Photoluminescence of GaS-GaSe heterostructures upon twoand three-photon excitation by laser radiation.pdf Введение При изготовлении оптоэлектронных приборов на основе полупроводниковых слоев с переменной величиной запрещенной зоны Eg весьма существенным является знание таких характеристик, как состав и соответственно величина Eg, толщина слоев, концентрация глубоких и мелких примесей, определяющих характер рекомбинационных процессов и, следовательно, эффективность реализуемых структур. Применительно к таким структурам для определения состава или величины Eg отдельных слоев наиболее распространенными в настоящее время методами являются рентгеноспектральный микроанализ, позволяющий производить наиболее локальные измерения состава, а также методы, основанные на регистрации фотолюминесценции слоев структуры с использованием послойного стравливания, изготовления косого шлифа или скола структуры с последующим однофотонным возбуждением фотолюминесценции [1, 2], энергетическое положение которой связывают с величиной Eg. Перечисленные методы обладают существенными недостатками, заключающимися в нарушении целостности образцов, требовании их тщательной подготовки и значительных затрат времени на проведение измерений. Известно, что при воздействии на полупроводники лазерного излучения с ħω < Eg из-за малости коэффициентов многофотонного поглощения возможно создание значительной концентрации электронно-дырочных пар в больших объемах вещества. Исследование рекомбинационного излучения, возникающего при таком способе создания неравновесных носителей, представляет значительный интерес ввиду того, что люминесценция в этом случае идет из всего объема полупроводника и поверхностные явления не сказываются на наблюдаемых закономерностях [3]. Эта особенность многофотонного поглощения может служить основным методом исследования многослойных полупроводниковых эпитаксиальных гетероструктур. Кристаллы GaS и GaSe являются удобными объектами для проведения такого рода исследований. Сульфид галлия имеет ширину непрямой запрещенной зоны Eg = 2.53 эВ при Т = 300 К [4, 5], поэтому излучение 2-й гармоники Nd:YAG-лазера (ħω = 2.34 эВ) должно приводить к двухфотонному, а излучение 1-й гармоники неодимового лазера (ħω = 1.17 эВ) - к трехфотонному поглощению. В отличие от GaS, кристаллы GaSe являются прямозонными полупроводниками с шириной запрещенной зоны ~ Eg = 2.02 эВ, поэтому возбуждение 1-й гармоникой неодимового лазера может привести к двухфотонному поглощению [6, 7]. Следует отметить, что ранее нами в кристаллах GaS было обнаружено рекомбинационное излучение при двухфотонном возбуждении светом рубинового лазера (ħω = 1.79 эВ) [8]. Исследование излучения в GaS показало, что в спектре присутствует весьма сильная линия излучения, связанная с оптическим переходом на краю непрямого перехода. Наличие эффективного квантового выхода излучения в указанной области спектра позволяло надеяться на обнаружение излучательной рекомбинации при трехфотонной накачке. Рекомбинационное излучение, возникающее в кристаллах GaSe при двухфотонном возбуждении неодимовым лазером, нами было интерпретировано экситонными переходами у края фундаментального поглощения. В данной работе экспериментально исследовалась фотолюминесценция гетероструктур GaS-GaSe при двух- и трехфотонном возбуждении лазерным излучением. 1. Методика эксперимента Слоистые кристаллы GaSе и GaS были получены методом Бриджмена. Гетероструктура GaS-GaSe получалась путем дискретного испарения в вакууме кристаллов GaSe и GaS на подложку из InSe. Следует отметить, что кристаллы InSe, так же как GaSe и GaS, являются слоистыми полупроводниками и обладают естественной зеркальной поверхностью. Кроме того, спектр излучения InSe расположен в ближней ИК-области и находится далеко от области излучения GaSe и GaS, которые имеют люминесценцию в видимой области спектра. В качестве источника излучения использовался импульсный Nd:YAG-лазер со встроенными генераторами 2-й и 3-й гармоник, предназначенный для генерации излучения с длиной волны 1064, 532 и 335 нм. Длительность лазерного импульса составляла 10 нс с максимальной мощностью ~ 12 МВт/см2. Интенсивность излучения изменялась при помощи калиброванных нейтральных световых фильтров. С помощью линзы падающий лазерный луч фокусировался на поверхность