Электронная библиотека диссертаций и авторефератов России
dslib.net
Библиотека диссертаций
Навигация
Каталог диссертаций России
Англоязычные диссертации
Диссертации бесплатно
Предстоящие защиты
Рецензии на автореферат
Отчисления авторам
Мой кабинет
Заказы: забрать, оплатить
Мой личный счет
Мой профиль
Мой авторский профиль
Подписки на рассылки



расширенный поиск

Процессы рекомбинации в квантовых точках GaN в матрице AlN Александров Иван Анатольевич

Диссертация - 480 руб., доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Автореферат - бесплатно, доставка 10 минут, круглосуточно, без выходных и праздников

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Структуры с квантовыми точками GaN/AlN (обзор) 13

1.1 Нитриды металлов третьей группы 13

1.1.1 Кристаллическая структура 13

1.1.2 Структура зон GaN, A1N 16

1.1.3 Изменение спектра GaN и A1N при деформации 19

1.1.4 Пьезоэлектрическая и спонтанная поляризация 20

1.1.5 Развитие технологии изготовления структур на основе нитридов металлов III группы

1.2 Механизмы формирования и структурные свойства квантовых точек GaN/AlN 23

1.3 Энергетическая структура квантовых точек GaN/AlN 25

1.4 Динамика рекомбинации в структурах с квантовыми точками GaN/AlN 26

1.5 Механизмы безызлучательной рекомбинации в квантовых точках GaN/AlN 27

Глава 2. Методика исследований 30

2.1 Описание исследуемых образцов 30

2.2 Методика измерений 34

Глава 3 Исследование дефектов в слоях A1N 40

3.1. Образцы и условия эксперимента 42

3.2. Определение типа оптических переходов 44

3.3. Определение энергетических параметров центров рекомбинации 50

3.4. Природа центров рекомбинации

3.5 Выводы к главе 3 57

Глава 4. Энергетическая структура и оптические свойства квантовых точек GaN/AIN 58

4.1 Энергетическая структура квантовых точек GaN/AIN 58

4.2 Поглощение света в структурах с квантовыми точками GaN/AIN 63

4.3 Стационарная фотолюминесценция квантовых точек GaN/AIN 64

4.4 Исследование фотолюминесценции квантовых точек GaN/AIN с разрешением по поляризации 65

4.5 Выводы к главе 4 68

Глава 5 Кинетика фотолюминесценции ансамбля квантовых точек GaN/AlN70

5.1 Кинетика фотолюминесценции ансамбля квантовых точек GaN/AIN в режиме одноэкситонной рекомбинации 70

5.2 Модель кинетики фотолюминесценции ансамбля квантовых точек GaN/AIN 74

5.3 Выводы к главе 5 80

Глава 6. Безызлучательная рекомбинация в структурах с квантовыми точками GaN/AIN 81

6.1 Температурная зависимость стационарной фотолюминесценции и кинетики фотолюминесценции КТ GaN/AIN 81

6.2. Расчет температурной зависимости излучательного времени жизни в квантовых точках GaN/AIN 90

6.3 Туннелирование носителей заряда из квантовой точки на глубокий центр в матрице 92

6.4. Модель рекомбинации носителей заряда структурах с квантовыми точками GaN/AIN 101

6.5 Выводы к главе 6 105

Заключение 107

Список публикаций по теме диссертации 109

Список литературы 1

Изменение спектра GaN и A1N при деформации

Освоение нитридов металлов третьей группы для производства полупроводниковых приборов начались несколько десятилетий назад. В 1971 году Pankove с соавторами сообщили об изготовлении первого светодиода на основе GaN [10]. Однако большая часть из этих исследовательских программ была остановлена из-за трудности получения материалов с нужными свойствами. Получение объемных кристаллов GaN из жидкой фазы затруднено тем, что конгруэнтное плавление GaN происходит при высоких давлениях ( 6 ГПа) и температурах ( 2215С) [11]. При атмосферном давлении при повышении температуры происходит разделение GaN на Ga и N2. Из-за отсутствия технологии роста объемных кристаллов GaN эпитаксия производилась на подложках с отличной от GaN постоянной решетки. Получавшиеся эпитаксиальные слои имели высокую плотность дефектов и плохую морфологию поверхности. Высокое фоновое легирование n-типа и высокие энергии ионизации акцепторов приводили к трудности получения материала р-типа.

