВАННЫХ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ.

С целью создания легированных р-п-гетероструктур на основе многокомпонентных твердых растворов в данной работе изучалось также поведение примесей Ge,Cd,Zn и Те в GalnSbAs и поведение Ge в GaAlAsSb. Исследовались температурные зависимости коэффициента Холла R, электропроводность и подвижность U=Ro в интервале 77-300К с целью определения энергетического спектра вводимых примесей, их влияния на механизм рассеяния носителей тока и определения коэффициента сегрегации этих примесей. При легировании примесями Ge, Cd, и Zn исходный материал сохранял р-тип проводимости. С ростом уровня легирования концентрация дырок в образцах с примесью Ge увеличивалась до р>10" см"3, в образцах с примесью Zn - до р=4х10п см':, а с примесью Сс1 - до р<5х1016 см 3. Таким образом, среди акцепторных примесей только Ge позволяет получать материал р-типа с высокой концентрацией дырок (р>10" см"3 ).

При легировании Те происходит перекомпенсаци? (материал переходит из р-в п-тип проводимости), при этом Те хорошо растворяется и позволяет получать слои с концентрацией носителей тока ЗхЮ'МхЮ" см'5. В образцах, легированных Те, с ростом уровня легирования растет только концентрация доноров (Np =Na +п), где МЛ-концснтрация акцепторов в исходном материале.

Полученные результаты позволили определить коэффициент сегрегации С=Сп/ Сж примесей Ge, Cd, Zn и Те в твердых растворах GalnAsSb и Ge в GaAlAsSb. Расчет показал, что COi=0.2; Ccd=0.03; С&=0.04; СТе=0.7 для твердого раствора GalnAsSb и 0^=0.2 для GaAlAsSb.

Полученные'результаты по исследованию поведения примесей в твердых растворах на основе GaSb заложили основы для создания гстероструктур с заданным уровнем легирования. '

III. КВАНТ0В0-РАЗМЕРНЫЕ ЛАЗЕРЫ НА ГЕТЕРОПЕРЕХОДЕ 11-ТИПА

3.1. ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ

В данной части работы мы сосредоточили основное внимание на разработке новой конструкции лазера, которая позволила бы понизить пороговые токи и увеличить быстродействие. Для этой цели мы использовали одну из отличительных особенностей гетероперехода И-типа — разделение электронов и дырок по обе стороны гетероперехода и их локализацию в самосогласованных квантовых ямах. Важная особенность гетеропереходов в системе GalnAsSb/GaSb заключается в том, что они образуют гетеропереходы второго типа [19*]. Зто приводит к необычной ситуации, когда по разные стороны от гетерограницы возникают самосогласованные потенциальные ямы, локализующие носители разного знака, т.е. гетерограница разделяет электроны и дырки. Глубина возникающих ям определяется величинами разрывов энергетических зон (в данном случае валентной зоны) и может во много раз превосходить кТ. Величина разрыва валентной зоны увеличивается с увеличением содержания In,в изопериодном твердом растворе GalnAsSb и достигает ДЕу=0.15эВ при х-0.2 [20*]. В структурах с достаточно резкой гетерограницей такие потенциальные ямы могут являться эффективными каналами сбора и рекомбинации неравновесных носителей. Естественно, что при разработке оптоэлектрокных приборов на осноьа гетеропереходов И-типа необходимо знание энергетических диаграмм и механизма рекомбинации носителей в таких гетеропереходах.

К началу данной работы исследование гетеропереходов в системе GalnAsSb/GaSb не проводилось.

3.2. ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ СВОЙСТВА p-GalnAsSb-p-GaSb

Детальное исследование спектров фотолюминесценции изотипных гетерост-руктур при низких темепратурах 4.2-77К позволило получить прямые доказательства локализации неравновесных носителей в двумерной потенциальной яме на гетеропереходе И-типа GainAsSb-p-GaSb [16, 17].

Структуры выращивались методом жидкостной эпитаксии слоев p-GalnAsSb, легированных Ge, на нелегированной подложке p-GaSb (Ill)B. Концентрация дырок в p-GaSb составляла 2x1017 см'3, а уровень легирования слоя варьировался в пределах 10,7-1018 см-1 .

Имеющиеся в литературе данные о ширине запрещенной зоны и положения уровня Ферми в различно легированных кристаллах GaSb, ширине запрещенной зоны GalnAsSb [21 *] и величинах скачков энергетических зон АЕс и AEv на гете-рогранице GalnAsSb/GaSb [20*], позволяют построить зонную диаграмму достаточно надежно.

Спектры фотолюминисценции, полученные при возбуждении линией He-Ne лазера с длиной волны л=1.52 мкм, содержали две полосы. Наряду с межзонной полосой А в спектре обнаруживается еще одна паюса I, сильно сдвинутая в длинноволновую сторону, энергетическое положение которой зависит от уровня легирования узкозонного слоя и интенсивности накачки. С увеличением уровня возбуждения новая полоса смещалась к более высоким энергиям и затем сливалась с полосой А. Кроме того новая полоса наблюдалась только в тех гетерост-руктурах, в которых рассогласование периодов решетки на гетерогранице не превышало Да/а<10 \ Отмеченные обстоятельства позволили связать происхождение новой полосы с излучательной рекомбинацией носителей, локализованных в квантовых ямах по разные стороны гетерограницы. Двумерный характер электронных состояний в квантовой яме на гетерогранице был непосредственно подтвержден в экспериментах во внешнем магнитном поле (перпендикулярно и параллельно гетерогранице).

Таким образом, исследование люминесценции в р-р GaSb-GalnAsSb гетеро-структурах позволило впервые обнаружить и идентифицировать локализацию электронов в самосогласованных квантовых ямах на гетерогранице П-типа. Эти результаты отражены в положении 4.

3.3. КВАНТОВО-РАЗМЕРНЫЕ ЛАЗЕРЫ НА ГЕТЕРОПЕРЕХОДЕ Н-ТИПА

Квантово-размерная лазерная структура на гетеропереходе GalnAsSb/GaSb и его энергетичская диаграмма представлены'на рис. 1. Рассмотрим, как в такой

< <

\ я .о <л ев Ч* с: хз со ^ га СЭ с л со 01 о

а.

«г

.о"

«I

(3

О

<я

05

О

де,

дн.

|ди

гетероструктуре могут возникнуть квантовые состояния на гетерогра-нице при приложении прямого смещения. В термодинамическом равновесии и при напряжении меньше контактной разности потенциалов на гетерогранице имеется слой объёмного заряда, рбразуемый зарядами ионизированных доноров и акцепторов (рис. 16), как в обычном р-п-г.ереходе. При напряжении, равном контактной разности потенциалов, слой объемного заряда исчезает, но для движения носителей через гетерограницу существуют ба рьеры, высота которых определяется скачками потенциалов в С- и V-зонах ДЕ. и ЛЕ^рис. 1 в). При увеличение напряжения больше контактной разности потенциалов основные носители заряда скапливаются вблизи гетерограницы и образуют пространственно-разделенные согласованные ямы даю электронов в п-области, а для дырок в р-области (рис. 1 г). На возможность образования в гетеропереходе П-типа простран-сгвенно-рааделенных согласованных кванюво-размерных ям впервые указали Кремер и Гриффите [16*].

В такой гетероструктуре воз-

Рис. 1. Лазерная структура на основе гетероперехода п-Са1пАх5Ь (а) и ее энергетическая диаграмма в термодинамическом равновесии (б), при напряжении и. равном контактной разности потенциалов V (в) и при и>ик (г).

можна излучательная рекомбинация электронов и дырок при их туннелчрованчи через гетерограницу. Энергетическое расстояние между квантовыми уровнями в потенциальных ямах для электронов и дырок, а следовательно, и энергия излученного фотона должны быть меньше ширины отрешенной зоны узкозонной области гетероструктуры (рис. 1г). В такой гетероструктуре в процессе генерации участвуют только основные носители и исключены процессы диффузии и остывания неравновесных носителей тока.

Лазерная структура представляла собой гетеропереход р-СаБЬ-п-Оа091п01Ав0^095Ь051-п-Са5Ь, который был заключен между широкозонными слоя-

/лг, аВ Г) <

Рис. 2. а-спектры спонтанного излучения лазера при различных токах, I, мА, (4.2 К): 1-0.3, 2-0.6, 3-1, 4-2, 5-3,6-10, 7-13, 3-15.

б-темтературная зависимость порсгозого тока 1А (1), энергии фотонов когерентного излучения ПУт(2) и ширины запрещенной зоны Е,(3) узкозонного п-Оа!пА58Ь слоя структуры.

ми Са066А1034А50га55Ь0 975 толщиной 2-3 мкм (рис.1а). Узкозонний слой Са1пА$5Ь -имел толщину 1 кием и был легирован теллуром до концентрации электронов 5x10" см'5, а р-БаБЬ имел толщину 1 мкм и был легирован германием до концентрации дырок 2х1018 см-3. Большое изменение показателя преломления (Дп) на границах Са5Ь/СаА!А5ЭЬ обеспечивало удовлетворительное оптическое ограничение световой волны. Из такой структуры изготавливались лазерные диоды с широким контактом площадью 200x300 мкм. Исследовались спектры спонтанного и когерентного излучений в интервале температур 4.2-310 К, а также температурные зависимости порогового тока 11Ь, энергии фотонов в максимуме полосы, излучения и ширины запрещенной зоны Е6 активного слоя Са^АББЬ (рис. 2).

Спектры спонтанного излучения содержат одну полосу, энергия максимума которой увеличивается с ростом тока (рис. 2а). Излучательные переходы происходят, зероягно, посредством туннелирования через гетерограницу. На наличие тун-нелирования в таких структурах указывает пересечение низкоэнергетических участков спектральных полос спонтанного излучения, соответствующих различным токам. Ширина запрещенной зоны Ег г.-Оа1пА85Ь слоя в интервале температур 4.2-310 К изменяется от 0.693 до 0.62 эВ. в то время как энергия фотонов в максимуме когерентного излучения меньше, чем Е6 узкозонного слоя, и её температурная зависимость выражена слабее, чем температурная зависимость Ев (рис 26). Таким образом, энергия максимума когерентного излучения ]1Ут меньше Е^

узкозонного слоя и разница Е^-!™^ была тем больше, чем ниже температура лазера, что согласуется с моделью квантово-размерного лазера на гетеропереходе И-типа (рис. 1г).