образца с диаметром пятна ~ 2.0 мм. В случае, когда состав эпитаксиальных слоев изменяется таким образом, что величина Eg возрастает от подложки к поверхности, рекомбинационное излучение многофотонным возбуждением выходит из образца через широкозонные слои без поглощения. Спектры оптического поглощения и люминесценции гетероструктуры GaS-GaSe исследовались с использованием автоматического монохроматора M833 с двойной дисперсией (спектральное разрешение ~ 0.024 нм на длине волны 600 нм), с компьютерным управлением и детектором, регистрирующим излучение в диапазоне длин волн 350-2000 нм. Методика эксперимента аналогична описанной в работе [9]. 2. Экспериментальные результаты и их обсуждение На рис. 1, а представлен спектр поглощения кристаллов GaS при 300 К. Как видно из рисунка, спектр охватывает длины волн от 400 до 1100 нм. Начиная от длины волны 600 нм в сторону коротких длин волн наблюдается заметное увеличение поглощения. Учитывая, что GaS является полупроводником с непрямой запрещенной зоной, из зависимости определена ширина запрещенной зоны исследованных образцов, которая оказалась равной Eg = 2.53 эВ (рис. 1, б). Аналогичные исследования, проводимые с тонкими пленками GaSe, показали, что ширина запрещенной зоны составляет Eg = 2.02 эВ (рис. 2, а, б). Рис. 1. Спектр поглощения GaS (а); зависимость (б) На рис. 3 представлены спектры излучения гетероструктуры GaS-GaSe при возбуждении 2-й гармоникой Nd:YAG-лазера (ħω = 2.34 эВ). Как видно из рисунка, в спектрах люминесценции гетероструктуры GaS-GaSe наблюдаются четыре максимума с длинами волн 415, 490, 607 и 760 нм. Так как энергия лазерного излучения меньше, чем ширина запрещенной зоны GaS (ħω < Eg), можно утверждать, что линии излучения с максимумами 415 и 490 нм обусловлены двухфотонным возбуждением. Наиболее длинноволновые максимумы 607 и 760 нм связаны с однофотонным возбуждением, поскольку энергия лазерного излучения больше, чем ширина запрещенной зоны GaSе (ħω > Eg). Сравнение спектров поглощения GaSe со спектрами люминесценции позволяет предположить, что рекомбинационное излучение, обнаруженное в GaSe при однофотонном возбуждении с максимумом λ = 607 нм, обусловлено краевым излучением зона - зона, а излучение с максимумом λ = 760 нм связано с глубокими примесными уровнями. Рис. 2. Спектр поглощения GaSе (а); зависимость (б) Следует отметить, что интенсивная линия излучения с длиной волны 490 нм (ħω = 2.53 эВ) связана с непрямыми переходами на краю фундаментального поглощения. Об этом также свидетельствуют данные, полученные нами из спектра поглощения GaS. Слабая высокоэнергетическая линия излучения с энергией ħω = 3.00 эВ обусловлена прямыми оптическими переходами [4]. Рис. 3. Спектр излучения гетероструктуры GaS-GaSe при возбуждении 2-й гармоникой Nd:YAG-лазера (ħω = 2.34 эВ) Как видно из рис. 3, интенсивность линий излучения в GaS, связанных с непрямыми оптическими переходами, на один порядок превышает интенсивность линий излучения, связанных с прямыми оптическими переходами. На наш взгляд, это обусловлено процессом самопоглощения, часто встречающимся в полупроводниках с непрямыми запрещенными зонами [10]. GaS - полупроводник с непрямой запрещенной зоной. Однако его зона проводимости имеет прямую долину, расположенную на 0.07 эВ выше дна самой низкой долины. Можно, возбуждая электроны в обе долины, получить таким образом прямую и непрямую излучательную рекомбинацию. Несмотря на то, что электроны будут быстро релаксировать к наинизшим энергиям, т.е. в непрямую долину, и несмотря на сильное поглощение фотонов с высокой энергией при прямых переходах, в очень тонких образцах можно обнаружить некоторую долю высокоэнергетического излучения, особенно при лазерном возбуждении. Наблюдение прямых переходов при таких неблагоприятных условиях возможно только из-за относительно высокой вероятности для прямых переходов. На рис. 4 показана зависимость интенсивности люминесценции в GaS от интенсивности возбуждения в максимуме λ = 490 нм. Как видно из рисунка, при двухфотонном возбуждении ход кривой в этой области мог быть описан в виде (рис. 4, кривая 1). Рис. 4. Зависимость интенсивности люминесценции от интенсивности возбуждения в GaS (для линии с максимумом λ = 490 нм) при двух- (кр. 1) и трехфотонном (кр. 2) возбуждении На рис. 5 представлен