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掺杂在GaAs材料中Be受主能级之间的跃迁

本站小编 Free考研考试/2021-12-29

摘要:通过远红外吸收谱、光致发光光谱和拉曼散射光谱, 对均匀掺杂在GaAs材料中Be受主能级之间的跃迁进行了研究. 实验中使用的GaAs:Be样品是通过分子束外延设备, 生长在半绝缘(100) GaAs衬底之上的外延单层. 在4.2 K温度下, 对样品分别进行了远红外吸收光谱、光致发光光谱、Raman光谱的实验测量. 在远红外吸收光谱中, 清楚地观察到了从Be受主1S3/2Γ8基态到它的三个激发态2P3/2Γ8, 2P5/2Γ8和2P5/2Γ7之间的奇宇称跃迁吸收峰. 跃迁能量与先前文献中报道的符合得很好. 从光致发光光谱中, 观察到了Be受主从1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态的两空穴跃迁的发光峰, 从而间接地找到了两能级之间的跃迁能量. 在Raman光谱中, 清楚地分辨出来了Be受主从1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态偶宇称跃迁的拉曼散射峰, 直接得到了两能级间的跃迁能量. 对比发现, 分别直接和间接得到的1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态跃迁能量结果是一致的.
关键词: 远红外吸收谱/
Raman光谱/
光致发光光谱/
Be受主能态结构

