Способ изменения оптической прозрачности прямозонных полупроводников

 

Использование: для изменения свойств и параметров полупроводниковых приборов под действием лазерного облучения. Сущность изобретения: в способе изменения оптической прозрачности полупроводника энергию возбуждающего луча доводят до порогового значения и выше, причем длительность возбуждения выбирают не меньшей времени охлаждения электроннодырочной плазмы полупроводника, но меньшей времени рекомбинации носителей , а энергию фотона определяют из неравенства h Otex-Eq° k TL, где h Шех энергия кванта возбуждающего импульса; Ед - ширина запрещенной зоны невозбужденного полупроводника; KTt тепловая энергия решетки . 2 ил.

(st)s Н 01 1 21/268

ОПИСАНИЕ ИЗОБРЕТЕНИЯ

К ПАТЕНТУ )

С (C) с

|ю

jC3 (") Комитет Российской Федерации по патентам и товарным знакам (21) 4928294/25 (22) 17.04.91 (46) 07.09.93. Бюл. М 33 — 36 (71) Институт радиотехники и электроники

АН СССР (72) Броневой И,Л., Калафати Ю.Д., Гуляев

Ю.В„Перель В,И., Кумеков С.Е., Миронов

В.А., Агеева H.H. (73) Институт радиотехники и электроники

PAH (54) СПОСОБ ИЗМЕНЕНИЯ ОПТИЧЕСКОЙ

ПРОЗРАЧНОСТИ ПРЯМОЗОННЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ (57) Использование: для изменения свойств и параметров полупроводниковых прибоИзобретение относится к оптоэлектронной технике, в частности к изменению свойств и параметров полупроводниковых приборов под действием лазерного излучения.

Известен способ фотовоэбуждения локальной области поверхности полупроводникового материала модулированным по времени лазерным лучом с энергией, превышающей ширину запрещенной зоны полупроводника.

Недостатком указанного способа является регистрация поверхностных дефектов лишь в локальной области и только в отраженном зондирующем луче.

Наиболее близким техническим решением к заявленному Ilo достигаемому результату и совокупности признаков является способ изменения оптической прозрачности полупроводника путем воздействия на него при комнатной температуре

„„RU„„ 2000630 С ров под действием лазерного облучения.

Сущность изобретения: в способе изменения оптической прозрачности полупроводника энергию возбуждающего луча доводят до порогового значения и выше. причем длительность возбуждения выбирают не меньшей времени охлаждения электроннодырочной плазмы полупроводника, но меньшей времени рекомбинации носителей, а энергию фотона определяют иэ неравенства h в х — Eq < k Т, где h аь х — энергия кванта возбуждающего импульса; Eg — ширина запрещенной эоны невозбужденного полупроводника; КТг — тепловая энергия решетки. 2 ил. возбуждающего луча с энергией, превышающей ширину запрещенной зоны, Это техническое решение принято за прототип.

Недостаток прототипа заключается в том, что происходит облучение образца импульсами с энергией возбуждения ниже порогового значения, в результате которого происходит необратимый спад наведенной прозрачности в течение наносекунд.

Целью изобретения является обеспечение модуляции прозрачности с пикосекундным диапазоном длительности импульса.

Способ осуществляется следующим образом.

Исследования проводят при комнатной температуре на лазерном пикосекундном спектрофотометрическом комплексе. Комплекс имеет три канала, по которым од«олременно или с регулируемой оптической задержкой распространяются три световых импульса длительностью 30-40 пс. Эти им2000630 пульсы получают от одновременно накачиваемых трех источников: двух параметрических генераторов света с перестройкой длины волны от 0,3 до 2,0 мкм каждого независимо от генератора светового континуума в области длин волн 0,3-1,0 мкм. На образец фокусируют мощный возбуждающий луч(один или два) и на два — три порядка слабее зондирующий. По измеренному на выходе зондирующего канала интегральному сигналу фотоприемника можно автоматизированно измерять кинетические, динамические, спектральные, дисперсионные зависимости прозрачности образца от возбуждающего облучения, а также аналогичные зависимости излучения из образца.

