Влияние одноосного сжатия на излучение полупроводниковых лазеров на основе p-AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs.
Одним из преимуществ полупроводниковых лазеров является возможность управлять их излучением с помощью внешних воздействий, что существенно расширяет возможности их применения в спектроскопии.
В частности, выполненные в [1,2] исследования спектров электролюминесценции (ЭЛ) у лазерных диодов n‑AlxGa1‑xAs/GaAsyP1‑y/p‑AlxGa1‑xAs демонстрируют при одноосном сжатии вдоль кристаллографических направлений [110] и 
сдвиг в голубую область спектра (рис.5), который достигает 25 мэВ при давлении 4 кбар, при этом интенсивность излучения возрастает более, чем в 2 раза. Таким образом, было показано, что одноосное сжатие может быть использовано для подстройки длины волны диодов в небольшом интервале.
Рис.5. Спектры электролюминесценции, снятые при 77 К в условиях одноосного сжатия вдоль направлений [1-10] (а) и [110] (b) [1].
Сдвиг излучения в работах [1,2] был связан с увеличением энергетической щели в квантовой яме GaAs0.84P0.16 под нагрузкой, поскольку экспериментально наблюдаемые изменения энергии фотонов при сжатии вдоль направлений и [110] хорошо согласуются с рассчитанным значением изменения оптической щели (Рис.6.).
Рис.6. Изменение энергии излучения диода при сжатии вдоль направлений [ 
] (1) и [110] (2). Штриховая кривая – результат теоретического расчета изменения оптической щели [4].
В то же время, вопрос о механизме роста интенсивности электролюминесценции долго оставался открытым. Надо заметить, что причиной увеличения интенсивности люминесценции (рис.5) прежде всего может быть либо подавление каналов безизлучательной рекомбинации, либо рост вероятности излучательной рекомбинации.
Поскольку при сжатии энергетическая щель растет (Рис.6), то естественно предположить, что происходит подавление Оже - рекомбинации. Именно подобным образом и предлагали объяснить рост выхода излучения в экспериментах по влиянию всестороннего сжатия на спектры лазерных диодов [11], тем более, что в этом случае эффект наблюдался на ИК - диодах со значительно меньшей щелью.
Для структуры n‑AlxGa1‑xAs/GaAsyP1‑y/p‑AlxGa1‑xAs, работающей в видимом диапазоне, Оже – механизм вряд ли актуален. Для подтверждения этого предположения был проведен анализ спектральных зависимостей электролюминесценции, полученных при различных значениях токов через диоды в интервале 0.1 ¸ 30 мА и давлений в интервале 0 ¸ 4 кбар с целью получения барических и мощностных зависимостей коэффициента полезного действия (КПД) светодиодов [12]. КПД светодиодов определялся как отношение площади под кривой спектральной интенсивности электролюминесценции к подводимой к диоду электрической мощности. КПД существенно возрастал с нагрузкой в соответствии с ростом максимума спектральной интенсивности. Величина КПД диодов в зависимости от подводимой мощности носила суперлинейный характер и не имела тенденции к насыщению (Рис.7). Это указывает на отсутствие в используемом диапазоне токов заметного вклада в рекомбинацию безизлучательных Оже-процессов, подавление которых по мере роста величины запрещенной зоны под давлением могло бы объяснить рост интенсивности электролюминесценции. Таким образом, маловероятно, что основным механизмом роста интенсивности электролюминесценции при сжатии является подавление Оже – рекомбинации из-за роста величины энергетической щели.
Рис. 7. Зависимость КПД преобразования электрической энергии в световую структуры p‑AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs от подводимой мощности (P = 0) [13].
Первоначально, когда были выполнены исследования влияния на спектры электролюминесценции одноосного сжатия только вдоль направления [110], представлялось перспективным связать явление роста интенсивности с увеличением перекрытия волновых функций электронов и дырок по мере роста нагрузки [2]. Расчеты зонных диаграмм изученных гетероструктур при P = 0 показывают, что форма квантовой ямы не является прямоугольной. Соответственно волновая функция Y1 электронов в основном состоянии E1 (n=1) имеет максимум ближе к гетерогранице GaAs0.84P0.16/n-Al0.45Ga0.55As, тогда как волновая функция YLH1 легких дырок в основном состоянии ELH1 (n = 1) расположена ближе к гетерогранице GaAs0.84P0.16/p-Al0.45Ga0.55As. При приложении напряжения в прямом направлении UBIAS форма квантовой ямы GaAs1-yPy становится все более прямоугольной, а максимумы волновых функций электронов и дырок движутся к центру квантовой ямы, соответственно перекрытие их возрастает, что должно приводить к росту вероятности межзонных переходов, а, значит, и интенсивности люминесценции. Как известно [14], при одноосном сжатии вдоль [110], возникающее пьезоэлектрическое поле направлено как раз от р- области к n- области, это как раз прямое направление, и может привести к тому же самому эффекту. Однако, рост интенсивности электролюминесценции был обнаружен и в ходе выполненных позднее исследований спектров в условиях сжатия гетероструктур p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs вдоль направления [1-10] (рис.5a), когда возникающее пьезополе направлено в противоположном направлении – от n- области к p- области [14].
