Рекомбинационные процессы в светодиодных структурах среднего инфракрасного диапазона тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, кандидат наук Семакова Антонина Александровна

• Семакова Антонина Александровна
• кандидат наук
• 2021

Оглавление диссертации кандидат наук Семакова Антонина Александровна

Реферат

Synopsis

Введение

Глава 1. Обзор литературы по теме диссертационного исследования

1.1 Узкозонные полупроводниковые соединения АШВУ

1.1.1 Арсенид индия и антимонид индия

1.1.2 Твёрдые растворы InAsSb, InAsSbP, GaInAsSb

1.2 Свойства гетеропереходов

1.3 Технологии создания гетероструктур на основе соединений AIIIBV

1.3.1 Метод МОГФЭ

1.4 Гетеропереходы InAs/InAsSbP и InAs/InGaAsSb

1.5 Рекомбинационные процессы в гетероструктурах

1.6 Спектральные характеристики светодиодов, излучающих в диапазоне длин волн 3-5 мкм

Глава 2. Гетероструктуры с активной областью на основе InAs

2.1 Методика исследования люминесценции и вольт-амперных характеристик

2.2 Исследование и анализ спектральных характеристик гетероструктур

2.3 Исследование температурной стабильности параметров светодиодных гетероструктур InAs/InAs/InAs(Ga,Sb,P)

2.4 Излучательная и безызлучательная рекомбинация в гетероструктурах на основе InAs

2.5 Электрические свойства светодиодов на основе гетероструктур InAs/InAs/InAs(Ga, Sb,P)

2.6 Выводы по главе

Глава 3. Гетероструктуры с активной областью на основе твёрдых растворов InAsSb

3.1 Гетероструктуры InAs/InAsSb/InAsSbP для спектрального диапазона 3.2-4.2 мкм

3.2 Гетероструктуры InAs/InAsSb/InAsSbP для спектрального диапазона 55.2 мкм

3.3 Рекомбинационные процессы на гетерогранице InAsSb/InAsSbP

3.4 Излучательная и безызлучательная рекомбинация в гетероструктурах на основе InAsSb

3.5 Выводы по главе

Глава 4. Гетероструктуры с активной областью на основе квантовых ям InAs(Sb)/InAsSb(P)

4.1 Исследование и анализ спектральных характеристик гетероструктур

4.2 Расчёт энергии уровней размерного квантования в квантовых ямах на основе InAsSb

4.3 Исследование температурной стабильности параметров светодиодных гетероструктур на основе квантовых ям InAs(Sb)/InAsSb(P)

4.4 Особенности оже-рекомбинации в гетероструктурах на основе квантовых ям InAs(Sb)/InAsSb(P)

4.5 Выводы по главе

Заключение

Список сокращений

Список литературы

Приложение «Основные публикации по результатам диссертационного исследования»

Реферат

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Рекомбинационные процессы в светодиодных структурах среднего инфракрасного диапазона»

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность и степень разработанности темы исследования.

Современную физику твёрдого тела невозможно представить без полупроводниковых гетероструктур, являющихся объектом неослабевающего интереса большого числа исследовательских групп во всём мире. Светодиоды на основе гетероструктур 1пАв/1пА8(8Ь)/1пАв(Оа,8Ь,Р), работающие в среднем инфракрасном (ИК) диапазоне спектра (2-6 мкм), широко используются во многих областях деятельности человека, среди них системы контроля окружающей среды, газоанализаторы и приборы неинвазивной медицинской диагностики. Большую ценность представляет изучение гетероструктур с фундаментальной точки зрения. Изменение состава и дизайна гетероструктур позволяет контролировать фундаментальные параметры, среди которых: ширина запрещённой зоны, энергетический спектр, показатель преломления, эффективные массы и подвижность носителей заряда и т.д.

Создание светодиодов средней ИК области спектра, эффективно работающих при температурах близких к комнатной (~ 25 °С), главным образом затруднено преобладанием процессов безызлучательной рекомбинации носителей заряда над процессом излучательной рекомбинации. Изменение температуры устройства, которое может быть вызвано колебаниями погодных условий, создаёт серьёзные проблемы в двух направлениях:

1. изменяется межатомное расстояние кристаллической решётки, что ведёт к изменению таких свойств материала как ширина запрещённой зоны и эффективная масса носителей заряда. Вследствие этого энергия излучения будет сильно зависеть от температуры;

2. температура устройства определяет как плотность носителей, так и их энергетическое распределение, что сказывается также на времени жизни носителей заряда, ограниченном различными механизмами рекомбинации.

Успехи в отработке методов выращивания гетероструктур, а также новые конструкторские решения («флип-чип»-конструкция, светодиоды с иммерсионными линзами, где минимальна локализация тока и увеличен коэффициент вывода люминесценции) сделали существенный шаг в решении проблемы повышения квантовой эффективности. Однако, открытым остаётся вопрос стабильности работы светодиодов при изменении температуры окружающей среды, так как большинство исследований ориентировано на изучение выходных характеристик при нормальных условиях работы. В то же время для появляющихся новых приложений, в частности, в области газоанализа, необходима миниатюризация сенсоров на основе светодиодов средней ИК области спектра, что требует отказа от систем термостабилизации и оптимизации самих приборных структур.

Таким образом актуальным видится детальное исследование фундаментальных процессов рекомбинации носителей заряда, спектральных и электрических свойств гетероструктур при варьировании дизайна и химического состава структур в широком диапазоне температур.

Целью работы является исследование рекомбинационных процессов в светодиодных гетероструктурах на основе твёрдых растворов InAsSb, излучающих в диапазоне длин волн 3-5 мкм, для повышения эффективности работы светодиодов за счёт оптимизации дизайна гетероструктур.

Задачи работы:

- исследование спектральных характеристик светодиодных гетероструктур с активной областью на основе тройного твёрдого раствора InAs1-xSbx в диапазоне составов 0 < х < 0.16, а также на основе квантовых ям InAs(Sb)/InAsSb(P), выращенных методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений, в температурном диапазоне 4.2-300 К;

- исследование температурной стабильности длины волны излучения светодиодов;

- детальный расчёт параметров гетероструктур, энергии уровней размерного квантования и определение энергии возможных излучательных переходов в квантовых ямах гетероструктур;

- исследование процессов излучательной и безызлучательной рекомбинации в гетероструктурах;

- исследование рекомбинационных процессов на гетерогранице 1пАв8Ь/1пАв8ЬР;

- анализ экспериментальных и расчётных результатов исследования.

Научная новизна исследования.

В широком диапазоне температур (4.2-300 К) проведены экспериментальные исследования и расчёты для целого ряда гетероструктур на основе эпитаксиальных слоёв и квантоворазмерных наноструктур. Получены новые знания о люминесцентных свойствах структур на основе гетеропереходов II типа 1пАз1.х8Ь.ЛпА81-.г->,8Ь>Р.г, а также в целом о фундаментальных свойствах данных материалов. В частности, в работе впервые:

1. Показано, что в светодиодных гетероструктурах с узкозонной активной областью на основе твёрдых растворов 1пАБ1-х8Ьх в диапазоне составов 0.06 < х < 0.09, а также на основе сверхрешётки из 108 квантовых ям (КЯ)-1пА80.888Ь0.12/1пА8, излучающих в спектральном диапазоне 3.2-4.2 мкм, без специально созданного резонатора при низких температурах от 4.2 до ~ 100 К формируется вынужденное излучение.

2. Экспериментально обнаружен эффект изменения основного канала излучательной рекомбинации в гетероструктуре 1пАв/1пА81-х8Ьх/1пАв8ЬР с мольной долей антимонида индия в активной области х > 0.15. Показано, что в диапазоне температур 4.2-180 К излучательная рекомбинация определяется интерфейсными переходами на гетеропереходе II типа 1пАв8Ь/1пАв8ЬР, с

увеличением температуры до 300 К доминирует межзонная рекомбинация в объёме активной области тройного твёрдого раствора InAsSb.

3. Показано, что конструкция меза-светодиода на основе гетероструктуры InAs/InAs0.84Sb0.16/InAs0.41Sb0.18P0.41, а также «флип-чип»-конструкция на основе структуры InAs/108 КЯ-InAs0.88Sb0л2/InAs/InAs0.70Sb0л0P0.20 позволяют подавить температурный сдвиг длины волны излучения светодиода на основе данных гетероструктур в диапазоне 4.2-300 К.

4. Определено, что увеличение мольной доли антимонида индия в твёрдом растворе активной области InAs1-xSbx в диапазоне 0 < х < 0.16 при фиксированной температуре (Т = 300 К) приводит к увеличению скорости оже-рекомбинации на один порядок.

Теоретическую и практическую значимость диссертационной работы определяют полученные новые знания о светодиодных гетероструктурах на основе твёрдых растворов InAsSb, излучающих в диапазоне длин волн 3-5 мкм. Учёт полученных результатов при разработке светодиодов для среднего инфракрасного диапазона спектра позволит улучшить их выходные характеристики. Обнаруженные для ряда гетероструктур эффекты, позволяющие снизить влияние температуры на сдвиг длины волны излучения светодиодов на их основе, представляют рассмотренные структуры перспективными для изготовления температурно-стабильных излучателей для среднего инфракрасного диапазона.

Методология и методы исследования.

Экспериментальные исследования спектральных и электрических характеристик светодиодных гетероструктур проведены с использованием калиброванных измерительных приборов. Теоретические расчёты проведены с использованием математической модели, учитывающей особенности зонной структуры материалов. Расчёты осуществлялись в программной среде МАТЬАВ.Я2017Ь.

Положения, выносимые на защиту:

1. Ступенчатый гетеропереход II типа InAsl-х8Ьх/InAsSbP в диапазоне составов 0.14 < х < 0.16 способствует формированию интерфейсного канала излучательной рекомбинации, доминирующего над межзонными излучательными переходами в гетероструктуре 1пАв/1пАв8Ь/1пАв8ЬР при температурах менее 180 К. Наличие двух каналов излучательной рекомбинации позволяет подавить температурный сдвиг длины волны излучения светодиода на основе данной гетероструктуры в диапазоне 4.2300 К.

2. Использование сверхрешётки из 108 квантовых ям (КЯ)-1пА80.888Ь0.12/1пАв в качестве активной области гетероструктуры InAs/108 КЯ-InAs0.888Ь0.12/InAs/InAsSbP позволяет подавить температурный сдвиг длины волны излучения светодиода на основе данной гетероструктуры в диапазоне 4.2-300 К.

3. Увеличение мольной доли антимонида индия в узкозонном активном слое InAs1-хSbх гетероструктуры InAs/InAsSb/InAsSbP от 0 до 0.16 при постоянной температуре (Т = 300 К) приводит к возрастанию скорости оже-процессов СНСС и СННЗ на один порядок, при этом скорость излучательной рекомбинации не меняется.

Достоверность полученных в диссертационной работе результатов

обусловлена применением стандартных методик исследования спектральных и электрических характеристик светодиодных гетероструктур, воспроизводимостью полученных экспериментальных результатов, а также корректностью и обоснованностью применения математического аппарата при проведении расчётов.

Апробация результатов работы.

Основные результаты диссертационной работы были представлены автором на следующих международных и российских конференциях:

• Международная конференция ФизикА.СПб - 2017, 2018, 2019 и 2020 г.

• Всероссийская молодежная конференция по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектронике - 2017 и 2019 г.

• VII Конгресс молодых учёных - 2018 г.

• International Conference "Frontiers of 21st Century Physics and Ioffe Institute" - 2018 г.

• The International Conference "Advanced Materials Week"-2019 г.

• Международная конференция "Фундаментальные проблемы оптики" -2019 и 2020 г.

• 19th International Conference Laser Optics - 2020 г.

• Школа-конференция с международным участием по Оптоэлектронике, Фотонике и Нанобиоструктурам Saint Petersburg OPEN - 2021 г.

Внедрение результатов работы.

Результаты исследований были использованы в ходе реализации научно-исследовательской работы по теме: «Рекомбинационные процессы в светодиодных гетероструктурах среднего инфракрасного диапазона», выполненной при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований в рамках научного проекта № 19-32-90091.

Публикации.

По результатам диссертационной работы опубликовано 9 статей, из них 3 публикации в изданиях, рецензируемых Web of Science или Scopus, 6 публикаций в журналах из перечня ВАК.

Личный вклад автора.

Все представленные в диссертационной работе результаты получены автором лично или при его непосредственном участии. Автор участвовал в постановке и решении задач работы, интерпретации экспериментальных и расчётных результатов и последующей подготовке публикаций в рецензируемых журналах. Автор лично представлял научные результаты на всероссийских и международных конференциях.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обосновывается актуальность темы исследования, формулируются цель и задачи работы. Приведены положения, выносимые на защиту, определяющие новизну, научную и практическую значимость диссертационной работы. Представлены данные об апробации и использовании результатов исследований.

В первой главе рассмотрены общие сведения о твёрдых растворах InAsSb, свойствах гетеропереходов InAs(Sb)/InAsSbP, а также рекомбинационных процессах в гетероструктурах (ГС) на основе данных материалов. Представлен аналитический обзор научных работ, содержащих экспериментальные и теоретические результаты, определяющие область исследований, мировые тенденции развития в области получения светодиодных ГС на основе материалов АШВУ и исследования их свойств.

Во второй главе обсуждаются результаты исследований шести светодиодных гетероструктур, излучающих в спектральном диапазоне 3.33.5 мкм, с активной областью на основе InAs различающихся дизайном, химическим составом барьерных слоёв, уровнем и типом легирования подложки InAs (таблица 1). ГС были выращены методом МОГФЭ, светодиодные чипы формировались методом стандартной фотолитографии и жидкостного химического травления, монтаж осуществлялся на корпуса типа ТО-18 эпитаксиальной стороной к корпусу. Вывод излучения из ГС осуществлялся через подложку, соответственно важную роль играл выбор уровня её легирования. С этой целью образцы были разделены по величине концентрации носителей заряда в подложке InAs на две группы:

I группа - 2 1018 см-3;

II группа - 5 1018 см-3.

