Излучательные и безызлучательные переходы носителей заряда в полупроводниковых гетероструктурах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

о ъ

- Г. •• ' РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А.Ф.ИОФФЕ

На правах рукописи УЛК 537.311.33:536.21:534.01

ЗЕГРЯ Георгий Георгиевич

ИЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ И БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНЫЕ ПЕРЕХОДЫ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ

(01.04.10—физика полупроводников и диэлектриков)

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

СанкттПетербург 1995

Работа выполнена в Физико-техническом институте им. А.Ф.Иоффе РАН

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор В. Ф. Елесин, доктор физико-математических наук, профессор Л. Е. Воробьев, доктор физико-математических наук, профессор А. Я. Шик,

Ведущая организация: Физический институт им. П.Н.Лебедева

РАН.

Защита состоится " 1995 г. в {О* часов на за-

седании специализированного совета Д 003.23.02 при Физико-техническом институте им. А.Ф.Иоффе РАН по адресу: 194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул., Д. 26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФТИ им. А.Ф.Иоффе РАН.

Автореферат разослан

1995 г.

Ученый секрет.—>ь

специализированного совета Д 003.23.02 доктор физ.-мат. наук

Л.М.Сорокин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Полупроводниковые квантовые структуры—одиночные гетсробарьеры, квантовые ямы, сверхрешетки, квантовые точки—интенсивно исследуются в последние годы. Интерес к таким структурам, как с фундаментальной, так и с практической точки Зрения, связан с существованием в них ряда принципиально новых физических явлений, отсутствующих в однородных полупроводниках, причем большинство новых эффектов связано с пространственной локализацией носителей заряда в квантовых структурах пз-за существования гетеробаръероз.

. Наличие гетерограницы влияет не только на изменение энергии н волновых функций носителей в гетероструктурах, но, что принципиально важно, и па макроскопические свойства квантовых структур. Вопрос о влиянии взаимодействия носителей заряда с гете-рограпицами па макроскопические свойства гетероструктур до сих пор оставался открытым. Теоретическое исследование данной проблемы и ее решение является актуальной задачей физики полупроводниковых гетероструктур.

Весьма актуальным является вопрос о влияпии гетерограницы на процессы рекомбинации неравновесных носителей в квантовых структурах. При больших концентрациях носителей заряда (п ~ 1018 см"3) важны два процесса рекомбинации: излучательный процесс и безызлучательный—оже-процесс. Оже-процесс рекомбинации представляет &_боЙ двухчастичное электрон-электронное взаимодействие, в результате которого один из электронов реком-бинирует с дыркой, а другой электрон, поглощая энергию и импульс от электрон-дырочной пары, переходит в высоковозбужденное состояние. Наличие гетерограницы существенным образом влияет на электрон-электронное взаимодействие в квантовых структурах, н это воздействие имеет фундаментальный характер. Гетеро-грапица снимает ограничения, накладываемые на межэлектронные

процессы столкновения законами сохранения энергии и импульса, что приводит к появлению новых, беспороговых, каналов оже-ре-комбинации. Следует отметить, что в литературе до настоящего времени отсутствовала последовательная теория процессов безыз-лучательной оже-рекомбинации неравновесных носителей в полупроводниковых квантовых структурах с учетом их взаимодействия с гетерограницами.

Особое место занимают полупроводниковые квантовые структуры в современной опто- и микроэлектронике. На их основе были созданы, в частности, первые полупроводниковые лазеры, работающие при комнатной температуре.

Не менее актуальной проблемой является вопрос о влиянии ге-терограницы на пороговые характеристики полупроводниковых лазеров на квантовых структурах. Одной из основных характеристик полупроводниковых лазеров является пороговая плотность тока. Вклад в пороговый ток вносят главным образом два механизма рекомбинации: излучательпый и оже-процессы. Взаимодействие носителей заряда с гетерограницей существенно влияет на температурную зависимость скорости элементарных процессов рекомбинации. Скорость оже-рекомбипации в гетероструктурах является степенной функцией температуры, в то время как в однородном полупроводнике скорость Оже является экспоненциальной функцией температуры. До настоящего времени последовательной микроскопической теории температурной зависимости пороговой плотности тока для полупроводниковых гетеролазеров не существовало.

Целью настоящей работы является теоретическое Исследование новых излучательных и безызлучательных процессов рекомбинации неравновесныхносителейзарядавполупроводниковыхквап-товых структурах с учетом взаимодействия этих носителей с гетерограницами для решения ряда существующих проблем физики полупроводниковых гетероструктур, опто- и наноэлектроники, в частности выявление физических механизмов, ограничивающих работу длинноволновых лазеров при комнатной температуре.

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

—разработка теоретического метода для расчета скорости процес-

сов оже-рекомбинации в гетероструктурах;

—исследование механизма процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах I и II типов;

—построение из первых принципов микроскопической теории температурной зависимости пороговой плотности тока полупроводниковых лазеров на квантовых структурах.

Новое научное направление исследований, которое сформировалось в процессе выполнения диссертационной работы,—это излу-чательные и безызлучательяые переходы в квантовых структурах, обусловленные взаимодействием носителей заряда с гетерограни-цами.

Научная новизна работы заключается в следующем.

—Развит общий теоретический подход к анализу влияния гетеро-границы на излучательные и безызлучательные переходы носителей заряда в полупроводниковых квантовых структурах.

—Впервые предсказан новый механизм безызлучательноЙ оже-рекомбинации неравновесных носителей в полупроводниковых квантовых структурах, обусловленный взаимодействием носителей заряда с гетерограницами; скорость нового процесса является степенной функцией температуры, а не экспоненциальной, как в однородном полупроводнике.

—Впервые показано, что в гетероструктурах процесс электрон-электронного взаимодействия, сопровождающийся передачей большой энергии порядка ширины запрещенной зоны полупроводника, имеет дальнодействующий характер.

—Впервые построена теория иэлучательной и оже-рекомбинации неравновесных носителей заряда в гетероструктурах II типа с квантовыми ямами; предсказан механизм подавления процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа.

—Впервые показано, что при определенных значениях магнитного поля процесс оже-рекомбинации носителей заряда в однородном полупроводнике, помещенном п квантующее магнитное поле, является беспороговым. Показано, что скорость Оже, при определенных значениях магнитного поля, является степенной функцией температуры.

—Предсказапы два новых механизма поглощения светя свободны-

с

ми носителями заряда в гетероструктурах, обусловленные взаимодействием этих носителей с гетерогранидами.

—Предложена количественная теория механизма антистоксовско-го преобразования возбуждающего излучения в гетероструктурах II типа за счет процесса оже-рекомбинации.

—Впервые проведен теоретический анализ механизма электролюминесценции носителей заряда в одиночных изотиппых разъединенных р-р-гетеропер входах II типа.

—Впервые детально исследованы пороговые характеристики полупроводниковых лазеров на квантовых структурах с учетом взаимодействия носителей заряда с гетерограницами.

—Впервые, из первых принципов, получена зависимость пороговой плотности тока от температуры для полупроводниковых лазеров на квантовых структурах, излучающих в диапазоне длин волн от 0,8 до 4 мкм.

Все представленные к защите научные результаты получены впервые.

Практическое значение диссертационной работы определяется необходимостью детального исследования принципиально новых механизмов рекомбинации в полупроводниковых квантовых структурах, обусловленных взаимодействием носителей заряда с гетерограницами, и возможйостью использования полученных результатов для исследования времен жизни неравновесных носителей в полупроводниковых гетероструктурах при высоких уровнях инжек-ции, а также необходимостью анализа электрических и оптических характеристик ггтеролазеров вблизи порога генерации. Проведен-пый теоретический анализ процессов рекомбинации носителей в гетероструктурах II типа может служить основой для практйческо-го создания длинноволновых лазеров (А > 4 мкм), работающих при комнатной температуре.

Аналитические выражения, полученные для скорости излуча-тельной и оже-рекомбинацй и как функции параметров квантовых ям (ширины квантовой ямы и высоты гетеробарьеров), позволяют оптимизировать лазерную структуру с целью понижения порогового тока и повышения внутреннего квантового выхода.