Уникальным для генерации когерентного излучения в таких структурах является очень низкое значение порогового тока при криогенных температурах: 1й=30А/см2 (4,2К) и 1ь=6бА/см2 (78К). Такое низкое значение порогового тока характерно, например, для квантовэ-размерных лазеров на основе О'аАз с толщиной актизной области <100 А.

Итак, предварительное изучение спонтанного и когерентного излучений к лазерной структуре на основе гетероперехода Ог1пАз5Ь/Оа5Ь показало возможность генерации излучения в самосогласованных шах на гетерогранице И-типа. В последующих параграфах будут приведены более детальные исследования таких лазеров.

3.4. ЭЛЕКТРИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ЛАЗЕРНЫХ СТРУКТУР

Исследовались характеристики ток-напряжение, емкость-напряжение [20]. Зависимость емкости (С) от напряжения и имеет вид С'2~и, что соответствует резкому р-п-перходу. Характеристика ток-напряжение в интервале токов 10'5-ЗхЮ"3 А имеет экспоненциальный вид: 1~ехр (я11/£ ), причем с составляет 33-40 мэВ и практически не зависит от температуры в исследованном интервале температур 300-4.2 К. При более высоких токах на 1-и-характеристику существенное влияние оказывает остаточное сопротивление структуры И., что приводит к уменьшению относительной крутизны 1-и-характеристики.

Величина Я определялась путем экстрополяции зависимости сШ/сЛ=Д1/1) к нулевому значению (1/1). Последовательное сопротивление, определенное таким образом, составляло 5-6 Ом. Зависимость гШ/Ш=Д1Л) отклоняется от прямой в сторону больших значений с1Ь'/а! при токах меньше порогового тока генерации когерентного излучения Отклонение максимально при токе, равном 1й. При 1>1ф отклонение уменьшается, а затем меняет знак. Следует отметить, что для обычных ДГС-гетеролазгров на основе гетеропереходов перзого типа характерно линейное уменьшение дифференциального сопротивления с уменьшением величины,обратной току, при токах, меньших ^ [22*]. Ток, протекающий через структуру, имеет туннельный характер, что подтверждается независимостью относительной крутизны 1-и-харакгеристики от температуры (е=сопз1).

Отклонение зависимости (117/(11=^1/1) от прямой з сторону больших величин дифференциального сопротивления свидетельствует о возникновении некоторого препятствия для протекания тока. Таким препятствием могут служить потенциальные барьеры ДЕС и АЕу на гетерогранице П-типа.

Таким образом, исследование электрических характеристик лазерных струк-

тур 1=Щ-0 и косвенно указывает на образование самосогласованных по-

тенциальных ям на гетерогранице Н-типа Са5Ь/Оа1пА55Ь, что проявляется в отклонении от линейной зависимости дифференциального сопротивления р-п-струк-тур от тока и к изменению зависимости энергии максимума излучения при напряжениях, близких к контактной разности потенциалов.

3.5. ВЛИЯНИЕ ДЛИНЫ РЕЗОНАТОРА НА СВОЙСТВА ЛАЗЕРОВ

Бьиш проведены сравшггельные исследования двух типоз лазерных структур на гетеропереходах 1-го и И-типов [22]: обычных ДГС-лазеров, в которых активный слой Са1пАз5Ь располагался между эмиттерными слоями СаА1Аз5Ь и образовывал с ними гетеропереход 1-типа, г также лазеров, в которых между эмиттер-ными слоями СаА1А$8Ь вводилась трехслойная структура р-СаБЬ-п-СаГпАзЗЬ-п-СаБЬ, которая образовывала гетеропереход второго типа. Исследовались ¡юлоско-вые лазеры с шириной полоска 50 мкм и разной длиной резонатора - 100-500 мкм. Состав твердого раствора в активном слое обоих типов структур был одинаков, составлял Оа0,1п01А5()ОТ5Ь091 и был легирован Те до концентрации носителей п=1.-3х1017см"3, а его толщина составляла 1 мкм.

Пороговая плотность тока как для лазеров на основе гетеропереходов первого типа (СаТпАзЗЬ/СаАЬАгЗЬ), так и на основе гетероперехода второго типа (Оа-1пА55Ь/Оа8Ь) возрастает с уменьшением длины резонатора, и эта зависимость тем сильнее выражена, чем ниже температура. Следует отметить, что для лазеров первого типа зависимость порогового тока от величины, обратной длине Ь , близка к линейной и наклон её почти не зависит от температуры. В лазерах на основе гетероперехода второго типа эта зависимость сверхлинейна во всем исследованном интервале температур и тем круче, чем ниже температура.

Перейдем теперь к рассмотрению зависимости энергии максимума от длины резонатора. Если ч структуре первого типа энергия максимума практически не зависит от длины резонатора, то в структурах второго типа Ьу^ линейно увеличивается с возрастанием величины обратной длине резонатора, Ь. Крутизна этой зависимости тем больше, чем ниже температура.

Кроме того, следует отметить, что имеются существенные различия для двух типов структур и в зависимости энергии максимума от температуры прибора. В структурах первого типа зависимость Ьут от температуры повторяет ход температурной зависимости ширины запрещенной зоны Е{ активной области п-ОаГпА.^Ь, а структурах второго типа Ьут отстает ог Е£ с уменьшением температуры.

Итак, сравнение электролюминесцентных характеристик лазеров на основе гетеропереходов I и Н-типа указывает на их принципиальное отличие друг от друга. В лазерах на основе гетеропереходов Н-типа наблюдается увеличение энер-

гии максимума когерентного излучения с уменьшением длины резонатора, что обусловлено-изменением глубины потенциальных ям на гетеропереходе Н-типа.

3.6. ВЛИЯНИЕ ТОЛЩИНЫ АКТИВНОЙ ОБЛАСТИ НА ПОРОГОВЫЙ ТОК ЛАЗЕРОВ

Исследовались также два типа лазерных структур: лазеры на.основе гетероперехода 1-типа и лазеры на основе гетероперехода Н-типа [26] (см. пп. З.5.). Толщина активной области для обоих типов структур варьировалась в интервале 0.25-2 мкм.

Исследовались зависимости порогового тока от толщины активной области при 77 и 30СК. Вначале о результатах исследования при 77 К.

Характерно, что в лазерах на основе гетеропереходов П-типа пороговый ток практически не зависит от толщины активной области (слабо увеличивается с ростом ё, мкм), в то время как в ДГС лазерах 1-типа пороговый ток линейно возрастает с толщиной активной области, причем экстраполяция этой зависимости к нулевому значению -Л дает 1Ц=0. ,

Пересечение зависимости 1;1>=Д<!) с началом координат для ДГС лазеров I-типа свидетельствует, во-первых, об удовлетворительном оптическом ограничении электромагнитной волны, во-вторых, может быть следствием преобладания объемной излучательной рекомбинации над интерфейсной. В лазерах П-типа слабая зависимость 1(11 от с! может свидетельствовать о существенном преобладании интерфейсной рекомбинации над объемной.

Рассмотрим теперь результаты при комнатной температуре.

При комнатной температуре для лазеров на основе гетероперехода П-типа пороговый ток линейно зависит от толщины активной области <1, и эта зависимость по своему характеру приближается к зависимости порогового тока от толщины для лазеров 1-типа. Причем, экстраполяция этой зависимости к нулевому значению й дает отсечки 0ЛО) на оси 1Й при 1й=0 и, соответсвеннно, отсечки отрицательных значений на оси (1 (при =0).

Появление зависимости порогового тока от толщины в лазерах второго типа при Т=30О К обусловлено температурным размытием самосогласованных квантовых ям, возрастанием инжекции дырок в активной области и, как следствие, возрастанием доли объемной излучательн^л рекомбинации над интерфейсной.

Наличие отсечек (1^) на оси при 1^=0 для всех типов лазеров при комнатной температуре можно объяснить наличием интерфейсной безызлучательной Оже рекомбинацией. Действительно. безызлучательный оже-процесс должен значительно активизироваться вблизи гстерограшщы из-за снятия ограничения на величину

импульса электронов, как это показано в работе [23*]. Этот новый механизм оже-рекомбинации на »етерсгранице выявлен здесь впервые и характерен для всех типов лазеров при комнатной температуре.

Итак, в лазерах на гетеропереходе Н-типа (в отличие от лазеров на гетеропереходе 1-типа) пороговый ток при Т=77 К практически не зависит от толщины активной области, что указывает на интерфейсный характер ко"чрентной люминесценции . С увеличеним температуры до комнатной эта зависимость дня лазеров П-типа приближается к зависимости для лазеров 1-типа из-за температурного размытия потенциальных ям на гетерограиице. Существенное влияние на пороговые характеристики лазеров' Н-типа при комнатной температуре оказывает безызлуча-тельный оже-процесс на гетерогранице.

3.7. ПОЛЯРИЗАЦИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ В ЛАЗЕРАХ

Обычные ДГС лазеры [24*] имеют преимущественно линейную поляризацию излучения с электрическим вектором электромагнитной волны, параллельным плоскости р-п-перехода (ТЕ-поляризация). Это связано с тем, что усиление для световой волны с ТЕ-поляризацией больше, чем для волны с ТМ-поляризацией (электрический вектор перпендикулярен плоскости р-п-перехода) из-за большего отражения и лучшего оггпяеского ограничения ТЕ-мод по сравнению с ТМ-модами.

Нами изучалась поляризация спонтаннпсго и когерентного излучения лазеров. При всех исследованных токах в спектрах спонтанного излучения преобладает ТМ-поляризация. Степень линейной поляризации Р= Фг" ~ спонтанного

®» + фп

излучения возрастает с увеличением тока и на пороге генерации Р=0.5. В когерентном излучении лазерной структуры как при комнатной, так и при азотной температурах наблюдается практически только ТМ-поляризованное излучение вплоть до токов, в 4 раза превышающих пороговый ток лазеров.