Использование буферных слоев A1N [12] или GaN [13] позволило получить пленки GaN высокого качества на сапфировых подложках методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений (ГФЭМОС). Другим успехом было получение GaN р-типа проводимости облучением электронным пучком GaN, легированного магнием [14]. В 1992 году Nakamura показал, что GaN р-типа проводимости также может быть получен путем отжига в атмосфере азота [15]. Khan с соавторами в 1993 году сообщили об изготовлении n-GaN/AlGaN транзистора [18]. В 1993 году Nakamura с соавторами сообщили об изготовлении синих светодиодов на основе гетероструктур InGaN/GaN [16], а в 1995 году - об изготовлении нитридного лазерного диода с непрерывным излучением на длине волны 417 нм [17]. В 2014 году Isamu Akasaki, Hiroshi Amano и Shuji Nakamura получили Нобелевскую премию по физике за изобретение эффективных синих светодиодов, которые дали возможность изготовления ярких энергосберегающих источников белого света. Необычно высокая эффективность люминесценции структур с КЯ InGaN/GaN при высокой плотности дислокаций объяснялась формированием кластеров, обогащенных индием, ограничивающих движение носителей заряда и затрудняющих их переход на центры безызлучательной рекомбинации. В случае структур с КЯ GaN/AlGaN такого эффекта нет, что затрудняет создание высокоэффективных светоизлучающих приборов в ультрафиолетовой области. Одним из возможных решений данной проблемы является использование структур с самоорганизованными квантовыми точками, в которых движение носителей заряда ограничивается во всех трех измерениях.

Структуры с КТ и КЯ GaN/AIN также перспективны для создания ИК фотоприемников на межподзонных переходах. Большой разрыв зон проводимости между GaN и A1N (1.7 эВ [59]) позволяет создавать фотоприемники для телекоммуникационных диапазонов длин волн вблизи 1.5 и 1.3 мкм. Быстрое (субпикосекундное) восстановление поглощения в КЯ GaN/AIN открывает возможность создания электрооптических модуляторов и переключателей с терабитной скоростью переключения.

При эпитаксиальном росте кристаллов с постоянной решетки, отличной от постоянной решетки подложки, различают три основных механизма роста: Франка-Ван дер Мерве, Вольмера-Вебера и Странского-Крастанова. Механизм Франка-Ван дер Мерве соответствует двумерному послойному росту пленки на поверхности подложки, при этом релаксация напряжений происходит через образование дислокаций несоответствия. При росте по механизму Вольмера-Вебера происходит образование трехмерных островков осаждаемого материала на поверхности подложки. Механизм Странского-Крастанова соответствует двумерному росту нескольких монослоев с последующим образованием трехмерных островков. В этом режиме различают две критические толщины: первая соответствует упругой релаксации на свободных поверхностях 3D островков, вторая соответствует пластической релаксации при дальнейшем росте.

Эти особенности роста слоев с различными параметрами решетки используют для самоорганизованного роста КТ. Для КТ GaN/AIN наиболее изученным является способ формирования по механизму Странского-Крастанова. В. Daudin с соавторами, исследуя методом дифракции быстрых электронов на отражение начальные стадии роста GaN на поверхности (0001) A1N при молекулярно-лучевой эпитаксии с плазменным источником азота, продемонстрировал, что в зависимости от температуры подложки может быть реализован как послойный режим роста, так и режим роста Странского-Крастанова [19]. В области низких температур ( 620С) наблюдался двумерный рост вплоть до толщины в 25 монослоев, а в области высоких температур ( 720С) при критической толщине в 2 монослоя происходил 2D-3D переход с формированием островков GaN. При этом в некоторых случаях удавалось наблюдать появление наклонных полос в картине ДБЭО, соответствующих формированию граней (10-13).