Достоверность полученных в диссертации основных результатов

теоретических исследований подтверждается строгой постановкой задачи, выбором адекватных теоретических моделей и методов ее решения, ясной физической трактовкой основных результатов и выводов, согласием качественных результатов с точным численным расчетом, согласием с результатами экспериментальных работ.

Основные положения, выносимые на защиту

1. Предложен новый теоретический подход для расчета скорости процессов безызлучательной оже-рекомбинации в полупроводниковых гетероструктурах.

2. В полупроводниковых гетероструктурах существует новый беспороговый механизм безызлучательной оже-рекомбинадии, обусловленный взаимодействием носителей заряда с гетерограница-ми. Скорость нового оже-процесса является степенной функцией температуры, в то время как в однородном полупроводнике скорость Оже зависит от температуры экспоненциальным образом.

3. Влияние гетерограницы на электрон-электронное взаимодействие в гетероструктурах носит фундаментальный характер. Гете-рограница снимает ограничения, накладываемые законами сохранения энергии-импульса на межалектронные процессы столкновения, что приводит к эффективному дальнодействию при кулопов-ском взаимодействии электронов.

4. Механизм оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа принципиально отличается от механизма оже-рекомбинации в гетероструктурах I типа. Оже-продесс реализуется по двум каналам: 1) электрон из зоны проводимости туннелирует сквозь гетеробарьер и рекомбинирует с дыркой в квантовой яме (канал Е); 2) дырка из валентной зоны туннелирует сквозь гетеробарьер и рекомбинирует с электроном в квантовой яме (канал Н). Вклад в матричный элемент оже-перехода от двух каналов Е и Н одного порядка, но разного знака. При этом имеет место деструктивная интерференция двух каналов рекомбинации Е и Н, что приводит к дополнительной малости в матричном элементе оже-перехода.

5. В гетероструктурах II типа с квантовыми ямами при определенном соотношении между параметрами квантовых ям скорость оже-рекомбинации имеет резкий минимум. Эффективное подавлю-

ние процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа связано с короткодействующим характером кулоновского взаимодействия электронов, участвующих в процессе рекомбинации.

6. В однородных полупроводниках в присутствии квантующего магнитного поля процесс оже-рекомбинации является беспороговым при определенных значениях магнитного поля. При этом скорость оже-рекомбинации зависит от температуры степенным образом, а пе экспоненциальным, как в отсутствие магнитного поля.

7. В одиночных изотипных гетеропереходах II типа, например p-InAs/p-GalnAsSb, при приложении к узкозонному полупроводнику InAs "обратного смещения" возникает двумерный канал (2D)-электропов со стороны узкозонного полупроводника. Электроны инжектируются в 2Б-канал резонансным образом с акцепторных уровней р-InAs. В этих условиях становится возможной туннельная излучательная рекомбинация электронов и дырок, локализованных по разные стороны от гетерограницы, при этом скорость излуча-тельной рекомбинации сравнима со скоростью излучательной рекомбинации в гетероструктурах I типа.

8. В полупроводниковых гетеролазерах, излучающих в диапазоне-длин волн Л ~ 1мкм, пороговая плотность тока является степенной функцией температуры, а не экспоненциальной, как ранее предполагалось. В лазерах на квантовых ямах пороговая плотность тока является степенной функцией температуры в любом диапазоне длин волн. Лля длинноволнового лазера {Л > Змкм) на квантовых ямах пороговый ток является немонотонной функцией ширины квантовой ямы. В лазерах на квантовых ямах II типа имеет место подавление .дока оже-рекомбинации.

Апробация работы. Материалы диссертации до к л а дыв а.пи с ь~и обсуждались па IV Всесоюзной конференции "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах" (Минск, 1986); XIII и XIV Совещаниях по теории полупроводников (Ереван, 1987; Донецк, 1989); Nanostructures: Physics and Technology, International Symposium (St.-Petersburg, 1994, 1995); International Semiconductor Device Research Symposium (Sharlottesville, USA, 1993); 16th Pekar International Conference on Theorv of Seiniconductors (Douetsk-Odessa, 1991); Photonics West Technical Conferences, Symposium on Lasers

and Applications (San Jose, USA, 1995); International Semiconductor Conference (CAS) (Sinaia, Romania, 1995), invited paper; Seventh International Conference on Modulated Semiconductor Structures (Madrid, Spain, 1995); X Feofilov Symposium on Spectroscopy of Crystals Activated by Rare-Earth and Transitional Ions (St.-Petersburg, Russia, 1995).

Публикации. По теме диссертации опубликовано 32 работы (в том числе одно учебное пособие), список которых приводится в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, семи глав, заключения, приложений и библиографии 115 наименований. Работа содержит 250 страниц, включая 32 рисунка 0 библиографию.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении кратко обосновываются целесообразность, актуальность, практическая ценность проведенных в диссертационной работе исследований, их научная новизна и перечисляются основные положения, которые выносятся на защиту.

Глава I диссертации посвящена теории туннелирования дырок сквозь одиночный гетеробарьер конечной толщины.

В первом параграфе кратко описывается модель Кейна для полупроводниковых гетероструктур. Используя уравнения Кейна, выводятся граничные условия для компонент волновых функций электронов, легких и тяжелых дырок. В следующем параграфе получены выражения для коэффициентов взаимной трансформации легких и тяжелых дырок при их взаимодействии с гетерограницей. В рамках модели Кейна детально исследуется задача о туннели-роваяии дырок сквозь одиночный гетеробарьер конечной толщины d. Обычно считается, что падающая на гетеробарьер дырка просачивается сквозь него туннельным образом, причем коэффициент туннельной прозрачности зависит от толщины гетеробарьера экспоненциально. Однако в полупроводниках со сложной валентной зоной механизм туннелирования дырок может быть принципиалу.но иным.

В гетероструктурах с кейновским законом дисперсии сущс'<"Г"у-ют пограничные состояния с эффективной массой, большей m;i.o"î,>

легких и меньшей массы тяжелых дырок. Полюс коэффициентов взаимной трансформации дырок отвечает связанным, т. е. пограничным, состояниям, локализованным в области гетероперехода. Найден закон дисперсии для пограничных состояний, а также время их распада (время жизни). Процесс распада пограничных состояний обусловлен их трансформацией в тяжелые дырки, удаляющиеся от гетерограницы. Показано, что падающая на гетеробарьер тяжелая дырка захватывается на пограничные состояния и при определенных условиях туннелирует сквозь гетеробарьер резонансным образом. Условие резонансного туннелирования заключается в следующем. Пограничные состояния имеют конечное время жизни, поэтому падающая на Гетеробарьер дырка захватывается на пограничные состояния в течение конечного времени, равного времени •жизни пограничного состояния. Далее, захваченная на пограничное состояние дырка либо туннелирует сквозь барьер, либо превращается в тяжелую дырку при соблюдении закона сохранения импульса. Если время жизни пограничного состояния больше времени туннелирования дырки через гетеробарьер толщиной (¿, то тяжелая дырка успевает лротуннелировать и коэффициент туннельной прозрачности равен единице. Следовательно, при данном соотношении времен жизни процесс туннелирования тяжелых дырок является резонансным. При обратном соотношении времен жизни коэффициент туннельной прозрачности зависит от <1 экспоненциально. Показано, что при выполнении условия резонансного туннелирования дырок коэффициент прозрачности |7ы,|2 имеет два максимума и един минимум (в максимуме |7ы,|2 = 1) при определенных значениях продольного импульса д (ось X перпендикулярна гетерогранице, а импульс _7_п;ц>аллрлен оси 2). Такое поведение |Тьь|2 как функции ц соответствует тому случаю, когда два пограничиых состояния (на грани^ ц.чх х -- 0 и х = </) испытывают сильное туннельное расщепление. Следовательно, два максимума коэффициента прозрачности соот-вегствуют симметричной и антисимметричной компонентам пограничных состояний, локализованных на этих двух границах. При изменении энергии три экстремума (Ты,!2 сближаются и сливаются в один максимум, равный единице (точный резонанс).

Исследовано влияние спин-орбитального взаимодействия на

процесс резонансного туннелирования дырок сквозь одиночный гетеробарьер. Показало, что при большой константе спин-орбитального взаимодействия Д условия резонансного туннелирования дырок сквозь одиночный гетеробарьер являются более жесткими, чем в случае Д = 0.