В исследованной лазерной структуре на основе гетеропереходов Н-типа согласно модели при приложении прямого смещения основные носители скапливаются вблизи гетерограницы из-за наличия барьеров в зоне проводимости и валентной зоне и образуют согласованные пространственно разделенные потенциальные ямы. При этом со стороны р-ваБЬ накапливаются легкие и тяжелые дырки, а со стороны п-Оа!пАз5Ь — электроны. Наблюдаемое в таких структурах преобладание ТМ-поляризации указывает,что излучение генерируется, в основном, за счет туннелирования легких дырок из р-ваЗЬ в п-область структуры.

Такой вывод был сделан по аналогии с работой [26*], в которой наблюдали и объяснили возникновение краевого излучения с ТМ-поляризацией. В теоретичес-

кой работе Б.В.Царенкова, О.В.Конспантинова и В.И.Переля [27*] возникновение такой поляризации излучения было объяснено рекомбинацией электронов с легкими дырками, импульсы которых преимущественно направлены вдоль или против поля.

Итак, в лазерных структурах на основе гетероперехода Н-типа преобладает ТМ-поляризованное излучение как в спонтанном, так и когерентном режимах. Это указывает на то, что излучательная рекомбинация происходит посредством туннелирования легких дырок в п-область структуры с последующей их рекомбинацией.

3.8. ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ПОРОГОВОГО ТОКА

Температурная зависимость порогового тока лазеров 1„=Г(Т) обычно аппроксимируется зависимостью вида 1л~ехр(Т/Т0), где Т0— характеристическая температура. Однако экспериментальные исследования показали, что температурная зависимость порогового тока в широком интервале температур (4.2-310К) состоит из двух и более экпоненциальных участков с разными характеристическими температурами Т0, в частности в СаГпАзБЬ лазерах, для интервала 78<Т<200К, То=50Ки для 200<Т<310К, Т0==38К.

Поэтому возникла необходимость нового подхода к описанию температурной зависимости порогового тока лазера с учетом параметров зонной структуры Са!пАз$Ь твердого раствора. Одной из особенностей зонной структуры соединений ОаГпАвЗЬ заключается в том, что величина спин-орбитального расщепления Д0 близка к ширине запретной зоны Е^. Следовательно, в таких полупроводниках наряду с прямой межзонной излучательной рекомбинацией неравновесных носителей становятся существенными при высоких температурах процессы межзонной оже-рекомбинации электрона из зоны проводимости и дырки из валентной зоны с возбуждением второй дырки в спин-орбитально отщепленную зону (СНШ-процесс) и с возбуждением электрона в зону проводимости (СНСС-процесс). Удовлетворительная теория температурной зависимости портового тока лазеров, учитывающая пераметры зонной структуры материала, была предложена Гельмонтом Б.Л. и Зегря Г-.Г. [27]. С учетом параметров зонной структуры твердого раствора было получено выражение для плотности порогового тока:

(Т)=Я (Т/Ев (Т/Е/2 +1ог° (Т/Е, у ехр(Е8£/Г ), (3.1)

где первое слагаемое определяется скоростью излучательных процессов, второе слагаемое — безызлучательным СНСС процессом, а третье слагаемое — СНШ процессом.

Температурная зависимость порогового тока как для I, так и П-типа гетеропереходов состоит из двух участков, на которых Ф=Та, но показатель степени а. различен. При температурах выше 240 К а=4,5-5,0 для всех типов лазеров, а при более низких температурах а=2,0 (для гетероперехода П-типа) и о=1,5 для 1-типа (без квантовых ям). Обращает на себя внимание близость показателя степени к рассчитанным ■ значениям для ДГС-структуры. При температуре ниже 240 К а согчктствует, как и предсказывает теория, преобладанию изяучагелыюн рекомбинации, а при более высоких температурах — преобладанию ударней Оже-рекомбинации.

Дифференциальная квантовая эффективность лазеров йФ/сИ в интервале температур 78-250 К не зависит от температуры. Абсолютная величина дифференциальной эффективности через обе грани резонатора близка к одному фотону на электрон. При температурах выше 250К дифференциальная эффективность уменьшается с повышением температуры. Касательная проводимая к кривой (1Ф/с11=ДТ) в точке наибольшей крутизны, пересекается с осью температур в точке с величиной температуры 320-350 К. Эту температуру можно назвать предельной температурой работы лазера.

Итак, в результате проведенных расчетов и экспериментальных исследований показано, что пороговая плотность тока обоих типов лазеров пропорциональна - т4-550 для температур выше 240 К и определяется ударной рекомбинацией, а при более низких температурах (Т<240К) ^ - Т1-5 для ДГС лазеров (1-тнп), а для квантово-размерных лазеров ^ - Т2 и определяется кзлучательныш процессах® в гетероструктуре.

3.9. РАЗРАБОТКА КАНАЛЬНОГО ЗАРОЩЕННОГО ЛАЗЕРА, РАБОТАЮЩЕГО В НЕПРЕРЫВНОМ РЕЖИМЕ (1=2.0 мкм, Т=300К)

Результаты разработки длинноволнового лазера, работающего в непрерывном режиме при комнатной температуре, на основе гетеропереходов Н-типа отражены в работе [24].

Структура представляла собой зарощенный канальный лазер с серповидной активной областью на основе ОаГпАзБЬ, в котором обеспечивалось двустороннее электрическое и оптическое Офаничение. Активная область структуры образовала вместе с изолирующим слоем СаБЬ гетеропереход И-типа и суммарная толщина слоев составляла 0.6 мкм. Ширина канала составляла 10-12 мкм, который был образован с помощью фотолитографии в подложке п-баБЬ (100), легированной теллуром до концентрации носителей 5x10" см"3 . Ограничение протекания тока за пределами канала достигалось за счет введения дополнительного высокоомчо-го барьерного слоя р-Са5Ь. Оптическое ограничение выполнялось за счет широкозонных слоев из СаоиА1он Аз0038Ь0^7 толщиной 2-3 мкм. Активная область структуры вместе с прилегающим слоем ОаБЬ была легирована теллуром до кон-

центрации электронов (1-3)1017 см'3.

Пороговый ток в различных структурах составлял при темепрагурах 4.2; 77 и ЗООКсоответственно 6-15,14-30,200-500 мА, Наблюдалась генерация когерентного излучения в непрерывном режиме вплоть до температуры окружающей среды 20С, что существенно превышало наилучший результат других авторов [28* ].

Пороговая плотность тока с ростом температуры увеличивается по Закону •11Л~ехр(Т/Т0), где характеристическая температура Т0=89К, что существенно превышает значение Т0, полученное нами в работе [29*], а также значение Т0, полученное в работе [28*] для полосковых конструкций.

Итак, в данной работе впервые в практике создан длинноволновый лазер (Х=2.0мкм), работающий в непрерывном режиме при комнатной температуре.

ЗЛО. РАЗРАБОТКА ЛАЗЕРА С МАКСИМАЛЬНОЙ ДЛИНОЙ ВОЛНЫ ГЕНЕРАЦИИ (>.=2.5 мкм, Т=300К).

Предельная длина волны излучения лазеров на основе In^Ga, ^ASySb, , достигнутая в работе [30*], составляла 2.37 мкм (х=0.207; у=0.151).

В данном разделе были исследованы лазерные структуры с активной областью на основе GalnAsSb, состав которого находился вблизи области несмешиваемости и был выращен на подложках разной ориентации, что позволило получить генерацию в более длинноволновом диапазоне. Результаты исследования состава твердого раствора в активной области и характеристики лазерных структур представлены в таблице 3.1

Таблица 3.1. Сравнительные характеристики лазерных структур для различных ориентации подложек (Т=300К) (меза-полосок, ширина полоски 40 мкм, длина резонатора L=250 мкм).

Параметры Состав твердой фазы Gai. xïrixAsySM-v лазеров

Ориентация подложки СаБЬ (100) (Ш)А (ИОВ

Состав активной области х=0.22 у=0.20 х=0.24 у-0.205 х=0.255 Н>-23

Полуширина спектра спонтанного излучения, мэВ 35-40 40-45 50-60

Длина волны излучения Л» мкм Т=77К X, мкм т-зоок 2.08-2.10 2.32-2.34 2.142.15 2.442.45 2.16-2.18 2.46-2.48

Пороговый ток лазеров, 1(Ь. А, (Т^ЗООК) 1.1-1.3 1.0-1.2 0.9-11

Когерентное излучение возникало практически в максимуме спонтанной полосы. На пороге генерации обычно разрешалось несколько мод, а при токах, превышающих пороговый ток в 1 -2 раза, обычно преобладала одна мода. Длина волны излучения зависела от ориентации подложки и возрастала от 2.34 до 2.48 мкм в ряду (100), (111)А и (111)В.

Таким образом, в гетероструктурах СаА1А88Ь/Оа1пАз5Ь при чыращивании на подложке (111)В была впервые получена самая длинноволновая генерация при комнатной температуре.

IV. СВЕТОДИОДЫ НА ОСНОВЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР Са!пА58Ь/СаА1Аз8Ь

4.1. ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ

К началу наших регулярных работ по светодиодам для диапазона 1.7-2.5 мкм была выполнена одна работа сотрудниками Гиредмета [12*], в которой в качестве активной излучающей области использовался р-Оа^АвБЬ, а в качестве широкозонного эмиттера п-Са8Ь. В таких светодиодах был достигнут максимальный квантовый выход г|=1-1,5% и получено быстродействие Ю 'с. Исследование люминесцентных характеристик ¡г механизма излучателькой рекомбинации таких свето-диодов не проводились.

В данной главе будут рассмотрены результаты созлания и исследования спонтанных источников света в широком спектральном диапазоне 1.7-2.5 мкм на основе твердых растворов 1пОаАв5Ь. Результаты исследований и разработки свето-диодов опубликованы в работах [28, 29, 30, 31, 32, 33, 34, 35, 36].