Кроме того, исследовались две ГС группы II (А и Е) одинакового химического состава, но различные по дизайну, а именно для структуры Е барьерный слой был выращен между подложкой (в данном случае ^-типа

проводимости) и активным слоем. Светодиодный чип был смонтирован подложкой к корпусу, таким образом излучение выводилось из структуры через активный слой.

Таблица 1 - Параметры гетероструктур с активной областью на основе ТпЛб

Гетероструктура Концентрация носителей заряда в подложке 1пЛб (ПиЬ, Рзыь), см-3 Барьерный слой

А, Е 51018 InAs0.25Sb0.25P0.50

В 51018 Ga0.23In0.77Sb0.22As0.78

С 21018 InAs0.21Sb0.22P0.57

Б 21018 InAs0.31Sb0.23P0.45

^ 21018 InAs0.15Sb0.31P0.54

В первом разделе второй главы приведено описание использованных в работе экспериментальных установок для температурных исследований люминесценции, а также вольт-амперных характеристик (ВАХ) светодиодных гетероструктур.

Во втором разделе второй главы приведены результаты исследования спектральных характеристик ГС.

Температурные исследования электролюминесценции (ЭЛ) в диапазоне 4.2-300 К показали, что при низких температурах от 4.2 до - 90 К в ГС создаются условия для возникновения вынужденного излучения. На рисунке 1(а) представлены спектры ЭЛ ГС F полученные при Т = 4.2 К в диапазоне тока инжекции 0.1-0.6 А. Видно, что с увеличением тока на высокоэнергетическом краю спектров ЭЛ появляется узкая полоса вынужденного излучения. При этом сравнительный анализ интенсивности полос люминесценции показал, что интенсивность узкой полосы излучения (12) резко возрастает в сравнении с интенсивностью широкой полосы (11) при увеличении тока инжекции.

Важно отметить, что увеличение температуры образца от 4.2 до - 70 К при фиксированной величине J = 0.6 А приводило к снижению интенсивности линии 12 в 3 раза и росту соответствующей величины линии 11 в 1.5 раза. При Т -90 К в спектрах ЭЛ оставалась одна полоса ¡1 гауссовой формы. С дальнейшим повышением температуры образцов до комнатной 300 К) спектры ЭЛ сохраняли форму полосы спонтанной люминесценции, типичную для данного вида светодиодов, однако, имели свои особенности. Как видно из рисунка 1(Ь), существует заметное различие в полуширине спектральной линии, а также сдвиг полосы люминесценции структур I и II групп относительно друг друга.

Длина волны, мкм

3.20 3.15 3.10 3.05 3.00 2.95

Длина волны, мкм

..6 3.2

30

. гс^ (а)

Г=4.2 К I 1 1

-0.1 А

- -0.2 А \

-0.4 А Ч

-0.6 А

I, \ \ ¡К

г-зоок " ^.-2-Ю" см-1 ¡М * (Ь)

—° I Ш. \

п,„ь-5Ю1|: см"3 / А *\

. Л„ь=5101! см у 1 | Л

0.40 0.41

Энергия, эБ

0.36 0 40 0.44

Энергия, эВ

Рисунок 1 - (а) - Спектры ЭЛ ГС F при Т = 4.2 К в диапазоне тока инжекции 0.1-0.6 А; (Ь) - Спектры ЭЛ ГС I группы - ^ Б и II группы - В, Е при

J = 0.6 А и Т = 300 К.

С целью анализа полученных данных были проведены расчёты спектров поглощения материала подложек !пАв, а также экспериментальные исследования оптического пропускания подложек ГС. Полученные результаты позволили заключить, что сильно легированная подложка (5 1018 см-3) представляет возможность для выхода из структуры большей части излучения, однако происходит изменение формы спектра ЭЛ при энергиях более 0.45 эВ.

Таким образом, показано, что варьирование уровня легирования подложки в рассмотренных структурах даёт возможность управлять

смещением спектрального максимума и полушириной линии люминесценции.

В третьем разделе второй главы представлены результаты исследования температурной стабильности длины волны излучения гетероструктур.

Исследование ЭЛ в диапазоне температур 4.2-300 К показало, что с ростом температуры имеет место сдвиг полос люминесценции ГС в длинноволновую сторону. С целью установления соответствия смещения спектров ЭЛ температурному сужению ширины запрещённой зоны ^^ материала активной области и определения характера наблюдаемых излучательных переходов необходимо было определить оптическую ширину запрещённой зоны (Egopt). Для этого были проведены расчёты спектров люминесценции в предположении, что форма спектра определяется межзонными механизмами рекомбинации:

/(Лы)«ы2|М|2/в/лр, (1)

где 1(Ьш) - интенсивность в единичном интервале энергии фотона, М -элемент матрицы перехода, fe и ^ - функции распределения электронов и дырок, соответственно, р - плотность состояний в единичном интервале энергии перехода. Расчёты проведены с учётом непараболической зависимости энергии от волнового вектора зоны проводимости и валентной зоны для лёгких дырок. Величина Egopt, а также концентрация носителей заряда при инжекции определялась при сопоставлении расчётного и экспериментально полученного спектров люминесценции. Температурная зависимость ширины запрещённой зоны активной области InAs вычислялась согласно соотношению УР. УагеЬш:

Ед=Е0-аТ2(Т + Ю-1, (2)

где E0 = Eg при Т = 0 К, а - константа, определяющая температурный коэффициент изменения ширины запрещённой зоны dEg/dT, в - константа, которая обычно сопоставляется с температурой Дебая в.

Такой анализ проводился только для структур II группы с сильно легированной подложкой (5 1018 см-3), обеспечивающей полный выход люминесценции. На рисунке 2(а) представлены результаты расчётов, выполненных для трёх значений концентрации носителей заряда при Т = 115 К и экспериментально зарегистрированный нормированный спектр ЭЛ ГС В. Смещение спектрального максимума и высокоэнергетического края полосы люминесценции в сторону больших энергий фотонов с увеличением концентрации носителей заряда обусловлено сдвигом уровня Ферми в зону проводимости. Видно, что при соотнесении расчётных спектров с экспериментальными спектрами ЭЛ наилучшее согласие достигается при величине концентрации носителей заряда п,р = 41016 см-3. Из рисунка 2(Ь) видно, что наблюдается хорошее согласие величин Eg и Egopt, аналогичный результат был получен для структур А и E.

Рисунок 2 - (а) - Нормализованный экспериментальный спектр ЭЛ ГС В и

расчётные спектры при различной концентрации носителей заряда при Т = 115 К; (Ь) - расчётная температурная зависимость Eg для InAs (линия), спектральное положение максимума линий ЭЛ (сплошные символы) и значения Egopt, полученные из спектров спонтанного излучения (пустые

символы) ГС В.

Для ГС С, В и F температурная зависимость энергетического положения спектрального максимума соответствовала расчётной зависимости Eg(T) для InAs. Таким образом, рассмотренные конструкции ГС способствуют удержанию инжектируемых носителей заряда в узкозонном

слое InЛs, обеспечивая межзонную рекомбинацию в активной области в диапазоне температур 90-300 К.

В четвёртом разделе второй главы приведены результаты исследования рекомбинационных процессов в рассматриваемых структурах.

Представлен расчёт времени жизни носителей заряда (г), ограниченного излучательной рекомбинацией и наиболее вероятными для данных структур оже-процессами (СНСС - процесс с участием двух электронов и дырки с возбуждением электрона в более высокоэнергетическое состояние и СННЗ - процесс, при котором энергия рекомбинирующей электронно-дырочной пары передаётся тяжёлой дырке с переходом последней в спин-орбитально отщеплённую зону). Расчёт проведён с учётом особенностей зонной структуры материалов в рамках модели Кейна. В данной модели принимается во внимание непараболичность энергетических зон, а также температурная зависимость интегралов перекрытия волновых функций состояний в зоне проводимости и валентной зоне. При проведении расчётов использовалась величина концентрации носителей заряда, определённая из спектров ЭЛ.

Результаты, представленные на рисунке 3, показывают, что в области низких температур (4.2-175 К) доминирующим процессом безызлучательной рекомбинации является СНЖ процесс. Однако с дальнейшим увеличением температуры наиболее вероятным становится процесс СНСС, при этом его скорость растёт при приближении к 300 К, в то время как для процесса СНЖ данная величина практически не меняется. Видно, что для времени жизни носителей заряда, ограниченного излучательной рекомбинацией, характерно увеличение по степенному закону с ростом температуры.

Рисунок 3 - Расчётные температурные зависимости времени жизни носителей заряда, определяемого оже-процессами СНСС, СНШ и излучательной рекомбинацией в 1пАб при п = 4 -1016 см-3.

На основе наблюдаемых расчётных и экспериментальных результатов сделан вывод, что процесс СННБ существенным образом влияет на «гашение» вынужденного излучения в данных гетероструктурах.

В пятом разделе второй главы представлены исследования электрических свойств рассматриваемых светодиодных ГС.

На рисунке 4 приведены ВАХ структуры ^ записанные при нагревании образца от 4.2 до 300 К, и аппроксимация прямых ветвей функцией вида:

I =

и-и,

со

(3)

где исо - напряжение отсечки прямой ветви ВАХ, - последовательное сопротивление.

Рисунок 4 - ВАХ ГС F при различных температурах. Пунктирные линии -аппроксимация прямых ветвей функцией вида (3).

Напряжение отсечки по величине было меньше ширины запрещённой зоны активной области InAs. Такая, относительно низкая величина Uco, указывает на то, что в механизме переноса заряда значительную роль играют токи утечки. Следуя теории Шокли, ВАХ определяет рекомбинация в p- и n-областях p-n перехода. При малой величине напряжения на диоде, когда выполняется условие U < Eg/e, прямой ток можно описать выражением (4):

/eU\

/аехрЫ'

(4)

здесь к - постоянная Больцмана, е - заряд электрона, п - фактор идеальности ВАХ.

По величине фактора идеальности определено изменение механизма переноса заряда при изменении температуры образца. Согласно расчётам определено, что при Т = 300 К механизм прохождения тока смешанный, то есть определяется совместным вкладом рекомбинационной и диффузионной составляющих. В области низких температур расчёты показали более высокую величину параметра п, а именно: п = 2.04 при Т = 77 К, а при Т = 4.2 К величина п = 9.45. Таким образом, при понижении температуры диода механизм переноса заряда в большей степени определяется процессами туннелирования.

В третьей главе обсуждаются результаты исследований светодиодных гетероструктур с активной областью на основе твёрдых растворов InAs1-xSbx в диапазоне составов 0.06 < х < 0.16, излучающих в спектральном диапазоне 3.2-5.2 мкм. Описание структур, вовлечённых в исследование, представлено в таблице 2.

Таблица 2 - Параметры гетероструктур с активной областью на основе InAsSb

Гетероструктура Концентрация носителей заряда в подложке InAs, см-3 Химический состав активного слоя Химический состав барьерного слоя

А 21018 InAs0.94Sb0.06 InAs0.40Sb0.20P0.40

В 21018 InAs0.93Sb0.07 InAs0.70Sb0.10P0.20

С 21018 InAs0.91Sb0.09 InAs0.48Sb0.18P0.34

В 31016 InAs0.85Sb0.15 InAs0.41Sb0.18P0.41

Е 31016 InAs0.84Sb0.16 InAs0.41Sb0.18P0.41

Гетероструктуры были выращены методом МОГФЭ. Для создания светодиодных чипов были применены различные конструктивные решения. Для образцов ГС А, В и С светодиодные чипы были сформированы аналогично структурам рассмотренным в главе 2, по технологии «флип-чип». Светодиодные чипы для образцов ГС В и Е были выполнены в виде меза-структур.

В первом разделе третьей главы приведены результаты исследования спектральных характеристик ГС А, В и С.

Экспериментально определено, что для данных ГС в диапазоне температур от 4.2 до - 100 К (в зависимости от типа ГС) создавались условия для возникновения вынужденного излучения. При дальнейшем увеличении температуры до 300 К наблюдался характерный для ГС на основе InAs переход к спонтанной люминесценции. На рисунке 5(а) представлены

спектры ЭЛ структуры А полученные при Т = 4.2 К в диапазоне тока инжекции 0.3-0.8 А. Характерной особенностью данных ГС является возникновение полосы стимулированного излучения на низкоэнергетическом краю спектра ЭЛ, в противоположность структурам с активной областью на основе бинарного соединения InAs.

При подготовке ГС, исследуемых в рамках диссертационной работы, оптические резонаторы преднамеренно не формировались и в области сколов светодиодные чипы не были зеркальными. Однако, как видно из рисунка 5(Ь), спектр ЭЛ ГС В демонстрировал ярко выраженную модовую структуру при температуре 77 К и токе инжекции 0.2 A.

Рисунок 5 - - Спектры ЭЛ ГС А при Т = 4.2 К в диапазоне тока инжекции 0.3-0.8 А и нормализованные спектры ЭЛ ГС А, В и С при Т = 4.2 К (на вставке); (Ь) - спектр ЭЛ ГС В при Т = 77 К и 3 = 0.2 A, тонкие линии - подгонка спектра моделью Lorentz.

Путём аппроксимации спектральной линии кривой распределения Lorentz определено расстояние между отельными модами в спектре ЭЛ как ДА = 6 нм. Соответственно, величина длины резонатора оценена согласно выражению (5):

я2

ь =

2АА.п'

(5)

здесь п - показатель преломления.