Глава II диссертации посвящена теоретическому исследованию процессов безызлучательной рекомбинации в одиночной гетеро-структуре с учетом взаимодействия носителей заряда с гетерогра-ницей. Речь идет о следующем процессе: в результате кулонояско-го взаимодействия один из электронов рекомбинирует с дыркой, а другой электрон, поглощая энергию и импульс от рекомбиниру-ющей электрон-дырочной пары, переходит в высоковозбужденное состояние—оже-процесс.

Постановка такой задачи о влиянии гетерограницы на процесс оже-рекомбинации непосредственно вытекает из апализа большого количества экспериментальных результатов. При анализе экспериментальных результатов оказалось, что скорость оже-рекомбинации в гетероструктурах имеет совершенно иную зависимость от температуры и от параметров полупроводника, чем в однородном полупроводчике. В однородном полупроводнике, как известно, скорость оже-рекомбинации й является экспоненциальной функцией температуры, О <х ехр( —сош1 /Т).

В данной главе подробно исследовано влияние гетерограницы на процесс безызлучательной рекомбинации неравновесных носителей в полупроводниковых гетероструктурах. Показано, что наличие гетерограницы качественно влияет не только па энергии и волновые функции носителей в гетероструктурах, но и па макроскопические свойства таких структур. Наличие гетерограницы существенным образом влияет на электрон-электронно« взаимодействие в гетероструктурах, и это воздействие имеет фундамента лт, ный характер. Гетерограница снимает ограничения, накладывав мыв на межэлектронные процессы столкновения зпкоипми солра нения энергии-импульса, что приводит к появлению беспорогопых. слабо зависящих от температуры каналов оже-рекомбинации.

Нами обнаружен и исследован новый механизм оже-р^комбини ции. Скорость пового беспорогового процесса кмр«т <-юи'-ик по п

нисямость от температуры. Данный оже-процесс является доминирующим каналом рекомбинации неравновесных носителей в гетеро-отруктурах микронных и меньших размеров при низких температурах.

Качественные особенности пового процесса оже-рекомбинации заключаются в следующем.

1. Ограничения на процессы оже-рекомбинации, связанные с законом сохранения импульса, снимаются, если хотя бы одна из квазичастиц находится вблизи гетерограницы или в области подба-рьерного движения. Волновая функция квазичастиц в этой области представляет собой волновой пакет с различными значениями ква-зиимпульс.а, среди которых имеются импульсы, соответствующие копечному импульсу возбужденного оже-электрона.

2. Передача энергии быстрому оже-электрону от рекомбиниру-ющей электрон-дырочной пары имеет резонансный характер. Импульс, необходимый для перехода в конечное высоковозбужденное состояние, электрон получает от взаимодействия с гетерограницей, но не от взаимодействия с другим электроном. При этом в матричном элементе отсутствует закон сохранения импульса для компоненты, перпендикулярной гетерогранице, и, как следствие, скорость оже-перехода не имеет экспоненциальной температурной зависимости, обычной для однородного полупроводника.

3. Выброс быстрых оже-электронов происходит преимущественно в направлен! и оси, перпендикулярной гетерогранице, т. е. оси максимальной пространственной неоднородности в системе. Электроны выбрасываются над барьером в направлении, перпендикулярном гетерогранице, в узком интервале углов А& ~ (Т/Ед)11г <С 1.

Во втором параграфе главыЛ-решаются уравнения Кейна для волновых функций электронов и дырок с учетом граничных условий. В следующем параграфе проводится классификация процессов оже-рекомбинации в присутствии гетерограницы. Матричный элемент оже-перехода распадается на две принципиально различные части:

М„ = кг + к2 - к3 - к4) + М™6(41 + - Чз ~ 44).' (1) Здесь к,- = (¿¿„я,)—квазиимпульсы частиц, уча(.тв>ющих в нроцес-

се оже-рекомбинации; ось X направлена перпендикулярно гетеро-границе. Первое слагаемое в (1) содержит закон сохранения полного квазиимпульса частиц, как и в случае однородного полупроводника. Второе слагаемое в (1) учитывает взаимодействие носителей тока с гетерограницей и не сс держит закона сохранения для компоненты квазиимпульса, перпендикулярной гетерогранице.

Полученный результат имеет простой физический смысл. В однородном полупроводнике' следствием требований законов сохранения энергии и импульса являются: а) большие импульсы, переданные при кулоновском взаимодействии электропов, д ~ (2тсЕд)г/2/Н — где тс—эффективная масса электрона; Ед— ширина запрещенной зоны полупроводника; Л—постоянная Планка; б) существенно непрямой в к—пространстве переход электрона из начального в конечное высоковозбужденное состояние; в) пороговая (экспоненциальная) зависимость скорости оже-рекомбинации от температуры.

Для гетеробарьера отсутствие закона сохранения поперечной (вдоль оси X) компоненты квазиимпульса частиц приводит: а) к эффективному кулоновскому дальнодействию между электронами, участвующими в процессе оже-рекомбинации; характерные импульсы, переданные при кулоновском взаимодействии, порядка тепловых импульсов, дт « (2тсТ)1^2/Ь\ б) к беспороговому характеру процесса оже-рекомбинации, скорость которого является степенной функцией температуры; в) к резонансному оже-переходу электрона из начального в высоковозбужденное состояние, поскольку импульс, необходимый для перехода из начального состояния в конечное, электрон получает от взаимодействия с гетерограницей.

В четвертом параграфе вычисляется скорость порогового процесса оже-рекомбинации. Показано, что учет непараболичности спектра носителей является принципиально важпым при вычислении скорости оже-рекомбинации. Для порогового канала оже-рекомбинации учет непараболичности спектра приводи! к увеличению показателя экспоненты в два раза.

В следующем параграфе исследуется рол«, кужиючскот о д;ин, нодействия в формировании нового бегнорогоного ьпиплп икс рекомбинации. Основной вклад н мшричный ■•}л«*м>чм Лжчт

слагаемые, содержащие милые значения импульса, передаваемого при кулоловском взаимодействии. Именно эти слагаемые содержат да ль но действующую часть кулоновского взаимодействия, так что квадрат модуля матричного элемента пропорционален

|М«В|2 «Р^-к/.Г4- (2)

Здесь ка и к/.—квазиимпульсы электрона и дырки. Напомним, что А*2 и к/, порядка тепловых импульсов. Дальнодействие в кулоновском матричном элементе (2) для случая высокой концентрации электронов ограничивается экранированием, что может быть учтено введением радиуса экранирования г0 в |А/ДВ|2: |кг — к/,|~4 —»

{|к2-кЛ|2 + Г-2}-2.

Таким образом, для нового механизма оже-рекомбинации существенную роль играет область значений квазиимпульсов порядка тепловых. В результате, скорость оже-рекомбинации приобретает слабую, степенную, зависимость от температуры, С? ос Т (напомним, что для порогового процесса <7 ос ехр(— сопэЬ/Т}).

■ Отсутствие пороговой экспоненциальной температурной зависимости в скорости нового процесса оже-рекомбинации, как уже отмечалось, есть следствие снятия ограничений, накладываемых законом сохранения импульса, т. е. взаимодействия носителей тока с гетерограницей.

Важным результатом является зависимость скорости нового канала оже-рекомбинации от высоты гетеробарьера для электронов V?: О ос К- Полученный результат свидетельствует о том, что новый процесс оже-рекомбинации формируется благодаря взаимодействию носителей тока с гетерограницей.

В последнем лараграфе насто5ЧШ.ей-главы апализируются_усло-_

пня, при которых беслороговый механизм оже-рекомбинации преобладает над пороговым процессом для различных полупроводниковых гетероструктур.

Основной результат, полученный в данной главе, состоит в следующем: показано, что в полупроводниковых гетероструктурах существует нопый, беснороговый, канал оже-рекомбинации, механизм которого принципиально отличается от механизма Оже в однородном полупроводнике. Скорость нового процесса является стелен-

ной функцией температуры, а не экспоненциальной, как в однородном полупроводнике. Этот результат есть следствие того, что в гетероструктурах процесс электрон-электронного взаимодействия, сопровождающийся передачей большой энергии порядка ширины запрещенной зоны, имеет дальиодействующий характер. Новый канал оже-рекомбинации обнаружен экспериментально.