4.2. КОНСТРУКЦИЯ СВЕТОДИОДОВ

Спонтанные источники света представляли собой полупроводниковую структуру (рис. За), состоящую из активного узкозонного слоя п-Оа1пА$5Ь, расположенного между подложкой п-ваЗЬ [100] и широкозонным эмиттером р-ваА1А55Ь (Ее =1.2 эВ), легированного германием до концентрации носителей 5х10|8см'3 . Состав твердого раствора ва, х1п1Азу8Ь1 у в узкозонном активном слое структуры варьировался в интервале значений (0.05<х<0.24 0.04<у<0.22), а его толщина в интервале 0.4-6.0 мкм. Активный слой структуры легировался теллуром и концентрация носителей заряда в слое варьировалась в широком интервале значений от 1х10'6 до 7х1017 см 3. Методом фотолитографии из таких структур изготавливались мезасветодиоды (диаметром 300 мкм) с точечным омическим контактом (диаметром 40 мкм) к р-баА^ЗЬ (Аи+5%Оа). Изготовленные мезаструктуры

г\,% г

X, МШ

РисЛ. Струхтура светодиода и его основные параметры, а-структура светодиода, б- . зависимость ширины запрещенной зоны Е^от координаты в структуре, в-спектры 4-х светодиодов, г-зависимость квантового выхода излучения т) и постоянной времени т от длины волны X.

монтировались на стандаргный корпус ТО-18, который запрессовывался в пара-бодический отражатель. При этом светоизлучающий кристалл оказывался в фокусе параболоида. Разработанная конструкция позволяла пропускать средний ток до 50 мА без существенного нагрева светодиода.

4.3. ЭЛЕКТРОЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ СВЕТОДИОДОВ

Исследовались спектры излучения, характеристики ток-напряжение (I-U), интенсивность излучения-ток (Ф-1), а также внешний квантовый выход излучения и быстродействие светодиодов в зависимости от длины волны излучения, толщи-

ны и концентрации носителей заряда в активной области. В качестве быстродействующего фотопрдемника был использован разработанный нами фотодиод, свойства которого описаны в главеV.

Спектры излучения светодиодов при комнатной температуре (рис. Зв) содержат одну полосу, длина волны излучения которой в максимуме практически линейно зависит от состава твердого раствора в активной обласч. Полуширины полос излучения составляли 0.04-0.06 гВ с энергией максимума 1тУт, близкой к ширине запрещенной зоны Е8 узкозониого слоя. При изменении температуры от ЗООК до Т=77К спектры излучения длинноволновых (Х>2мкм) светодиодов качественно не изменяются: они остаются однополосными, однако энергия максимума Ь\"т меньше Е^ на 10-30 мэВ и зависит от тока. Спектры же коротковолновых светодиодов (Х<2 мкм) при изменении температуры от 300 до 77К преобразуются в многополосные и содержат несколько полос А, В, С. Энергия максимума полосы А близка к Е£. Энергия максимума полосы В и С меньше Е^соответственно,на 20 и 80 мэВ, а интенсивность полос существенно зависит от величины протекающего тока. При малых токах превалирует излучение более длинноволновых полос С и В. При увеличении тока интенсивность излучения в этих полосах достигает насыщения (полоса С), в то время как зависимость интенсивности излучения оттока в коротковолновой полосе плавно изменяется, превращаясь из сверхлинейной в линейную (полоса А). С ростом температуры в коротковолновых светодио-дах увеличивается доля полосы А, и при комнатной температуре эта полоса становится преобладающей.

Зависимость внешнего квантового выхода излучения т| от концентрации носителей заряда в активной области п для всех длин волн имела колоколообразную форму с максимумом вблизи п=1х1017 см"3. Этот результат был использован для создания высокоэффективных светодиодов во всем интервале длин волн.

Для изучения зависимости эффективности излучения и быстродействия диодов от длины волны были изготовлены структуры с различным составом твердого раствора в активной области, но с одинаковым уровнем легирования п=1017 см 3 и одинаковой толщиной (2-3) мкм. Внешний квантовый выход излучения светодиодов имел максимальное значение (т\=4%) в! интервале длин волн 2.0-2.2 мкм и плавно уменьшался до 11=1% как для более коротковолнового (л=1.8 мкм), так и для более длинноволнового излучения (Х=2.5 мкм) ( рис. Зг).

Переходные элехтролюминесцентные характеристики при прямоугольном импульсе прямого тока (1=200мА) зависят от состава твердого раствора в активной области. Время жизни неосновных носителей заряда, определенное по постоянной времени спада излучения при выключении тока, а также по величине экстрагируемого заряда при переключении прямого тока на обратный, было максимальным для Х=1.8 мкм и составляло 50 не, плавно уменьшаясь на порядок до (3-5)

нсек для ~к=2А мкм (рис. Зг).

Достижение высокой эффективности излучения в широком спектральном диапазоне по сравнению с работой [12*] обусловлено рядом причин, и прежде всего выбором активного сдоя п-ХпОаАзЗЬ, в котором можно было ожидать существенное уменьшение доли безызлучательной рекомбинации за счет более низкой скорости ударной рекомбинации, чем в р-ОаГпАзБЬ, а также за счет выбора оптимального уровня легирования и толщин активной области. Дальнейшее уменьшение эффективности излучательнсй рекомбинации с увеличением длины волны в интервале 2.2-2.4 мкм, вероятно, связано с увеличением доли беспорогового канала Оже-рекомбинации на п-Оа5Ь-п-ва1пА$5Ь гетерограншде, теоретически предсказанной Г.Г.Зегря и В.А^Харченко [37*].

4.4. МЕХАНИЗМЫ РЕКОМБИНАЦИИ В СВЕТОДИОДАХ

Исследованию механизмов рекомбинации в коротковолновых и длинноволновых светодиодах на основе Са^АвБЬ посвящены работы [32, 33, 34],

Проанализируем вначале коротковолновые (1.7<А.<:2.0 мкм) светодиоды. В спектрах излучения коротковолновых диодов преобладает при комнатной температуре полоса А, энергия максимума которой близка к ширине запрещенной зоны Ев, а время жизни неравновесных носителей заряда Т увеличивается с ростом температуры. Энергетическое положение и форма полосы А характерны для межзонной излучательной рекомбинации, которая, по-видимому, преобладает в этих светодиодах.

Нами были проанализированы расчетные излучательные(т) и безызлучатель-ные (та) времена жизни неосновных носителей заряда и сопоставлены с экспериментально наблюдаемым временем жизни [33], Для расчета использовалось выражение, полученное БЛ.Гельмонтом и Г.Г.Зегря [35*] с учетом непараболичности энергетическиих зон, а также с учетом спин-орбитального расщепления валентной зоны.

Оказалось, чго при температуре 77К излучательное время жизни тг больше экспериментального только на -20%, что свидетельствует об удовлетворительном согласии расчетных и экспериментальных данных. С ростом температуры расчетное ^увеличивается как Т"2, а экспериментальное — существенно слабее, что говорит о включении других каналов рекомбинации с повышением температуры.

Рассмотрим теперь безызлучательное время жизни неосновных носителей заряда. Известно что в узкозонных материалах доминирует межзонная безызлуча-тельная о;;;е-рекомбинация. В полупроводниках п-типа наиболее вероятным является оже-процесс,при котором неосновная дырка рекомбинирует с электроном/

передавая вьщелившугася энергию другому электрону зоны проводимости (СНСС-процесс).

Безызлучательное время жизни дырок в этом процессе было рассчитано согласно [36*]. При темепратуре 300К расчетное Та больше экспериментального в 1.5 раза и меньше рассчитанного излучателыюго т в 2 раза. С уменьшением температуры т^ сильно увеличивается. Суммарное время хг = У(т+тг) больше экспериментального X только на 10-25% (удоволетворительное согласие), и поэтому можно считать, что для коротковолновых светодиодов при низких температурах преобладает излучательная рекомбинация, а при Т>200К наравне с излуча-тельной существенную роль играет безызлучательная оже-рекомбинация типа СНСС. Рассчитанный внутренний квантовый выход излучения т] составляет 98% при 77К и уменьшается с ростом температуры до 35% при ЗООК. Экспериментальный внешний квантовый выход излучения отличается от расчетного и составляет 30-40% при 77К и сильно уменьшается с ростом температуры до 1-2% при ЗООК.

Перейдем теперь к анализу свойств длинноволновых светодиодов. Согласно [36*], излучательное время жизни при межзонной объемной рекомбинации должно увеличиваться на 40% при уменьшении Ев от 0.7 до 0,5 эВ независимо от температуры, а безызлучательное время жизни, согласно [36*], при 300 К должно уменьшиться в 2 раза. Однако экспериментальное время жизни не увеличивается, а уменьшается во всем температурном интервале в 2.5-5 раз при уменьшении Е£ от 0.68 до 0.53 эВ. Это позволяет заключить, что межзонная объемная рекомбинация в длинноволновых светодиодах несущестпеина.

Наличие одной широкой полосы излучения в длинноволновых светодиодах с Ьут<Е, увеличение 11Ут с ростом тока и значительно более слабая зависимость ЙУт от температуры по сравнению с температурной зависимостью Е^ характерны для интерфейсной люминесценции. Эта люминесценция, по-видимому, реализуется на гетерогранице п-СаЗЬ-пСаТпАвБЬ.

Была проанализирована зависимость экспериментального времени жизни неосновных носителей заряда от величины разрыва границ зоны проводимости (АЕс) на п-Са5Ь-п-Са1пА5$Ь гетерогранице. Анализ показал, что при Т=77 К излучательное время жизни обратно пропорционально (ДЕс)ш, в то же время при комнатной температуре т~ДЕс'', что характерно для безызлучательного СНСС оже-процесса.

Преобладание излучательной рекомбинации при низких температурах подтверждается тем, что внешний квантовый выход излучения длинноволновых светодиодов при 77 К составляет 20-35%, что с учетом поглощения излучения в кристалле соответствует преобладанию излучательной рекомбинации. При комнатной темепратуре т] на порядок меньше, чем при 77 К, и соответственно время жизни контролируется безызлучательным процессом.