На основании расчётных данных и результатов эксперимента определён резкий спад сигнала ЭЛ при измерениях со стороны сколов чипа, относительно измерений со стороны подложки InAs (поверхности чипа). Исходя из полученных экспериментальных данных и величины длины резонатора сделан вывод о том, что в рассматриваемых ГС оптический резонатор сформировался перпендикулярно эпитаксиальным слоям - между отшлифованной нижней гранью, на которой располагался сплошной золотой контакт, и верхней гранью, химически отполированной в процессе подготовки светодиода по требованиям «флип-чип» технологии.

Таким образом по результатам исследований показана возможность формирования вынужденного излучения в относительно простых по конструкции гетероструктурах InAs/InAs1-xSbx/InAsSbP в диапазоне составов активной области 0.06 < х < 0.16 без специально сформированного резонатора, что представляет перспективы для их дальнейшей оптимизации с целью использования в вертикально-излучающих лазерах среднего инфракрасного диапазона.

Во втором разделе третьей главы приведены результаты исследования спектральных характеристик ГС В и Е.

Характерной особенностью, присущей спектрам ЭЛ ГС В и Е при низких температурах являлось наличие двух полос излучения: первая -меньшая по интенсивности, но большая по полуширине, располагающаяся в спектральном диапазоне X = 3.5-5.5 мкм (в энергетическом эквиваленте 0.200.35 эВ), и превосходящая по интенсивности, но с меньшей полушириной вблизи X = 3.11 мкм фу = 0.39 эВ) (рисунок 6(а)). Полуширина высокоэнергетических полос излучения составила ~ 10 мэВ и 50-60 мэВ для низкоэнергетических полос. Повышение температуры диода при постоянном токе инжекции показало сильно уменьшение интенсивности высокоэнергетической полосы излучения, что иллюстрирует спектр ЭЛ ГС В, записанный при Т = 150 К (рисунок 6(Ь)). С дальнейшим увеличением

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Семакова Антонина Александровна, 2021 год

Список литературы

1. Thiel A., Koelsch H. Studien über das Indium // Z. Anorg. Allg. Chem. 1909. Vol. 66. P. 288-322.

2. Алферов Ж.И., Царенков Б.В. Полупроводникам AIIIBV 35 лет // ФТП. 1985. Vol. 19, №. 12. P. 2113-2117.

3. Прохоров Ю.В. [ред.] Физика: Энциклопедия / Ю.В. Прохоров -Москва: Научное издательство «Большая Российская энциклопедия». 2003. ISBN 5-85270-306-0.

4. Krier A. Mid-infrared Semiconductor Optoelectronics. // Springer Series in Optical Sciences. Vol. 118, Springer, Berlin, 2006. P. 237.

5. Головин А.С. Астахова А.П., Кижаев С.С., Ильинская Н.Д., Серебренникова О.Ю., Яковлев Ю.П. Светодиоды на основе гетероструктур InAs/InAsSb для спектроскопии CO2 (А=4.3 цт) // Письма в ЖТФ. 2010. Vol 36, №. 1. P. 105-110.

6. Tomm J.W. et al. A novel light-emitting structure for the 3-5 цт spectral range // Phys. Simul. Optoelectron. Devices XIII. 2005. Vol. 5722. P. 319326.

7. Markov V.A. et al. Adhesive As-S-Se-I immersion lenses for enhancing radiation characteristics of mid-IR LEDs operating in wide temperature range // Infrared Phys. Technol. Elsevier B.V., 2016. Vol. 78. P. 167-172.

8. Соловьев В. А., Черновa М. Ю., Морозов С. В., Кудрявцев К. Е., Ситникова А. А. И.С.В. Стимулированное излучение на длине волны 2.86 мкм из метаморфных In(Sb,As)/In(Ga,Al)As/GaAs квантовых ям в условиях оптической накачки // Письма в ЖЭТФ. 2019. Vol. 110, № 5. P. 297-302.

9. Solgi S., Mirzakuchaki S., Ghamsari M.S. Design of InSb-based quantumwell laser with emission line at 5.6 ^m // Eur. Phys. J. Plus. 2021. Vol. 136, № 4. P. 378.

10. Куницына Е.В. и др. Фотодиоды для регистрации излучения квантово-

размерных дисковых лазеров, работающих на модах шепчущей галереи (2.2-2.3 мкм) // ФТП. 2020. Vol. 54, № 7. P. 677-683.

11. Rogalski A. et al. InAsSb-Based Infrared Photodetectors: Thirty Years Later On // Sensors (Switzerland). 2020. Vol. 20, № 24. P. 1-74.

12. Jung D., Bank S., Lee M.L. Wasserman D. Next-generation mid-infrared sources // Optics. 2017. Vol. 19, № 12. P. 123001.

13. Zymelka D. et al. Time-resolved study of variable frequency microwave processing of silver nanoparticles printed onto plastic substrates // Flex. Print. Electron. IOP Publishing. 2017. Vol. 2, № 4. P. 045006.

14. Ting D.Z. et al. Advances in III-V semiconductor infrared absorbers and detectors // Infrared Phys. Technol. 2019. Vol. 97. P. 210-216.

15. Vainio M., Halonen L. Mid-infrared optical parametric oscillators and frequency combs for molecular spectroscopy // Phys. Chem. Chem. Phys. 2016. Vol. 18, № 6. P. 4266-4294.

16. Воробьев Ю.В., Добровольский В.Н., Стриха В.И. Методы исследования полупроводников / Ю.В. Воробьев, В.Н. Добровольский, В.И. Стриха - Киев Головное издательство издательского объединения «Высшая школа». 1988. 232 с.

17. Kim Y.S., Marsman M., Kresse G. Towards efficient band structure and effective mass calculations for III-V direct band-gap semiconductors // Phys. Rev. B. 2010. Vol. 82, № 20. P. 1-11.

18. Михайлова М.П., Моисеев К. Д., Яковлев Ю.П. Открытие полупроводников AIIIBV: Физические свойства и применение (Обзор) // ФТП. 2019. Vol. 53, № 3. P. 291-308.

19. Woolley J.C., Smith B.A. Solid solution in AIIIBV compounds // Proc. Phys. Soc. 1958. Vol. 72, № 2. P. 214-223.

20. Woolley C. Optical energy-gap variation in InAs-InSb alloys // Canadian J. of Phys. 1964. Vol. 42. P. 1879-1885.

21. Steenbergen E.H. InAsSb-based photodetectors // Mid-infrared Optoelectronics. 2019. P.415-453.

22. Vurgaftman I., Meyer J.R., Ram-Mohan L.R. Band parameters for III-V compound semiconductors and their alloys // J. Appl. Phys. 2001. Vol. 89, № 11 P. 5815-5875.

23. Adachi S. Band gaps and refractive indices of AlGaAsSb, GaInAsSb, and InPAsSb: Key properties for a variety of the 2-4-^m optoelectronic device applications // J. Appl. Phys. 1987. Vol. 61, № 10. P. 4869-4876.

24. Yu.K. Experimental technique for studying optical absorption in waveguide layers of semiconductor laser heterostructures // Quantum Electron. 2021. Vol. 51, № 2. P. 124.

25. Babichev A.V. et al. Molecular beam epitaxy grown strained heterostructures for active region of laser diode with emission wavelength 1520-1580 nm // Mater. Phys. Mech. 2015. Vol. 24, № 3. P. 284-288.

26. Kroemer Н., Griffiths G. Straggered-lineup heterojunctions as sources of tunable below-gap radiation: Operating principle and semiconductor selection // Electron device Lett. 1983. Vol. 4, № 1. P. 20.

27. Caine E.J. et al. Staggered-lineup heterojunctions as sources of tunable below-gap radiation: Experimental verification // Appl. Phys. Lett. 1984. Vol. 45, № 10. P. 1123-1125.

28. Bett A.W. et al. III-V compounds for solar cell applications // Appl. Phys. A Mater. Sci. Process. 1999. Vol. 69, № 2. P. 119-129.

29. Алфёров Ж.И. История и будущее полупроводниковых гетероструктур // ФТП. 1997. Vol. 32, № 1. P. 3-18.

30. Гребенщикова Е.А. и др. InAs/InAsSbP светоизлучающие структуры, выращенные методом газофазной эпитаксии // ЖТФ. 2001. Vol. 71, № 9. P. 12-14.

31. Васильев В.И. и др. Исследование свойств слоев узкозонных полученных методом газофазной эпитаксии из металлорганических соединений // ЖТФ. 2012. Vol. 38, № 9. P. 23-30.

32. Моисеев К.Д., Романов В.В., Кудрявцев Ю.А. Особенности формирования эпитаксиальных слоев InAsSbP на подложке InAs

методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений // ФТТ. 2016. Vol. 58, № 11. P. 2203-2207.

33. Cheetham K.J. et al. Raman scattering in InAs.SbjPb.^ alloys grown by gas source MBE // J. Phys. D. Appl. Phys. 2011. Vol. 44, № 8 Р. 1-5.

34. Shim K. et al. Calculation of tunable type-II band alignments in InAs^Sb^Pb^/lnAs heterojunctions // Jap. J. Appl. Phys. 2016. Vol. 55, P.011201.

35. Stoyanov N.D. et al. Super low power consumption middle infrared LED-PD optopairs for chemical sensing // Opt. Components Mater. XI. 2014. Vol. 8982. P. 89821A.

36. Manasevit H.M. Single-crystal gallium arsenide on insulating substrates // Appl. Phys. Lett. 1968. Vol. 12, № 4. P. 156-159.

37. Stringfellow G.B. Thermodynamic aspects of organometallic vapor phase epitaxy // J. Cryst. Growth. 1983. Vol. 62, № 2. P. 225-229.

38. Hövel R. et al. Growth of InP with novel In and P precursors // J. Cryst. Growth. 1991. Vol. 107, № 1. P. 355-359.

39. Seki Y., Tanno K. Properties of Epitaxial GaAs Layers from a Triethyl Gallium and Arsine System // J. Electrochem. Soc. 1975. Vol. 122, № 8. P. 1108-1112.

40. Baliga B.J., Ghandhi S.K. Heteroepitaxial InAs Grown on GaAs from Triethylindium and Arsine // J. Electrochem. Soc. 1974. Vol. 121, № 12. P. 1642-1646.

41. Fukui T., Horikoshi Y. Organometallic VPE growth of InAs1-.Sb. on InAs // Jpn. J. Appl. Phys. 1980. Vol. 19, № 1. P. L53-L56.

42. Giani A. et al. Elaboration and characterization of InAsSb grown on GaSb and GaAs substrates // J. Cryst. Growth. 1995. Vol. 148, № 1-2. P. 25-30.

43. Biefeld R.M. The preparation of InSb and InAs1-xSbx by metalorganic chemical vapor deposition // J. Cryst. Growth. 1986. Vol. 75, № 2. P. 255263.

44. Huang K.T. et al. OMVPE growth of InAsSb using novel precursors // J.

Cryst. Growth. 1995. Vol. 156, № 4. P. 311-319.

45. Fang Z.M. et al. Effect of growth temperature on photoluminescence of InAs grown by organometallic vapor phase epitaxy // Appl. Phys. Lett. 1991. Vol. 59, № 12. P. 1446-1448.

46. Ma K.Y. et al. Ultra-low temperature OMVPE of InAs and InAsBi // J. Electron. Mater. 1992. Vol. 21, № 2. P. 143-148.

47. Wilson M.R., Krier A., Mao Y. Phase equilibria in InAsSbP quaternary alloys grown by liquid phase epitaxy // J. Electron. Mater. 1996. Vol. 25, № 9. P. 1439-1445.

48. Santhanam P. et al. Room temperature thermo-electric pumping in mid-infrared light-emitting diodes // Appl. Phys. Lett. 2013. Vol. 103, № 18. P. 183513.

49. Закгейм А.Л. и др. Пространственное перераспределение излучения во флип-чип фотодиодах на основе двойных гетероструктур InAsSbP/InAs // ФТП. 2017. Vol. 51, № 2. P. 269-275.

50. Mikhailova M.P., Titkov A.N. Type II heterojunctions in the GaInAsSb/GaSb system // Semicond. Sci. Technol. 1994. Vol. 9, № 7. P. 1279-1295.

51. Magri R., Zunger A., Kroemer H. Evolution of the band-gap and band-edge energies of the lattice-matched GaInAsSb/GaSb and GaInAsSb/InAs alloys as a function of composition // J. Appl. Phys. 2005. Vol. 98, № 4. P. 1-9.

52. Айдаралиев М. и др. Электролюминесценция светодиодов на основе твердых растворов InGaAs и InAsSbP (А=3.3-4.3 мкм) в интервале температур 20-180 °С (продолжение) // ФТП. 2001. Vol. 35, № 5. P. 619625.

53. Григорьев М.М. и др. Двухцветная люминесценция в одиночной гетероструктуре II типа InAsSbP/InAs // ФТП. 2013. Vol. 47, № 1. P. 3035.

54. Астахова А.П. и др. Мощные светодиоды на основе гетероструктур InAs/InAsSbP для спектроскопии метана (Х-3.3 мкм) // ФТП. 2010. Vol.

44, № 2. P. 278-284.

55. Krier A. et al. High power 4.6 цт light emitting diodes for CO detection // J. Phys. D. Appl. Phys. 1999. Vol. 32. P. 3117-3121.

56. Svensson S.P. et al. Materials design parameters for infrared device applications based on III-V semiconductors // Appl. Opt. 2017. Vol. 56, № 3. P. B58.

57. Романов В.В., Байдакова М.В., Моисеев К.Д. Эпитаксиальные слои InAsSbP с предельным содержанием фосфора, изоморфные с подложкой InAs // ФТП. 2014. Vol. 48, № 6. P. 753-758.