Глава III посвящена теоретическому исследованию процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах I типа с квантовыми ямами. Главная цель состоит в исследовании механизма процесса оже-рекомбинации в квантовых ямах и зависимости скорости оже-рекомбинации от параметров квантовой ямы: ширины квантовой ямы а и высоты гетеробарьеров для электронов Vc и дырок Va.

Вначале на основе уравнений Кейна выписываются волновые функции носителей для гетероструктуры с квантовой ямой, причем для дырок это делается с учетом взаимной трансформации легких и тяжелых дырок при взаимодействии с гетерограницей. Из уравнений Кейна получены граничные условия для волновых функций электронов и дырок в квантовой яме. Проводится качественный анализ механизма оже-рекомбинации в квантовых ямах. Матричный элемент электроп-электронного взаимодействия не содержит закона сохранения для компоненты квазиимпульса, перпендикулярной гетерограпице. Следовательно, основной вклад в кулоновский матричный элемент дают малые переданные импульсы порядка тепловых импульсов частиц. Показано, что при вычислении матричного элемента оже-перехода принципиально учитывать взаимную трансформацию легких и тяжелых дырок при их взаимодействии с гетерограницей. Другой важный результат состоит в следующем. Матричный элемент оже-перехода складывается из трех частей: части, отвечающей квантовой яме, и двух частей, отвечающих области подбарьерного движения частиц. При этом интеграл перекрытия 1ц электрона в начальном состоянии "1" и конечном состоянии "4" также складывается из трех областей: двух областей подбарьерного движения электрона (х < —о и х > 0) и области квантовой ямы (—а < х < 0) (где а—ширина квантовой ямы). При сложепии вкладов от этих трех областей оказывается, что вклады от подбарьерных областей и области кваптовой ямы компенсиру-

ют друг друга. При этом результирующий интеграл перекрытия уменьшается в меру выполнения соотношения (3Ус + У„)/Ед <'1, где Ус и V,,—глубина квантовых ям для электронов и дырок.

В следующем параграфе вычисляется скорость оже-рекомбина-ции для СНСС процесса, когда сталкиваются два электрона; в результате, один из них рекомбинирует с дыркой, а другой электрон переходит в высоковозбужденное состояние соответствующей области сплошного спектра. Показано, что скорость оже-рекомбинации содержит степенную зависимость от температуры, а не экспоненциальную, как в случае однородного полупроводника. Следовательно, в квантовой.яме процесс оже-рекомбинации также является беспороговым.

Один из важных результатов состоит в том, что скорость оже-рекомбинации является немонотонной функцией ширины квантовой ямы а; при некотором значении а скорость Оже имеет максимум. Немонотонная зависимость скорости Оже от а связана с немонотонной зависимостью от а интеграла перекрытия начального и конечного состояний электрона 1и, так как данный интеграл вычисляется для состояний электронов разной четности. (Напомним, что в симметричной квантовой яме волновые функции частиц являются либо четными, либо нечетными функциями координат).

В конце главы дается детальный анализ зависимости скорости оже-рекомбйнации от параметров квантовой ямы: ее ширины и высоты гетеробарьеров для электронов Ус и дырок К,. Показано, что при изменении указанных выше параметров величина скорости Оже существенно меняется.

.Основные результаты данной главы. Показано, что: а)вгетеро-

структурах I типа с квантовыми ямами процессоже-рекомбипации-является беспороговым; б) основной вклад в кулоновский матричный элемент дают малые переданные импульсы порядка тепловых; в) скорость оже-рекомбинации является степенной функцией температуры; г) скорость Оже является немонотонной функцией ширины квантовой ямы; д) скорость Оже существенно зависит от высоты гетеробарьеров для электронов и дырок и при (\гс, К) —* О £? —» 0.

Глава IV диссертации посвящена теории оже-рекомбинации неравновесных носителей в гетероструктурах II типа. Интерес к гете-

роструктурам II типа связан с существованием в них новых физических процессов, отсутствующих в гетероструктурах I типа. Гетеро-структуры II типа имеют следующие отличительные особенности: 1) разрывы зоны проводимости Ус и валентной зоны V» направлены в одну сторону и имеют разные знают: Ус > 0, Уи = —¡К,! < О (для гетероструктур I типа V» > 0); 2) в отличие от гетероструктур I типа электроны и дырки пространственно разделены, так что их рекомбинация возможна лишь'при взаимном туннелировании сквозь гетеробарьер. В гетероструктурах II типа важны два канала оже-рекомбинации: (1) оже-процесс с участием двух электронов и одной дырки (СНСС-процесс); 2) оже-процесс с участием электрона и дырки с переходом второй дырки в спин-отщепленную зопу (СННЭ-процесс). В работе исследуется лишь СНСС-процесс, так как он является доминирующим процессом в реальных гетероструктурах.

В гетероструктурах II типа СНСС-процесс реализуется по двум каналам: 1) электрон туннелирует сквозь гетеробарьер и рекомби-нирует с дыркой в квантовой яме (канал Е); 2) дырка туннелирует сквозь гетеробарьер и рекомбинирует с электроном в квантовой яме (канал Н). Вклады в матричный элемент от этих двух каналов одного порядка, благодаря взаимной трансформации легких и тяжелых дырок при их взаимодействии с гетерограницей. Оказывается, что основной вклад в процесс излучательной рекомбинации вносится каналом Е.

Во втором параграфе выписаны волновые функции для пространственно разделенных электронов и дырок с учетом взаимной трансформации легких и тяжелых дырок при взаимодействии с гетерограницей.

Следующий параграф посвящен вычислению матричного элемента оже-перехода. К~к и в случае гетероструктур I типа, матричный элемент оже- перехода распадается на две части:

М = ММ + мЩ. (3)

Здесь ММ и —вклады в матричный элемент, соответствующие малым (д ~ и большим (д ~ С}) импульсам, передпппым при куло-новском взаимодействии электронов. В гетероструктурах И тина я отличие от гетероструктур I типа, наряду с дальиодейстлу ютой чп

стью матричного элемента кулоновского взаимодействия отвечающей малым переданным импульсам, необходимо учитывать и короткодействующую часть М(-2), которая отвечает большим переданным импульсам.

В работе М*1) и М^ вычисляются отдельно. Следует отметить, что матричный элемент отвечающий малым переданным импульсам, как и в случае квантовых ям I типа, пропорционален (ЗК + У„)/Ед. Однако для гетероструктур II типа У„ = —< О и, следовательно, М^ ос (ЗК — |К|)/Ед может быть близким к нулю при условии, что ЗУС = Следовательно, в зависимости от соотношения между параметрами гетероструктуры вклад в матрич-пый элемент кулоновского взаимодействия вносится как дальнодей-ствующей частьютале и короткодействующей частью, отвечающей большим переданным импульсам. В следующем пункте данного параграфа подробно описывается вычисление М®.

В следующем параграфе вычисляется скорость оже-рекомбина-идоР с учетом вкладов от М^ и М^. Как и в случае квантовых ям I типа, скорость оже-рекомбинации существенно зависит от параметров квантовых ям и от температуры, причем от температуры скорость Оже зависит степенным образом.

Однако при исследовании зависимости скорости оже-рекомби-нации от высоты гетеробарьеров для гетероструктур II типа эта зависимость оказалась принципиально иной, чем в случае гетероструктур I типа.

В четвертом параграфе проводится анализ зависимости скорости оже-рекомбинации от параметров гетероструктуры 7С и .Показано, что скорость оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа зависит от отношения К/|К| немонотонным образом. При Ус/~ 1/3 скорость Оже имеет минимум, причем скорость в минимуме отличается от скорости оже-рекомбинации при <~ 1 примерно на порядок.

Такое эффективное подавление процесса оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа получено впервые. Отметим, что эффективное подавление процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа связано с характером кулоновского взаимодействия при оже-лереходе. При одних условиях (|К| < К) кулоновское взаимо-

действие между электронами в основном имеет характер эффективного дальнодействия (малые переданные импульсы) и приводит к большой величине скорости оже-рекомбинации. При других условиях (ЗК « ¡Ю) кулоновское взаимодействие между электронами имеет преимущественно короткодействующий характер (большие переданные импульсы), что приводит к резкому уменьшению скорости оже-рекомбинации. В этом же параграфе проанализированы преимущества гетероструктур II типа над гетероструктурами I типа при создании оптоэлектронных приборов с улучшенными характеристиками: только в гетероструктурах II типа внутренний квантовый выход излучения имеет резкий максимум при УС/\У0\ ~ 1/3.