Авторы работы [20] выделили четыре стадии роста КТ GaN/AIN на поверхности A1N (0001) в режиме Странского-Крастанова: (і) сначала идет послойный рост, (іі) затем формируются двумерные островки, которые (ііі) трансформируются в трехмерные островки. Высота островков и их плотность увеличиваются с количеством осажденного GaN, затем (iv) плотность островков выходит на постоянную величину и возникает бимодальное распределение высоты островков.

В работах [21, 22] для формирования трехмерных островков GaN использовалось прерывание роста после выращивания нескольких монослоев в двумерном режиме.

В другом подходе получения GaN КТ в A1N для стимуляции трехмерного режима роста использовался тетраэтилсилан в качестве поверхностно-активного вещества, уменьшающего поверхностную энергию A1N [24]. Этот подход реализован в методе газофазной эпитаксии из металлорганических соединений.

Определение типа оптических переходов

Дефекты в A1N могут влиять на рекомбинационные свойства КТ GaN/AlN. Так, например, глубокие центры в матрице A1N, находящиеся вблизи КТ могут быть причиной безызлучательной рекомбинации в КТ [3]. Кроме того, спектральную диффузию линий отдельных КТ GaN/AlN связывали с перезарядкой дефектов в матрице A1N [4]. Поэтому в данной работе, наряду со структурами с КТ, исследованы также слои A1N без КТ, выращенные в той же установке МЛЭ.

Перспективы широкого использования в полупроводниковых приборах, таких как ультрафиолетовые (УФ) фотоприемники, УФ излучатели и высокочастотные транзисторы [68, 69], стимулировали широкое и интенсивное исследование свойств A1N. Наиболее активно изучается объемный A1N, технологии получения которого активно развиваются в последнее время [63]. Обзор работ по фундаментальным свойствам A1N можно найти в книге [5]. Тем не менее, по сравнению с дефектами в GaN [70], дефекты в A1N достаточно мало изучены. Основной трудностью здесь является то, что A1N - широкозонный материал, что ограничивает возможность применения методов электрической характеризации. Поэтому особенно важными для исследования дефектов в A1N являются оптические методы, такие как спектроскопия ФЛ и спектроскопия поглощения света, которые дают информацию об энергетической структуре дефектов. В работе [83] наблюдали полосу поглощения в объемном A1N с максимумом около 4.7 эВ и полосы ФЛ с максимумом от 3.5 до 3.9 эВ при межзонном возбуждении и относили их к примеси CN (-1/0). В работе [84] полосу поглощения при 4.7 эВ в объемном A1N связывали с трехуглеродными комплексами. Полосы ФЛ при 1.9 и 2.1 эВ наблюдались в работе [100] в слоях A1N при возбуждении ниже ширины запрещенной зоны. Эти полосы относили к комплексам VATON. В работе [101] в спектрах катодолюминесценции объемного A1N наблюдалась полоса с максимумом при 3.3 эВ. Эту полосу связывали с донорно-акцепторной рекомбинацией с участием вакансий алюминия VAI (3-/2-). В той же работе при возбуждении ниже запрещенной зоны A1N наблюдалась полоса ФЛ с положением максимума 2 эВ. Однако, тип перехода и энергетическая структура центра, ответственного за эту полосу, не были исследованы.

В последнее время значительно улучшилось положение дел с расчетами энергетической структуры глубоких уровней дефектов в A1N методами теории функционала плотности [71, 72]. Сравнение экспериментальных и расчетных данных важно для идентификации дефектов. Улучшению точности расчетов способствовало использование гибридных функционалов [73], которое решило проблему недооценки ширины запрещенной зоны. Кроме того, в недавних работах показана возможность расчета из первых принципов параметров модели конфигурационных координат, которые определяют энергетическое положение и форму полос ФЛ глубоких центров [74]. В A1N расчеты конфигурационных диаграмм проведены для примесей углерода [72], кислорода [75] и для нейтрального комплекса VAION [76].