58. Романов В.В., Иванов Э.В., Моисеев К.Д. Формирование гетероперехода II типа в полупроводниковой структуре InAsSb/InAsSbP // ФТТ. 2020. Vol. 62, № 11. P. 1822-1827.

59. Carrasco R.A. et al. Recombination rate analysis in long minority carrier lifetime mid-wave infrared InGaAs/InAsSb superlattices // J. Appl. Phys. 2021. Vol. 129, P.184501.

60. Kwan D. et al. Recent trends in 8-14 цт type-II superlattice infrared detectors // Infrared Phys. Technol. 2021. Vol. 116. P. 103756.

61. Keen J.A. et al. Electroluminescence and photoluminescence of type-II InAs/InAsSb strained

-layer superlattices in the mid-infrared // Infrared Phys. Technol. 2018. Vol. 93. P. 375-380.

62. Абакумов Б.Н., Перель В.И. Яссиевич И.Н. Безызлучательная рекомбинация в полупроводниках / Б.Н. Абакумов, В.И. Перель, И.Н. Яссиевич - С.-Петербург: Издательство «Петербургский институт ядерной физики им. Б.П. Константинова ». 1997. 237 с.

63. Гунько Н.А. и др. Влияние межподзонного поглощения в валентной зоне на пороговые характеристики длинноволновых лазеров на основе InAs // ФТП. 1997. Vol. 31, № 11. P. 1396-1403.

64. Krier A. Physics and technology of mid-infrared light emitting diodes // Philos. Trans. R. Soc. A 2001. Vol. 359, № 1780. P. 599-619.

65. Vodopyanov K.L. et al. Picosecond carrier dynamics and studies of Auger recombination processes in indium arsenide at room temperature // Phys. Rev. B. 1992. Vol. 46, № 20. P. 46.

66. Lin Z.-Y. et al. Photoluminescence study of carrier recombination processes in InAs/InAsSb type-II superlattices // Infrared Technol. Appl. XLI. 2015. Vol. 9451, № 480. P. 94510Q.

67. Svensson S.P. et al. Growth of type II strained layer superlattice, bulk InAs and GaSb materials for minority lifetime characterization // J. Cryst. Growth. 2011. Vol. 334, № 1. P. 103-107.

68. Zegrya G.G., Andreev A.D. Mechanism of suppression of Auger recombination processes in type-II heterostructures // Appl. Phys. Lett. 1995. Vol. 67. P. 2681.

69. Zegrya G.G., Andreev A.D. Theory of the recombination of nonequilibrium carriers in type-II heterostructures // Sov. J. Exp. Theor. Phys. 1996. Vol. 82. P. 328-340.

70. Зегря Г.Г. и др. Подавление оже-рекомбинации в диодных лазерах на основе гетеропереходов II типа InAsSb/InAsSbP и InAs/GaInAsSb // ФТП. 1999. Vol. 33, № 3. P. 351-356.

71. Olson B. V. et al. Auger recombination in long-wave infrared InAs/InAsSb type-II superlattices // Appl. Phys. Lett. 2015. Vol. 107. P.261104.

72. Aytac Y. et al. Bandgap and temperature dependence of Auger recombination in InAs/InAsSb type-II superlattices // J. Appl. Phys. 2016. Vol. 119. P.215705.

73. Lambrecht A., Schmitt K. Mid-infrared gas-sensing systems and applications // Mid-infrared Optoelectronics. 2020. P. 661-715.

74. Безъязычная Т.В. и др. Оптоэлектронные пары светодиод-фотодиод на основе гетероструктуры InAs/InAsSb/InAsSbP для детектирования углекислого газа // ФТП. 2015. Vol. 49, № 7. P. 1003-1006.

75. Ni P.N. et al. A buffer-free method for growth of InAsSb films on GaAs(001) substrates using MOCVD // J. Cryst. Growth. 2017. Vol. 468. P. 252-257.

76. Murawski K. et al. Bandgap energy determination of InAsSb epilayers grown by molecular beam epitaxy on GaAs substrates // Prog. Nat. Sci. Mater. Int. 2019. Vol. 29. P. 472-476.

77. Mikhailova M.P. et al. Large blue shift of electroluminescence spectrum in nanoheterostructures with a deep AlSb/InAsSb/AlSb quantum well // J. Appl. Phys. 2019. Vol. 126. P. 235703.

78. Carrington P.J. et al. Temperature dependence of mid-infrared electroluminescence in type II InAsSb/InAs multi-quantum well light-emitting diodes // Semicond. Sci. Technol. 2009. Vol. 24. P. 1-4.

79. Mirza B.I. et al. InSb/AlxIn1-xSb quantum-well light-emitting diodes with high internal quantum efficiencies // Appl. Phys. Lett. 2006. Vol. 89. P. 131110.

80. Lu Q. et al. Mid-infrared interband cascade light-emitting diodes with InAs/GaAsSb superlattices on InAs substrates // Smart Photonic and Optoelectronic Integrated Circuits XXII 2020. Vol. 11284. P. 39.

81. lmsnt.com [Electronic resource]. URL: http://ru.lmsnt.com/.

82. Семакова А.А. и др. Спектральные и электрические свойства светодиодных гетероструктур с активной областью на основе InAs // ФТП. 2021. Vol. 55, № 8. P. 682-687.

83. Баженов Н.Л. и др. Время жизни неравновесных носителей заряда в полупроводниках с близкими значениями запрещённой зоны и спин-орбитального отщепления // ЖТФ. 2019. Vol. 53, № 4. P. 450-455.

84. Matveev B. et al. Spontaneous and stimulated emission in InAs LEDs with cavity formed by gold anode and semiconductor/Air interface // Phys. Status Solidi. 2005. Vol. 2, № 2. P. 927-930.

85. Баженов Н.Л., Мынбаев К.Д., Зегря Г.Г. Температурная зависимость времени жизни носителей заряда в узкощелевых твердых растворах CdxHg1-xTe : учет излучательной рекомбинации // ФТП. 2015. Vol. 49, № 9. P. 1206-1211.

86. Dixon J.R., Ellis J.M. Optical Properties of «-Type Indium Arsenide in the

Fundamental Absorption Edge Region // Phys. Rev. 1961. Vol. 123, № 5. P. 1560-1566.

87. Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках / Ж. Панков -Москва: Издательство «Мир». 1973. 120 с.

88. Mooradian A., Fan H.Y. Recombination emission in InSb // Phys. Rev. 1966. Vol. 148, № 2. P. 873-885.

89. Блэкмор Дж. Статистика электронов в полупроводниках / Дж. Блэкмор -Москва: Издательство «Мир». 1964. 128 с.

90. Айдаралиев М.Ш. и др. Природа температурной зависимости пороговой плотности тока длинноволновых лазеров н основе ДГС InAsSbP/InAs и InAsSbP/InAsSb // ФТП. 1992. Vol. 26, № 2. P. 246-256.

91. Wen H., Pinkie B., Bellotti E. Direct and phonon-assisted indirect Auger and radiative recombination lifetime in HgCdTe, InAsSb, and InGaAs computed using Green's function formalism // J. Appl. Phys. 2015. Vol. 118. P. 015702.

92. Гельмонт Б.Л. Трёхзонная модель Кейна и оже-рекомбинация // ЖЭТФ. 1978. Vol. 2, № 8. P. 536-544.

93. Карандашев С.А., Матвеев Б.А., Ременный М.А. Источники спонтанного излучения на основе арсенида индия (обзор: десять лет спустя) // ФТП. 2019. Vol. 53, № 2. P. 147-157.

94. Krier A. et al. Low Bandgap InAs-Based Thermophotovoltaic Cells for Heat-Electricity Conversion // J. Electron. Mater. 2016. Vol. 45, № 6. P. 28262830.

95. Романов В.В., Иванов Э.В., Моисеев К.Д. Перестройка спектров электролюминесценции в гетероструктурах II типа и-InAs/w-InAsSbP // ФТТ. 2018. Vol. 60, № 3. P. 585-590.

96. Милнс А. Фойхт Д. Гетеропереходы и переходы металл-полупроводник / А. Милнс, Д. Фойхт - Москва: Издательство«Мир». 1975. 20 с.

97. Krier A., Mao Y. High performance uncooled inAsSbP/inGaAs photodiodes for the 1.8-3.4 ^m wavelength range // Infrared Phys. Technol. 1997. Vol. 38,

№ 7. P. 397-403.

98. Mynbaev K.D. et al. Spontaneous and stimulated emission in InAsSb-based LED heterostructures // Infrared Phys. Technol. 2017. Vol. 85. P. 246-250.

99. Семакова А.А. и др. Подавление температурной зависимости длины волны излучения в светодиодных структурах со ступенчатым гетеропереходом II типа InAsSb/InAsSbP // ФТП. 2021. Vol. 55, № 3. P. 277-281.

100. Lane B., Razeghi M. High-power electrically injected mid-infrared interband lasers grown by LP-MOCVD // J. Cryst. Growth. 2000. Vol. 221. P. 679682.

101. Астахова А.П. и др. Оптические параметры диодных лазеров на основе InAsSb/InAsSbP-гетероструктуры // ФТП. 2008. Vol. 42, № 2. P. 228-232.

102. Gelmont B.L. Zegrya G.G. Temperature dependence of the threshold current density of an injection heterolaser // Sov. Phys. - Semicond. Vol. 25, № 11. P. 1216.

103. Романов В.В., Иванов Э.В., Моисеев К.Д. Узкозонные гетероструктуры InAs1-3,Sb/lnAsSbP (у=0.09-0.16) для спектрального диапазона 4-6 ^m, полученные методом МОГФЭ // ФТТ. 2019. Vol. 61, № 10. P. 1746-1752.

104. Merwe D. Interplay of surface misfit and monatomic steps on crystal surfaces. I. Basic theory // Phys. Rev. B. 1988. Vol. 37, № 6. Р. 2892-2901.

105. Izhnin I.I. et al. Luminescence studies of HgCdTe- and InAsSb-based quantum-well structures // Appl. Nanosci. 2019. Vol. 9, № 5. P. 617-622.

106. Mynbaev K.D. et al. Luminescence of II-VI and III-V nanostructures // Opto-electronics Rev. 2017. Vol. 25. P. 209-214.

107. Зегря Г.Г. Полковников А.С. Механизмы оже-рекомбинации в квантовых ямах // ЖЭТФ. 1998. Vol. 113, № 4. P. 1491.

108. Шарма Б.Л., Пурохит Р.К. Полупроводниковые гетеропереходы / Б.Л. Шарма, Р.К. Пурохит - Москва:Издательство «Советское радио» 1979. 227 с.

109. Flatte M.E. and Grein C.H. Ideal performance and defect-assisted carrier

recombination in MWIR and LWIR InAs/InAsSb superlattice detector // Quantum Sens. and Nanophot. Devic. Phys. Lett. 2015. Vol. 9370. P.93700K-1.

110. Гунько Н.А., Полковников А.С., Зегря Г.Г. Расчет коэффициентов оже-рекомбинации в гетероструктуре с квантовыми ямами InGaAsP/InP // ФТП. 2000. Vol. 34, № 4. P. 462-466.

Приложение «Основные публикации по результатам диссертационного

исследования»

INFRARED PHYSICS & TECHNOLOGY

Contents lists available at ScienceDirect

Infrared Physics & Technology

journal homepage: www.elsevier.com/locate/infrared

Regular article

Spontaneous and stimulated emission in InAsSb-based LED

heterostructures

®

CrossMark

K.D. Mynbaeva,b'*, N.L. Bazhenova, A.A. Semakova a'b, A.V. Chernyaev a'c, S.S. Kizhaevc, N.D. Stoyanovc, V.E. Bougrov b, H. Lipsanenb,d, Kh.M. Salikhove

aloffe Institute, St. Petersburg 194021, Russia bITMO University, St. Petersburg 197101, Russia cMicrosensor Technology, St. Petersburg 194223, Russia dAalto University, Aalto Fl-00076, Finland e Institute of Perspective Researches, Kazan 420111, Russia

HIGHLIGHTS

• Electroluminescence of InAsSb-based LED heterostructures was studied in the temperature range 4.2 < T < 300 K.

• Stimulated emission from the heterostructures was observed at temperatures below 100 K.

• The effect of various recombination mechanisms on the LED action was studied.

ARTICLE INFO ABSTRACT

Electroluminescence of LED heterostructures with active layer made of InAsSb films grown on InAs substrates was studied in the temperature range T = 4.2-300 K. At low temperatures (T =4.2-100 K), stimulated emission was observed with an optical cavity formed normal to the growth plane. The emission became spontaneous at higher temperatures due to the resonant ''switch-on" of the CHHS Auger recombination process in which the energy of a recombining electron-hole pair is transferred to a hole transi-tioning to the spin-orbit-splitted band. The spontaneous character of emission continued up to room temperature because of the influence of other Auger processes. The results obtained suggest that InAsSb-based LED heterostructures are promising for the fabrication of vertically-emitting mid-infrared lasers.

© 2017 Elsevier B.V. All rights reserved.