Таким образом, в длинноволновых, светодиодах экспериментальное время жизни существенно меньше расчетного объемного времени жизни, Это можно объяснить преобладанием интерфейсной рекомбинации, причем, как было показано нами [33], чем глубже потенциальная яма для электронов, тем меньше время жизни электронов. Из зависимости времени жизни от глубины ямы следует, что при азотной температуре преобладает излучателькая рекомбинация, а при комнатной температуре основной вклад вносит безызлучательная оже-рекомбинация с участием гетерограницы [37*].

V.ФОТОДИОДЫ НА ОСНОВЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР GalnAsSb/GaAIAsSb

5.1. ПРЕДВАРИТЕЛЬНЫЕ ЗАМЕЧАНИЯ

В данном разделе будуг рассмотрены результаты разработки p-i-n-фотоаиодов и лавинных фотодиодов для спектрального диапазона 1.5-2.4 мкм. Результаты этих исследований опубликованы в работах [37, 38, 39, 40, 41, 42, 43, 44, 45].

Хотя к началу наших исследований в литературе отсутствовали прямые пуб-> ликации, посвященные фотоэлектрическим свойствам р-п-структур на основе GalnAsSb, нашим исследовании предшествовали работы, выполненные М.П.Михайловой в лаборатории электронных полупроводников ФТИ им. А.Ф.Иоффе по изучению процессов ударной ионизации и лавинного умножения фототока в р-п-структурах на основе InAs [32*] и GaSb [33*]. В результате этих исследований было обнаружено такое важное явление, как резонансное увеличение коэффициентов ударной ионизации дырок в GaSb и InAs. Эти исследования открыли возможность для создания лавинных фотодиодов с низким уровнем избыточных шумов. Поскольку твердые растворы Ga, iInjAs| ySby(0.1<x<0.22) близки по составу к GaSb, то можно было ожидать также наличия асимметрии в коэффициентах ударной ионизации дырок и электронов в таких материалах, что позволило реализовать малошумящие лавинные фотодиоды для спектрального диапазона 1-5-2.4 мкм..

5.2. P-i-n-ФОТОДИОДЫ

Фотодиодные структуры создавались методом жидкостной эиитакенн на подложке GaSb (111)В. Выбор такой ориентации подложки был обусловлен тем обстоятельством, что ориентация (111), как было установлено нашими исследованиями (см. главу I), позволяет получать стой твердых растворов GalnAsSb с максимальным содержанием In вблизи границы несмешиваемости, а следовательно, и с минимальным значением ширины запрещенной зоны.

Фотодиодные структуры представляли собой изопернодные с подлож-

кой n-GaSb (111) гетероструктуры, состоящие из фотоакчирного слоя п-Ga1.llIniAs1 ,ySby (х-0.25) толщиной 2-Змкм (Е =0.52эВ) с концентрацией носителей (5-7)Ю15 см'3 и широкозонного слоя p-GaAlAsSb (Eg = 1.2зВ) толщиной 2-Змкм, легированного германием до концентрации дырок 1x10" см-3. Из полученных структур были изготовлены методом фотолитографии мезафотодиоды с диаметром 300 мкм.

Полученные р-п-переходы были резкими, ширина области пространственного заряда (ОПЗ) составляла W=2 мкм при обратном напряжении U=2 В, т.е. область пространственного заряда заполняла всю активную область, поэтому данную структуру можно было рассматривать как p-i-n фотодиод. Низкий уровень легирования фотоактивного слоя позволял обеспечить малое значение емкости структуры в рабочем режиме, С~1 пФ.

Спектральная характеристика была типичней для гетеропереходов. Фоточув-ствителышсть была практически постоянной в интерсале длин волн от 1.2 до 2.2 мкм. Резкая длинноволновая граница фотоотпета определялась узкозонным материалом. Монохроматическая токовая чувствительность области плато спектральной характеристики 1.8-2.2 мкм составляла S=1.1A/Bt (г) =0.6-0.7).

Вольтамперные характеристики изучались в интервале температур 78360 К. Анализ прямой ВАХ показал, что зависимость прямого тока от напряжения описывалась соотношением I=I0exp(qV/bkT), где показатель Р растет с понижением температуры от Р=1 в интервале Т=360-300К до (3=2.5 при Т=90К. Обратный ток в интервале температур Т-200-320К и в области напряжений U=(1-5)B определяется термогенерацией носителей заряда в ОПЗ и хорошо описывается соотношением: 1= qn.ws/T.^, где п. — собственная концентрация, w-ширина слоя объемного заряда,s-площадь диода, и тзфф=(6-9)10'8 с. Плотность обратного тока в этой области напряжений составляла j=6.4xl0"3 — 1.5x10"2 А/см2.

В таких p-i-n-фотодиодах быстродействие, измеренное при засветке импульсами излучения от полупроводникового лазера с Х-1 мкм, достигало х-300-400 пс.

Таким образом, впервые были созданы быстродействующие гетерофотодиоды GalnAsSb/GaAlAsSb с широкой областью спектральной чувствительности 1.2-2.4 мкм, работающие при комнатной температуре.

5.3. ЛАВИННЫЕ ФОТОДИОДЫ НА ОСНОВЕ GaAIAsSb/GalnAsSb

Для создания лавинных фотодиодов (ЛФД) нами использовались два типа гетероструктур — структура ЛФД-I, аналогичная p-i-n-фотодиоду, в которой области поглощения и умножения лежали в узкозонном твердом растворе GalnAsSb

и ЛФД-Ц, — структура с разделенными областями поглощения в п-Са1пАз5Ь и умножения в широкозонном р-п-переходе на основе СаА^АзБЬ различного состава (х=0.34 и х=0.04-0.06).

На структурах типа ЛФД-1 были исследованы полевые зависимости коэффи-циеэта ударной ионизации дырок и электронов дня твердого раствора Сай801п0 20Аз017. 5Ь08, при Т=230 К. Для исследования коэффициентов ударной ионизации в <3а-1пАя8Ь использовались структуры, рассмотренные в разделе 5.2. Коэффициенты ударной ионизации электронов а и дырок (3 рассчитывались из экспериментально полученных коэффициентов лавинного умножения фототока по формуле для резких р-п-переходов.

Коэффициенты лавинного размножения определялись как отношение фототека при данном смещении к инициирующему лавинному фототоку с учетом расширения области объемного заряда при увеличении обратного напряжения.

В исследуемом интервале полей была получена квадратичная зависимость коэффициентов ударной ионизации от электрического поля ос=2.4х105ехр[-(4.45 .107Е)2], Р= 2.0x10бехр[-(3.69х105/Е)2]. Скорость генерации пар в поле Е>2х104 В/см составила т'-Ю" с"'. Такой характер полевой зависимости обусловлен тем обстоятельством, что как для электронов, так и для дырок, критерий сильного поля еЕХ>ЗЬм выполняется, где Ь<в — энергия оптического фотона (для исследуемого твердого раствора Ь®=0.029эВ).

Во всем интервале электрических полей (1.5-2.5) 10 В/см коэффициент ионизации дырок превышает коэффициент ионизации электронов и их отношение составляет (3/а=4—7.

Уменьшение отношения коэффициентов ионизации р/а в твердых растворах Са1пА53Ь (р/а=4-7) по сравнению с полупроводниками "резонансного" состава ОпАэ, Оа8Ь) обусловлено двумя обстоятельствами. Во-первых, коэффициент ионизации дырок из спин-орбитально отщепленной валентной зоны слегка уменьшается за счет того, что порог ударной ионизации не равен в точности Е8, как в случае "резонанса" зон. В твердом растворе Оа^АвБЬ е,~Д0>Е8. Во-вторых, возрастает коэффициент ионизации электронов по сравнению с Са5Ь за счет увеличения энергетического расстояния между Г и Ь-долинами.

Полученные результаты по исследованию коэффициентов лавинного размножения электронов и дырок показали, что в узкозонных твердых растворах Оа1пА$5Ь реализуется практически монополярное размножение дырок, что открывает широкие возможности для создания малошу-мящих лавинных фотодиодов.

5А ЛАВИННЫЕ ФОТОДИОДЫ С РАЗДЕЛЕННЫМИ ОБЛАСТЯМИ ПОГЛОЩЕНИЯ И УМНОЖЕНИЯ НА ОСНОВЕ Са1пАх5Ь/СаЛ1Л*5Ь

Нами была реализована конструкция ЛФД с разделенными областями умножения и поглощения, предложенная впервые в [34*]. Расположение области умножения с р-п-переходом в широкозонном материале позволяет снизить величину электрического поля на гетерогранице с узкозонной областью и избежать значительных туннельных токов, когда в области умножения достигается лавинный пробой.

В области поглощения мы использовали узкозонный твердый раствор Са081п02А$0175Ь033 (Ег=0.53 эВ) и в области умножения широкозонный твердый раствор СаоебА1034Аз00258Ь0 975 (Е=1.2 эВ). Р-п-переход располагался в широкозонном слое на расстоянии О.Змкм от гетерограницы. Концентрация носителей заряда в узкозонной области составила (5-7)х10'5 см"3, а в широкозонной п-области — 7х1016 см"3.

Вынесение области умножения в более широкозонный материал СаА^БЬ увеличивает высоту барьера для туннелирования. Кроме того, использование не-прямозонного широкозонного материала (с содержанием А1 34%) приводит к уменьшению вероятности туннелироБания носителей заряда по сравнению с пря-мозонным материалом с такой же шириной запрещенной зоны и, следовательно, к снижению туннельной компоненты обратного темнового тока. Обратный темно-вой ток был уменьшен более, чем на порядок по сравнению, с р-ьп-фотодиодом, рассмотренным в разделе 5.2. Температурный коэффициент напряжения пробоя в таких случаях был положительным и составлял величину •у=<1\гв/(ЩУп)>0, у=2х10"3 К"1. Величина напряжения пробоя составляла в ЛФД-И Оа1пА.ч5Ь/ОаА)А55Ь ив=21-24В и определялась широкозонным материалом.