В данной главе приводятся результаты исследования свойств глубоких центров в тонких слоях A1N методами спектроскопии ФЛ, спектроскопии возбуждения ФЛ и время-разрешенной ФЛ. В слоях A1N обнаружена полоса с максимумом вблизи 2 эВ, показано, что интенсивность этой полосы ФЛ возрастает с увеличением отношения потока А1 к потоку NH3. Данные по энергии максимума полосы ФЛ и полосы возбуждения ФЛ, а также зависимость ширины полосы ФЛ от температуры позволили определить энергии ионизации донора и акцептора, ответственных за эту полосу, энергию кванта колебательного движения атомов центра и параметр Хуанга-Рис в модели конфигурационных координат. Энергия ионизации акцептора совпадает с расчетной энергией ионизации двукратно отрицательно заряженной вакансии алюминия.

Слои A1N выращивались методом МЛЭ на сапфировых подложках в направлении (0001) с использованием аммиака в качестве источника азота. Исследовались серии образцов, выращенных в N-обогащенных условиях с различным отношением потоков А1 к NH3, варьировалась также температура подложки и толщина слоя. Образцы намеренно не легировались. Условия роста образцов показаны в таблице 3.1. Толщина слоев измерялась методом спектральной эллипсометрии [52]. Структурные свойства слоев A1N исследовались методами просвечивающей электронной микроскопии и атомно-силовой микроскопии [52]. На рис. 3.1 показаны изображения слоев A1N, полученные методами атомно-силовой микроскопии и просвечивающей электронной микроскопии. Типичная поверхностная плотность пронизывающих дислокаций, определенная из изображений сечения образца в плоскости роста, полученных методом просвечивающей электронной микроскопии, составляла (2-5)10 см" . Поверхностная плотность инверсионных доменов, проявляющихся в виде островков высотой несколько десятков нм на поверхности A1N, определенная по данным атомно-силовой микроскопии, составляла (3-20)-10 см" .

Возбуждение ФЛ производилось излучением четвертой гармоники импульсного Nd:YLF лазера с энергией фотона 4.71 эВ. Частота импульсов лазера длительностью 3 не задавалась равной 1 кГц, средняя мощность лазера равнялась 3 мВт. Диаметр лазерного пятна на образце составлял 0.5 мм. Кривые затухания ФЛ измерялись с использованием время-коррелированного счета фотонов. Температура образца задавалась и поддерживалась с использованием гелиевого криостата в диапазоне 5-300 К и нагревателя с термопарой К-типа для диапазона температур 300-600 К. Измерения спектров возбуждения ФЛ проводились с использованием спектрофлюориметра FLS920 с 450-ваттной ксеноновой лампой в качестве источника возбуждающего излучения.

Стационарная фотолюминесценция квантовых точек GaN/AIN

Спектры ФЛ A1N, измеренные при различных температурах, показаны на рис. 3.7. Видно, что при повышении температуры полоса уширяется, интенсивность ФЛ уменьшается при высоких температурах, максимум полосы ФЛ сдвигается в область высоких энергий. На рис. 3.8 приведена температурная зависимость ширины полосы на полувысоте. В рамках модели конфигурационных координат температурная зависимость ширины полосы ФЛ на полувысоте дается уравнением [79]:

Аппроксимация зависимости ширины полосы на полувысоте от температуры уравнением (3.7) дает значения параметров \У(0)=0.64эВ и 1га)рЬ=60мэВ. Подставляя эти значения в уравнение (3.8) получаем 5=20.5. Подставляя значения 5=20.5 и hcoph=60 мэВ в уравнение (3.4) получаем энергию ионизации донора (==180 мэВ. Мы полагаем, что эта энергия соответствует именно донору, так как эта энергия меньше энергии ионизации наиболее мелких акцепторов в A1N - магния и бериллия, которые составляют 0.51 эВ [103] и 0.33 эВ [104], соответственно. Энергия ионизации акцептора может сі О)