Article history: Received 26 April 2017 Revised 1 July 2017 Accepted 3 July 2017 Available online 4 July 2017

Keywords: InAsSb

Electroluminescence Carrier recombination

1. Introduction

Recently, there has been much interest in experimental studies and theoretical calculations of the properties of infrared devices based on narrow-bandgap InAsSb alloys [1-5]. These materials are suitable for opto- and photoelectronic devices operating in middle wavelength infrared range (MWIR), where optical absorption bands of many important chemicals (CH4, CO2, NO2, H2S, CO, etc.) are located [6]. The efficiency of light-emitting diodes (LEDs) and the sensitivity of photodetectors depend on the processes of carrier recombination in the 'active' (or 'photosensitive') layers of device structures. Understanding of carrier recombination mecha-nism(s) is greatly helped by the studies of the properties of the device structures in as wide temperature range as possible. In this

* Corresponding author at: Ioffe Institute, Polytechnicheskaya 26,194021, Russia. E-mail address: [e-mail] (K.D. Mynbaev).

http://dx.doi.org/10.1016/j.infrared.2017.07.003 1350-4495/© 2017 Elsevier B.V. All rights reserved.

paper, we report on the results of the studies of electroluminescence (EL) of LED heterostructures with InAs1_xSbx (x = 0, 0.06, 0.07 and 0.09) active layer in the temperature range of 4.2300 K. In the course of the studies, we were able to follow the effect of different recombination mechanisms at various temperatures, and to observe stimulated emission in LED heterostructures, - with optical cavity presumably formed normal to the growth plane, which makes such structures promising for the development of mid-infrared vertical-emitting lasers.

2. Experimental

Heterostructures were grown with the use of metal-organic chemical vapour deposition at Microsensor Technology, LLC, using synthesis method described elsewhere [7]. For all the heterostructures, a sulphur-doped InAs substrate (n-type conductivity,

electron concentration n77«1018cm-3 at 77 K) was used. The active layer of the heterostructures was made of InAs-!_xSbx. It was not intentionally doped and had concentration n77 « 1 x 1016 cm-3, presumably due to background donor doping. A typical thickness of the active layer was 2-3 mm. On top of the active layer, a p-type InAsSb(Ga,P) barrier layer was grown. This layer was doped with zinc and had hole concentration p77 « 2 x 1018cm-3 at 77 K. An illustration of the LED structures with layers and thicknesses is given in Fig. 1. Parameters of the studied heterostructures are given in Table 1.

LED chips with 380 x 380 mm size were fabricated with the use of standard photolithography and wet chemical etching. Electrical contacts were based on a multi-layer Cr-Au-Ni-Au composition. A non-transparent solid contact was placed on the top epitaxial (barrier) layer, while a ring-type contact with 35 mm thickness and 200 mm internal diameter was placed on the InAs substrate. The emission was collected from the side of the substrate, as the latter was transparent for the light emitted by the active layer due to the strong doping. For the measurements, the chips were placed on TO-18 holders. EL spectra were recorded under pulse excitation (frequency 1 kHz, pulse duration 1 ms) with the use of computer-controlled installation employing a grating monochromator and a lock-in amplifier. An InSb photodiode was used as a detector.

3. Experimental results

Two to five heterostructures of each type were subjected to the studies and all the structures of the same type showed similar properties with slight variations. Fig. 2(a) shows normalized EL spectra of three types of heterostructures (with x — 0) at driving current I =150 mA and T = 300 K, which is a typical working temperature of infrared LEDs employed in gas sensors. Spectra of a LED with the active layer made of pure InAs (x = 0) have been presented elsewhere [8]. All spectra presented in Fig. 1(a) consist of a single line. With the increase of the InSb molar fraction in the material of the active layer, one can observe a red-shift of the maximum of the spectrum (e.g., curve D vs. curves C and B). A typical full-width at half-maximum (FWHM) of the spectra at 300 K was 50 meV for the heterostructure of type C vs. 35 meV for heterostructure of type A. In wavelength units, the FWHM constituted about 300 nm for the structures of type A, 420-450 nm for the structures of types B and C, and 480-520 nm for the structures of type D.

Fig. 2(b) shows normalized EL spectra of all four types of heterostructures at T = 4.2 K. These spectra were recorded at different driving currents. As can be seen, the low-temperature spectra differ in shape and FWHM values from those recorded at 300 K.

LED structure parameters at 300 K

Table 1

Parameters of the studied heterostructures.

lnAs(100):S n=(1-2)x1018cnr3

substrate

p=2x101scm3

lnAsSb(Ga,P):Zn

/ï=2x10IÉicm-3 barrier

layer

InAs(Sb)

active layer

2-3 Mm 1.5|jm |

Structure type Active layer Barrier layer

A InAs In0.85Ga0.15As0.72Sb0.28

B InAs0.94Sb0.06 InAs0.40Sb0.20P0.40

C InAs0.93Sb0.07 InAs0.70Sb0.10P0.20

D InAs0.91Sb0.09 InAs0.48Sb0.l8P0.34

Contact-Cr-Au-Ni-Au I

Contact -Cr-Au-Ni-Au

Fig. 1. Schematic cross-section of a LED structure under study.

For the structure of type A, the dominating line of the spectra was that with FWHM of just 0.6 meV. For the structures of type B, C and D at the temperatures close to 4.2 K, we also observed quite narrow (FWHM 1-2 meV) emission peaks along with broad emission bands, which had very low intensity as compared to that of narrow peaks.

With temperature increasing from 4.2 K and up, for all the structures we observed that spectra with narrow EL peaks transformed back to broad emission bands. For example, for the structure of type A, the FWHM of the main emission peak in the spectrum between 75 and 90 K sharply increased from 0.6 to 30 meV and with further temperature increasing, the FWHM of the spectrum slowly continued to increase, reaching the value of ~50 meV at 300 K. In relation to the temperature of the transformation of the shape and FWHM of the spectra, the exact transition point depended on the type of the structure, as discussed below.

The appearance of the strong narrow peak in the EL spectra indicated that at low temperatures (from 4.2 up to 50-100 K, depending on the type of heterostructure), conditions for stimulated emission held true in the studied LEDs. For two structures of type C at temperatures, at which stimulated emission was still observed, we measured the light-current characteristics. For these measurements, a current oscillator was used, which generated pulses with the duration 1 ms and 100 ms distance between the pulses, the amplitude of the pulses was increasing linearly in each sequence. The EL signal, which for these measurements did not pass through monochromator, was detected with the InSb photodiode, and resulting light-current characteristic was registered with an oscilloscope. With such measurements, if a pronounced "break" is observed in the recorded curve, a threshold current of stimulated emission Ith can be determined from the intercept formed by the characteristic on the abscissa axis [9]. Fig. 3 shows the dependences obtained in this way: two similar heterostructures of type C were studied. As can be seen in Fig. 3, the resulting dependences were very similar, and for the samples under study, it was possible to obtain a pronounced Ith(T) dependence in the temperature range 25-130 K. It can be seen that it was exponential (Ith ~ exp(T/T0), where T0 is a characteristic temperature) in the portion ranging from 70 to 130 K (linear in the coordinates chosen for the figure). According to the known concepts about the temperature dependence of the threshold current of a semiconductor laser, this is indicative of the predominance of non-radiative (Auger) recombination [10]. The characteristic temperature T0 of the threshold current was found to be 25 ± 5 K for the 80-120 K range. No pronounced Ith(T) dependence was observed at low temperatures (T< 70 K), which could be indicative of the predominance of Shockley-Read recombination.

4. Discussion

The data presented above indicate, as already mentioned, that at low temperatures, conditions for stimulated emission held true in the studied structures. It is worth noting that in LED structures with the active layer made of InAs, a similar effect was first reported on by Matveev et al. [11] (however, in Ref. [11], in contrast to the present work, double heterostructures with high

Fig. 2. Normalized EL spectra of the heterostructures of types B, C and D at T = 300 K at driving current I = 150 mA (a), and normalized spectra of heterostructures at 4.2 K: type A (driving current I = 0.5 A), B (I = 0.8 A), C (I = 0.4 A) and D (I = 1.2 A) (b). The dip near 0.29 eV is due to absorption by CO2 in the atmosphere.

10

< E

10

101

9 ^^

^J'

............ ... 1

25 50 75 100 Temperature, K

125

150

Fig. 3. Temperature dependence of the threshold current Ith at which stimulated emission appears for two similar heterostructures of type C. The solid lines are the results of fitting to the exponential portion of the dependence used to determine the characteristic temperature.

barriers were studied). Stimulated emission from structures with active layer made of InAsSb, to the best of our knowledge, has been observed so far only in specially designed laser structures: in particular, one can mention strip-waveguide lasers based on double heterostructures with high symmetrical barriers (see, e.g., Refs. [12-15]). In our case, optical resonators were not fabricated specially and the cleft edges of the LED chips were not mirror-like either. The inter-mode spacing in the EL spectra of the structure of type C at 77 K of 6 nm [8] allowed for assessing the length of the resonator as 280 mm using a simple method described by Grebenshchikova et al. [14]. This value appeared to be much closer to the thickness of the LED chip (designed to be 250-300 mm) rather than to the distance between the cleft edges of the chip (380 mm). Also, it appeared that EL signal in the stimulated emission mode coming from the surface of the LED chips was more than an order of magnitude stronger than that collected from the chip edges. Thus, we concluded that in our structures the optical resonator was formed normal to the growth plane, most probably, between the surface of the chip with a gold Ohmic contact and the substrate, which was polished chemically in the process of making LEDs.

The experimental data showed that transition from stimulated to spontaneous emission occurred at different temperatures (50100 K) for different types of heterostructures. Table 2 shows that actually this transition was not related to any particular temperature, but rather, to the energy of the bandgap: it appeared that the transition occurred when the energy of the bandgap Eg coincided with the energy of the spin-orbit splitting ASO in the material of the active layer (ASO was assessed on the basis of the data by Vur-gaftman et al. [16]). It was natural to suggest that with temperature increasing and Eg decreasing, we observed a resonant 'switch-on' of the CHHS Auger process, when the energy of recom-bining electron-hole pair was transferred to a hole transitioning to the spin-orbit-splitted band. With further temperature increasing and Eg continuing to decrease, the resonance condition Eg = ASO, that was responsible for quenching of the effect of stimulated emission, disappeared, but the emission remained spontaneous. This was obviously due to the influence of Auger processes of other types, which suppressed amplification: likely, the dominating process was either that with the participation of two electrons and a heavy hole with excitation of electron in more energetic state (CHCC) or the one involving two heavy holes and an electron, with the conversion of a heavy hole into a light hole (CHHL).

In regards to the energy of the emitted photons, the dependence of the energy of the maximum of EL peaks Eel vs. temperature for structures of type C (InAs0.93Sb0.o7) was presented elsewhere [8]. It was noted in Ref. [8] that at low temperatures, when the peak of EL was narrow, the energy of the peak was lower than the bandgap energy Eg, which was calculated in accordance with the data presented by Vurgaftman et al. [16]. At higher temperatures, when the EL peak became wide, the EEl values were larger than those of calculated Eg by -18meV. It is known, however, that in narrow-bandgap semiconductors with a noticeable level ofdoping, including InSb and InAs, the value of EEl cannot be directly associated with that of Eg (see, e.g., [17,18]). To obtain the Eg from the luminescence spectra, one should calculate the spectrum at a given temperature and fit its high-energy part to that of the

Table 2

Calculated ranges of values of the energy of spin-orbit splitting ASO and experimentally determined energies of the quenching of the stimulated emission.

Structure type Aso, eV [9] 'Transition' energy, eV

A (InAs) 0.37-0.41 -0.41

B, C, D (InAsSb) 0.33-0.37 0.34-0.35

experimental one with carrier concentration as a parameter. The emission spectrum due to direct transition of electron-hole recombination in the case where the extrema of the conduction and valence bands coincide at the wave vector k = 0 is given by the following expression [17]:

I (ha) / a2\M\2fefhp,

where I(ha) is the intensity per unit range of photon energy ha; M is the transition matrix element; fe and fh are electron an hole distribution functions, and p is a function of energy.

The authors of Ref. [17] presented the expression that could be applied to describe luminescence spectra of InSb if one took into account solely transitions between electrons and heavy holes and assumed heavy holes to be non-degenerate. In our study, we took into account both electron-heavy hole and electron-light hole transitions and non-parabolic dependence of the energy conduction band and the valence band for light holes on the wave vector. The transition matrix element for such a case was calculated in Ref. [19]. So, we have for I(ha) :

I(ha) / a2

a0 f Jp '

a0f Jp

where

o _ Vie2 Xhh - u 2

^V ^ (hx " £g)ha

fh - 1 + exp

ha - Eg

fph - 1 + exp

e2

kT

ha me (ha - E, kT mh

me _ mh Eg) kT

m

kT

alh —

e2

6V2h2cV£V Eg

J

(1)

^ ha2- E;

fn — 1 + exp

f'p — 1 + exp

ha - Eg\

2kT y kT

ha - Eg\

2kT ) kT

Here, e is the electron charge; e is the permittivity; mh is the effective mass of a heavy hole; me is the effective mass of an electron and (according to the Kane model) the mass of a light hole; 5e and 5, are the quasi-Fermi levels of electrons and holes measured from the edges of the relevant bands. Expressions (1) hold true for an arbitrary degeneracy factor both of electrons and holes.

Under the assumption that we have high level of excitation in our experiment, concentrations of non-equilibrium electrons and holes are almost the same: An « Dp > n0, p0 (n0 and p0 represent current concentration under equilibrium, while An and Ap designate the excessive carrier concentration under the injection). This allows for estimating 5e and 5h and for calculating the spectrum. Thus, the carrier concentration is our fitting parameter, as mentioned above.

The material parameters necessary for calculations were taken from Ref. [16]. Fig. 4 shows the results of calculations performed for three values of carrier concentration for the structure of type A at 77 K. As expected, with electron concentration increasing, the luminescence peak shifts toward higher energies, and the FWHM of the spectrum increases. As can be seen, the calculated spectrum gives the best fit to the experimental one (also presented in Fig. 4) when the value of carrier concentration during the injection is taken as 4 x 1016 cm-3. This brings us to the edge of the fulfillment of the condition An, Ap > n0, p0, which is implied by the model that was used for the calculations, but still looks reasonable. The results do prove that in our case the Eel cannot be directly related to Eg: indeed, we have already suggested that the

Fig. 4. Normalized calculated EL spectra for the heterostructure of type A at T =77 K at various concentrations of injected carriers: 1 x 1016cm-3 (curve 1),

4 x 1016 cm-3 (2) and 1 x 101' this temperature (curve 4).

cm 3 (3), and experimental spectrum recorded at

discrepancy between the values of Eel and calculated Eg could be attributed to the shift of the electron quasi-Fermi level into the conduction band [8]. Similar results were obtained for heterostruc-tures of other types with the values of carrier concentration under injection at 77 K varying from 3 x 1016 cm-3 up to 5 x 1016 cm-3.

