鄭衛(wèi)民 黃海北 李素梅 叢偉艷 王愛芳 李斌 宋迎新

1) (山東大學(威海)空間科學與物理學院,威海 264209)

2) (山東大學化學與化學工程學院,濟南 250100)

3) (山東大學(威海)信息工程學院,威海 264209)

4) (中國科學院上海技術物理研究所,上海 200083)

5) (濟南市半導體元件實驗所,濟南 250014)

1 引 言

摻雜在GaAs體材料中的施主和受主,對基于GaAs材料的光電器件的工作效率有著重要的影響[1?5].GaAs是典型的閃鋅礦型結構,具有Td點群對稱.它的價帶頂在布里淵區(qū)中心G點處六重簡并(在考慮自旋的情況下).由于GaAs復雜的價帶結構,p-型摻雜受主的電子態(tài)結構相對于n-型摻雜的施主而言,被研究得甚少[6?8].最早對受主電子態(tài)結構的研究工作,主要集中在無意摻雜的受主C和Zn上[9,10],而對有意摻雜的Be受主原子能級結構的研究工作不多.然而,Be受主原子通常是分子束外延技術生長的GaAs,(Al,Ga)As,(Ga,In)As,(Al,In)As等材料中最理想的p-型摻雜受主,它不僅具有良好的熱擴散穩(wěn)定性,而且還具有26 meV大小的束縛能[11].Be受主原子能級之間的躍遷能量小于GaAs材料的縱光學聲子(longitudinal optical phonon,LO)能量(wLO=36 meV),這就極大地減少了由LO聲子引入的非輻射復合,從而能夠提高光電器件的量子工作效率.最早,Reeder等[12?14]通過低溫下的遠紅外透射光譜,研究了分別處于GaAs材料中和GaAs/AlxGa1–xAs量子阱中Be受主能級之間的躍遷,清楚地觀察到了Be受主基態(tài)到激發(fā)態(tài)的奇宇稱躍遷,但Be受主的吸收譜線較寬、強度較弱.后來,Lews等[15]通過遠紅外吸收譜,研究了Be受主能級之間的躍遷吸收與Be受主摻雜劑量之間的關系,獲得了強而且尖銳的Be受主吸收譜線.拉曼散射光譜也常用來研究GaAs中受主能級之間的躍遷,它是對遠紅外吸收光譜研究的補充,尤其對受主基態(tài)到激發(fā)態(tài)的偶宇稱躍遷非常敏感,這種躍遷在遠紅外吸收光譜中是觀察不到的,因為躍遷選擇定則是禁戒的[16].Gammon等[17]利用拉曼散射光譜在2 K溫度下,研究了摻雜在GaAs-AlxGa1–xAs量子阱中Be受主能級之間的躍遷.基于量子阱對Be受主的量子限制效應,導致了Be受主能級的分裂.他們觀察到了來自Be受主劈裂后的基態(tài)能級1S3/2(G6+G7)級到它劈裂后的激發(fā)態(tài)能級2S3/2(G6+G7)之間的偶宇稱躍遷,研究了受主能級的劈裂與量子阱寬度之間的關系.除了上述實驗研究之外,理論上Lipari等[18]在有效質量框架內,首次給出了立方半導體內受主的Hamiltonian量.從此之后,大部分半導體中的單受主或雙受主電子態(tài)的計算都基于這種方法[19,20].

本文通過分子束外延設備生長了GaAs單層,并且對其進行Be受主的均勻摻雜.在4.2 K溫度下,對GaAs:Be外延單層樣品分別進行了遠紅外吸收譜、光致發(fā)光(photoluminescence,PL)光譜和拉曼光譜測量,研究了Be受主1S3/2G8基態(tài)到最低激發(fā)態(tài)2P3/2G8,2S3/2G8,2P5/2G8和2P5/2G7之間的躍遷,并把研究結果和文獻中報道的結果進行了比較.

2 樣品的生長與實驗測量

在實驗中所用的GaAs:Be樣品是通過分子束外延設備生長的.在550 ℃溫度下,樣品生長在半絕緣的(100) GaAs襯底之上,生長厚度為5 μm.在GaAs外延層的生長過程中,進行了Be受主的均勻摻雜,摻雜劑量為2×1016cm–3.利用Fourier變換紅外光譜儀,對GaAs:Be樣品進行了遠紅外吸收光譜的測量.在測量之前,為了得到清楚的紅外吸收光譜,樣品被磨成了一個很薄的楔形,楔形的尖角大約5°,并且在楔形的兩面進行了拋光,目的是為了消除在測量中樣品前、后面導致的光干涉現象對紅外吸收譜的影響.實驗中所用的光源是鎢燈,分束片是多層寬帶.樣品和硅電熱輻射探測器都被放在由液氦冷卻、聚酯窗口的低溫裝置中,最后所得到的每條紅外吸收光譜,都是在4.2 K溫度下100次平均的結果,光譜的波數范圍是40—300 cm–1.