Еще одной возможной причиной роста интенсивности ЭЛ под давлением может быть увеличение инжекции носителей в КЯ вследствие изменения структуры потенциальных барьеров. В работах [1,2] измерения проводились при фиксированных токах, что, вообще говоря, не означает фиксацию концентраций рекомбинирующих электронов и дырок в квантовой яме. Дело в том, что кроме туннельных токов через барьеры, отделяющие квантовую яму от областей p- и n-типа при небольших смещениях, а именно так и проводился эксперимент, есть ещё токи утечки [15], в частности, через поверхностные состояния и закоротки или мосты в самой структуре, токи неосновных носителей в барьерах.
Соотношение между, так сказать, полезным туннельным током и токами утечки может меняться, в частности при изменении величины барьеров. Величина же барьеров определяется разницей величин энергетических щелей в GaAsP, и в остальной структуре, т.е. в слоях AlGaAs разного состава. Как показывают расчеты зонной структуры, изменение ширины запрещенной зоны при сжатии в подложке из GaAs и барьерных слоях Al1-xGaxAs происходит в 3 ¸ 4 раза медленнее, чем в КЯ GaAs0.84P0.16 [12]. Это ведет к понижению барьеров и росту инжекционного тока. Вместе с тем, в экспериментально изученном диапазоне давлений до 4-5 кбар изменение барьеров невелико по сравнению с исходными значениями, сравнимо с тепловым уширением (6.6 мэВ при Т=77 К), а поэтому вряд ли может полностью объяснить рост интенсивности ЭЛ в 2 ¸ 3 раза.
В настоящее время [3, 4] на основании анализа, проведенного в рамках численного расчета зонной структуры, уровней размерного квантования, волновых функций, матричных элементов оператора электрон-фотонного взаимодействия и коэффициента оптического усиления, увеличение интенсивности излучения у лазерных диодов n‑AlxGa1‑xAs/GaAsyP1‑y/p‑AlxGa1‑xAs при одноосном сжатии связывают с сильным смешиванием состояний легких и тяжелых дырок в широком интервале давлений.
Дело в том, что из-за несоответствия постоянных кристаллических решеток квантовая яма в структуре n‑AlxGa1‑xAs/GaAsyP1‑y/p‑AlxGa1‑xAs растянута биаксиально на 0.58% уже в процессе эпитаксиального роста [1,2]. Вследствие такого сильного встроенного растяжения материала КЯ, основное состояние легких дырок (LH1) оказывается в валентной зоне наивысшим состоянием (Рис.8а), вместо основного состояния тяжелых дырок (HH1), характерного для структур из материалов АIIIВV с малым несоответствием кристаллических решеток. Согласно проведенным расчетам, зоны легких и тяжелых дырок движутся навстречу друг другу при одноосном сжатии (Рис.8а). Таким образом, при достаточно высоких давлениях сначала уровень LH2, а потом и LH1 должны пересечься с HH1. Как показано в ряде работ [16], вблизи точки пересечения (точнее, квазипересечения, поскольку пересекаться могут только термы разной симметрии) происходит смешивание состояний легких и тяжелых дырок, что сильно влияет на оптические свойства. Так аналогичное пересечение LH1 и HH1 состояний было зарегистрировано в похожих GaAs1-yPy/AlGaAs лазерных диодах в зависимости от состава твердого раствора [16]. Оно сопровождалось двукратным увеличением коэффициента поглощения, которое было объяснено прежде всего возрастанием комбинированной плотности состояний в точке пересечения уровней.
Рис.8. Рассчитанное смещение пяти уровней размерного квантования дырок в центре зоны Бриллюэна (а) и барические зависимости вклада базисных функций с проекциями полного момента mj=±1/2 (1) и mj=±3/2 (2) в состояния на уровнях h1 (b) и h2 (c) при сжатии вдоль направления [110] для квантовой ямы из GaAs0.84P0.16 шириной 140 Ǻ [4].
