掺杂在GaAs材料中Be受主能级之间的跃迁*

郑卫民 黄海北 李素梅 丛伟艳 王爱芳 李斌 宋迎新

1) (山东大学(威海)空间科学与物理学院,威海 264209)

2) (山东大学化学与化学工程学院,济南 250100)

3) (山东大学(威海)信息工程学院,威海 264209)

4) (中国科学院上海技术物理研究所,上海 200083)

5) (济南市半导体元件实验所,济南 250014)

1 引 言

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G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(wLO=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(G6+G7)级到它劈裂后的激发态能级2S3/2(G6+G7)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1S3/2G8基态到最低激发态2P3/2G8,2S3/2G8,2P5/2G8和2P5/2G7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.

2 样品的生长与实验测量

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2×1016cm–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)配置.

3 实验结果与讨论

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G点(k=0)价带顶是四重简并(mj=±3/2,±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(G6对称性)的重空穴子带(mj=±3/2)和一个二重简并(G7对称性)的轻空穴子带(mj=±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至 |3/2−l| 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D=340 meV远大于受主束缚能),GaAs材料中Be受主的Hamiltonian算符为[23]

图1 掺杂在GaAs材料中Be受主的能级分布及跃迁Fig.1.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1S3/2G8基态到最低的三个激发态2P3/2G8,2P5/2G8和2P5/2G7之间的奇宇称跃迁:1S3/2G8→ 2P3/2G8跃迁为G吸收峰(135 cm–1),1S3/2G8→ 2P5/2G8跃迁为D吸收峰(167 cm–1),1S3/2G8→ 2P5/2G7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1S3/2G8→ 2P1/2G8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1S3/2G8基态到2S3/2G8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Fig.2.Far-infrared absorption spectrum for the sample GaAs:Be at 4.2 K.

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1S3/2G8到激发态2S3/2G8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Fig.3.PL spectrum of sample GaAs:Be at 4.2 K.

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1S3/2G8基态到2S3/2G8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 1S3/2G8基态到2S3/2G8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Fig.4.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1S3/2G8到激发态2S3/2G8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.

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

4 结 论

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1S3/2G8基态到三个激发态2P3/2G8,2P5/2G8和2P5/2G7之间的奇宇称跃迁吸收峰.在PL光谱中,观察到了Be受主从1S3/2G8基态到2S3/2G8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1S3/2G8基态到2S3/2G8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1S3/2G8到激发态2S3/2G8偶宇称跃迁的能量也是一致的.