Основной результат настоящей главы: впервые предсказан механизм подавления процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа с квантовыми ямами. Подавление процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа обнаружено экспериментально.

Глава V диссертации посвящена теоретическому исследованию влияния магнитного поля на процессы оже-рекомбинации в полупроводниках. Аналогично случаю квантовой ямы, энергия электрона, отвечающая финитному .движению в плоскости, перпендикулярной магнитному полю, квантуется. В первом параграфе рассматривается матричный элемент оже-перехода электрона в присутствии квантующего магнитного поля. Предполагается, что в начальном состоянии электроны находятся на нулевом уровне Ландау. В результате кулоновского взаимодействия один из электронов реком-бинируёт с дыркой, а другой электрон, получая энергию от ре-комбинирующей электрон-дырочной пары, переходит на высоковозбужденный уровень Ландау п3 я» 2Ед/Ни>С1 где изс—циклотронная частота электрона. При вычислении скорости данного процесса оже-рекомбинации необходимо учитывать непараболичность спектра для высоковозбужденного электрона. Если не учитывать непараболичность, то минимальное значение Пз оказывается в два раза меньшим. Показано, что интегралы перекрытия частиц, вычисленные для реальной модели Кейна, существеннно зависят от напряженности магнитного поля Н. Точное вычисление интегралов перекрытия необходимо для анализа зависимости скорости оже-

рекомбинации от магнитного поля.

В следующих двух параграфах исследуется скорость оже-рекомбинации в квантующем магнитном поле и влияние квантования Ландау на процесс оже-рекомбивации. Анализ зависимости скорости оже-рекомбинации от магнитного поля позволяет сделать принципиально важные выводы.

1. Скорость оже-рекомбинации не содержит экспоненциальной (пороговой) зависимости от температуры, и следовательно, отношение С(Н,Т)/0(0,Т) ос ехр {Еа/Т) экспоненциально велико (6(0, Т)— скорость оже-рекомбинации в отсутствие магнитного поля, Е<л—ее пороговая энергия).

2. Значение скорости оже-рекомбинации в максимуме растет с ростом магнитного поля экспоненциально, как ехр[— (2ЕЯ/Кис)]п2].

3. Скорость 0(Н, Т) является сильно осциллирующей функцией магнитного поля.

Таким образом, наличие в полупроводнике магнитного поля приводит к снятию порога для оже-процесса; переход электрона из начального состояния в конечное является при определенном значении поля резонансным и не требует изменения квазиимпульса. Итак, аналогично случаю наличия гетерограницы, в квантующем магнитном поле процесс оже-рекомбинации является беспороговым, а скорость такого процесса в отличие от случая без магнитного поля экспоненциально велика. В этой же главе исследуется влияние процессов оже-рекомбинации на спектры излучения узкощелевых полупроводников при низких температурах в квантующем магнитном поле.

Сравнение этой теории с экспериментальными данными по из-лученшоузкощелевыхполупроводниковвприсутствииквантующе^ го магнитного поля позволяет качественно объяспить все осцилляции в спектре излучения, возникающие при увеличении магнитного поля.

Итак, основной результат главы следующий: в однородном полупроводнике, помещенном в квантующее магнитное поле, благодаря квантованию спектра посителей, процесс оже-рекомбинации при определенных условиях является беспороговым, а скорость Оже— степенной функцией температуры.

Глава. VI посвящена теоретическому исследованию влияния взаимодействия носителей заряда с гетерограницей на оптические переходы в гетероструктурах.

В первом параграфе исследуется новый канал поглощения света свободными носителями в полупроводпиховых гетероструктурах. Рассматривается поглощение света, поляризованного в плоскости гетерограницы. Показано, что такое поглощение возможно без участия третьей частицы (кроме электрона и фотона), если учитывать вклад в волновую функцию электронов от состояний валентной зоны. В рамках модели Кейна это означает учет непараболичности в кейновском гамильтониане. Матричный элемент для такого процесса поглощения пропорционален высоте тетеробарьера для электронов. Следовательно, предложенный в работе механизм внутризон-ного поглощения света принциниально связап со взаимодействием электронов и гетерограницы. Показано, что новый механизм поглощения света свободными носителями при определенных условиях может преобладать над механизмом поглощения с участием фоно-нов.

Во втором параграфе исследуется новый механизм внутризоя-пого поглощения света за счет электрон-электронных столкновений. Такой механизм поглощения света может быть эффективным в гетероструктурах с большой концентрацией электронов п, так как доля поглощения света гетерограницей пропорциональна п2. Данный механизм внутризонного поглощения света в существенной степени • базируется на отсутствии закона сохранения для поперечной компоненты квазиимпульса частиц; процесс поглощения аналогичен оже-процессу, с тем отличием, что переход электрона из начального состояния в конечное сопровождается поглощением кванта света Ьш.

В третьем параграфе данной главы предложены два новых механизма резонансного возбуждения /-/-люминесценции в полупроводниках. Первый механизм—это возбуждение /-/-люминесценции в квантовых ямах. Суть данного процесса заключается в следующем. Как правило, /-/-люминесценция возбуждается благодаря оже-пр'оцессу: электрон полупроводника, рекомбинируя с дыркой, может за счет кулоновского взаимодействия возбуждать /-электрон примесного центра. Обычно энергия возбуждения /-электрона

Е(х ф Ед, причем для широкого класса полупроводников Ед < Е[х. Однако в полупроводнике с квантовой ямой аффективная ширина запрещенной зоны Ед > Ед. Важно, что Ед зависит от ширины квантовой ямы а. Поэтому, меняя а, можно достичь условия резонансного оже-возбуждения /-электрона, Ед — Е(х. Процесс возбуждения примесей редкоземельных элементов в этом случае может быть более эффективным, чем в однородном полупроводнике." Показано, что скорость возбуждения /-электрона в квантовой яме на порядок выше, чем в однородном полупроводнике.

Второй механизм связан с влиянием: квантующего магнитного поля на процесс кулоновского возбуждения /-электронов редкоземельных примесей. Благодаря квантованию ^Ландау, эффективная ширина запрещенной зоны полупроводника Ед зависит от магнитного поля ЯиЕг> Ед. Для полупроводников, у которых Ед меньше энергии возбуждения /-электрона Е£х, возможно резонансное оже-возбуждепие /-электрона, если поместить примесный полупроводник в кваптующее магнитное ноле. Тогда при некотором значении магнитного поля Я мы имеем Ед{Н) = Е(х. Следовательно, куло-новское возбуждение /-электрона за счет рекомбинации электрон-дырочной пары полупроводника является резонансным. Скорость оже-возбуждения /-электрона в резонансе оказывается на несколько порядков большей, чем в отсутствие магнитного поля.

В четвертом параграфе исследуется механизм аптистоксовского преобразования частоты возбуждающего излучения в гетерострук-турах II, благодаря оже-возбуждению дырок. В гетероструктурах II типа эффективная ширина запрещенной зоны, т. е. расстоя-. ние по энергии между электронами и дырками, меньше Е^1 обо-

-их-полудроводликов._Квантом._св_ета Ли < можно возбудить

электрон-дырочные пары. Далее, в результате процесса оже-реком-бинации возможен выброс оже-дырок в «-полупроводник через ге-теробарьер, причем компонента квазиимпульса дырки, перпендикулярная гетерогранице, существенно больше продольной компоненты, кх/Щ| « (Ед/Т)х1. В результате, возбужденные оже-дырки рекомбинируют с электронами в га-полупроводнике, излучая квант света Ьй и Ед > Ни. Такой механизм аптистоксовского преобразования частоты возбуждающего излучения за счет оже-возбуждения

дырок обнаружен экспериментально.

Пятый параграф посвящен теории излучательной рекомбинации в гетероструктурах II типа с квантовыми ямами.