Спектральное распределение чувствительности при напряжении до 1!<4В (напряжение "прокола") определялось широкозонным материалом (рис.4, кривая 1). При напряжении свыше 4 В, когда электрическое поле проникало в узкозонный слой, спектр фотоответа имел вид (рис.4, кривая 2), характерный для гетеро-структуры, и его коротковолновый и длинноволновый спады соответствовали значениям ширин запрещенных зон широкозонного и узкозонного материала, соответственно. Заметное умножение фототока наблюдалось, начиная с обратных напряжений и>9В. Величина коэффициента умножения достигала М= 10-20 при ^„=20 В.

Полученные результаты по снижению туннельной компоненты обратного темнового тока в предпробойной области и реализация лавинного типа пробоя в наших структурах связана не только с разделением областей поглощения и умножения, но также с использованием в области умножения непрямозонного матери-

0) а

X Н О

•ъ

О

н о

Ь О

■е-

3 -

2

1 -

1.0 .1.5 2.0 Я, мкм

Рис. 4. а. Зависимость ширины запрещеииной зоны Е( от координаты структуры лавинного фотодиода, (I, мкм.

б. Спектральная зависимость фоточувствительности лавинных фотодиодов (ЛФД- • II) при различных обратных смещениях, V, В: 1-0, 2-5, 3-10,4-20, Т=300 К.

ала ОаА)А85Ь, что существенно уменьшает вероятность туннелирования по сравнению с прямозонным материалом с той же Е .

Для снижения коэффициента избыточного щуки, который зависит от соотношения р/а (для иепрямозонного твердого раствора СаА^БЬ р/а=2-3), необходимо было использовать в области умножения "резонансные" или квазирезонансные составы твердого раствора СаА1А$8Ь (Ев=Д0), позволяющие получить более высокие значения отношения коэффициентов ионизации. В твердых растворах Са, ^п^Аз^Ь^при содержании А1 4-6% можно выполнить условие "резонанса" зон (Ев=Д0). При этом, как было показано, может быть достигнуто высокое отношение коэффициентов ионизации ф/соЗО при Т=300К).

С учетом этого обстоятельства нами был создан аналогичный по конструкции лавинный фотодиод с использованием в области умножения твердого раство-

ра ОаА15Ь "резонансного" состава (ЛФД-Ш). Особенностью этой структуры было то, что на слой поглощения из Са^АввЬ наращивался слой умножения: п-Са05бА10045Ь (Ее=До=0.7б эВ) с концентрацией 8х1016 см"', а сверху широкозонный раствор р-СаАШЗЬ (Е=1.2 эВ).

На таких ЛФД были исследованы лавинное умножение фототока, В АХ, спектры фоточувствительности и быстродействие. Напряжение пробоя в таких структурах .составляло 10-12В, а коэффициенты умножения лежали в интервале 30-40 для Х=2.1мкм. Спектр фотоответа ЛФД лежал в диапазоне 1.0-2.4 мкм. Быстродействие фотодиодов в рабочих режимах было не хуже 0.5 не. Было проведено сравнительное исследование шумовых характеристик, разработанных нами трех типов лавинных фотодиодов на базе СпГпАбЗЬ.

При лавинном умножении спектральная плотность шума фототока Б следует выражению:

=2е1ф МТ(М)~М2+", (5.1)

Где I — первичный инициируемый фототок, М — среднее значение коэффициента умножения, Р(М) — коэффициент избыточного шума лавинного фотодиода или шум-фактор.

Из экспериментальных кривых 5=£(1ф) были определены зависимости коэффициента избыточного шума Р(М) от коэффициента умножения, а также оценено отношение коэффициентов ионизации к=р/а из сопоставления экспериментальных зависимостей с теоритическими кривыми Мак-Интайра. Результаты исследо-. вания трех типов ЛФД сведены в таблицу 5.1.

Таблица 5.1. Сравнительные исследования 3-х типов ЛФД

Тип ЛФД Область поглощения Область умножения Р(М)=М" п Р(М), при М=10 Р/а

I п-СаЬАяЗЬ п-СаЬАзБЬ 0.5 3.2 7

II п-Са1пА83Ь Gal.xAlxAsl.ySby х=0.34 0.7 5.0 3 •

III п-СаЫАвЭЬ Gal.xAlxAfl.ySby х=0.04 0.2 2.0 60

Таким образом, самое низкое значение коэффициента избыточного шума Р~2 при М= 10, близкое к теоретическому пределу, как и ожидалось, было получено нами для ЛФД третьего типа, где в области умножения использовался твердый раствор "резонансного" состава.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследования, результаты которых представлены в диссертации, были направлены на разработку технологии жидкостной эпитаксии твердых растворов антимонида галлия и гетероструктур на их основе и создания оптозлектронных приборов (лазеров, светодиодов и фотодиодов), работающих при комнатной температуре в спектральном диапазоне 1.7—2.5 мкм.

Основные результаты работы сводятся к следующему.

1. Рассчитаны и экспериментально определены изотермы ликвидуса и солиду-

са многокомпонентных твердых растворов СаАМвБЬ и Са^АвБЬ, исследованы закономерности эпитаксиальной кристаллизации изопериодных с подложкой БаБЬ твердых растворов и изучены их электрические свойства.

2. Обнаружена локализация неравновесных носителей заряда в самосогласо-

ванных квантовых ямах на гетеропереходе И-типа Са1пАз5Ь/Са5Ь.

3. Предложен и разработан новый тип ¿аантово-размерного лазера — лазера

на гетеропереходе II типа р-Оа8Ь-п-Са1пАв8Ь-и проведены комплексные исследования электролюминесцентных свойств таких лазеров.

4. Создан лазер (\=2.0-2.2 мкм) на основе канальной зарощенной структуры,

работающий в непрерывном режиме при комнатной температуре.

5. Создан самый длинноволновый лазер (Х=2.5мкм.), работающий при Т=300К.

6. Создана и исследована серия спонтанных источников ИК-излучения для спектрального диапазона 1.7-2.5мкм с внешним квантовым выходом (14%) при комнатной температуре.

7. Созданы р-ьп-фотодиоды на основе Са1пАз5Ь/ОаА1А$5Ь гетероструктуры для спектрального диапазона 1,5-2.4мкм с токовой фоточувствительностью 1.0 А/Вт и быстродействием (т=300-400 пс), работающие при комнатной температуре.

8. Проведены исследования полевых зависимостей коэффициентов ионизации

• дырок и электронов в структурах на основе твердых растворов Оа1пА55Ь и. созданы лавинные фотодиоды с разделенными областями поглощения (Са1п-АэБЬ) и умножения (СаА1А&$Ь) для спектрального диапазона 1.5-2.4мкм, обладающие максимальным отношением коэффициентов ионизации носителей р/а=60 и минимальным шум-фактором Р~2 (М=10).

Результаты разработки и исследования оптозлектронных приборов для спектрального диапазона 1.7-2.5 мкм положили начало новому направлению — инфракрасной оптоэлектронике на основе многокомпонентных твердых растворов а»ггимонида галлия. Разработанные оптоалектронные приборы (лазеры, све-тодиоды и фотодиоды) легли в основу начинающегося производства оптических газоанализаторов для охраны окружающей среды,

СПИСОК ВКЛЮЧЕННЫХ В ДИССЕРТАЦИЮ РАБОТ

1. Дедепсаев Т.Т., Крюков И.Н., Лидейкис Т.П., Царенков Б.В., Яковлев Ю.П. Фазовая диаграмма Ga-AI-Sb для жидкостной эпитаксии. // ЖТФ, 1978, т.48, В.З, с.599-605.

2. Баранов А.Н., Яковлев Ю.П. Особенности жцдкофазной эпитаксии изопериодных варизонных структур Ga, Jn^As, Sb /GaSb // Известия АН СССР. сер. Неорганические материалы. 1982, т.lé" В.2, ¿03-208.

3. Баранов А.Н., Конников С.Г., Попова Т.Б., Уманский В.Е., Яковлев Ю.П. Эффект стабилизации состава жидкой фазы в Ga-Al-Sb-As. //Письма в ЖТФ. 1982, т.8, В.7, с.432-436.

4. Баранов А.Н., Яковлев Ю.П. Эффект стабилизации состава жидкой фазы в Ga-Al-Sb-As (термодинамический анализ).//Письма в ЖТФ. 1982. т.8. В.14. с.888-892.

5. Baranov A.N., Konnikov S.G., PopovaT.B., Umansky M.E., Yakovlev Yu.P. Stabilization of the meJt composition in Ga-Al-Sb-As. // Ciystal Res. & TechnoL, 1983, v.18, N53, pp.349—353.

6. Baranov A.N., Konnikov S.G., Popova T.M., UmanskH M.E., Hakovlev Yu.P. Liquid phase epitaxy of Ga, JnxAs, ySby//J.Grystal Growth. 1984, v.66, №1, pp.547-552.

7. Баранов A.H., Берт H.A., Джуртанов Б.Е., Конников С.Г., Чернова Т.В., Яковлев Ю.П. Фазовое равновесие при кристаллизации изопериодных гетероструктур GaAIAsSb/ GalnAsSb //Тезисы докладов IV Всесоюзной конференции по физическим прцессам в полупроводг гковых гетероструктурахУ/ Минск. 1986, с.80-81.

8. Гусейнов А.А., Джуртанов Б.Е., Литвак А.М., Мирсагатов М.А., Чарыков Н.А., Шерстнев В.В., Яковлев В.П., Высокоточный метод расчета фазовых равновесинй расплав-твердое тело в системах А3В5 (на примере InGaAsSb). // Письма в ЖТФ,

1989, т. 15, В. 12, с.67-73.

9. Баранов А.Н., Гусейнов А.А., Литвак А.М., Попов А.А., Чарыков А.А., Шерстнев В.В., Яковлев Ю.П. Получение твердых растворов GalnAsSb, изопериодных с GaSb, вблизи границы области несмешиваемости. // Письма в ЖТФ. 1990, т.16, В.5, с.33-39.