В области энергии возбуждающего импульса We, превышающих некоторое пороговое значение, прозрачность образца возрастает и спадает почти синхронно с изменением интенсивности возбуждающего света. В этих случаях после импульса возбуждения (на временах гораздо меньших тя) наблюдается некоторое остаточное просветление. Величина остаточного просветления не зависит от энергии We возбуждающего импульса, тогда как возрастает с увеличением энергии We.

Эффект обратимого просветления соч стоит в том, что во время возбуждающего импульса появляется добавочный (по сравнению с остаточным) вклад в просветление, который исчезает по окончании возбуждения, Амплитуда этого добавочного вклада возрастает при увеличении энергии We возбуждающего импульса. Возникновение этого добавочного вклада в просветление обусловлено внутренним разогревом носителей возбуждающим светом, Внутренний разогрев может быть существенным в этих условиях благодаря тому, что темп остывания электронно-дырочной плазмы пои достигнутых концентрациях n > 10 cMЗ значительно понижен. Внутризонное поглощение возбуждающего света действительно может привести к разогреву носителей, достаточному для образования наблюдаемого дополнительного вклада в просветление.

Примеры конкретного выполнения способа.

Исследуемые образцы представляют собой гетероструктуры Alp,5 Сао,д AS-GaASAlp,ь Сао,5 AS с толщиной каждого из слоев

-1 мкм, выращенные на (100)-подложке из

n — GaAS. На площади 4х4 мм подложку стравливают. Слои А!о,вСа0,5 AS, предназначенные для стабилизации поверхностной рекомбинации и механической прочности, 5

55 прозрачны для света с 11 о) <2,2 эВ, используемого в эксперименте.

Измерения проводят на длине волны р зондирующего света 794 нм (и в =

=1,562эВ)при различных энергиях We" возбуждающего импульса. Максимальная энергия We" возбуждающего импульса, проходящая через область зондирования

= 0,8 мм составляет 100 мкДж, Энергия h и ... фотона возбуждающего света равняется 1,437 эВ (1=863 нм) и на 11 мэВ превышает величину Eq (ширина запрещенной зоны). тд=0 в положении, где находится максимум кросс-корреляционной функции

G (td ) возбуждающего и зондирующего импульсов.

Кривая просветления (фиг.1) при наименьшем Ф4 в согласии с тривиальными представлениями демонстрирует возрастание просветления в течение возбуждающего импульса, а затем медленный спад с постоянной времени 500 пс - tр — времени спонтанной рекомбинации.

Подобный обратимый характер просветления наблюдается в широком диапазоне длин волн зондирующего излучения, При этом спектр остаточного просветления не зависит от энергии We возбуждающего.

Дополнительный же вклад в спектр прозрачности возрастает с увеличением И4.

Наличие в спектрах двух максимумов объясняется тем, что в области длинноволнового максимума поглощение зондирующего луча обусловлено переходами из зон тяжелых и легких дырок, а в области второго максимума в основном из спин-орбитально отщепленной эоны.

Спектр остаточного просветления объясняется тем, что фотовозбужденные электроны и дырки имеют фермиевские распределения по энергиям с температурой решетки и квазиуровнями Ферми.

Сущность изобретения заключается в обеспечении модуляции прозрачности и получении избыточного обратимого просветления, механизм которого заключается в том, чго обратимый вклад в просветление обусловлен внутризонным разогревом носителей возбуждающим светом. Следует отметить, что при повышении температуры изменяются значения ре и р>. а значит, и концентрация. Обратимость спада наведения прозрачности возможна только при условии, когда длительность возбуждающего импульса 6t больше времени охлаждения ттэлектронно-дырочной плазмы. При

At > zen (вреглени спонтанной рекомбинации) спад наведения прозрачности будет

2000630 б определяться процессами спонтанной рекомбинации и снижать наведенную прозрачность.

ПРИ Л t < гт тЕРЯЕтСЯ CBGAPTBO ОбРатИмости прозрачности (на спаде), Внутризонный разогрев может быть существенным в наших условиях благодаря тому, что темп остывания электронно-дырочной плазмы при достигнутых концентра1в -з циях и>, 10 см значительно понижен.