В нашем случае, рассуждая качественно, изменение оптических свойств можно связать с тем, что под нагрузкой из-за уменьшения разницы энергий между основными состояниями легких и тяжелых дырок должен возрастать вклад от межзонных переходов с участием имеющих большую плотность состояний тяжелых дырок. Кроме того, при деформации симметрия падает и это приводит, как видно из Рис.8b,c, к перемешиванию волновых функций, описывающих тяжелые и легкие дырки, что отразится на значении матричного элемента электрон-фотонного взаимодействия. Так сказать, смягчаются правила отбора, в частности, снимается запрет на переходы между состояниями легких дырок и электронов в точке Г в результате взаимодействия с ТЕ-модой. В результате, коэффициент оптического усиления ТЕ-моды быстро возрастает при сжатии (Рис.9 b), что и отвечает за рост интенсивности излучения (Рис.5) тем более, что, как хорошо известно [17-19], благодаря особенностям распределения волны в резонаторе и разным условиям вывода излучения ТЕ-мода доминирует в излучении полупроводниковых диодов с малой длиной резонатора и плотностях тока, меньших порога стимулированного излучения, как это и было реализовано в работах [1,2].
Рис.9. Изменение спектров коэффициента оптического усиления ТМ-моды (a) и ТЕ-моды (b) при сжатии вдоль направления [110] для квантовой ямы из GaAs0.84P0.16 шириной 140 Ǻ [4].
Следует сказать, что работы [3, 4] не только позволили объяснить обнаруженный ранее эффект роста интенсивности излучения диодов на основе p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs при сжати [1,2], но и показали возможность использования одноосного сжатия для управления поляризацией излучения. Такая возможность представляет большой интерес для спектроскопии, поскольку позволяет получать дополнительную информацию для расшифровки спектров.
В качестве примера на Рис.10 приведены спектры фотопроводимости структур p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs, снятые при использовании источников излучения разной поляризации [4]. Исчезновение особенностей 2, 4 и 6 на спектрах, записанных при возбуждении светом, поляризованным как ТЕ-мода, позволило сразу эти особенности однозначно связать с переходами с участием тяжелых дырок и расшифровать спектр.
Рис.10. Спектры дифференциальной фотопроводимости структуры p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs, снятые при Т=300 К с источниками излучения разной поляризации [4].
Учитывая важность возможности управления поляризацией излучения для спектроскопии, нам представлялось интересным исследовать, насколько эффективно можно воздействовать на поляризацию и другие параметры излучения в структурах p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs, если осуществлять сжатие вдоль других основных кристаллографических направлений [100] и [001].
Методика расчёта
Исследуемая гетероструктура
Интересующие нас структуры ранее исследовались не только теоретически, но и экспериментально в работах [1- 4, 12,13]. Они были выращены в Институте Фердинанда Брауна (Берлин) методом металлоорганической парофазной эпитаксии на ориентированных в плоскости (100) подложках из легированного кремнием GaAs (Рис.11). Сначала на подложку наносились слои AlxGaAs1-x n-типа с плавно меняющейся концентрацией алюминия и различным уровнем легирования. Далее для создания квантовой ямы размещался слой GaAsyP1-y, причем из-за различия постоянных решетки слоев GaAsyP1-y и слои AlxGa1-xAs квантовая яма получалась биаксиально растянутой на 0,58%. Затем размещались слои AlxGa1-xAs только уже p-типа. Состав каждого слоя (представлен на Рис.11), а также их толщины и уровень легирования (на Рис.11 по просьбе изготовителя не представлены) использованы в качестве вводимых параметров при расчёте.
| p-GaAs |
| p-Al0.7-0Ga0.3-1As |
| p-Al0.7Ga0.3As |
| p-Al0.45Ga0.55As |
| p-Al0.45Ga0.55As |
| p-Al0.45Ga0.55As |
| p-Al0.45Ga0.55As |
| p-Al0.3-0.45Ga0.7-0.55As |
| GaAs0.84P0.16 |
| n- Al0.3-0.45Ga0.7-0.55As |
| n-Al0.45Ga0.55As |
| n-Al0.45Ga0.55As |
| n-Al0.45Ga0.55As |
| n-Al0.45Ga0.55As |
| n-Al0.45-0.7Ga0.55-0.3As |
| n-Al0.7Ga0.3As |
| n-Al0.7GaAs0.3 |
| n-Al0.7-0Ga0.3-1As |
| n-GaAs |
Рис.11 Схематическое изображение исследуемой структуры