Для сравнения процессов рекомбинации в гетероструктурах I и II типов проведено исследование механизма излучательной рекомбинации в гетероструктурах II типа. Показано, что излучательпая рекомбинация в гетероструктурах II типа так же эффективна, как и в гетероструктурах I типа. Анализ показал, что в спонтанном излучении преобладает поляризация волпы, вектор электрического поля которой лежит в плоскости гетерограиицы. Кроме того, показано, что в гетероструктурах II типа основной вклад в процесс излучательной рекомбинации вносится лишь каналом Е. Также показано, что скорость излучательной рекомбинации К практически не зависит от толщины квантовой ямы. При тех же значениях высоты гетеробарьеров Ус и ¡У„\, когда скорость оже-рекомбинации имеет минимум, а именно когда 314 « скорость излучательной рекомбинации Я является монотопной функцией Ус и |Ц,|. Следовательно, при ЗК « отношение Я/С имеет резкий максимум. Проводится сравнение скорости излучательной рекомбипации в гетероструктурах I и II типов. Оказывается, что при одних и тех же параметрах гетероструктур скорости излучательной рекомбинации одного порядка в обеих структурах.

В последнем, шестом, параграфе шестой главы рассмотрен новый механизм электролюминесценции в одиночных изотиппых гетероструктурах II типа рТпАз/р-СаЬаАвЭЬ при приложении обратного смещения ("-" на узкозонном полупроводнике р-1пАв). При обратном смещении в такой гетероструктуре возникает двумерный канал электронов (2Э) со стороны узкозонного полупроводника р-1пАб. Электроны инжектируются в 20-канал резонансным образом с акцепторных уровпей р-1пАз. Со стороны широкозонного полупроводника возникает 20-канал для дырок, так что электроны и дырки находятся по разные стороны от гетерограиицы.

Теоретический анализ показал, что квантовая яма для электронов является достаточпо узкой и глубокой. В такой квантовой яме имеется больше двух уровней размерного кваптования. При увеличении внешнего напряжения квазиурооень Ферми вначале пере-

секает первый уровень размерного квантования, а потом—второй уровень. При этом происходит заселение уровней электронами. Далее имеет место туннельная излучательная рекомбинация пространственно разделенных неравновесных электронов и дырок. В результате, спектр излучения состоит из двух узких линий, интенсивность которых зависит от внешнего напряжения. Скорость туннельной излучательной рекомбинации 20-электронов с 2D-дырками оказывается сравнимой со скоростью излучг.тельной рекомбинации в гетороструктурах I типа.

Теоретический анализ механизма элекролюминесценции в такой /»-р-гетероструктуре хорошо согласуется с экспериментальными данными.

Глава VII посвящена теоретическому исследованию пороговых характеристик полупроводниковых гетеролазеров.

В первых двух параграфах исследуются пороговые характеристики полупроводниковых инжекционных лазеров с одним гетеропереходом. Основная задача, которая решается в этих параграфах, — это нахождение связи концентрации носителей заряда и плотности тока инжекции па дороге инверсии и на пороге генерации лазера. В условиях сильной инжекции электрон-дырочная плазма в узкозонной п-области гетероперехода, прилегающей к широкозонной р-области, квазинейтральна: п = р, где п и р—концентрации электро-' нов и дырок. Неоднородное распределение концентрации электронов и дырок вблизи гетерограницы приводит к координатной зависимости мнимой части диэлектрической проницаемости е"(х). При инверсной заселенности вблизи гетерограницы образуется область, в которой s"(x) < 0. В этой области носители создают "яму" протяженностью к"17^бкалйзуят,емхамым-с>лектромагнитное-поле-волнь1_ в пределах этой ямы. Показано, что характерная длина локализации поля к"1 мала по сравнению с характерной длиной изменения концентрации носителей xq. При типичных значениях параметров i егероструктур (GaAs/AIGaAs) к"'1 « 7 • 10 5 см, а j-ц « 2.(> • 10 "'см.

Используя неравенство к'1 <С £о, мы решаем уравнения Максвелла для ТЕ- и 7'Л/-поляризации электромагнитной волны. Покачано, что при определенных условиях возможно выполнение нера-iK-HCiBíi/í" > 0, где А" - мнимая часть волнового вектора ^лектромаг-

нитной волны. Используя условие генерации излучения, получено уравнение, связывающее концентрацию и плотность тока па пороге генерации. Второе уравнение, связывающее концентрацию и плотность тока, получено при решении уравнения непрерывности для электронов и дырок. В результате решения двух указанных уравнений найдены пороговая концентрация пщ и пороговая плотность тока Ун. Для лазера на основе СаАя при комнатпой температуре

~ 9,8кА/см2 и щи ~ 2,88 • 10,8см_3. Значения, полученные для и Яц, хорошо согласуются с экспериментальными данными.

Следующие четыре параграфа лосвящевы теоретическому исследованию температурной зависимости пороговой плотности тока .7(Л лазеров на основе двойной гетероструктуры (ДГС). Известно, что пороговый ток является одной из наиболее важных характеристик полупроводниковых лазеров. До настоящего времени в литературе для описания экспериментальной зависимости Уц от температуры принят эмпирический закон

МТ) ос ехр(Т/Г0). (4)

Здесь характерная температура То-ра.зиая для разных полупровод пиков; кроме того, То зависит от температуры Т. Таким образом. То вообще не имеет физического смысла, а зависимость типа (4) не имеет места ни при каких условиях, и вопрос о зависимости ./</, от температуры остается открытым.

Цель настоящего раздела—получить аналитическую зависимость пороговой плотности тока от температуры из первых принципов, используя основные соотношения для полупроводникового инжекциовного лазера.

Вначале исследуется зависимость концентрации неравповесных носителей от температуры вблизи порога инверсии и вблизи порога генерации лазера. Получено, что для кпазинейтральной электрон-дырочной плазмы вблизи порога генерации отношение квазиуровня Ферми электронов Рс к температуре Т есть величина постоянная, причем эта константа зависит только от отношения эффективных масс электронов и дырок. Отсюда следует, что концентрация электронов (дырок) на пороге генерации зависит от температуры степенным образом (п,ц ос Т3/2). Далее, зная зависимость концентрации

от температуры, мы нос л слопали аналитическую зависимость пороговой плотности тока 7,/, от температуры для трех типов лазерных ДГС-структур: (а) ОаЛ^/СаМЛя (Ед к 1,42эВ); (б) СаЗЬ/СаЬАвБЬ {Ед и 0,бэВ) и (п) 1пАя/1пА*8ЬР (Е^ « 0,38эВ). Показано, что для структуры (а) пороговый ток определяется, главным образом, скоростью излучательной рекомбинации. Получено, что ос Т3'2. Такая зависимость от температуры подтверждена экспериментально. Для ДГС-структуры (б) нри высоких температурах порядка комнатной Jt^l определяется скоростью оже-рокомбинации; в этом случае У», ос Т®!2. Для длинноволнового лазера, созданного на основе структуры (в), пороговый ток при Т > 77К имеет более сложную зависимость от температуры, так как для этой структуры важны два канала оже-рекомбинации: оже-рекомбинация с возбуждением электрона (СНСС-процесс) и оже-рекомбинация с возбуждением дырки в во-зону (СШ15-процесс). Полученные в работе теоретические результаты тщательно сравнивались с экспериментальными данными. Получено очень хорошее качественное и количественное согласие.

В шестом параграфе исследуются особенности температурной зависимости пороговой плотности тока ДГС-лазеров на основе Са1иАвЯЬ с тонкой активной областью. Показано, что в лазерах с тонкой активной областью <8С 1 мкм) вклад в пороговый ток, кроме излучательиого процесса и порогового одке-процесса. вносит также и беспороговый канал оже-рекомбинации, предсказанный в главе II. Подробно исследована зависимость пороговой плотности тока от температуры в широком интервале значений (от 77 до 320К). Рассчитан парциальный вклад каждого механизма рекомбинации в -пеличииу-порошвой-плот1юсти_тока._Показаио. что с уменьшением толщины активной области основной вклад в пороговый ток вносят дна канала рекомбинации: излучательный канал и новый беспороговый ожс-канал. Проведено сравнение теоретических результатов с '-экспериментальными данными. Получено хорошее согласие теории с экспериментом.

Г> седьмом параграфе данной главы исследуется природа длин-ночолнового сдвига края усиления в ДГС-лазерах. Показано, что в прпмплоиных полупроводниках возможен мехаитм генерации и )лу-

чения с энергией кванта, меньшей ширины запрещенной зоны, в котором участвуют оптические фопоны. Генерация излучения с участием равновесных оптических фононов возможна при мепыпем токе инжекции, чем генерация излучения с энергией кванта порядки или больше ширины запрещенной зоны полупроводника.