Причинами замедления охлаждения может быть как экранирование электрон-фонового взаимодействия, так и разогрев оптических фононов. В условиях описанных опытов экранирование несущественно, и замедление темпа охлаждения плазмы скорее обусловлено тем, что продольные оптические фононы в некотором интервале волновых векторов Л q приходят с плазмой в равновесие, При этом охлаждение плазмы на таких фононах происходит только по мере их распада на акустические фононы благодаря ангармонизму.

Фиг.2 демонстрирует, что рассчитанная при таком предположении зависимость температуры плазмы от энергии импульса возбуждения согласуется со значениями Те, полученными при обработке экспериментальных спектров.

Еще до наступления состояния насыщения при h в,х +pe -иь >Ея в спектральной области Eq

h o+x, существенно превышающих Ео. Оказалось, что по окончании возбуждения просветление образца не зависело от h в х,.

Это указывает, что состояние носителей после импульса не является состоянием насыщения и условие и, -ph=h оЛ., не выполняется. Оказалось, что спектр просветления после импульса хорошо описывается уравнениями, характеризующими условия насыщения и электронейтральности при комнатной температуре носителей

pс j

Этот результат показывает, что основным фактором, определяющим состояние носителей после импульса следует считать быстрый сброс избыточной концентрации носи1елей за счет сверхлюминесценции.

При э;ом после импульса устанавливается

55 состояние с максимальной ко с:.elf I< электронно-дырочных пар, при rÿ ор отсугствует инверсия заселенностей! б,,е: называть это состояние поро(овым).

Все сказанное позволяет заклю;!!i -., что наблюдаемое в опытах обратимое просветление действительно обусловлено почти обратимым разогревом электронно-дырочной плазмы.

Во время действия импульса накачки рекомбинационная сверхлюминссценция ограничивает расстояние между Фермиуровнями снизу, а насыщение прозрачности — сверху, так что Eq< и — ph

Быстрый сброс концентрации, обусловленный сверхлюминесценцией, приводит после импульса к состоянию с максимальной концентрацией, при которой еще отсутствует инверсия заселенностей. Это состояние описывается условиями и-р;

pe — ph= Eq и не зависит ни от энергии кванта возбуждающего света, ни от энергии импульса возбуждения. В этом смысле это состояние (пороговое) является универсальным.

Таким образом, при возбуждении аргенида галлия достаточно мощным пикосекундным импульсом света с энергиями фотонов, близкими к ширине запрещенной зоны, наблюдается обратимое просветление образца. Обратимый вклад в просветление обусловлен почти обратимым разогревом электронно-дырочной плазмы, Разогрев в значительной мере связан с внутризонным поглощением и 1пульсз накачки и оказывается эффективным Гла ",— даря тому, что при достигну ых концентрациях носителей скорость BcTLI. вания электронно-дырочной пла "мь су,сственно снижается, Формула изобретен ил

Способ изменения оптической прозрачности прямозонных полупро. од .|ков, включающий воздействие н 3 н01уп ро одник при комнатной температуре возбуждающего лазерного излучения с энергией кванта, превышающей ширину | п.1еще ной зоны, отл и ч а ю шийся тек;, li0, с целью обеспечения модуляции прозрея; ости в пикосекундном диапа"-,оне дi.; 1<àeû!àсти импульса, г1лотнос cl, мощности лазерного излучения выбира.о| .«. мсi<ее порогового значения, при ко1ором возник;,cã спад оптической прозрачнос;», а дл. тельность воздействия выбираюг «ic;;r.:ныне времени охлаждения электронно-дь,ро; ..: плазмы полупроводника, но не больш» в . мени рекомбинации носителей, эпер ию кванта выбирают из неравенства<

2000630

Фиг. Z

Составитель Н. Лисивина

Редактор А. Купрякова Техред М.Моргентал Корректор С, Юско

Тираж Подписное

НПО "Поиск" Роспатента

113035, Москва, Ж-35, Раушская наб., 4/5

Заказ 3080

Производственно-издательский комбинат "Патент", г. Ужгород, ул.Гагарина, 101

h в.»- Eq

lg(т/т )

Eqo — ширина запрещенной эоны невозбужденного полупроводника;

kTI — тепловая энергия решетки.