Fig. 5 shows, for the heterostructures of types A, B and D, the temperature dependence of the calculated Eg and those obtained from the experiment in a manner described above. The spectra were recorded at a driving current of 0.6 A. As can be seen, there is a good agreement between the results of the calculations and those of experiment, which confirms that optical transitions proceeded in the active layer of the heterostructures and the chemical composition of the latter was properly tailored to match the necessary absorption band. In regards to the heterostructure with InAs active layer considered in Ref. [8] (InAs/InAs/InAsSbP in contrast to the structure of type A considered in this work, InAs/InAs/ InGaAsSb), where calculated values of Eg matched those of Eel, it could be suggested that this was caused by the fact that dominating optical transitions in that heterostructure were those from the conduction band to a shallow acceptor level formed in the material

Fig. 5. Calculated temperature dependences of Eg in the active layer of heterostructures of types A, B and D (solid lines), Eel of stimulated emission (filled symbols) and Eg values derived from the spectra of spontaneous emission (empty symbols).

-1

-1

-1

of the active layer due to the very strong doping of the barrier layer with zinc. These features will be discussed in a future publication.

5. Conclusion

When studying electroluminescence of InAsSb-based LED heterostructures, at low temperatures (4.2-100 K), stimulated emission from the structures was observed. This effect, however, disappeared with the temperature increasing due to the resonant 'switch-on' of the CHHS Auger process. Despite this, it appears as InAsSb-based heterostructures are promising for fabrication of the vertical-emitting MWIR lasers, since even under the strong influence of Auger recombination it is possible to obtain stimulated emission with minimum requirements for optical resonator.

Conflict of interest

The authors claim that there is no conflict of interests related to this paper.

References

[1] H. Wen, E. Bellotti, Optical absorption and intrinsic recombination in relaxed and strained InAs, _xSbx alloys for mid-wavelength infrared application, Appl. Phys. Lett. 107 (22) (2015) 223103.

[2] T.V. Bezyazychnaya, M.V. Bogdanovich, V.V. Kabanov, D.M. Kabanau, Y.V. Lebiadok, V.V. Parashchuk, A.G. Ryabtsev, G.I. Ryabtsev, P.V. Shpak, M.A. Shchemelev, I.A. Andreev, E.V. Kunitsyna, V.V. Sherstnev, Yu.P. Yakovlev, Light emitting diode-photodiode optoelectronic pairs based on the InAs/InAsSb/ InAsSbP heterostructure for the detection of carbon dioxide, Semiconductors 49 (7) (2015) 980-983.

[3] P. Sanjeev, Chakrabarti, Numerical modeling of an InAsSb/InAsSbP double heterojunction light emitting diode for mid-infrared (2-5 im) applications, Infr. Phys. Technol. 67 (2014) 382-386.

[4] B.V. Olson, E.A. Shaner, J.K. Kim, J.F. Klem, S.D. Hawkins, M.E. Flatté, T.F. Boggess, Identification of dominant recombination mechanisms in narrow-

bandgap InAs/InAsSb type-II superlattices and InAsSb alloys, Appl. Phys. Lett. 103 (5) (2013) 052106.

[5] S.P. Svensson, W.L Sarney, D. Donetsky, G. Kipshidze, Y. Lin, L. Shterengas, Y. Xu, G. Belenky, Materials design parameters for infrared device applications based on III-V semiconductors, Appl. Optics 56 (3) (2017) B58.

[6] A. Krier (Ed.), Mid-Infrared Semiconductor Optoelectronics, Springer Series in Optical Sciences, vol. 118, Springer, Berlin, 2006.

[7] M. Sopanen, T. Koljonen, H. Lipsanen, T. Tuomi, Growth of GaInAsSb using tertiarybutylarsine as arsenic source, J. Cryst. Growth 145 (1-4) (1994) 492497.

[8] K.D. Mynbaev, N.L. Bazhenov, A.A. Semakova, M.P. Mikhailova, N.D. Stoyanov, S.S. Kizhaev, S.S. Molchanov, A.P. Astakhova, A.V. Chernyaev, H. Lipsanen, V.E. Bougrov, Electroluminescence of InAs/InAs(Sb)/InAsSbP LED heterostructures in the temperature range 4.2-300 K, Semiconductors 51 (2) (2017) 247-252.

[9] N.L. Bazhenov, K.D. Mynbaev, V.I. Ivanov-Omskii, V.A. Smirnov, V.P. Evtikhiev, N.A. Pikhtin, M.G. Rastegaeva, A.L. Stankevich, I.S. Tarasov, A.S. Shkol'nik, G.G. Zegrya, Temperature dependence of the threshold current of QW lasers, Semiconductors 39 (10) (2005) 1210-1214.

[10] B.L Gelmont, G.G. Zegrya, Temperature dependence of the threshold current-density of an injection heterolaser, Sov. Phys. - Semicond. 25(11), 1991,1216.

[11] B. Matveev, N. Zotova, N. Il'inskaya, S. Karandashev, N. Stus', Spontaneous and stimulated emission in InAs LEDs with cavity formed by gold anode and semiconductor/Air interface, Phys. Stat. Sol. C 2(2), 2005, 927-930.

[12] A.P. Astakhova, T.V. Bez'yazychnaya, L.I. Burov, A.S. Gorbatsevich, A.G. Ryabtsev, G.I. Ryabtsev, M.A. Shchemelev, Yu.P. Yakovlev, Optical parameters of diode lasers based on an InAsSb/InAsSbP heterostructure, Semiconductors 42 (2) (2008) 228-231.

[13] M. Yin, A. Krier, R. Jones, P.J. Carrington, Reduced free carrier absorption loss in midinfrared double heterostructure diode lasers grown by liquid phase epitaxy, Appl. Phys. Lett. 91 (10) (2007) 101104.

[14] E.A. Grebenshchikova, N.V. Zotova, S.S. Kizhaev, S.S. Molchanov, Yu.P. Yakovlev, InAs/InAsSbP light-emitting structures grown by gas-phase epitaxy, Tech. Phys. 46 (9) (2001) 1125-1127.

[15] B. Lane, M. Razeghi, High-power electrically injected mid-infrared interband lasers grown by LP-MOCVD, J. Cryst. Growth 221 (1-4) (2000) 679-682.

[16] I. Vurgaftman, J.R. Meyer, L. Ram-Mohan, Band parameters for III-V compound semiconductors and their alloys, J. Appl. Phys. 89 (11) (2001) 5815-5875.

[17] A. Mooradian, H.Y. Fan, Recombination emission in InSb, Phys. Rev. 148 (2) (1966) 873.

[18] J.I. Pankove, Optical Processes in Semiconductors, Dover, New York, 1971, p. 125.

[19] N.L. Bazhenov, K.D. Mynbaev, G.G. Zegrya, Temperature dependence of the carrier lifetime in CdxHg1-xTe narrow-gap solid solutions: radiative recombination, Semiconductors 49 (9) (2015) 1170-1175.

OPTOELECTRONICS

REVIEW ® »

ELSEVIER

Luminescence ofll-VI and III-V nanostructures*

K.D. Mynbaeva,b'*, A.V. Shilyaeva, A.A. Semakovaab, E.V. Bykhanovaab, N.L. Bazhenova

a loffe Institute, Saint-Petersburg, 194021, Russia b ITMO University, Saint-Petersburg, 197101, Russia

ABSTRACT

Photoluminescence of HgCdTe epitaxial films and nanostructures and electroluminescence of InAs(Sb,P) light-emitting diode (LED) nanoheterostructures were studied. For HgCdTe-based structures, the presence of compositional fluctuations, which localized charge carriers, was established. A model, which described the effect of the fluctuations on the rate of the radiative recombination, the shape of luminescence spectra and the position of their peaks, was shown to describe experimental photoluminescence data quite reasonably. For InAs(Sb,P) LED nanoheterostructures, at low temperatures (4.2-100 K) stimulated emission was observed. This effect disappeared with the temperature increasing due to the resonant 'switch-on' of the Auger process involving transition of a hole to the spin-orbit-splitted band. Influence of other Auger processes on the emissive properties of the nanoheterostructures was also observed. Prospects of employing II-VI and III-V nanostructures in light-emitting devices operating in the mid-infrared part of the spectrum are discussed.

© 2017 Association of Polish Electrical Engineers (SEP). Published by Elsevier B.V. All rights reserved.

Contents lists available at ScienceDirect

Opto-Electronics Review

journal homepage: http://www.journals.elsevier.com/opto-electronics review

ARTICLE INFO

Article history: Received 3 November 2016 Accepted 4 March 2017 Available online 24 July 2017

Keywords: mid-infrared range luminescence nanostructures

1. Introduction

It is known that characteristic absorption bands of many important chemicals (CH4, CO2, NO2, H2S, CO, etc.) are located in the mid-infrared wavelength range (MWIR, wavelengths X 2-6 |im) [1]. Sensors of these chemicals are required by industry, for environmental control purposes and in medicine. The most promising are MWIR sensors based on light-emitting diodes and semiconductor photodetectors. It is useful to fabricate light emitters and photodetectors on the basis of the same materials, as it greatly simplifies manufacturing process.

To enhance the efficiency of optoelectronic devices, it is important to understand and control processes which take place under absorption and/or emission of light in real structures. For that task, it is useful to study their operation not only at working temperatures, but also at low temperatures. In this case, effects could be observed that allow for more detailed identification of the mechanisms of physical processes. Within the frames of such approach, we have studied luminescence of epitaxial films and nanostructures based on II-VI (HgCdTe) and III-V (InAs(Sb,P)) semi-

* This article is an expanded version of a scientific report presented at the International Conference on Semiconductor Nanostructures for Optoelectronics and Biosensors 2016 ICSeNOB2016, May 22-25, 2016, Rzeszow, Poland.

* Corresponding author at: Polytechnicheskaya 26, Saint-Petersburg, 194021, Russia.

E-mail address: [e-mail] (K.D. Mynbaev).

conductors in a wide temperature range, from 4.2 K up to 300 K. The energy gap of the studied materials corresponded to the MWIR range.

2. Details of experimental technique

Photoluminescence (PL) of HgCdTe-based structures and electroluminescence (EL) of InAs(Sb,P)-based structures were studied. The PL signal was excited by a semiconductor laser with X = 1.03 |im, which operated in a pulsed mode (frequency 1 kHz, pulse duration 1 |is). For signal detection, a cooled InSb photodiode and a boxcarintegrator were used. EL experiments were conducted in a similar pulsed excitation mode with the same detector.

3. Photoluminescence of II-VI structures

3.1. Experimental data

HgCdTe-based epitaxial films were grown with Liquid-Phase Epitaxy (LPE) and Molecular-Beam Epitaxy (MBE) and had thickness of 5 to 9 | m. HgCdTe-based nanostructures were grown with MBE and represented structures with potential wells, whose width did not provide size quantization (for Hg1-xCdxTe chemical compositions x considered, >100 nm). The values ofx were determined with optical transmission studies. To relate the energy gap Eg to x and temperature T, the Eg(x,T) dependence from Ref. [2] was used.

http://dx.doi.org/10.1016/j.opelre.2017.06.005

1230-3402/© 2017 Association of Polish Electrical Engineers (SEP). Published by Elsevier B.V. All rights reserved.

Fig. 1. Experimental temperature dependences of PL peak position for three HgCdTe-based structures with x = 0.38 (MBE HgCdTe/GaAs (1), MBE HgCdTe/Si (2) and LPE HgCdTe/CdTe (3)), and MBE-grown HgCdTe/GaAs with x = 0.57 (4). Lines show calculated dependences Eg(T) for HgCdTe with x = 0.38 (5), x = 0.57 (6) and, for a reference, x = 0.50 (7).

Fig. 2. Experimental dependence of «exciton localization energy» according to PL data on the composition of HgCdTe alloy: MBE HgCdTe/GaAs ( 1 ), MBE HgCdTe/Si (2) and LPE HgCdTe/CdTe (3), and similar data obtained on THM and LPE HgCdTe and presented in Refs. [12,13] (4).

HgCdTe alloy is the material of choice for fabricating infrared photodetectors, but it has been also considered as a prospective material for light emitters, typically with optical excitation [3,4]. This makes luminescence studies of HgCdTe-based structures quite important. Most of our original experimental data on PL studies of HgCdTe-based structures were presented elsewhere [5-9]. Fig. 1 shows, as an example, a temperature dependence of the position (in energy units, eV) of a 'band-to-band' (excitonic) PL peak EPL for three HgCdTe-based structures with x = 0.38 (grown with MBE on GaAs and Si substrates and with LPE on CdTe substrate), and that for an MBE-grown structure (GaAs substrate) with x = 0.57. Calculated Eg(x,T) dependences for HgCdTe with corresponding x values are also shown. As can be seen, at low temperatures a considerable difference between EPL and calculated Eg is observed, but with temperature increasing this difference diminishes. Also, for the sample withx = 0.57 we observe different slope sign for experimental EPL(T) and calculated Eg(T) dependence. For HgCdTe-based structures, this is typically explained by the fact that 'band-to-band' PL at low temperatures is due to recombination of excitons localized at compositional fluctuations [5-13]. Then, the difference A between EPL and Eg should somehow define exciton localization energy and, therefore, is indicative of the fluctuation scale [10-13]. (The latter may be also characterized by the full-width at half-maximum (FWHM) of the excitonic PL line). Following this idea, on the basis of the data presented in Fig. 1 we can state that the structure grown with LPE has the lowest fluctuation amplitude, while the sample grown with MBE on GaAs substrate has the largest amplitude, as all these samples have the same x = 0.38.