В восьмом параграфе исследуется природа поляризации излучения ДГС лазеров на основе InAsSb/InAsSbP. Экспериментально показано, что и в спонтанном, и в лазерном режимах излучение имеет преимущественно TM-поляризацию. Для объяснения экспериментальных результатов исследуются межзонные оптические переходы, обусловленные взаимодействием носителей заряда с ге-терограницей. Показано, что оптические переходы вблизи гетеро-границы являются непрямыми в ^-пространстве, а высокая степень TM-поляризации излучения связана со взаимной трансформацией легких и тяжелых дырок при их взаимодействии с гетерограницей.

Используя результаты вычислений скорости оже-рекомбинации из главы III, в девятом параграфе подробно исследуются пороговые характеристики гетеролазеров на квантовых ямах. Показано, что пороговый ток гетеролазера на квантовых ямах изменяется с температурой по степенному закону. (Напомним, что в литературе для квантовых ям используется эмпирическая зависимость порогового тока от температуры типа (4), Jth ос exp('i'/7'o)).

Выли исследованы пороговые характеристики лазеров на квантовых ямах с учетом новых каналов оже-рекомбинации, рассмотренных выше (глава III).

Показано, что для длинноволновых гетеролазеров (А > 2мкм) пороговая плотность тока является немонотонной функцией ширины квантовой ямы а. Немонотонная зависимость Jth от а наблюдается на опыте.

Кроме того, показано, что пороговый ток лазера па квантовых ямах также зависит от глубины квантовой ямы для электронов и дырок. Обсуждаются основные физические процессы, которые ограничивают работу длинноволновых лазеров при высоких температурах. Показано, что, благодаря процессу оже-рекомбинации, происходит делокализация электронов в квантовой яме. В результате, i <';',ко возрастает ток утечки, а следовательно и пороговая плот-

ность тока.

В последнем, десятом, параграфе седьмой главы исследованы пороговые характеристики туннельно-инжекционного лазера на основе одиночного гетероперехода II типа р-СаЫАзБЬ/рТпАз. Выполнен расчет плотности тока туннельной излучательной рекомбинации. Показано, что при низких температурах Г < 77 К основной вклад в величину пороговой плотности тока вносит излучательный ток. При Т > 77 К вклад в пороговый ток вносит и процесс оже-рекомбинации. В такой лазерной структуре имеет место частичное подавление процесса оже-рекомбинации, что и наблюдается на опыте. Исследована зависимость порогового тока от температуры. Показано, что пороговая плотность тока туннельно-инжекционного лазера зависит от температуры степенным образом.

Теоретические результаты качественно согласуются с экспериментальными данными.

Некоторые громоздкие выражения и формулы вынесены в Приложения.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Исследован процесс туннелирования дырок сквозь одиночный гетеробарьер конечной толщины. Продемонстрирована возможность резонансного туннелирования дырок сквозь одиночный гетеробарьер. Получены условия для резонансного туннелирова-иия.

2. Предложен теоретический подход для расчета скорости процессов бсзызлучательной оже-рекомбинации в полупроводниковых тсггероструктурах с квантовыми ямами^В-основу-расяеталолшкены.

теория позмущепий и модель Кейна для полупроводниковых гетеро-структур.

3. Впервые исследован новый беспороговый механизм оже-рекомбинации в полупроводниковых гетероструктурах, обусловленный взаимодействием носителей заряда с гетерограницей. Показано, что скорость нового оже-процесса является степенной функцией температуры, а не экспоненциальной, как в однородном полупроводнике. Недавно этот процесс оже-рекомбинации обнаружен

экспериментально.

4. Показано, что в гетероструктурах процесс электрон-электронного взаимодействия, сопровождающийся передачей большой энергии порядка ширины зайрещепной зоны полупроводника, имеет дальнодействующий характер; импульс, переданный при ку-лоновском взаимодействии частиц, порядка их тепловых импульсов.

5. Проведен расчет скорости оже-рекомбинации в гетероструктурах с квантовыми ямами. Показано, что скорость оже-рекомбинации В гетероструктурах I типа с квантовыми ямами является немонотонной функцией ширины квантовой ямы.

6. Построена теория рекомбипации носителей заряда в гетероструктурах II типа с квантовыми ямами. Показано, что в гетероструктурах II типа вклад в скорость оже-рекомбинации вносят как дальподействующая часть матричного элемента кулоновского взаимодействия (малые переданные импульсы), так и его короткодействующая часть (большие переданные импульсы). Впервые исследован механизм подавления процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа. Механизм подавления оже-рекомбинации подтвержден экспериментально.

7. Исследован процесс оже-рекомбинации носителей заряда в однородном полупроводнике в присутствии квантующего магнитного поля. Показано, что в квантующем магнитном поле, благодаря квантованию спектра носителей, процесс оже-рекомбинации является беспороговым, а оже-скорость—степенной функцией температуры.

8. Исследован новый механизм внутризонного поглощения излучения в полупроводниковых гетероструктурах с учетом электрон-электронного взаимодействия. Показано, что коэффициент поглощения является квадратичной функцией концентрации носителей.

9. Исследованы особенности мехапизма электролюминесценции носителей заряда в одиночном изотипиои р-р-гетеропереходе II типа. Изучены условия возникновения двумерного канала для электронов в р-р-гетероструктуре. Показано, что скорость туннельной излучателыюй рекомбинации сравнима со скоростью прямой из-лучательной рекомбинации. Полученный результат согласуется с экспериментом.

10. Исследован механизм антистоксовского преобразования частоты возбуждающего излучения в гетероструктурах II типа за счет процесса оже-рекомб'инации. Показано, что оже-возбуждение дырок через гетеробарьер с последующей их рекомбинацией с электронами в п-п-полупроводнике является достаточно эффективным. Теоретические результаты хорошо согласуются с экспериментальными данными.

11. Исследованы два новых механизма резонансного возбуждения /-/-излучения в полупроводниках. Показано, что пространственная локализация носителей в квантовой яме или в квантующем магнитном поле приводит к существенному усилению процесса оже-возбуждения /-электрона примесного атома электрон-дырочной парой полупроводника.

12. Исследован механизм поглощения света свободными носителями в гетероструктурах, учитывая их взаимодействие с гетеро-границей. Показано, что коэффициент поглощения существенным образом зависит от высоты гетеробарьера.

13. Построена электромагнитная теория' полупроводникового инжекционного лазера с одним гетеропереходом. Показано, что вблизи порога генерации концентрация носителей заряда зависит от тока инжекции нелинейным образом.

14. Впервые получена аналитическая зависимость пороговой плотности тока от температуры для полупроводниковых лазеров на двойном гетеропереходе, излучающих в широком диапазоне длин волн. Показано, что пороговый ток зависит от температуры степенным образом. Теоретический результат качественно и количественно согласуется с экспериментальными данными.

15. Исследованы пороговые характеристики полупроводниковых гстеролазеров на квантовых ямах. Получена аналитическая зависимость пороговой плотности тока от ширины квантовой ямы и от высоты гетеробарьеров для электронов и дырок. Показано, что пороговый ток длинноволновых лазеров является немонотонной функцией ширины квантовой ямы.

1С, Исследована возможность существенного увеличения внутреннего кнантового выхода, излучения и понижения порогового то-' к я длиннонолноных лазеров на основе гетеропереходов II тииа при

высоких температурах. Показано, что при некотором соотношении между параметрами квантовой ямы (высотами гетеробарьеров для электронов и дырок) внутренний квантовый выход имеет максимум, а пороговый ток—минимум.

17. Предложена качественная теория тунпельно-ипжекционного лазера па одиночном изотиппом р-р-гетеропереходе II типа. Показано, что пороговая плотность тока такого лазера зависит от температуры степенным образом. В такой лазерной структуре имеет место подавление процессов оже-рекомбинации, а следовательно, уменьшение тока Оже по сравнению с гетероструктурами I типа. Полученные результаты находятся в хорошем согласии с экспериментом.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ДИССЕРТАЦИИ

1. Гельмонт Б. Л., Елюхип В. А., Зегря Г. Г., Портной Е. Л. Эбаноидзе М. К. Пороговые характеристики инжекционного лазера с одним слабо легированным гетеропереходом // ФТП, 1986, т. 20, с. 2061-2964.