10. Именков А.Н.,- Капранчик О.П., Литвак А.М., Попов А.А., Чарыков Л.А., Яковлев Ю.П. Длинноволновые светодиоды на основе GalnAsSb вблизи области несмешиваемости (2.4-2.6 мкм, Т=300 К). //Письма в ЖТФ. 1990, т.1б, В.24, с.19-24.

11. Баранов А.Н., Гусейнов А.А., Джуртанов Б.Е., Мирсагатов М.А., Фалеев Н.Н., Чернева Т.З., Яковлев Ю.П. Закономерности жидкостной эпотаксии изопериодных структур Ga, tInAs, ySb/GaSb.// Тезисы доклада VII Всесоюзной конференции по росту кристаллов. Москва. 1986, том.2, с.279-280.

12. Баранов А.Н., Джуртанов Б.Е., Лагунова Т.С., СштовскаяМ.А . Яковлев Ю.П. Электрические и фотоэлектрические свойства твердых растворов p-GalnAsSb. // ФТП.

1990, т.24, В.1, с.98-103.

13. Воронина Т.Н., Джуртанов Б.Е., Лагунова Т.С., Яковлев Ю.П. Поведегте примесей в твердых растворах p-GalnAsSb. // ФТП. 1991, т,25, В.2, с.283-286.

14. Баранов А.Н., Воронина Т.И., Дахно А.Н., Джуртанов Б.Е., Лагунова Т.С., Яковлев Ю.П. Кластерные образования в эпитаксиальных слоях твердых растворов p-Galn-AsSb, выращенных на подложках n-Gabb:Te. //Ф'ГП. 1990, т.24, В.5, с.1072-1078.

15. Воронина Т.И., Джуртаиов Б.Е., Лагунова Т.С., Яковлев Ю.П. Электрические свойства твердых раствороз GaAISl) и GaAlSbAs. // ФТП, 1994, т.28, B.il, с.2001-2006.

16. Баранов А.Н., ГусеГшсв A.A., Рогачев A.A., Титков А.Н., Чебан В.И., Якоалев Ю.П. Локализация электронов на гетерогранице второго типа. II Письма в ЖЭТФ. 1988, т.45, В.б, с.342-344.

17. Baranov A.N., Imenkov A.N., Mikhailova M.P., Rogachev A.A., Titkov A.N., Yako-vjev Yu.P. Staggered-Line up heterojunctioa in the system of GaSb-InAs. H Superlatt. and Micrcstr. 1990, p.375.

18. Баранов A.H., Джуртанов Б.Е., Именков A.H., Рогачев A.A., Шерняков Ю.М., Яковлев Ю.П. Квшпово-размеркый лазер с одиночным гетеропереходом. // Письма в ЖТФ. 1986, т. 12, В.11, с.664-668.

19. Баранов А.Н., Джуртанов Б.Е., Именков А.Н., Рогачев A.A., Шерняков Ю.М., Яковлев Ю.П. Генерация излучения в квантово-размерной структуре на одном гетеропереходе. // ФТП. 1986, т.20, В.12, с.2217-2221.

20. Баранов А.Н., Джуртанов Б.Е., Именков A.H., Тимченко И.Н., Яковлев Ю.П. Проявление самосогласованных квантово-размернмх ям в электролюминесцентных свойствах лазеров на основе GalnAsSb. // Письма в ЖТФ. 1987, т.13, В.9, с.517-523. 2t. Аверкиев Н.С., Баранов А.Н., Именков А.Н., Рогачев A.A., Яковлев Ю.П. Поляризация излучения в кваитово-размерком лазере на одном гетеропереходе. // Письма в ЖТФ. 1987, т.13, В.б, с.ЗЗ2-337.

22. Баранов А.Н., Джуртанов Б.Е., Именков А.Н., Лигвак А.М., Яковлев Ю.П. Влияние длины резонатора на электралюмииесцентные свойства лазеров на основе GalnAsSb. //Письма в ЖТФ. 1987, т.13, В.9, с.517-523.

23. Баранов А.Н., Данилова Т.Н., Джуртанов Б.Е., Именков А.Н., Ершов О.Г., Яковлев Ю.П. Спектры когерентного излучения полосковых лазеров на основе GalnAsSb. // ЖТФ. 1988, т.58, с.1623-1626.

24. Баранов А.Н., Данилова Т.Н., Джуртанов Б.Е, Именков А.Н., Литвак А.М., Уман-ский В.Е., Яковлев Ю.П. Генерация излучения в канальном зарощенном лазере на основе GalnAsSb/GaSb в непрерывном режиме (Т=20 С, 1=2.0 мкм). // Письма в ЖТФ. 1988, т. 14, В.8,с.

25. Баранов А.Н., Гребенщикова Е.А., Джуртанов Б.Е., Данилова Т.Н., Именков А.Н., Яковлев Ю.П. Длинноволновые лазеры на основе твердых растворов GalnAsSb вблизи границы несмешиваемости (1=2.5 мкм, Т=300 К). // Письма в ЖТФ. 1988, т. 14, В.20, с. 1839-1843.

26. Баранов А.Н., Данилова Т.Н., Ершов О.Г., Именков А.Н., Якоалев Ю.П. Влияние интерфейсной рекомбинации на пороговые характеристики лазеров. II Письма в ЖТФ. 199!, т.17, В 17, с.54-59.

«

27. Андаспаева A.A.. гельмонт БЛ., Зггря Г.Г., Именков А.Н., Яковлев Ю.П., Ястребов С.Г. Исследование температурной зависимости пороговой плотности тока ДГС лазеров на основе InGaAsSb. // ФТП. 1991., т.2.5, В.З, с.394-401.

28. Анндаспаева A.A., Именков А.Н., Колчанова И.М., Попов A.A., Яковлев 10.П. Эффективность излучательной рекомбинации в светодиодах с гетеропереходом N-GaSb/n-GalnAsSb. // Письма в ЖТФ, т.19, В.24, с.5-10.

29. Анндаспаева A.A., Гусейнов A.A., Баранов А.Н., Именков А.П., Литвак A.M., Филаретова Г.М., Яковлев Ю.П. Высокоэффективные светодиоды на основе InGaAsSb 0=2.0 мкм, h=4%, Т=300 К). /7 Письма в ЖТФ. 1989, т.14, В.9, с.845-849.

30. Андаспаева A.A., Баранов А.Н., Гусейнов A.A., Именков А.Н., Колчанова H.H., Сидоренкова Е.А., Яковлев Ю.П. Высокоэффективные светодиоды на основе InGaAsSb для спектрального диапазона 1.8-2.4 мкм. // Письма в ЖТФ. 1989, т. 15, В.18, с.71-75.

31. Андаспаева A.A., Баранов А.Н., Гусейнов A.A., Именков А.Н., Яковлев Ю.П. Светодиоды для спектрального диапазона 1.8-2.5 мкм. // Материалы I Всесоюзной конференции. Ленинград. 1989, с. 104-105.

32. Андаспаева A.A., Баранов А.Н., Гребенщикова Е.А., Гусейнов A.A., Именков А.Н., Рогачев A.A., ФиларетоваГ.М., Яковлев Ю.П. Спонтанная электролюминесценция в гетеропереходах II типа на основе InGaAsSb (1=2.5 мкм, Т=300 К). ФТП. 1989, т.23, В.8, с.1373-1377.

33. Андаспаева A.A., Баранов А.Н., Гусейнов A.A., Именков А.Н., Колчанова Н.М , Яковлев Ю.П. Природа спонтанной электролюминесценции в гетеросветодиодах на основе InGaAsSb дм спектрального диапазона 1.8-2.5 мкм.!! ФТП. 1990, т.24, В. 10, с,1708-1715.

34. Андаспаева A.A., Гусейнов A.A., Именков А.Н.,'Колчанова H.H., Яковлев Ю.П. Природа спонтанной электролюминесценции в гетеросветодиодах с квантовыми ямами на основе InGaAsSb. // Материалы конференции. Калуга. 1990, т.1, с.56-57.

35. Именков А.Н., Капранчик О.П., Литвак A.M., Попев A.A., Чарыков H.A., Яковлев Ю.П. Длинноволновые светодиоды на основе GalnAsSb вблизи области несмешиваемости (1=2.4-2.6 мкм, Т=300 К).// Письма в ЖТФ. 1990, т.16, В.24, с.19-24.

36. Колчанова H.H., Попов A.A., Яковлев Ю.П. Длинноволновое излучение (3.8 мкм) в светодиодах GalnAsSb/GaAlAsSb. // Письма в ЖТФ. 1992, т.18, В. 17, с.40-44.

37. Андреев И.А., Афраилов М.А., Баранов А.Н., Данильчекко В.Г., Михайлова М.П., Яковлев Ю.П. Фотодиоды на основе твердых растворов GalnAsSb/GaAlAsSb. // Письма в ЖТФ. 1986, т. 12, В.21, с.1311-1315.

38. Андреев И.А., Афраилов М.А., Баранов А.Н., Михайлова М.П., Мнрсагатов М.А., Конников С.Г., Уманский В.Е., Яковлев Ю.П. Сверхбыстродействующий p-i-ri-фото-диод на основе GalnAsSb для спектрального диапазона 1.5-2.3 мкм. //' Письма в ЖТФ. 1989, т.15, В.7, с.15-19.

39. Андреев И.А., Баранов А.Н., Мнрсагатов H.A., Михайлова М.П., Яковлев Ю.П. Лавинное умножение в фотодиодных сгруктурах на основе твердых растворов GalnAsSb. // Письма в ЖТФ. 1987, т.13, В 8, с.481-486.

40. Андреев И.А., Афраилов М.А., Баранов А.Н., Мирсагатов М.А., Михайлова М.П., Яковлев Ю.П. Лавинный фотодиод с разделенными областями поглощения и умножения на основе GalnAsSb/GaAlAsSb. // Письма в ЖТФ. 1988, т.14, В.11, с.986-991.