English Abstract


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掺杂在GaAs体材料中的施主和受主, 对基于GaAs材料的光电器件的工作效率有着重要的影响[1-5]. GaAs是典型的闪锌矿型结构, 具有Td点群对称. 它的价带顶在布里渊区中心Γ点处六重简并(在考虑自旋的情况下). 由于GaAs复杂的价带结构, p-型掺杂受主的电子态结构相对于n-型掺杂的施主而言, 被研究得甚少[6-8]. 最早对受主电子态结构的研究工作, 主要集中在无意掺杂的受主C和Zn上[9,10], 而对有意掺杂的Be受主原子能级结构的研究工作不多. 然而, Be受主原子通常是分子束外延技术生长的GaAs, (Al, Ga)As, (Ga, In)As, (Al, In)As等材料中最理想的p-型掺杂受主, 它不仅具有良好的热扩散稳定性, 而且还具有26 meV大小的束缚能[11]. Be受主原子能级之间的跃迁能量小于GaAs材料的纵光学声子(longitudinal optical phonon, LO)能量($\hbar $ωLO = 36 meV), 这就极大地减少了由LO声子引入的非辐射复合, 从而能够提高光电器件的量子工作效率. 最早, Reeder等[12-14]通过低温下的远红外透射光谱, 研究了分别处于GaAs材料中和GaAs/AlxGa1–xAs量子阱中Be受主能级之间的跃迁, 清楚地观察到了Be受主基态到激发态的奇宇称跃迁, 但Be受主的吸收谱线较宽、强度较弱. 后来, Lews等[15]通过远红外吸收谱, 研究了Be受主能级之间的跃迁吸收与Be受主掺杂剂量之间的关系, 获得了强而且尖锐的Be受主吸收谱线. 拉曼散射光谱也常用来研究GaAs中受主能级之间的跃迁, 它是对远红外吸收光谱研究的补充, 尤其对受主基态到激发态的偶宇称跃迁非常敏感, 这种跃迁在远红外吸收光谱中是观察不到的, 因为跃迁选择定则是禁戒的[16]. Gammon等[17]利用拉曼散射光谱在2 K温度下, 研究了掺杂在GaAs-AlxGa1–xAs量子阱中Be受主能级之间的跃迁. 基于量子阱对Be受主的量子限制效应, 导致了Be受主能级的分裂. 他们观察到了来自Be受主劈裂后的基态能级1S3/2(Γ6+Γ7)级到它劈裂后的激发态能级2S3/2(Γ6+Γ7)之间的偶宇称跃迁, 研究了受主能级的劈裂与量子阱宽度之间的关系. 除了上述实验研究之外, 理论上Lipari等[18]在有效质量框架内, 首次给出了立方半导体内受主的Hamiltonian量. 从此之后, 大部分半导体中的单受主或双受主电子态的计算都基于这种方法[19,20].
本文通过分子束外延设备生长了GaAs单层, 并且对其进行Be受主的均匀掺杂. 在4.2 K温度下, 对GaAs:Be外延单层样品分别进行了远红外吸收谱、光致发光(photoluminescence, PL)光谱和拉曼光谱测量, 研究了Be受主1S3/2Γ8基态到最低激发态2P3/2Γ8, 2S3/2Γ8, 2P5/2Γ8和2P5/2Γ7之间的跃迁, 并把研究结果和文献中报道的结果进行了比较.
在实验中所用的GaAs:Be样品是通过分子束外延设备生长的. 在550 ℃温度下, 样品生长在半绝缘的(100) GaAs衬底之上, 生长厚度为5 μm. 在GaAs外延层的生长过程中, 进行了Be受主的均匀掺杂, 掺杂剂量为2 × 1016 cm–3. 利用Fourier变换红外光谱仪, 对GaAs:Be样品进行了远红外吸收光谱的测量. 在测量之前, 为了得到清楚的红外吸收光谱, 样品被磨成了一个很薄的楔形, 楔形的尖角大约5°, 并且在楔形的两面进行了抛光, 目的是为了消除在测量中样品前、后面导致的光干涉现象对红外吸收谱的影响. 实验中所用的光源是钨灯, 分束片是多层宽带. 样品和硅电热辐射探测器都被放在由液氦冷却、聚酯窗口的低温装置中, 最后所得到的每条红外吸收光谱, 都是在4.2 K温度下100次平均的结果, 光谱的波数范围是40—300 cm–1.
利用Renishaw Raman影像显微光谱仪, 在4.2 K温度下, 对GaAs:Be样品分别进行了PL光谱和Raman光谱的测量. 所使用的激发光源是Ar+离子激光器, 波长为514.5 nm. 激光光斑直径大小约为2 μm, 激发功率为5 mW. 样品被置于由液氦循环的低温杜瓦中, 激光束聚焦在样品上, 从样品反射回来的光, 被收集后进入光谱分析仪. 此外, 在对样品的Raman光谱测量中采用是背散射几何z(x, x) $\bar z$配置.
2
3.1.远红外吸收光谱
-->GaAs材料价带顶角动量$j = {3/ 2}$, 因而在布里渊区中心Γ点($k = 0$)价带顶是四重简并($ {m_j} =$$ \pm 3/2,\; \pm 1/2$). 当价带偏离布里渊区中心, 由于自旋-轨道相互作用, 价带顶的四重简并劈裂为一个二重简并(Γ6对称性)的重空穴子带(${m_j} = \pm {3/2}$)和一个二重简并(Γ7对称性)的轻空穴子带(${m_j} = \pm {1/2}$). 掺杂在GaAs材料中的Be受主原子, 可以看作是处于库仑场中自旋$s = {3/2}$的一个粒子, 它的总角动量J等于自旋角动量S与类氢原子包络轨道角动量L的矢量和, j的量子数在${3/{2 + l}}$$\left| {{3/{2 - l}}} \right|$之间取值. GaAs材料是闪锌矿型结构, 价带具有立方对称性, 这导致了具有球形对称势的Be受主能态的劈裂. 用价带点群不可约表示, Be受主最低的能态分别是1S3/2Γ8, 2P3/2Γ8, 2S3/2Γ8, 2P5/2Γ8, 2P5/2Γ7, 2P1/2Γ6[21,22]. 在强的自旋-轨道耦合极限下(即布里渊区中心价带自旋-轨道劈裂Δ = 340 meV远大于受主束缚能), GaAs材料中Be受主的Hamiltonian算符为[23]
$\begin{split} \hat H = & \left( {{\gamma _1} + \frac{5}{2}{\gamma _2}} \right)\frac{{{{\hat P}^2}}}{{2{m_0}}} \\ & - \frac{{{\gamma _2}}}{{{m_0}}}\left( {\hat P_x^2\hat J_x^2 + \hat P_y^2\hat J_y^2 + \hat P_z^2\hat J_z^2} \right) \\ &- \frac{{2{\gamma _3}}}{{{m_0}}}\left( {\left\{ {{{\hat P}_x}{{\hat P}_y}} \right\}\left\{ {{{\hat J}_x}{{\hat J}_y}} \right\} + \left\{ {{{\hat P}_y}{{\hat P}_z}} \right\}\left\{ {{{\hat J}_y}{{\hat J}_z}} \right\} }\right. \\ &\left. + \left\{ {{{\hat P}_z}{{\hat P}_x}} \right\}\left\{ {{{\hat J}_z}{{\hat J}_x}} \right\} \right) - \frac{{{e^2}}}{{{\varepsilon _0}r}} ,\end{split} $
这里$\left\{ {\hat a\hat b} \right\} = \dfrac{1}{2}\left( {\hat a\hat b + \hat b\hat a} \right)$, γ1, γ2γ3是描述布里渊区中心附近空穴色散关系的Luttinger参数, $\hat P$$\hat J$分别是空穴的动量和角动量算符. 方程(1)中的第一项是自旋为3/2粒子的动能项, 第二、第三项描述了自旋-轨道的相互作用, 最后一项代表了库仑作用势. 在不同的近似下, Be受主的能量本征值及波函数, 可以通过求解上述Hamiltonian算符所对应的薛定谔方程得到[24,25]. Be受主最低的几个能态及跃迁如图1所示.
图 1 掺杂在GaAs材料中Be受主的能级分布及跃迁
Figure1. Energy levels of Be acceptors doped in GaAs bulk.