Максимум полосы ФЛ A1N при увеличении температуры сдвигается в сторону высоких энергий от 1.94 эВ при 5 К до 2.12 эВ при 573 К. Сдвиг максимума ФЛ в сторону высоких энергий в модели конфигурационных координат объясняется увеличением заселенности возбужденных колебательных состояний центра, приводящей к увеличению вклада переходов с большей энергией излучения. Уменьшение ширины запрещенной зоны с температурой приводит к уменьшению разности энергий между уровнем донора и уровнем акцептора, и наоборот, уменьшает энергию перехода. В нашем случае вклад первого эффекта преобладает. Интенсивность полосы ФЛ A1N уменьшается при повышении температуры с энергией активации ЕаА=\86мэВ (рис. 3.9), определенной аппроксимацией высокотемпературного участка термоактивационной зависимостью вида:

Энергия активации тушения ФЛ при высоких температурах для донорно-акцепторной рекомбинации обычно близка к энергии ионизации более глубокого центра [102]. Однако для использованного диапазона температур режим ионизации глубокого центра, акцептора в нашем случае, не достигается. Наблюдаемая энергия активации близка к энергии ионизации донора Д/=180 мэВ, определенной из уравнения (3.4). Следовательно, уменьшение интенсивности ФЛ можно связать с наличием канала безызлучательной рекомбинации, который активируется при ионизации доноров. Мы полагаем, что после ионизации донора электрон захватывается из зоны проводимости на центр безызлучательной рекомбинации. Переход дырок с глубоких акцепторов на центры безызлучательной рекомбинации является более медленным, возможно, многошаговым туннельным процессом.

На рис. 3.10 показана конфигурационная диаграмма, соответствующая параметрам, полученным из уравнений (3.4), (3.7), (3.8) и (3.9). Эти параметры: энергия максимума полосы поглощения ЕаЬ=А.6А эВ и излучения Еет=2.0 эВ, определяемые вертикальными переходами, энергии ионизации донора Д=0.18 эВ и акцептора Еа=2.6 эВ, и средняя энергия фононов, создаваемых при вертикальном переходе Shcoph=\.23 эВ показаны на рисунке. Адиабатические потенциалы, соответствующие состояниям электрона в зоне проводимости, на уровне мелкого донора и в валентной зоне имеют минимум при Q=0. Адиабатический потенциал, соответствующий состоянию электрона на глубоком акцепторе, имеет минимум при Q=Qo Конфигурационная координата

На рис. 3.11 показаны спектры ФЛ слоев A1N со сравнимой толщиной (196-260 нм), выращенных при различном потоке А1 и постоянном потоке аммиака. Интенсивность полосы ФЛ A1N растет с ростом потока А1. Концентрация преобладающей компоненты, как следует из анализа данных, приведенных на рис. 3.6, слабо зависит от условий роста. Следовательно, рост интенсивности ФЛ с ростом потока А1 связан с ростом концентрации второй компоненты, от которой время затухания ФЛ не зависит. q: Ф

Так как исследуемые образцы намеренно не легированы, наблюдаемая полоса ФЛ может быть связана с собственными дефектами A1N либо с остаточными примесями в камере роста. Основными остаточными примесями в используемой для роста образцов установке являются углерод и кислород.

Из точечных дефектов, создаваемых одним атомом углерода в A1N наименьшую энергию формирования имеют CN и CAi [71]. Согласно расчету из работы [71], уровни, соответствующие переходам между зарядовыми состояниями (1+/0) и (0/1-) для CN, расположены на 1.07 и 1.88 эВ выше края валентной зоны A1N. Уровни, соответствующие переходам (1+/0) и (0/1 -) для Сдь расположены на 1.82 и 1.68 эВ ниже края зоны проводимости A1N [71].