41. Андреев И.А., Баранов А.Н., Мирсагатов М.А., Михайлова М.П., Яковлев Ю.П. Особенности лавинного умножения фототека в диодных структурах на основе Galn-AsSb. // Полупроводники и гетеропереходы. изд."Валгус". Таллин. 1987, с.51.

42. Андреев И.А., Афраилов Ф.А., Баранов А.Н., Михайлова М.П., Марьинская Н.Н., Яковлев Ю.П. Малошумящий ЛФД с разделенными областями поглощения и умножения для спектрального диапазона 1.6-2.4 мкм. // Письма в ЖТФ. 1989, т.15, В.17, с.71-76.

43. Андреев И.А., Михайлова М.П., Мельников С.В., Сморчкова Ю.А., Яковлев Ю.П. Лавинное умножение и коэффициенты ионизации в GalnAsSb. // ФТП. 1991, т.25, В.8, с.1429-1435.

44. Андреев И.А., Баранов А.Н., Возкицкий М.В., Ермаков Б.А., Михайлова М.П., Сиренко Т.Н., Яковлев Ю.П. Малошумящие лавинные фотодиоды для регистрации лазерных сигналов области спектра 1.5-2.5 ыхм. // Оптико-механическая промышленность. 1991, В.7, с. 19-23.

45. A.N.Baranov, A.N.Imenkov, M.P.Mikhailova, Yu.P.Yakovlev Type II heterojunctions in GaSb-InAs solid solutions: physics and applications. // SPIE 1990, Vol. 1361, pp.675685..

46. A.N.Baranov, A.N.Imenkov, M.P.Mikhailova, A.A.Rogacbev, Yu.P.Yakovlev Lasers and avalanche photodiodes for IR fiber optic in the spectral range of 2-25 цт II SPIE 1989 Vol.1048, pp,188-194.

47. A.N.Baranov, A.N.Imenkov, M.P.Mikhailova, Yu.P.Yakovlev Semiconductor lasers and photodiodes for gas analysis in the spectral range 1.8-2.5 цт in book: Monitoring of gaseous pollutants by tunable diode lasers, Kluwer Academic Publisher. 1992,p.79-83.

48. A.N.Baranov, AJM.Imenkov, A.A.Popov, V.V.Sherstnev, Yu.P.Yakovlev. Tunable diode lasers based on quatenaiy Ш-V alloys in the spectral range of 2-4 цт for laseer spectroscopy applications. // Jour, de Phys. IV. 1994, Vol.4, pp.671-676.

СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1*. Лосев OJ3. Осцилирующие кристаллы. И Телеграфия и Телефония. 1923.18. с.61. 2*. Welker Н„ // Physica, 1954, 20, N11, р.893.

3*. Наследов Д.Н., Царенков Б.В. //Фотоэлемент из арсенида галлия. Тезисы доклада I Всесоюзного совещания по фотоэлектрическим и физическим явлениям в полупроводниках. Киев. 1957, с.86.

4*. Басов Н.Г., Крохин О.Н., Попов Ю.Н., Получение состояний с отрицательной температурой в р-п-переходах вырожденных полупроводников. // ЖЭТФ. 1961, т.40, с. 1879-1880.

5*. Наследов Д.Н., Рогачев А.А., Рывкин С.М., Царенков Б.В. // Рекомбинационное

излучение арсенида галлия. ФТТ. 1962, т.4, с. 1062-1065.

б*. Алферов Ж. И. Гетеропереходы в полупроводник ахУ/Автореферат докторской диссертации, 1970, ФТИ им. Иоффе.

7*. Алферов Ж.И., Андреев В.М., Корольков В.М., Портной БЛ., Третьяков Д.Н. Когерентное излучение в эпитаксиальных структурах с гетеропереходами в системе AlAs-GaAs. // ФТП. 1968, т.2, № 10, с.1545-1548.

8*. Алферов Ж.И., Андреев В.М., Гарбузов Д.З., Жиляев Ю.В., Портной ЕЛ., Трофим В.Г., Исследование влияния параметров гетероструктуры в системе AlAs-GaAs на пороговый ток лазеров и получение непрерывного режима генерации при комнатной температуре. //ФТП, 1970, т.4, с. 1826-1830.

9*. Коган JLM. Полупроводниковые светашучающие диоды, Москва, Энергоагомиздат, 1983. 10*. Техника оптической связи. Фотоприемники. Под ред. У. Тсанга, пер.с англ., М., Мир, 1988. 526 с.

11*. Долгинов J1.M., Дружинина JT.B., Елисеев П.Г., Лапшин А.Н., Мильвидский М.Г., Свердлов Б.Н. Инжекционный гетеролазер на основе четырехкомпонентного твердого раствора InGaAsSb // Квантовая электроника, т.5, № 3, 1978. 12*. Долгинов Л.М., Дружинина Л.В., Мильвидский М.Г., Мухитдинов М., Мусаев Э.С., Рожков В.М., Шевченко Е.Г. // Применение светодиодов на основе GalnAsSb для измерения влажности. Измерительная техника. 1981, В.6, с.29-31. 13*. Nelson Н.Е. Epitaxial growth from the liquid state and its application to the fabrication of tunnel and laser diodes. // RCA Rev. 1963, V.24, pp.603-615. 14*. Гореленгч A.T., Царенков Б.В. Способ получения р-п-переходов. // а.с. СССР № 196177. Изобретения, открытия... 1967, B.II, с.53.

15*. Андреев В.М., Долгинов Л.Н., Третьяков ДН. Жидкостная эпитаксия в технологии полупроводниковых приборов. М. Советское радио. 1975. 16*. Ilegems М., Parish М.В. Phase equilibria in Ш-V quaternary systems—application to Al-Ga-P-As // J.Phys. Chem. Sol. V.35, № 2, p.409-420.

17*. DeWinter, M.A.Pollack, A.K.Srivastava, J.L.Zyskind Liquid Phase Epitaxial Ga, In As, Sb lattice-matched to (100) GaSb//J. Electr.Mater. 1985, V.14, № 6.

1-Х x l-y у x ' 11

p.729-747.

18*. Dolginov L.M., Eliseev P.G., Lapshin A.N., Druzhinina L.V., Milvidski M.G. A study of phase equilibria and heterojunctions in Ga-In-As-Sb quaternary system. // J. Crystal Technic. 1978,V.13,№6,p.631-635.

19*. Kromer H., Griffiths G. Staggered-line-up heterojunctions as sources of tunable be-low-gap radiation: Operation principle and semiconductor selection. // IEEE. Electron device letters. 1983) Vol.EDL-4, №1, p.20-22.

20*. Nakao M., Yochida S. and Gonda S. Heterojunction band discontinuous of quaternary semiconductor alloys. //Solid State Communication. 1984, V.49, № 7, p.663-666. 21*. Чебан B.H. Рекомбинация носителей на гетерогранице П типа в системе GaSb-GalnAsSb. //Автореферат кандидатской диссертации. 1990, ФТИ им. Иоффе. 22*. Елисеев П.Г., Охотников О.Г., Пак Г.Т., By Ван Хык. Инжекционные лазеры //

M. Наука. 1983, с.89-117.

23*. Зегря Г.Г., В.А.Харченко ЖЭТФ, 1992, 101, 327.

24*. Кейси X., Паниш М. Лазеры на гетероструктурах. IIМ. Мир. 1981.

25*. Ohmor Y., Tarucha S., Notikoshi Y., Okamoto H. - Jap. J. // Appl. Phys. 1984, V.23,

N2 2, p.94-96.

26*. Царенков Б.В., Гладкий Б.И. // ФТП. 1969, т.З, В.7, с.1036-1038

27*. Константинов О.В., Перель В.И., Царенков Б.В. // ФТП. 1969, т.З, В.7, с.1039-

1041.

28*. Сапеап С., Srivastava А.К., Zyskind J.L., Burros С. A., Pollack M. A. Il Electron. Lett. 1986, V.22, N» 19., p.992-993.

29*. Баранов A.H., Джуртанов BJE., Именков A.H., Шернхков И.М., Яковлев Ю.П. Инжекционнын гетерсшазер с двухканальным вшшоводом (1=2 маем), работающий при комнатной температуре. // Письма в ЖТФ. 1986, т.12, В.9, с. 557-561. 30*. Акимова И.В., Бочкарев А.Э., Долпшов Л.М., Дракин А.Е., Дружинина Л.В., Елисеев П.Г., Свердлов Б.И., Скрипкин В.А. Инжекционные лазеры спектрального диапазона 2.0-2.4 мкм, работающие при комнатной температуре. // ЖТФ. 1988, т.58, В.4, с.701-707.

31*. France P.W., Garter S.F., Moore M.W. Ultimate realistic losses of Zr F based IR fibers // SPIE. 1986, M.618, p.51-57.

32*. Михайлова М.П., Рогачев A.A., Яссиевич И.Н. Ударная ионизация и Оже рекомбинация в InAs И ФТП. 1976, т. 10, В.8, с.1460-1468.

33*. Корольков В.И.,- Михайлова М.П. Лавинные фотодиоды на основе твердых растворов полупроводниковых соединений А3В5 . // ФТП. 1983, т.17, В.4, с.569-532. 34*. Susa N., Nakagome H., Ando N., Kanbe H. Characteristics of GalnAs/InP aval arche photodiodes with separated absorbtion and multiplication region. II IF.FF, J. of Quant. Electr. 1981, V.17, № 2, pp. 241-250.

35*. Гельмонт Б.А., Зегря Г.Г., Температурная зависимость пороговой плотности гока инжекционного гетеролазера// ФТП. 1991, т.25, В.11, с.1381-1386. 36*. Beattie A.R., Landsberg Р.Т. Auger effects in semiconductors// Proc. Roy. Soc., London. 1959, V.A249, p.16-29.

37*. Зегря Г.Г., В,А.Харченко. Новый механизм оже-рекомбинации неравновесных носителей тока в полупроводниковых гетероструктурах. ЖЭТФ, 1992, т.ЮО, В.1, с.432-447.

Отпечатано в типографии ПИЯФ РАН Зак.192, тир. 120, уч.-издл.2,2; 15.03.1995г. Бесшатно