图2给出了在4.2 K温度下, GaAs:Be样品在120—240 cm–1波数范围内的远红外吸收谱. 从图2可以清楚地观察到三个宽的吸收峰, 它们分别来自Be受主1S3/2Γ8基态到最低的三个激发态2P3/2Γ8, 2P5/2Γ8和2P5/2Γ7之间的奇宇称跃迁: 1S3/2Γ8 → 2P3/2Γ8跃迁为G吸收峰(135 cm–1), 1S3/2Γ8 → 2P5/2Γ8跃迁为D吸收峰(167 cm–1), 1S3/2Γ8 → 2P5/2Γ7的跃迁为C吸收峰(183 cm–1). 相比较而言, 在这三个吸收峰中, 位于高能端的C峰强度最弱、峰最宽. 造成G, D, C这三个吸收峰较宽的原因是: 在140 cm–1附近探测器的聚酯窗口有一个吸收峰[26], 同时GaAs体材料在161, 165和176 cm–1处分别存在有两声子组合模式吸收峰[27]. 这里没有观察到1S3/2Γ8 → 2P1/2Γ8跃迁的A吸收峰, 这可能是由于样品中Be受主掺杂剂量较低及样品较厚, 以致于A吸收峰太弱而不能分辨. 除此之外, Be受主1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态跃迁的E吸收峰也没有观察到, 这是因为红外吸收光谱仅能观察1S → nP0, ±奇宇称的跃迁, 则对于1S → nS偶宇称的跃迁, 选择定则是禁戒的[28].
图 2 在4.2 K温度下, GaAs:Be样品的远红外吸收谱
Figure2. Far-infrared absorption spectrum for the sample GaAs:Be at 4.2 K.

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3.2.光致发光光谱
-->在4.2 K温度下, GaAs:Be样品的PL光谱如图3所示. 从图3可以看到GaAs:Be样品的PL谱, 在810—835 nm之间是由两个宽的发光带组成, 在每个发光带的上面叠加着一些小的发光峰. 位于818.6 nm周围的发光带, 来自于GaAs中自由激子和束缚激子的复合发光. 在这个发光带的上面817.8 nm处, 是n = 2自由激子XCB2-HH1的发光峰(XCB2-HH1自由激子是指n = 2导带上的电子与重空穴带HH1上的空穴形成的激子). 在819.8 nm处的尖锐发光峰, 归因于束缚在中性Be受主上激子Be0X的复合发光. 在XCB2-HH1和Be0X之间较宽的发光峰, 是自由激子XCB1-HH1和中性施主束缚激子D0X发光的叠加结果. 除此之外, 在Be0X束缚激子发光峰的低能边, 还可以看到一个较弱的肩峰g, 它源于缺陷导致的束缚激子的复合发光[29]. 位于低能端830.0 nm附近的发光带, 是由施主-受主对的复合发光和n = 1导带上的电子与束缚在受主上的空穴复合发光而形成的. 在这个发光带的上面830.7 nm处, 叠加着一个弱的发光峰THT, 被指派为两空穴的跃迁(two hole transition, THT). 当束缚在中性Be受主上的激子发生复合时, 所释放出的能量中有一部分被Be受主所吸收, 从而使Be受主从基态跃迁到激发态. 因此, Be0X与THT两峰之间的能量间隔就对应着Be受主从基态1S3/2Γ8到激发态2S3/2Γ8偶宇称跃迁的能量(E线跃迁). 在第二个发光带的低能端851.1 nm处, 还能观察到一个非常弱的峰P. 它起因于由GaAs的LO声子协助的Be受主能级间跃迁的发光, 随着受主掺杂剂量的增加, 其发光强度逐渐减弱[30].
图 3 在4.2 K温度下, GaAs:Be样品的PL光谱
Figure3. PL spectrum of sample GaAs:Be at 4.2 K.