спектр люминесценции гетероструктуры GaS-GaSe при возбуждении первой гармоникой Nd:YAG-лазера с энергией кванта ħω = 1.17 эВ. Как видно из рисунка, при трехфотонном возбуждении GaS наблюдается только характерное излучение с максимумом λ = 490 нм. Не вызывает удивления тот факт, что при двух- и трехфотонном возбуждении наблюдается одна и та же линия излучения с максимумом λ = 490 нм. Это обусловлено тем, что если процесс генерации неравновесных носителей зависит только от частоты и интенсивности лазерного излучения, то дальнейшие процессы движения и рекомбинации носителей в большинстве случаев практически не зависят от того, каким излучением эти носители освобождены. Известно, что вероятность однофотонного процесса пропорциональна первой степени интенсивности лазерного излучения , (1) где - эффективное сечение; I - интенсивность лазерного излучения. Рис. 5. Спектр люминесценции гетероструктуры GaS-GaSe при возбуждении первой гармоникой Nd:YAG-лазера с энергией кванта ħω = 1.17 эВ В отличие от однофотонных, вероятность многофотонных процессов зависит от интенсивности излучения нелинейно (степенным образом) , (2) где k - число фотонов, участвовавших в многофотонном процессе. Поэтому интенсивность люминесценции при трехфотонном возбуждении должна быть намного меньше, чем при двухфотонном, что и наблюдается в эксперименте. Кроме того, как видно из сравнения рис. 3 и 5, полуширина линии излучения при трехфотонном поглощении в 2 раза больше, чем при двухфотонном и составляет 60 нм. Зависимость интенсивности люминесценции от интенсивности возбуждения носит характер (рис. 4, кривая 2). Таким образом, появление люминесценции при возбуждении лазерным светом с энергией кванта ħω = 1.17 эВ в 3 раза меньше, чем ширина запрещенной зоны исследуемого вещества, и ход зависимости люминесценции от интенсивности возбуждения свидетельствует о наличии процесса трехфотонного поглощения в GaS. Линия излучения с максимумом λ = 607 нм, возникающая при двухфотонном возбуждении в GaSе, идентична обнаруженной при однофотонном возбуждении. Однако интенсивность излучения намного слабее, чем при однофотонном возбуждении. Зависимость интенсивности люминесценции от интенсивности возбуждения такая же, как при двухфотонном возбуждении GaS, носит квадратичный характер. Было определено отношение коэффициента двухквантового (K2) к коэффициенту трехквантового поглощения (K3) для линии излучения GaS (λ = 490 нм). Для этого измерялись интенсивности света первой (I1) и второй (I2) гармоник Nd:YAG-лазера. Считая, что при этом скорости генерации носителей равны K2I2 = K3I1, для интенсивности I1 = 10 МВт/см2 отношение ( ) оказалось порядка 104. Эту величину можно сравнить с теоретическим значением отношения . Если воспользоваться результатами расчетов по теории возмущений во втором порядке для K2 [11] и в третьем порядке для K3 [12], то имеем , (3) где показатель преломления; Δ - ширина запрещенной зоны; ω1 и ω2 - частоты 1-й и 2-й гармоник Nd:YAG-лазера соответственно; I1 - интенсивность света на ω1. Для I1 = 10 МВт/см2 это отношение равно 3·104, что хорошо согласуется с экспериментальной оценкой. По данным работы [6], по измерению величины концентрации носителей, созданных при двухквантовом возбуждении, и из величины этого отношения можно оценить, что при интенсивностях света лазера I1 = 10 МВт/см2 трехквантовый процесс поглощения создает 5·1012 см-3 носителей. Заключение Экспериментально исследовано рекомбинационное излучение в гетероструктурах GaS-GaSe при двух- и трехфотонном возбуждении импульсами Nd:YAG-лазера. Показано, что наблюдаемые максимумы с длинами волн 415 и 490 нм в спектре люминесценции GaS-GaSe обусловлены наличием прямых и непрямых переходов на краю фундаментального поглощения GaS, а максимумы излучения с длинами 607 и 760 нм связаны с оптическим переходом зона - зона и глубоким примесным уровнем в GaSe. Было определено отношение коэффициента двухквантового к коэффициенту трехквантового поглощения, которое оказалось равным ~ 104. По-нашему мнению, использование многофотонного поглощения для исследования эпитаксиальной гетероструктуры GaS-GaSe может быть также успешно применено для исследования многослойных эпитаксиальных гетероструктур, таких как GaSe-InSe, GaS-InSe, GaSxSe1-x и т.д.

Скачать электронную версию публикации