Полосы поглощения с максимумом около 4.7 эВ наблюдались ранее в кристаллах A1N и были отнесены к CN центрам [83] и трехуглеродным комплексам, состоящим из трех атомов углерода, замещающих два атома азота и один атом алюминия, одна из связей между которыми параллельна оси с [84]. Хотя энергия поглощения CN центра близка к наблюдаемой в наших экспериментах, энергия излучения этого дефекта (3.5 эВ) намного больше, чем энергия излучения, наблюдавшаяся в наших образцах (2 эВ). Таким образом, основываясь на экспериментально и теоретически установленных энергетических параметрах CN центра в A1N, мы приходим к заключению, что CN центр не связан с наблюдаемой полосой ФЛ при 2 эВ.

Для кислорода в A1N наиболее энергетически выгодным является формирование примеси замещения в подрешетке азота (ON) [72]. Кислород в A1N является мелким донором, однако, в нейтральном состоянии может захватывать электрон с сопутствующей перестройкой решетки, формируя DX-центр [72]. Кремний преимущественно встраивается в подрешетку А1 и, так же как и кислород, формирует DX-центр. Энергии ионизации доноров ON и Біді, рассчитанные в [108], составляют 0.34 эВ и 0.24 эВ.

Из собственных точечных дефектов (Ni, Ali, NAi, A1N, VAI, VN) наименьшие энергии формирования имеют вакансии VAi и VN [86]. Согласно расчету из работы [85], энергии, отсчитанные от дна валентной зоны, соответствующие переходам между зарядовыми состояниями (1+/0), (0/1-), (1-/2-) и (2-/3-), для вакансии алюминия составляют 1.31 эВ, 2.36 эВ, 2.63 эВ и 3.08 эВ, соответственно. Для вакансии азота переходы (3+/2+), (2+/1+), (1+/0), (0/1-) и (1-/2-) имеют энергии 1.00 эВ, 1.15 эВ, 4.58 эВ, 5.11 эВ и 5.51 эВ [85].

Сравнивая полученное значение энергии ионизации глубокого акцептора с расчетами уровней дефектов в A1N методами теории функционала плотности [71,85-87], мы получаем, что наиболее подходящим дефектом для наблюдаемой энергии связи является вакансия алюминия VAI(1 -/2-). Увеличение интенсивности ФЛ при увеличении отношения потока А1 к потоку NH3 свидетельствует о том, что концентрация излучающих центров растет с увеличением отношения потока А1 к потоку NH3. Увеличение отношения потоков А1 и NH3 может приводить к увеличению вероятности формирования вакансии А1 из-за увеличения вероятности встраивания кислорода в подрешетку азота, по отношению к которому вакансии алюминия являются компенсирующими центрами [88]. Таким образом, наиболее вероятным кандидатом для глубокого акцептора, связанного с наблюдаемой полосой при 2 эВ, является вакансия алюминия VAi(l-/2-).

Модель кинетики фотолюминесценции ансамбля квантовых точек GaN/AIN

Уменьшение интенсивности ФЛ КТ с температурой может быть связано с уменьшением темпа генерации с температурой, либо с наличием канала безызлучательной рекомбинации.

Темп генерации в КТ увеличивается с повышением температуры из-за того, что возрастает коэффициент поглощения лазерного излучения вследствие уменьшения ширины запрещенной зоны GaN и A1N с ростом температуры. Мы оценили увеличение темпа генерации в 10%, полагая, что форма спектра поглощения не изменяется с температурой, а спектр смещается в красную сторону в соответствии с уменьшением ширины запрещенной зоны GaN и A1N примерно на 73 мэВ при увеличении температуры от 5 К до 300 К [9, 63]. Заметим, что при энергии возбуждения ниже края поглощения СС носители заряда могут генерироваться не только в КТ, но и в СС за счет переходов КТ-СС. Кроме того, возможна генерация носителей в СС и в матрице при примесном поглощении.