Fig. 2 summarizes the data on A vs. alloy composition from our experiments. Also, presented are data on exciton localization energy available in the literature ([12,13]) and obtained on HgCdTe crystals grown with Travelling Heater Method (THM) and on LPE-grown films. Due to the use of different models for estimating the exciton localization energy, different Eg(x,T) dependences, etc., quantitative comparison of our data with those from Refs. [12,13] would not be valid. However, we can make a qualitative conclusion that structures grown with THM and LPE have much smaller compositional fluctuations than those grown with MBE. Let us also note that, when speaking of stochastic character of fluctuations, the maximum fluctuation amplitude and, therefore, the maximum exciton localization energy, should be observed for the material withx = 0.50 [12-14]. THM-and LPE-grown samples generally obey this rule while MBE-grown structures show the tendency of A increasing with x up to x ~0.63. All these data witness to the fact

Fig.3. PL spectra calculated within the framesofthe model for HgCdTe with x = 0.38 at T =5 Kwith various fluctuation amplitudes: 16meV(1), 28 meV(2), and 70 meV(3) and experimental PL spectrum of MBE/GaAs HgCdTe with the same x (4). Intensities of the calculated spectra cannot be compared to that of the experimental one.

that alloy disorder in MBE-grown MCT is not of a stochastic nature but is rather caused by the specifics of the growth technology. This does not come as a surprise, as for some semiconductor alloys, e.g., InGaN, such 'technological' disorder has been studied in detail [15], and for AlGaN alloys it is now introduced intentionally, as localization of exctions on compositional fluctuations has proven to increase quantum yield in optoelectronic devices [16].

3.2. Discussion

To interpret the experimental data obtained, we developed a model which described the effect of fluctuations on the rate of radiative recombination, the shape of PL spectra and the position of their peaks. A hybrid model was developed, in which the state of each carrier was described with a Gaussian-type wave packet, which contained co-ordinates and impulses of the particle as parameters. The details of the model were presented elsewhere [17].

Fig. 3 shows PL spectra of HgCdTe sample with x = 0.38 generated with the use of the model for three fluctuation amplitudes (the spectra were subjected to 5-point averaging). Each calculated spectrum contains information on 10,000 radiative transitions. It is seen that with the fluctuation amplitude increasing, the peak of the spectrum is red-shifting (compare curves 1 and 2), as the increase in

the potential depth leads to the decrease in local value of energy gap and, therefore, decreases the energy of the emitted photon. Also, it is seen that with the fluctuation amplitude increasing, the FWHM of the spectrum increases. This is explained by the increase in the scatter of local energy minima that contribute to the PL signal. The integral PL intensity remains constant.

Further increase in the fluctuation amplitude significantly distorts the shape of the spectrum (curve 3 in Fig. 3). The long-wavelength part of the spectrum now shows 'extra peaks', which are due to the emission from local areas that contain fluctuations with very large depth. Localization of carriers in such areas leads to appearance of a number of separate emission peaks. This effect has been demonstrated experimentally for Ill-nitride alloys [18]. The short-wavelength part of the spectra both in the model and in the experiment retains the Gaussian-like shape irrespective of the fluctuation amplitude.

As follows from Fig. 3, for HgCdTe withx = 0.38 the given experimental spectrum for MBE-grown material (GaAs substrate) in terms of FWHM appeared to be closest to the modeled spectrum with fluctuation amplitude 16 meV (curves 4 and 1, respectively). At the same time, in terms of A, the experimental spectrum was closer to the modeled one with fluctuation amplitude 28 meV (curve 2). 16 to 28meV amplitude range constitutes 4 to 7% of the energy gap value (~390 meV at T = 5 K). The actual experimental A values for MBE-grown HgCdTe with x = 0.38 vary from 20 to 45 meV (see Fig. 2). We can conclude that qualitatively the model describes the effect of compositional fluctuations on the radiative recombination in HgCdTe-based structures quite reasonably. The future development of the model should consider the transformation of the shape of the PL spectra of MBE-grown HgCdTe with temperature [7], as well as the very fact of the observation of PL from a narrow-gap semiconductor at high (up to 300 K) temperatures. The latter currently contradicts the results of the latest calculations of radiative and non-radiative carrier lifetimes in the material, which, for example, predict the dominance of Auger recombination in HgCdTe with x = 0.3 at temperatures higher than T =230 K [19]. On the other hand, strong PL of HgCdTe-based MBE-grown structures at 300 K opens prospects for employing this material in light emitters in MWIR range, where lll-V-based structures experience problems due to specific electronic structure, as will be discussed in the next section.

4. Electroluminescence of III-V structures

4.1. Experimental data

lnAs(Sb,P) heterostructures were grown with metal-organic

vapour-phase epitaxy, the growth technique was described else-

where [20]. Fig. 4 shows typical normalized EL spectra of the three

types of studied heterostructures at T= 300 K. ln heterostructures

of type A, the active region with thickness 1-2 |im was made of

lnAs. ln heterostructures of type B, the active region was made

of lnAsSb with an lnSb molar fraction of 0.07. ln heterostructures of type C, the active region was constituted by multiple (108 pcs) quantum wells (MQW) lnAsSb/lnAs (4nm/10 nm) with lnSb molar fraction in the well of 0.12. All the structures were grown on highly doped (electron concentration at 77K n77 =2 x 1018 cm-3) n-type lnAs substrates, and on top of the active layer a wide-bandgap lnAsSbP p-type barrier layer was grown. Electron concentration in

the active layer was n77 = (8-20) x 1015 cm-3.

The spectra presented in Fig. 4 appeared to be typical of MWlR LEDs with FWHMs being ~35 meV for the structure of type A, ~50 meV for the structure of type B and ~80 meV for the structure of type C.

Fig. 5 shows normalized EL spectra of the three types of studied heterostructures at T =4.2K and various driving currents I. As can

Fig. 4. Normalized EL spectra of heterostructures of type A (lnAs active layer) (curve 1), type B (lnAsSb active layer) (curve2) and type C (MQWs in the active layer) (curve 3) at T=300 K. A dip near 0.29 eV is due to absorption by the atmosphere.

Fig. 5. Normalized EL spectra of heterostructures of type A (lnAs active layer, I=0.6A) (curve 1), type B (lnAs093Sb007 active layer, I=0.6A) (curve 2) and type C (MQWs in the active layer, I = 1.4 A) (curve 3) at T = 4.2 K.

be seen, these spectra differ greatly in shape and width from those recorded at 300 K. For example, for the structure of type A, at the high-energy side of the wide emission band (with FWHM 20 meV, which would correspond to the narrowing of the initial EL bandwidth with the temperature decreasing), there appeared a second narrow line with FWHM of 2 meV. Our study of the dependences of these bands on I showed that with the latter increasing from 0.1 up to 0.6 A, the intensity of the wide band was increasing insignificantly, while that of the narrow band increased substantially.

For the structures of type B at the temperatures close to that of liquid helium, we also observed very narrow peaks. With increasing of the current, the integral EL intensity was increasing linearly, while the peak maximum was blue-shifting, possibly reflecting the filling of the conduction band and lifting of the Fermi quasi-level for electrons. PL spectra of the structures of type B at T = 77 K previously demonstrated a clearly defined modal structure [21].

For the structures of type C with the active layer made of lnAsSb/lnAs MQWs, at temperatures T< 50 K we also observed very narrow peaks. However, a considerably larger driving current was required to achieve this effect as compared to the structures of types A and B.

With temperature increasing, for all the structures we observed a sharp transition from narrow EL peaks to broad ones. The exact transition point depended on the type of structure and the driving current. Fig. 6 shows the energy of the EL peaks Eel vs. temperature for a structure of type A. All the spectra were recorded at the

Table 1

ASO and energy oftransition from stimulated to spontaneous emission in the studied structures.

Fig. 6. The experimental dependence of the energy position of EL peak on the temperature for a structure of type A (symbols) and calculated Eg (T) dependence for the active layer made of InAs (straight curve).

Fig. 7. The dependence of the position of EL peaks for a structure of type C (MQW active region) (large symbols), calculated Eg of lnAs0.93Sb0 07 — the material of the QWs (straight line), and calculated energy of optical transitions Eopt (line + small symbols).

same driving current I = 0.6 A (for this sample, at this current at low temperatures only narrow EL peak was observed). It is seen that at T >70 K the emission energy corresponds to the value of the energy gap Eg of the active layer calculated in accordance with the data presented in Ref. [22]. At lower temperatures, when the peak of EL was narrow, the energy of the peak was lower than the Eg value.

Similar dependences of Eel on the temperature were observed for structures of type B. In this case, however, at higher temperatures (typically T>100K) Eel values were larger than those of calculated Eg by ~20 meV. As the electron effective mass in the alloys was smaller than that in InAs, this could be easily explained by the filling of the conduction band and lifting of the Fermi quasi-level for electrons according to the Burstein-Moss effect. At T< 100 K, values of Eel were close to calculated Eg.

Fig. 7 shows EEl vs. temperature for a structure of type C, where both narrow and broad EL peaks were present in the spectra recorded at low temperatures. Calculations of the electronic structure of MQWs region with an account for fractional band offsets in such materials as proposed in Ref. [23] showed that there we dealt with a set of type II heterojunctions, size quantization being achieved for holes in InAsSb and for electrons in InAs. So, optical transitions most probably occur between these quantization levels. The energy of the first quantization level for holes Eh and electrons Ee was calculated, and optical bandgap value Eopt =Eg(InAsSb) +Eh(InAsSb) +Ee(InAs)-AEc where AEc is the con-

Structure Calculated ASO, eV 'Transition' energy, eV

type/Active layer from experiment

A/lnAs 0.37-0.41 -0.41

B/lnAsSb 0.33-0.37 -0.34

C/MQW 0.30-0.34 -0.32

duction band offset. This value appeared to be close to that of the Eg of the material in quantum well. As can be seen in Fig. 7, at low temperatures the Eel of a wide emission band followed the Eg, while narrow EL peak had the energy higher than the Eg value. The energy of both peaks exceeded that of the expected optical bandgap Eopt.

With temperature increasing, the narrow peak disappeared. In a short temperature range (60-150 K in Fig. 7), Eel generally followed the temperature dependence of Eg of the material of QWs (or calculated Eopt), exceeding the former by 15 meV. However, at T> 150 K EEl became virtually independent of the temperature. This behaviour, among other reasons, can be attributed to the fact that in this multi-well structure one could expect formation of a certain band structure consisting of two energy bands generated by the energy levels in the wells. Such structure may cause a very different temperature dependence of its bandgap but the problem needs a further study.

4.2. Discussion

The analysis of the results obtained shows that at low temperatures (4.2-100 K), in the studied lnAs(Sb,P) structures, conditions for stimulated emission held true. Speaking of LED structures with the active layer made of InAs, a similar effect was first reported on in Ref. [24] (note that there, in contrast to the present work, double heterostructures were studied). Stimulated emission from structures with InAsSb-based active layer so far has been observed only in specially designed laser structures: in particular, one can mention strip-waveguide lasers based on double heterostructures with high symmetrical barriers [25-27]. In our case, resonators were not fabricated, nor were the cleft edges of the LED chips mirror-like. The inter-mode spacing in the EL spectra of 6 nm [21] allowed, using a simple method described in Ref. [27], for assessing the length of the resonator as 280 |im. This value appeared to be much closer to the thickness of the LED chip (~300 |im) rather than to the distance between the cleft edges of the chip (380 |im). Also, it appeared that EL signal in the stimulated emission mode coming from the surface of the chips was much stronger than that collected from the chip edges. Thus, we concluded that in our structures optical resonator was formed normal to the growth plane, most probably, between the surface of the chip with gold Ohmic contact and the substrate, which was polished chemically in the process of making LEDs in accordance with the requirements of the 'flip-chip' technology.

The experimental data showed that transition from stimulated emission to spontaneous one occurred at different temperatures (50-100 K) for different structures. Table 1 shows that actually this transition was not related to a particular temperature, but rather, to the energy of the bandgap: the transition occurred when the energy of the 'effective' bandgap coincided with the energy of spinorbit splitting ASO in the material of the active layer (ASO was calculated on the basis of the data from Ref. [22]). Obviously, with temperature increasing and 'effective' Eg decreasing, we observed a resonant 'switch-on' of the CHHS Auger process, when the energy of recombining electron-hole pair was transferred to a hole tran-sitioning to the spin-orbit-splitted band. This effect is well known for narrow-gap III-V semiconductors (see, e.g., [28-30]) and this contrasts them to II-VI materials, and in particular, to HgCdTe,

where ASO ~ 1 eV and does not affect properties of devices operating in the MWlR range [31]. With further temperature increasing and Eg decreasing, the resonance Eg = ASO disappeared, but still we observed spontaneous emission. This was obviously due to the influence of Auger processes of other types, which suppressed amplification. Likely, the dominating process was that with the participation of two electrons and a heavy hole with excitation of electron in more energetic state (CHCC). Let us note that the effect of the CHCC Auger process was observed at low temperatures, too. Namely, for the structures of type B at low temperatures, when the emission was still stimulated, we measured power-current characteristics and plotted the temperature dependence of the threshold current for stimulated emission (not shown). From 70 up to 130 K this dependence was exponential, which indicated contribution of Auger processes [32].