利用Renishaw Raman影像顯微光譜儀,在4.2 K溫度下,對GaAs:Be樣品分別進行了PL光譜和Raman光譜的測量.所使用的激發(fā)光源是Ar+離子激光器,波長為514.5 nm.激光光斑直徑大小約為2 μm,激發(fā)功率為5 mW.樣品被置于由液氦循環(huán)的低溫杜瓦中,激光束聚焦在樣品上,從樣品反射回來的光,被收集后進入光譜分析儀.此外,在對樣品的Raman光譜測量中采用是背散射幾何z(x,x)配置.

3 實驗結果與討論

3.1 遠紅外吸收光譜

GaAs材料價帶頂角動量j=3/2 ,因而在布里淵區(qū)中心G點(k=0)價帶頂是四重簡并(mj=±3/2,±1/2).當價帶偏離布里淵區(qū)中心,由于自旋-軌道相互作用,價帶頂的四重簡并劈裂為一個二重簡并(G6對稱性)的重空穴子帶(mj=±3/2)和一個二重簡并(G7對稱性)的輕空穴子帶(mj=±1/2).摻雜在GaAs材料中的Be受主原子,可以看作是處于庫侖場中自旋s=3/2 的一個粒子,它的總角動量J等于自旋角動量S與類氫原子包絡軌道角動量L的矢量和,j的量子數在3/2+l至 |3/2?l| 之間取值.GaAs材料是閃鋅礦型結構,價帶具有立方對稱性,這導致了具有球形對稱勢的Be受主能態(tài)的劈裂.用價帶點群不可約表示,Be受主最低的能態(tài)分別是在強的自旋-軌道耦合極限下(即布里淵區(qū)中心價帶自旋-軌道劈裂D=340 meV遠大于受主束縛能),GaAs材料中Be受主的Hamiltonian算符為[23]

圖1 摻雜在GaAs材料中Be受主的能級分布及躍遷Fig.1.Energy levels of Be acceptors doped in GaAs bulk.

圖2給出了在4.2 K溫度下,GaAs:Be樣品在120—240 cm–1波數范圍內的遠紅外吸收譜.從圖2可以清楚地觀察到三個寬的吸收峰,它們分別來自Be受主1S3/2G8基態(tài)到最低的三個激發(fā)態(tài)2P3/2G8,2P5/2G8和2P5/2G7之間的奇宇稱躍遷:1S3/2G8→ 2P3/2G8躍遷為G吸收峰(135 cm–1),1S3/2G8→ 2P5/2G8躍遷為D吸收峰(167 cm–1),1S3/2G8→ 2P5/2G7的躍遷為C吸收峰(183 cm–1).相比較而言,在這三個吸收峰中,位于高能端的C峰強度最弱、峰最寬.造成G,D,C這三個吸收峰較寬的原因是: 在140 cm–1附近探測器的聚酯窗口有一個吸收峰[26],同時GaAs體材料在161,165和176 cm–1處分別存在有兩聲子組合模式吸收峰[27].這里沒有觀察到1S3/2G8→ 2P1/2G8躍遷的A吸收峰,這可能是由于樣品中Be受主摻雜劑量較低及樣品較厚,以致于A吸收峰太弱而不能分辨.除此之外,Be受主1S3/2G8基態(tài)到2S3/2G8激發(fā)態(tài)躍遷的E吸收峰也沒有觀察到,這是因為紅外吸收光譜僅能觀察1S →nP0,±奇宇稱的躍遷,則對于1S →nS偶宇稱的躍遷,選擇定則是禁戒的[28].

圖2 在4.2 K溫度下,GaAs:Be樣品的遠紅外吸收譜Fig.2.Far-infrared absorption spectrum for the sample GaAs:Be at 4.2 K.

3.2 光致發(fā)光光譜

在4.2 K溫度下,GaAs:Be樣品的PL光譜如圖3所示.從圖3可以看到GaAs:Be樣品的PL譜,在810—835 nm之間是由兩個寬的發(fā)光帶組成,在每個發(fā)光帶的上面疊加著一些小的發(fā)光峰.位于818.6 nm周圍的發(fā)光帶,來自于GaAs中自由激子和束縛激子的復合發(fā)光.在這個發(fā)光帶的上面817.8 nm處,是n=2自由激子XCB2-HH1的發(fā)光峰(XCB2-HH1自由激子是指n=2導帶上的電子與重空穴帶HH1上的空穴形成的激子).在819.8 nm處的尖銳發(fā)光峰,歸因于束縛在中性Be受主上激子Be0X的復合發(fā)光.在XCB2-HH1和Be0X之間較寬的發(fā)光峰,是自由激子XCB1-HH1和中性施主束縛激子D0X發(fā)光的疊加結果.除此之外,在Be0X束縛激子發(fā)光峰的低能邊,還可以看到一個較弱的肩峰g,它源于缺陷導致的束縛激子的復合發(fā)光[29].位于低能端830.0 nm附近的發(fā)光帶,是由施主-受主對的復合發(fā)光和n=1導帶上的電子與束縛在受主上的空穴復合發(fā)光而形成的.在這個發(fā)光帶的上面830.7 nm處,疊加著一個弱的發(fā)光峰THT,被指派為兩空穴的躍遷(two hole transition,THT).當束縛在中性Be受主上的激子發(fā)生復合時,所釋放出的能量中有一部分被Be受主所吸收,從而使Be受主從基態(tài)躍遷到激發(fā)態(tài).因此,Be0X與THT兩峰之間的能量間隔就對應著Be受主從基態(tài)1S3/2G8到激發(fā)態(tài)2S3/2G8偶宇稱躍遷的能量(E線躍遷).在第二個發(fā)光帶的低能端851.1 nm處,還能觀察到一個非常弱的峰P.它起因于由GaAs的LO聲子協(xié)助的Be受主能級間躍遷的發(fā)光,隨著受主摻雜劑量的增加,其發(fā)光強度逐漸減弱[30].