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3.3.Raman光谱
-->图4为4.2 K温度、背散射配置下, GaAs:Be样品在50—900 cm–1波数范围内的Raman光谱, 它是20次连续重复测量平均的结果. 从图中可以看到谱线的下面是一个台阶, 它是由热辐射背景引起的. 在这个热辐射背景上293 cm–1处, 叠加着一个很强的尖锐峰LO, 它来自于GaAs材料的LO声子峰[31]. LO声子峰的底部几何形状并不对称, 这是由于LO声子与空穴载流子的等离子振荡耦合的结果. 然而, 我们并没有观察到GaAs体材料中的横光学声子(transverse optical phonon, TO)峰, 这是因为在背散射几何下, 对于Td点群对称的GaAs晶体, 来自(100)表面的TO声子散射的选择定则是禁戒的[32]. 除了很强的LO声子峰之外, 在161 cm–1处还有一个标记为E的弱峰, 它被指派为Be受主1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态的偶宇称跃迁峰, 该峰的指认结果基于以下三方面的分析: 首先, 参考了分别掺杂在GaAs材料中的C受主和Zn受主的拉曼光谱研究. 在背散射几何下, C受主和Zn受主的E线跃迁峰位分别位于148和174 cm–1处, Be受主的E线跃迁峰也应该位于它们的附近[16]. 其次, 根据上述样品在4.2 K温度下PL光谱的实验结果, Be受主 1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态跃迁的能量为19.84 meV, 对应的波数为160 cm–1, 该值十分接近于Raman光谱中散射峰E的位置. 最后, 把Raman光谱与远红外吸收光谱进行了对比. Be受主的E线跃迁在红外吸收谱中是观察不到的, 这是由跃迁选择定则所决定的. 然而, Raman光谱对Be受主的E线偶宇称跃迁最为敏感, 强度最强. 对于G, D, C线奇宇称跃迁, 由于强度太弱而不能清楚地分辨.
图 4 在4.2 K温度下, GaAs:Be样品的Raman光谱
Figure4. Raman spectrum of the sample GaAs:Be at 4.2 K.

通过上述的远红外吸收光谱、PL谱和Raman光谱, 得到了掺杂在GaAs材料中Be受主能级之间跃迁的能量, 结果总结在表1中. 从表中可以清楚地看到, 本实验结果中的G, D, C线跃迁能量与文献[12, 15]所报道的实验结果符合得很好, 偏差在1 cm–1范围内, 但与文献[25]中的理论值相比, 理论值有些偏低. 除此之外, 本实验通过PL谱和Raman谱, 分别直接和间接地得到了Be受主基态1S3/2Γ8到激发态2S3/2Γ8偶宇称跃迁的E线能量, 两者也是一致的, 仅有0.12 meV的偏差.
跃迁
谱线
跃迁能量
实验值 理论值
文献[12, 15] 本文文献[25]
/cm –1 /cm–1 /meV/meV
G135134.4213516.7414.29
D167166.7616720.7118.47
C184182.3018322.6920.34
E160 (PL)
161 (Raman)
19.84
19.96
18.04


表1掺杂在GaAs中Be受主的跃迁能量的对照
Table1.Comparison of transition energies of Be accepters in GaAs.

从实验上研究了均匀掺杂在GaAs体材料中Be受主能级之间的跃迁. 实验中所用的GaAs:Be样品是通过分子束外延设备生长的外延单层. 在4.2 K温度下对样品分别进行了远红外吸收谱、PL光谱和拉曼散射光谱的实验测量. 在远红外吸收谱中, 清楚地观察到了受主1S3/2Γ8基态到三个激发态2P3/2Γ8, 2P5/2Γ8和2P5/2Γ7之间的奇宇称跃迁吸收峰. 在PL光谱中, 观察到了Be受主从1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态的两空穴跃迁发光峰. 在拉曼光谱中, 直接地观察到了Be受主从1S3/2Γ8基态到2S3/2Γ8激发态偶宇称跃迁的拉曼散射峰. 我们把实验结果和文献中报道的进行了比较, 发现它们彼此符合得很好. 本实验中通过PL谱和Raman谱, 直接和间接地得到的Be受主基态1S3/2Γ8到激发态2S3/2Γ8偶宇称跃迁的能量也是一致的.
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