Regarding MQW structures, the behaviour of Eel(T) dependence might also indicate that in these LED heterostructures at different temperatures carrier recombination occurs at the different regions of the structure. This effect definitely needs further study, but from the practical point of view, a LED with the wavelength not dependent on the temperature in such a wide temperature range looks quite promising. Generally, the results obtained showed that the efficiency of MWlR LEDs based on lnAs(Sb,P) could be increased via suppression of Auger recombination and improvement of carrier confinement in the active region.

5. Conclusions

Photoluminescence of epitaxial films and nanostructures based on narrow-gap HgCdTe alloys was studied experimentally. The presence of nano-sized compositional fluctuations, which localized charge carriers, was established. A model, which describes the effect of the fluctuations on the rate of the radiative recombination, the shape of PL spectra and the position of their peaks, demonstrates how carrier localization shows off in the specific features of the luminescence spectra, and allows for qualitatively relating these features to the actual scale of the fluctuations. From the practical point of view, the presence of fluctuations, their scale, and the range of this scale, which cannot be predicted at the stage of the growth, makes MBE-grown HgCdTe not quite viable for fabrication of light emitters working at low temperatures, even at 77 K. On the other hand, unexpectedly strong luminescence of this material at temperatures close to 300 K allows for suggesting that the idea of HgCdTe-based light emitters may be re-visited.

Electroluminescence of light-emitting lnAs(Sb,P) nanostructures was also studied. At low temperatures (4.2-100 K), stimulated emission from the structures was observed. This effect, however, disappeared with the temperature increasing due to the resonant 'switch-on' of the CHHS Auger process, and could not be observed further due to the influence of other Auger processes. The effect of the Auger recombination was established for low temperatures, as well. Despite this, it looks that lnAs(Sb,P) nanostructures are promising in respect to the fabrication of the vertical-emitting MWlR lasers, as even under the strong influence of Auger recombination it appears to be possible to get stimulation emission with minimum requirements for optical resonators. Suppressing Auger recombination and improving carrier confinement in narrow-gap lll-V structures remain very topical tasks.

Acknowledgements

The authors should like to thank their colleagues who provided structures for this research, in particular, S.A. Dvoretsky, V.S. Var-avin, M.V. Yakushev and N.N. Mikhailov (HgCdTe samples grown with MBE) and N.D. Stoyanov, S.S. Kizhaev, S.S. Molchanov, A.P.

Astakhova, and A.V. Chernyaev (lnAs(Sb,P) LEDs). The work at lTMO University got support from Russian Science Foundation, Research project No. 14-29-00086.

References

A. Krier (Ed.), Mid-Infrared Semiconductor Optoelectronics. Springer Series in Optical Sciences, vol. 118, Springer, Berlin, 2006.

C.R. Becker, V. Latussek, A. Pfeuffer-Jeschke, G. Landwehr, L.W. Molenkamp, Band structure and its temperature dependence fortype-III HgTe/Hg1-xCdxTe superlattices and their semimetal constituent, Phys. Rev. B 62 (2000) 10353-10363.

J.P. Zanatta, F. Noël, P. Ballet, N. Hdadach, A. Million, G. Destefanis, E. Mottin, C. Kopp, E. Picard, E. Hadji, HgCdTe molecular beam epitaxy material for microcavity light emitters: application to gas detection in the 2-6 |xm range, J. Electron. Mater. 32 (2003) 602-607.

C.R. Tonheim, A.S. Sudbo, E. Selvig, R. Haakenaasen, Enhancement of light emission from Hg-Cd-Te due to surface patterning, IEEE Photon. Technol. Lett. 23(2011)36-38.

V.I. Ivanov-Omskii, N.L. Bazhenov, K.D. Mynbaev, Effect of alloy disorder on photoluminescence in HgCdTe, Phys. Status Solidi B 246 (2009) 1858-1869. K.D. Mynbaev, N.L. Bazhenov, V.I. Ivanov-Omskii, N.N. Mikhailov, M.V. Yakushev, A.V. Sorochkin, S.A. Dvoretsky, V.S. Varavin, Yu. G. Sidorov, Photoluminescence of Hgi-xCdxTe based heterostructures grown by molecular-beam epitaxy, Semiconductors 45 (2011) 872-879. K.D. Mynbaev, N.L. Bazhenov, A.V. Shilyaev, S.A. Dvoretsky, N.N. Mikhailov, M.V. Yakushev, V.G. Remesnik, V.S. Varavin, High-temperature photoluminescence ofCdHgTe solid solutions grown by molecular-beam epitaxy, Tech. Phys. 58 (2013) 1536-1539.

A.I. Izhnin, A.I. Izhnin, K.D. Mynbaev, N.L. Bazhenov, A.V. Shilyaev, N.N. Mikhailov, V.S. Varavin, S.A. Dvoretsky, O.I. Fitsych, A.V. Voitsekhovsky, Photoluminescence of HgCdTe nanostructures grown by molecular beam epitaxy on GaAs, Opto-Electron. Rev. 21 (2013) 390-394. K.D. Mynbaev, A.V. Shilyaev, N.L. Bazhenov, I.I. Izhnin, A.I. Izhnin, N.N. Mikhailov, V.S. Varavin, S.A. Dvoretsky, Acceptor states in heteroepitaxial CdHgTe films grown by molecular-beam epitaxy, Semiconductors 49 (2015) 367-372.

J.W. Tomm, K.H. Herrmann, A.E. Yunovich, Infrared photoluminescence in narrow-gap semiconductors, Phys. Status Solidi A 122 (1990) 11-42.

F. Fuchs, P. Koidl, Carrier localization in low-bandgap Hgi-xCdxTe crystals, studied by photoluminescence, Semicond. Sci. Technol. 6 (1991) C71-C75. A. Lusson, F. Fuchs, Y. Marfaing, Systematic photoluminescence study of CdxHgi-xTe alloys in a wide composition range, J. Cryst. Growth 101 (1990) 673-677.

P. Gille, K.H. Herrmann, N. Puhlmann, M. Schenk, J.W. Tomm, L. Werner, Eg versus x relation from photoluminescence and electron microprobe investigations in p-type Hg1-xCdxTe (0.35 <x <0.7),J. Cryst. Growth 86 (1988) 593-598.

M.M. Kraus, C.R. Becker, S. Scholl, Y.S. Wu, S. Yuan, G. Landwehr, Infrared photoluminescence on molecular beam epitaxy grown Hg1-xCdxTe layers, Semicond. Sci. Technol. 8 (1993) S62-S65.

G.B. Stringfellow, Microstructures produced during the epitaxial growth of InGaN alloys, J. Cryst. Growth 312 (2010) 735-749.

Y. Liao, C. Kao, C. Thomidis, A. Moldawer, J. Woodward, D. Bhattarai, T.D. Moustakas, Recent progress of efficient deep UV-LEDs by plasma-assisted molecular beam epitaxy, Phys. Status Solidi C 9 (2012) 798-801. A.V. Shilyaev, A.A. Greshnov, N.L. Bazhenov, K.D. Mynbaev, Modeling recombination processes in solid solutions with large-scale composition fluctuations, Mater. Phys. Mech. 18 (2013) 171-178. S. De, A. Layek, A. Raja, A. Kadir, M.R. Gokhale, A. Bhattacharya, S. Dhar, A. Chowdhury, Two distinct origins of highly localized luminescent centers within InGaN/GaN quantum-well light-emitting diodes, Adv. Funct. Mater. 21 (2011)3828-3835.

K.D. Mynbaev, A.V. Shilyaev, N.L. Bazhenov, A.I. Izhnin, I.I. Izhnin, A.V. Voitsekhovskii, N.N. Mikhailov, V.S. Varavin, S.A. Dvoretsky, Light emission from CdHgTe-based nanostructures, Mater. Phys. Mech. 21 (2014) 112-118. M. Sopanen, T. Koljonen, H. Lipsanen, T. Tuomi, Growth of GaInAsSb using tertiarybutylarsine as arsenic source, J. Cryst. Growth 145 (1994) 492-497. N.K. Zhumashev, K.D. Mynbaev, N.L. Bazhenov, N.D. Stoyanov, S.S. Kizhaev, T.I. Gurina, A.P. Astakhova, A.V. Tchernyaev, S.S. Molchanov, H. Lipsanen, Kh.M. Salikhov, V.E. Bougrov, Spectral characteristics ofmid-infrared light-emitting diodes based on InAs(Sb,P), Sci. Technol. J. Inform. Technol. Mech. Opt. 16 (2016) 76-84.

I. Vurgaftman, J.R. Meyer, L.R. Ram-Mohan, Band parameters for III-V compound semiconductors and their alloys, J. Appl. Phys. 89 (2001) 5815-5875.

E.H. Steenbergen, O.O. Cellek, D. Lubyshev, Y. Qiub, J.M. Fastenau, A.W.K. Liub, Y.-H. Zhang Study of the valence band offsets between InAs and InAsi-xSbx alloys, Proc. SPIE 8268 (2012) 82680K

N. Matveev, N. Zotova, S. Il'inskaya, M. Karandashev, M. Remennyi, N. Stus', Spontaneous and stimulated emission in InAs LEDs with cavity formed by gold anode and semiconductor/air interface, Phys. Status Solidi C 2 (2005) 927-930.

[3

[7

[8

[25] B. Lane, M. Razeghi, High-power electrically injected mid-infrared interband lasers grown by LP-MOCVD, J. Cryst. Growth 221 (2000) 679-682.

[26] A.P. Astakhova, T.V. Bez'yazychnaya, L.I. Burov, A.S. Gorbatsevich, A.G. Ryabtsev, G.I. Ryabtsev, M.A. Shchemelev, Yu.P. Yakovlev, Optical parameters of diode lasers based on an InAsSb/lnAsSbP heterostructures, Semiconductors 42(2008)228-231.

[27] E.A. Grebenshchikova, N.V. Zotova, S.S. Kizhaev, S.S. Molchanov, Yu.P. Yakovlev, lnAs/lnAsSbP light-emitting structures grown by gas-phase epitaxy, Tech. Phys. 46 (2001) 1125-1127.

[28] J.R. Lindle, J.R. Meyer, C.A. Hoffman, F.J. Bartoli, G.W. Turner, H.K. Choi, Auger lifetime in InAs, InAsSb, and InAsSb-lnAlAsSb quantum wells, Appl. Phys. Lett. 67(1995)3153-3155.

[29] P. Adamiec, R. Bohdan, A. Bercha, F. Dybala, W. Trzeciakowski, Y. Rouillard, A. Joullie, Threshold currents under pressure in InGaAsSb/AlGaAsSb laser diodes, Phys. Status Solidi B 244 (2007) 187-191.

[30] K.J. Cheetham, A. Krier, l.P. Marko, A. Aldukhayel, S.J. Sweeney, Direct evidence for suppression of Auger recombination in GalnAsSbP/lnAs mid-infrared light-emitting diodes, Appl. Phys. Lett. 99 (2011) 141110.

[31] A. Rogalski, HgCdTe infrared detector material: history, status and outlook, Rep. Progr. Phys. 68 (2005) 2267-2336.

[32] N.L. Bazhenov, K.D. Mynbaev, V.l. lvanov-Omski, V.A. Smirnov, V.P. Evtikhiev, N.A. Pikhtin, M.G. Rastegaeva, A.L. Stankevich, l.S. Tarasov, A.S. Shkol'nik, G.G. Zegrya, Temperature dependence of the threshold current of QW lasers, Semiconductors 39 (2005) 1210-1214.

Applied Nanoscience

https://doi.org/10.1007/s13204-018-0760-6 ORIGINAL ARTICLE

Mj CrossMark

Luminescence studies of HgCdTe- and InAsSb-based quantum-well structures

1.1. Izhnin1 • A. I. Izhnin1 • O. I. Fitsych1 • A. V. Voitsekhovskii2 • D. I. Gorn2 • A. A. Semakova3,4 • N. L. Bazhenov3 • K. D. Mynbaev34 • G. G. Zegrya34

Received: 29 November 2017 / Accepted: 1 April 2018 © Springer-Verlag GmbH Germany, part of Springer Nature 2018

Abstract

Results of photoluminescence studies of single-quantum-well HgCdTe-based structures and electroluminescence studies of multiple-quantum-well InAsSb-based structures are reported. HgCdTe structures were grown with molecular beam epitaxy on GaAs substrates. InAsSb-based structures were grown with metal-organic chemical vapor deposition on InAs substrates. The common feature of luminescence spectra of all the structures was the presence of peaks with the energy much larger than that of calculated optical transitions between the first quantization levels for electrons and heavy holes. Possibility of observation of optical transitions between the quantization levels of electrons and first and/or second heavy and light hole levels is discussed in the paper in relation to the specifics of the electronic structure of the materials under consideration.

Keywords Quantum wells • Optical transitions • Luminescence • Narrow-bandgap semiconductors

Background

HgCdTe and InAsSb alloys are important narrow-bandgap semiconductors widely used in fabrication of photoelec-tronic devices operating in the infrared part of the spectrum. Representing II-VI and III-V semiconductor materials, respectively, they differ in chemical bonding, yet have similar electronic structure. Effects of non-parabolicity of energy bands and mixing between the states of electrons and three types of holes (heavy, light, and spin-splitted ones) make these materials quite special. Both alloys are currently considered not only as basic materials for photodetectors, but also as prospective materials for light emitters operating in the mid-wavelength infrared range (MWIR) (Jung et al. 2017). This relates to devices designed for environmental

* I. I. Izhnin

i.izhnin @ carat.electron.ua

1 Scientific Research Company "Carat", Stryjska 202, Lviv 79031, Ukraine

2 National Research Tomsk State University, Lenina 36,

3

634050 Tomsk, Russia

Ioffe Institute, Polytechnicheskaya 26,

194021 Saint-Petersburg, Russia