圖3 在4.2 K溫度下,GaAs:Be樣品的PL光譜Fig.3.PL spectrum of sample GaAs:Be at 4.2 K.

3.3 Raman光譜

圖4為4.2 K溫度、背散射配置下,GaAs:Be樣品在50—900 cm–1波數范圍內的Raman光譜,它是20次連續(xù)重復測量平均的結果.從圖中可以看到譜線的下面是一個臺階,它是由熱輻射背景引起的.在這個熱輻射背景上293 cm–1處,疊加著一個很強的尖銳峰LO,它來自于GaAs材料的LO聲子峰[31].LO聲子峰的底部幾何形狀并不對稱,這是由于LO聲子與空穴載流子的等離子振蕩耦合的結果.然而,我們并沒有觀察到GaAs體材料中的橫光學聲子(transverse optical phonon,TO)峰,這是因為在背散射幾何下,對于Td點群對稱的GaAs晶體,來自(100)表面的TO聲子散射的選擇定則是禁戒的[32].除了很強的LO聲子峰之外,在161 cm–1處還有一個標記為E的弱峰,它被指派為Be受主1S3/2G8基態(tài)到2S3/2G8激發(fā)態(tài)的偶宇稱躍遷峰,該峰的指認結果基于以下三方面的分析: 首先,參考了分別摻雜在GaAs材料中的C受主和Zn受主的拉曼光譜研究.在背散射幾何下,C受主和Zn受主的E線躍遷峰位分別位于148和174 cm–1處,Be受主的E線躍遷峰也應該位于它們的附近[16].其次,根據上述樣品在4.2 K溫度下PL光譜的實驗結果,Be受主 1S3/2G8基態(tài)到2S3/2G8激發(fā)態(tài)躍遷的能量為19.84 meV,對應的波數為160 cm–1,該值十分接近于Raman光譜中散射峰E的位置.最后,把Raman光譜與遠紅外吸收光譜進行了對比.Be受主的E線躍遷在紅外吸收譜中是觀察不到的,這是由躍遷選擇定則所決定的.然而,Raman光譜對Be受主的E線偶宇稱躍遷最為敏感,強度最強.對于G,D,C線奇宇稱躍遷,由于強度太弱而不能清楚地分辨.

圖4 在4.2 K溫度下,GaAs:Be樣品的Raman光譜Fig.4.Raman spectrum of the sample GaAs:Be at 4.2 K.

通過上述的遠紅外吸收光譜、PL譜和Raman光譜,得到了摻雜在GaAs材料中Be受主能級之間躍遷的能量,結果總結在表1中.從表中可以清楚地看到,本實驗結果中的G,D,C線躍遷能量與文獻[12,15]所報道的實驗結果符合得很好,偏差在1 cm–1范圍內,但與文獻[25]中的理論值相比,理論值有些偏低.除此之外,本實驗通過PL譜和Raman譜,分別直接和間接地得到了Be受主基態(tài)1S3/2G8到激發(fā)態(tài)2S3/2G8偶宇稱躍遷的E線能量,兩者也是一致的,僅有0.12 meV的偏差.

表1 摻雜在GaAs中Be受主的躍遷能量的對照Table 1.Comparison of transition energies of Be accepters in GaAs.

4 結 論

從實驗上研究了均勻摻雜在GaAs體材料中Be受主能級之間的躍遷.實驗中所用的GaAs:Be樣品是通過分子束外延設備生長的外延單層.在4.2 K溫度下對樣品分別進行了遠紅外吸收譜、PL光譜和拉曼散射光譜的實驗測量.在遠紅外吸收譜中,清楚地觀察到了受主1S3/2G8基態(tài)到三個激發(fā)態(tài)2P3/2G8,2P5/2G8和2P5/2G7之間的奇宇稱躍遷吸收峰.在PL光譜中,觀察到了Be受主從1S3/2G8基態(tài)到2S3/2G8激發(fā)態(tài)的兩空穴躍遷發(fā)光峰.在拉曼光譜中,直接地觀察到了Be受主從1S3/2G8基態(tài)到2S3/2G8激發(fā)態(tài)偶宇稱躍遷的拉曼散射峰.我們把實驗結果和文獻中報道的進行了比較,發(fā)現它們彼此符合得很好.本實驗中通過PL譜和Raman譜,直接和間接地得到的Be受主基態(tài)1S3/2G8到激發(fā)態(tài)2S3/2G8偶宇稱躍遷的能量也是一致的.