2. Гельмонт Б. Л., Елюхин В. А., Зегря Г. Г., Портной Е. Л., Эбаноидзе М. К. Пороговые характеристики инжекционного лазера с одним слабо легированным гетеропереходом // Тезисы докладов IV Всесоюзной конференций "Физические процессы в полупроводниковых гетероструктурах"(Минск, 1986, ч. II), с. 238-239.

3. Гельмонт Б. Л., Зегря Г. Г. Электромагнитная теория инжекционного лазера с одним гетеропереходом //Тезисы докладов XIII Всесоюзного совещания по теории полупроводников (Ереван, 1987), с. 93.

4. Гельмонт Б. Л., Зегря Г. Г. Электромагнитная теория инжекционного лазера с одним гетеропереходом // ФТП, 1988, т. 22, с. 1381-1386.

5. Гельмонт Б. Л., Зегря Г. Г. Основы зонной теории полупроводников (часть I) // Препринт ФТИ N 1330 (Ленинград, 1989), 61 с.

6. Гельмонт Б. Л., Зегря Г. Г. Основы теории полупроводников (часть II) // Препринт ФТИ N 1331 (Ленинград, 1989), 42 с.

7. Зегря Г. Г., Сурис Р. А. Резонансное туннелирование дырок в гетероструктурах // Тезисы докладов XIV Всесоюзного (Пекаров-ского) совещания по теории полупроводников (Донецк, 1989), с. 3.

8. Гельмонт Б. JI., Зегря Г. Г. Температурная зависимость пороговой плотности тока инжекционного гетеролазера // ФТП, 1991, т. 25, с. 2019-2023.

9. Андаспаева А. А., Баранов А. Н., Гельмонт Б. JI., Джурта-нов П. Е., Зегря Г. Г., Именков А. Н., Яковлев Ю. П., Ястребов С. Г. Исследование температурной зависимости пороговой плотности тока ДГС-лазеров на основе GalnAsSb // ФТП, 1991, т. 25, с. 394-401.

10. Зегря Г. Г., Харченко В. А. Новый механизм оже-рекомбинации неравновесных носителей тока в полупроводниковых . етероструктурах // ЖЭТФ, 1992, т. 101, с. 327-343.

11. Suris R. A., Zegrya G. G. Resonant hole tunneling through a single Ueterobarrier in semiconductor heterostructures // Semicond. Sci. Teclmol., 1992, v. 7, p. 347-351.

12. Айдаралиев M. Ш., Зегря Г. Г., Зотова Н. В., Карандашев С.А., Матвеев Б. А., Стусь Н. М., Талалакин Г. Н. Природа температурной зависимости пороговой плотности тока длинноволновых лазеров па оспове ДГС InAsSbP/InAs и InAsSbP/InAsSb // ФТП, 1992, т. 26, с. 246-256.

13. Зегря Г. Г., Паршин Д. А., Шабаев А. Р. Длинноволновый сдвиг края усиления в полупроводниковых гетеролазерах // ФТТ, 1992, т. 34, с. 1224-1230.

14. Zegrya G. G. A novel mechanism of light absorption on free charge carriers in semiconductor quantum structures // International Semiconductor Device Research Symposium (Charlottesville, USA, 1993), p. 635-638.

15. Zegrya G. G., Mikhailov M. Yu. Effect of heteroboundary on the indirect optical transitions in semiconductor quantum structures // Nanostructures: Physics and Technology, International Symposium (St.Petersburg, 1994), p. 100.

16. Андреев А. Д., Зегря Г. Г. Теория оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа // Abstracts, 16th Pekar International Conference on Theory of Semiconductors (Donetsk-Odessa, 1994), p. 27.

17. Андреев А. Д., Зегря Г. Г. Беспороговый механизм оже-рекомбинации в полупроводниках в квантующем магнитном поле // ЖЭТФ, 1994, т. 105, с. 1005-1016.

18. Zegrya G. G., Voisin P., Nelson D. К., Starukhin A. N., Titkov A. N. N on-threshold mechanism of Auger hole excitation in a heteroboundary of type II // Nanostructuies: Physics and Technology, International Symposium (St.Petersburg, 1994), p. 101-104..

19. Зегря Г. Г., Мастеров В. Ф. Механизм увеличения интенсивности /-/-люминесценции в полупроводниках // ФТП, 1995, т. 29, с. 1893-1905.

20. Андреев А. Д., Зегря Г. Г. Механизм подавления процессов оже-рекомбинации в гетероструктурах II типа // Письма в ЖЭТФ, 1995, т. 67, с. 749-755.

21. Zegrya G. G., Andreev A. D., Gun'ko N. A., Prolushkina Е. V. Calculation of QW-laser threshold currents in terms of new channels of non-radiative Auger recombination // Proc. SPIE, 1995, v. 2399, p. 307316.

22. Михайлова M. П., Зегря Г. Г.. Моисеев К. Д., Тимченко М. Н., Яковлев Ю. П. Обнаружение электролюминесценции локализованных носителей в одиночных разъединенных гетеропереходах II типа p-GalnAsSb/p-InAs // ФТП, 1995, т. 29, с. 687-696.

23. Mikhailova М. P., Zegrya G. G., Moiseev К. D., Timchenko I. N., Andreev I. A., Yakovlev Yu. P. Elecroluminescence of confined carriers in type II broken-gap p-GalnAsSb/p-InAs single heterojunction // Proc.' SPIE, 1995, v. 2397, p. 166-169.

24. Данилова Т. H., Ершов О. Г., Зегря Г. Г., Именков А. Н., Степанов М. В., Шерстнев В. В., Яковлев Ю. П. Поляризация излучения ДГС-лазеров на основе InAsSb/InAsSbP // ФТП, 1995, т. 29, с. 1604-1610.

25. Zegrya G. G., Andreev A. D. Theory of the excess carrier recombination processes in heterostructures of type II // Nanostructures: Physics and Technology, International Symposium (St.-Petersburg, Russia, 26-30 June, 1995), p. 163-166.

26. Зегря Г. Г., Гунько Н. А., Именков А. Н., Фролуппсина Е. В., Яковлев Ю.П. Особенности температурной зависимости пороговой плотности тока ДГС-лазеров на основе GalnAsSb с тонкой активной

областью // ФТП, 1995, т. 29, в. 12, с. 2218-2227.

27. Zegrya G. G., Andreev A. D. Theory of the excess carrier recombination processes in heterostructures of type II //International Semiconductor Conference (CAS) (11-14 October, 1995, Sinaia, Romania), CAS'95 Proceedings, p. 253-256.

28. Zegrya G. G., Andreev A. D. Suppression mechanism of Auger recombination processes in type-11 heterostructures / / Appl. Phys. Lett., 1995, v. 67(18), p. 2681-2683.

29. Mikhailova M. P., Zegrya G. G., Moiseev K. D., Yakovlev Yu. P. Interface electroluminesence of confined carriers in type II broken-gap p-GalnAsSb/p-InAs single heterojunction. Seventh International Conference on Modulated Semiconductor Structures (10-14 July, 1995, Madrki, Spain), Workbook II, p. 1004-1014.

30. Zegrya G. G., Masterov V. F. Two novel mechanisms of /-/-luminesence resonance excitation in semiconductors // X Feofflov Symposium on Spectroscopy of Crystals Activated by Rare-Earth and Transitional Ions (2-8 July, 1995, St.-Petersburg, Russia), Abstracts, p. 5657.

31. Yakovlev Yu. P., Moiseev K. D., Mikhailova M. P., Ershov O. G., Zegrya G. G. Tunnel-injection laser based on type II broken-gap pGalnAsSb/p-InAs single heterojunction. Nanostructures: Physics and Technology, International Symposium (St.-Petersburg, Russia, 26-30 June, 1995), p. 329-331.

32. Зегря Г. Г., Апдреев А. Д. Теория рекомбинации перавпо-весных носителей в гетероструктурах II типа // ЖЭТФ, 1996, т. 108, в. 2, с.

Отпечатано на ротапрннте П11ЯФ

Зак. 512, тир. 100, уч.-тд-л. 1,7; 13/Х1-1995г. Бесплатно