В КТ безызлучательная рекомбинация носителей заряда может быть вызвана Оже-рекомбинацией или туннелированием носителей заряда из КТ на глубокие центры, расположенные в матрице вблизи КТ. Термическим выбросом носителей заряда из КТ с последующей рекомбинацией в матрице можно пренебречь из-за большой высоты барьеров для электронов и дырок. Носители заряда, генерируемые в СС, могут рекомбинировать безызлучательно на глубоких центрах смачивающего слоя до захвата в КТ.

Известно, что в широкозонных полупроводниках, таких, как GaN, Оже-рекомбинация подавлена из-за того, что для осуществления этого процесса носители заряда должны иметь некоторую начальную энергию. Это требование вытекает из необходимости выполнения законов сохранения энергии и квазиимпульса при Оже-рекомбинации. В КТ рассеяние носителей заряда на гетерограницах и их локализация в области КТ приводят к снижению порога Оже-рекомбинации и увеличению вероятности Оже-рекомбинации в КТ по сравнению с однородным полупроводником [56]. В работе [56] было показано, что этот процесс термоактивируем.

Для реализации Оже-процесса в КТ кроме электрона и дырки, генерированных светом, необходимо наличие третьего носителя заряда. Это возможно либо в случае, когда в КТ в равновесных условиях уже есть носители заряда, либо в случае больших мощностей накачки, когда в КТ находится одновременно более одной электрон-дырочной пары. В случае существенного вклада Оже-рекомбинации ожидается сублинейная зависимость интенсивности ФЛ от мощности возбуждения. Линейная зависимость интенсивности ФЛ от мощности возбуждения свидетельствует о том, что вероятность излучательной рекомбинации при наличии нескольких электрон-дырочных пар в КТ больше вероятности Оже-рекомбинации. С другой стороны, при возбуждении не более одной электрон-дырочной пары в КТ условий для Оже-рекомбинации нет, однако тушение ФЛ наблюдается. Поэтому мы полагаем, что Оже-рекомбинация не является основным механизмом, ответственным за тушение ФЛ GaN/AIN КТ.

Таким образом, безызлучательная рекомбинация в структурах с КТ GaN/AIN может быть связана с рекомбинацией через глубокие центры, расположенные вблизи КТ, либо с безызлучательной рекомбинацией носителей заряда в смачивающем слое или в матрице до захвата в КТ. Для проверки данных предположений были проведены расчеты температурных зависимостей излучательного времени жизни в КТ GaN/AIN и вероятности безызлучательной рекомбинации, вызванной туннелированием носителей заряда из КТ на глубокий центр в матрице.

Для определения зависимости эффективности ФЛ КТ от температуры был проведен расчет зависимости излучательного и безызлучательного времени жизни в КТ от температуры. Вероятность перехода между состояниями іи/в КТ рассчитывалась в дипольном приближении: пе2Е1 где Pa - матричный элемент момента импульса между зоной проводимости и ос-й валентной зоной, 1т - интеграл перекрытия волновых функций электрона в состоянии і и ос-й компоненты волновой функции дырки в состоянии f. Eif - энергия перехода между состояниями і и f , п -коэффициент преломления GaN. Волновые функции электронов и дырок, энергии переходов рассчитывались в приближении крбхб. Предполагалось, что КТ имеют форму гексагональной усеченной пирамиды, расположенной на смачивающем слое. Напряженность встроенного электрического поля (среднее значение вдоль центральной оси КТ), сильно влияющего на перекрытие волновых функций электрона и дырки в КТ, по нашим расчетам составляет 8.4 МВ/см, что согласуется с экспериментальным значением, полученным в работе [93] равным 7.8±2 МВ/см. Излучательное время жизни при конечной температуре рассчитывалось усреднением вероятностей переходов с различных уровней с учетом их заселенности: