Изобретение относится к технологии косвенного контроля степени влияния дефектообразования на рекомбинационное время жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода, повышающего эффективность изготовления приборов оптоэлектроники.

Оценка изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках, связанного с появлением в них точечных дефектов в связи проведением технологических операций при изготовлении полупроводниковых приборов или при эксплуатации последних в неблагоприятных внешних фоновых условиях, важна в качестве одного из диагностических факторов повышения качества указанных приборов и их надежности.

Известен прямой метод определения рекомбинационного времени жизни по кинетике спада фотолюминесценции (см., например, статью на англ. яз. авторов Buckle P.D. et al. Photoluminescence decay time measurements from self-organized InAs/GaAs quantum dots. - J. Appl. Phys. 1999, v. 86, №5, p. 2555-2562).

Однако этот метод требует дорогостоящего оборудования, и возникают трудности в его реализации из-за отсутствия фотолюминесценции в сильно дефектных структурах, в связи с чем можно сделать вывод о неудовлетворительном состоянии в целом арсенала средств контроля изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода в связи с изменением концентрации точечных дефектов в слое указанных квантовых точек, которое для задачи повышения эффективности излучательной рекомбинации имеет актуальное практическое значение.

Уровень техники в рассматриваемой области характеризуется отсутствием информационных источников, содержащих сведения о косвенном методе определения изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода в связи с изменением концентрации точечных дефектов в слое указанных квантовых точек, который востребован в условиях необходимости предварительного контроля полупроводникового материала в расширенных условиях его доступности.

Технический результат заявляемого изобретения - разработка эффективного косвенного способа определения изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода в связи с изменением концентрации точечных дефектов в слое указанных квантовых точек, не требующего использования сложного и малодоступного дорогостоящего измерительного оборудования за счет выявления новых диагностических возможностей экспериментально более простого метода фотоэлектрической спектроскопии полупроводниковых квантово-размерных гетеронаноструктур, основанного на применении такого стандартного оборудования, как монохроматор, оптический модулятор с частотой порядка 100 Гц, селективный усилитель сигнала и оптический криостат, в сочетании с возможностями метода компьютерного моделирования.

Кроме того, предлагаемое изобретение, представляющее собой первый новый косвенный способ определения изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода, создавая возможность определения степени влияния дефектообразования на рекомбинационное время жизни указанных носителей и развивая таким образом возможности диагностики полупроводникового дефектообразования, расширяет арсенал методов измерительной технологии в актуальной области квантово-размерных структур.

Для достижения указанного технического результата предлагаемый способ определения изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода в связи с изменением концентрации точечных дефектов в слое указанных квантовых точек, проводят в следующем порядке:

измеряют спектры фоточувствительности при различных температурах по крайней мере двух, низкодефектной и высокодефектной, фотодиодных структур, содержащих слой квантовых точек, различающихся концентрацией точечных дефектов в последнем,

и по измеренным спектрам строят температурные зависимости фоточувствительности в области основного оптического перехода квантовых точек и нормируют построенные зависимости по высокотемпературному участку насыщения,

затем для низкодефектной фотодиодной структуры, при всех величинах температуры и параметров квантовых точек в ожидаемом интервале величин параметров квантовых точек, для каждого из нескольких предполагаемых величин рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке получают температурные зависимости квантовой эффективности эмиссии электронно-дырочных пар, возникающих при фотогенерации в области основного оптического перехода в квантовых точках низкодефектной фотодиодной структуры, на основе использования модельной функциональной зависимости указанной квантовой эффективности эмиссии от температуры фотодиодных структур и параметров квантовых точек, построенной с помощью кинетических уравнений Больцмана, применяемых для неравновесных носителей в квантовых точках,

после чего сравнивают логарифмы полученных величин квантовой эффективности эмиссии с логарифмами величин нормированной фоточувствительности низкодефектной фотодиодной структуры во всем диапазоне температур и наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры для каждого из указанных нескольких предполагаемых величин рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке

и выбирают наборы величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры, соответствующие минимальному расхождению сравниваемых логарифмов, для каждой из указанных нескольких предполагаемых величин рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке,

затем для высокодефектной фотодиодной структуры, при всех величинах температуры и рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке в ожидаемом интервале величин указанного рекомбинационного времени жизни, для каждого выбранного набора величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры получают аналогичные температурные зависимости квантовой эффективности эмиссии электронно-дырочных пар, возникающих при фотогенерации в области основного оптического перехода в квантовых точках высокодефектной фотодиодной структуры,

после чего сравнивают логарифмы полученных величин квантовой эффективности эмиссии с логарифмами величин нормированной фоточувствительности высокодефектной фотодиодной структуры во всем диапазоне температур и рекомбинационных времен жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры для каждого из выбранных наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры,

и для каждого из выбранного набора величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры выбирают величину рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры, соответствующего минимальному расхождению сравниваемых логарифмов,

наконец, по средней величине отношений выбранных величин рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры к соответствующим указанным нескольким предполагаемым величинам рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке низкодефектной фотодиодной структуры, задающим каждая свой из указанных выбранных наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры, судят об искомом изменении величины рекомбинационного времени, соответствующем повышению концентрации точечных дефектов в слое квантовых точек.

В частном случае осуществления предлагаемого способа у двух фотодиодных структур с диодом Шоттки, изготовленных на структурах GaAs с квантовыми точками InAs, встроенными в области пространственного заряда на основе гетероперехода первого рода с различной концентрацией точечных дефектов, связанных с нанесением Со на покровный слой GaAs и характеризующих указанные фотодиодные структуры как низкодефектную и высокодефектную при термическом напылении Со толщиной 20 нм при температуре 90°С, соответственно на покровный слой GaAs толщиной 30 нм и 15 нм,

измеряют спектры фоточувствительности в области поглощения квантовых точек при различных температурах путем освещения модулированным монохроматическим светом,

и по измеренным спектрам строят температурные зависимости фоточувствительности в области пика основного оптического перехода квантовых точек и нормируют построенные зависимости по высокотемпературному участку насыщения в интервале 260-300°С,

затем для указанной низкодефектной фотодиодной структуры, при всех величинах температуры и параметров квантовых точек в ожидаемом интервале величин параметров квантовых точек, для предполагаемых величин рекомбинационного времени жизни, составляющих 0.5, 1 и 2 нс, получают температурные зависимости квантовой эффективности эмиссии электронно-дырочных пар, возникающих при фотогенерации в области основного оптического перехода в квантовых точках указанной низкодефектной фотодиодной структуры, на основе трех серий модельных расчетов указанной квантовой эффективности эмиссии с помощью кинетических уравнений Больцмана, применяемых для неравновесных носителей в квантовых точках, по формулам (1-9) зависимости квантовой эффективности эмиссии от температуры и параметров квантовых точек, приведенным ниже в описании примера выполнения настоящего изобретения,

после чего сравнивают логарифмы полученных величин квантовой эффективности эмиссии с логарифмами величин нормированной фоточувствительности указанной низкодефектной фотодиодной структуры во всем диапазоне температур и наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры для каждого из трех указанных предполагаемых величин рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке

и выбирают три набора (наборы А, В и С) величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры, включающие каждый высоту эмиссионных барьеров для электронов и дырок, время межуровневой релаксации электрона, расстояние между уровнями размерного квантования электронов, эффективную высоту квантовой точки, сечение захвата электронов и дырок, энергию дна нижней электронной подзоны размерного квантования в смачивающем слое и параметр Хуанга-Рис, приведенные ниже в описании примера выполнения настоящего изобретения и соответствующие минимальному расхождению сравниваемых логарифмов, при соответствии указанных наборов трем указанным предполагаемым величинам рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке,

затем для указанной высокодефектной фотодиодной структуры, при всех величинах температуры и рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке в ожидаемом интервале величин указанного рекомбинационного времени жизни, для каждого указанного выбранного набора величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры получают аналогичные температурные зависимости квантовой эффективности эмиссии электронно-дырочных пар, возникающих при фотогенерации в области основного оптического перехода в квантовых точках высокодефектной фотодиодной структуры,

после чего сравнивают логарифмы полученных величин квантовой эффективности эмиссии с логарифмами величин нормированной фоточувствительности высокодефектной фотодиодной структуры во всем диапазоне температур и рекомбинационных времен жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры для каждого из выбранных наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры

и для трех указанных выбранных наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры выбирают соответствующие три величины рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры 0.097, 0.21 и 0.37 нс, при которых расхождение сравниваемых логарифмов минимально,

наконец, по средней величине отношений выбранных величин рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры к соответствующим указанным нескольким предполагаемым величинам рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке низкодефектной фотодиодной структуры, задающим каждая свой из указанных выбранных наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры 0.097/0.5, 0.21/1 и 0.37/2, судят об искомом уменьшении в высокодефектной фотодиодной структуре величины рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке в ~5 раз в связи с указанным повышением концентрации точечных дефектов в слое квантовых точек.

Причем выполнение расчетных операций при проведении предлагаемого способа можно производить на основе использования метода компьютерного моделирования.

На фиг. 1 показана блок-схема экспериментальной установки для измерений спектров фоточувствительности в области поглощения квантовых точек фотодиодных структур при различных температурах; на фиг. 2 - измеренные с помощью установки на фиг. 1 спектры фоточувствительности низкодефектной и высокодефектной фотодиодных структур с диодом Шоттки, содержащих в области пространственного заряда слой квантовых точек InAs/GaAs, при одной из температур; на фиг. 3 - построенные температурные зависимости нормированной фоточувствительности низкодефектной и высокодефектной фотодиодных структур с диодом Шоттки, содержащих в области пространственного заряда слой квантовых точек InAs/GaAs, в области основного оптического перехода в указанных квантовых точках; на фиг. 4 - графический результат сравнения логарифмов полученных величин квантовой эффективности эмиссии η₀ с логарифмами нормированной построенной фоточувствительности низкодефектной и высокодефектной фотодиодных структур в области основного и оптического перехода в квантовых точках во всем диапазоне температур измерения в предположении, что рекомбинационное время жизни в низкодефектной фотодиодной структуре составляет 0.5 нс, на фиг. 5 - графический результат сравнения логарифмов полученных величин квантовой эффективности эмиссии η₀ с логарифмами нормированной построенной фоточувствительности низкодефектной и высокодефектной фотодиодных структур в области основного и оптического перехода в квантовых точках во всем диапазоне температур измерения в предположении, что рекомбинационное время жизни в низкодефектной фотодиодной структуре составляет 1 нс, на фиг. 6 - графический результат сравнения логарифмов полученных величин квантовой эффективности эмиссии η₀ с логарифмами нормированной построенной фоточувствительности низкодефектной и высокодефектной фотодиодных структур в области основного и оптического перехода в квантовых точках во всем диапазоне температур измерения в предположении, что рекомбинационное время жизни в низкодефектной фотодиодной структуре составляет 2 нс.

Экспериментальная установка для измерений спектров фоточувствительности в области поглощения квантовых точек фотодиодных структур в примере выполнения способа содержит монохроматор 1 (МДР-2), снабженный лампой накаливания 2, фокусирующими оптическими элементами - зеркалом 3 и линзой 4, и сопряженный с оптическим модулятором с оптопарой 5 (частота модуляции 130 Гц) селективный усилитель с синхронным детектированием сигнала 6 (Stanford Research Systems 510), оптический криостат 7 и персональный компьютер 8.

Предлагаемый способ осуществляют следующим образом.

Изготавливают фотодиоды на структурах GaAs с квантовыми точками InAs, встроенными в область пространственного заряда, с покровным слоем GaAs 30 и 15 нм, путем термического напыления на данный покровный слой контактного слоя Со 20 нм при температуре 90°С. В структуре с покровным слоем GaAs 15 нм следует ожидать большей концентрации точечных дефектов в слое квантовых точек, проникающих в него от границы GaAs с Со (см. закладывающую экспериментальные предпосылки настоящего изобретения без раскрытия его сущности статью Волковой Н.С. и др. Влияние нанесения кобальта на оптоэлектронные свойства квантово-размерных гетеронаноструктур In(Ga)As/GaAs. - Физика и техника полупроводников. 2015, т. 49, вып. 12, с. 1640-1642).

С помощью изложенной экспериментальной установки при различных температурах измеряют спектры фоточувствительности изготовленных низкодефектной (покровный слой GaAs 30 нм) и высокодефектной (покровный слой GaAs 15 нм) фотодиодных структур с диодом Шоттки в области поглощения квантовых точек (см., например, измеренные указанные спектры при комнатной температуре на фиг. 2).

При этом образец 9 указанных фотодиодных структур в виде пластинки с размерами 1×1 см с нанесенными на лицевую поверхность Со выпрямляющими контактами Шоттки и омическим оловянным контактом, выполненным к буферному слою и подложке методом электроискрового вжигания, размещают в оптическом криостате 7. С помощью прижимных контактов исследуемую фотодиодную структуру подключают к токовому входу селективного усилителя 6 с синхронным детектированием сигнала. Сигнал с выхода селективного усилителя 6, возникающий при освещении фотодиодной структуры модулированным монохроматическим светом, оцифровывают аналого-цифровым преобразователем (на фиг. 1 не показан) и направляют в персональный компьютер 8. При построении спектров фоточувствительности величина измеряемого сигнала делится на спектральную зависимость падающего на образец света.

По измеренным спектрам строят температурные зависимости фоточувствительности низкодефектной и высокодефектной фотодиодных структур в области пика основного оптического перехода в квантовых точках и нормируют построенные зависимости по высокотемпературному участку насыщения в интервале 260-300°С (см., например, температурные зависимости нормированной фоточувствительности указанных фотодиодных структур в области основного оптического перехода в указанных квантовых точках на фиг. 3).

В отсутствие точной информации о рекомбинационном времени жизни в квантовых точках в низкодефектной фотодиодной структуре было выполнено три серии теоретических расчетов квантовой эффективности эмиссии электронно-дырочных пар из квантовых точек InAs в матрицу GaAs в предположении, что упомянутое рекомбинационное время жизни составляет 0.5, 1 и 2 нс. Квантовая эффективность эмиссии рассчитывалась на основе использования следующего выражения, представляющего собой функцию от температуры фотодиодных структур, напряженности электрического поля в слое квантовых точек и параметров квантовых точек

где определяемые в соответствии с указанными ниже составными выражениями (2-9)

τ_rec - время рекомбинации электронно-дырочной пары;

τ_1esc, τ_2esc и τ_3esc - результирующее эмиссионное время жизни, соответственно дырки, электрона в основном состоянии и электрона в первом возбужденном состоянии;

τ₂₃ - время перехода электрона из основного состояния в возбужденное;

τ₃₂ - время межуровневой релаксации электрона.

При этом время τ_2esc определяют с помощью выражения

где , , , - времена жизни электронов по отношению к термической надбарьерной эмиссии в матрицу, термической эмиссии в 2D-состояния смачивающего слоя, чисто туннельной эмиссии, термоактивированной туннельной эмиссии в матрицу через виртуальные состояния соответственно. И времена τ_1esc и τ_3escопределяют аналогичным образом.

Времена , и в выражении (2) определяют в соответствии со следующими выражениями

где М_с - число минимумов зоны проводимости; m_е, - эффективная масса электронов в материале матрицы GaAs и в смачивающем слое InAs; g₀(g₁) - вырождение пустого (заполненного) энергетического уровня; σ_n - сечение захвата электронов квантовой точкой; E_b - высота потенциального барьера в квантовой точке; F - напряженность электрического поля в окрестности слоя квантовых точек; - дно нижней электронной подзоны в смачивающем слое.

А время в выражении (2) определяют в соответствии со следующим выражением

где m - число LO-фононов, вовлеченных в процесс эмиссии; - максимально возможное число фононов; W_m - статистический вес для m фононной моды; - энергия фонона. При этом статистический вес W_m определяют с помощью следующего выражения

где S_HR - параметр Хуанга-Риса, I_m - модифицированная функция Бесселя m порядка.

Высоту барьера E_b в электрическом поле F (напряженность которого в квантовых точках низкодефектной и высокодефектной фотодиодной структуры составляла 57 и 68 кВ/см соответственно) в выражениях (3 и 5) уменьшают на величину ΔE, которую определяют с помощью следующего выражения

где L - эффективная высота квантовой точки.

Время τ₂₃ определяют с помощью следующего выражения

где ΔE₁₀ - расстояние между уровнями размерного квантования электронов.

Для каждого из указанных трех рекомбинационных времен жизни сравнивают логарифмы квантовой эффективности эмиссии, рассчитанной во всем диапазоне температур и для каждого набора значений параметров квантовых точек, с логарифмами нормированной фоточувствительности низкодефектной фотодиодной структуры.

Затем для каждого из указанных трех рекомбинационных времен жизни определяют набор значений параметров квантовых точек, соответствующий минимальному расхождению сравниваемых логарифмов.

При рекомбинационном времени жизни 0.5 нс наилучшее согласие между температурной зависимостью нормированной фоточувствительности и эффективности эмиссии было получено при следующих значениях параметров квантовых точек (набор А):

Высота эмиссионного барьера для электронов Е_b(n)=201 мэВ,

Высота эмиссионного барьера для дырок Е_b(hh)=299 мэВ,

время межуровневой релаксации электрона τ_е1→e0=10 пс,

расстояние между уровнями размерного квантования электронов ΔE₁₀=82 мэВ,

эффективная высота КТ L=11 нм,

сечение захвата электронов (дырок КТ) σ_n(hh)=5⋅10^-12 см²,

энергия дна нижней электронной подзоны размерного квантования в смачивающем слое InAs мэВ,

параметр Хуанга-Рис S_HR=0.5.

Графический результат изложенного сравнения для рекомбинационного времени жизни в низкодефектной фотодиодной структуре 0.5 нс и указанного выше набора (А) параметров квантовых точек показан на фиг. 4 (точки - нормированная фоточувствительность в низкодефектной структуре, сплошная кривая - результат расчета квантовой эффективности эмиссии).

При рекомбинационном времени жизни 1 нс наилучшее согласие между температурной зависимостью нормированной фоточувствительности и эффективности эмиссии было получено при следующих значениях параметров квантовых точек (набор В):

Высота эмиссионного барьера для электронов Е_b(n)=208 мэВ,

Высота эмиссионного барьера для дырок Е_b(hh)=292 мэВ,

время межуровневой релаксации электрона τ_е1→е0=10 пс,

расстояние между уровнями размерного квантования электронов ΔE₁₀=82 мэВ,

эффективная высота КТ L=7 нм,

сечение захвата электронов (дырок КТ) σ_n(hh)=5⋅10^-12 см²,

энергия дна нижней электронной подзоны размерного квантования в смачивающем слое InAs мэВ,

параметр Хуанга-Рис S_HR=0.5.

Графический результат изложенного сравнения для рекомбинационного времени жизни в низкодефектной фотодиодной структуре 1 нс и указанного выше набора (В) параметров квантовых точек показан на фиг. 5 (точки - нормированная фоточувствительность в низкодефектной структуре, сплошная кривая - результат расчета квантовой эффективности эмиссии).

При рекомбинационном времени жизни 2 нс наилучшее согласие между температурной зависимостью нормированной фоточувствительности и эффективности эмиссии было получено при следующих значениях параметров квантовых точек (набор С):

высота эмиссионного барьера для электронов Е_b(n)=219 мэВ,

высота эмиссионного барьера для дырок Е_b(hh)=281 мэВ,

время межуровневой релаксации электрона τ_е1→е0=10 пс,

расстояние между уровнями размерного квантования электронов ΔE₁₀=82 мэВ,

эффективная высота КТ L=7 нм,

сечение захвата электронов (дырок КТ) σ_n(hh)=5⋅10^-12 см²,

энергия дна нижней электронной подзоны размерного квантования в смачивающем слое InAs мэВ,

параметр Хуанга-Рис S_HR=0.5.

Графический результат изложенного сравнения для рекомбинационного времени жизни в низкодефектной фотодиодной структуре 2 нс и указанного выше набора (С) параметров квантовых точек показан на фиг. 6 (точки - нормированная фоточувствительность в низкодефектной структуре, сплошная кривая - результат расчета квантовой эффективности эмиссии).

Для высокодефектной фотодиодной структуры с концентрацией дефектов, связанных с нанесением Со на покровный слой GaAs 15 нм, для всех величин температуры и рекомбинационных времен жизни для данной фотодиодной структуры получают аналогичные температурные зависимости квантовой эффективности эмиссии при условии использования определенных ранее параметров квантовых точек за исключением рекомбинационного времени жизни, соответствующих рекомбинационным временам жизни для низкодефектной фотодиодной структуры, составляющих 0.5, 1 и 2 нс. Поскольку энергия основного оптического перехода в дефектной структуре (0.935 эВ) на 10 мэВ больше, чем в бездефектной (0.925 эВ), то высоты эмиссионных барьеров для электронов и для дырок при расчете брались на 5 мэВ меньше.

Для каждого из указанных трех рекомбинационных времен жизни для низкодефектной фотодиодной структуры сравнивают логарифмы квантовой эффективности эмиссии с логарифмами нормированной фоточувствительности высокодефектной фотодиодной структуры во всем диапазоне температур для каждого значения рекомбинационного времени жизни для высокодефектной фотодиодной структуры.

И для трех указанных выбранных наборов величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры выбирают соответствующие три величины рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры 0.097, 0.21 и 0.37 нс, при которых расхождение сравниваемых логарифмов минимально.

Для случая рекомбинационного времени жизни в низкодефектной структуре 0.5 нс наилучшее согласие между температурной зависимостью нормированной фоточувствительности и эффективности эмиссии в высокодефектной структуре было получено при рекомбинационном времени жизни 0.097 нс (фиг. 4, треугольники - нормированная фоточувствительность в высокодефектной структуре, пунктирная кривая - результат расчета квантовой эффективности эмиссии в высокодефектной структуре). На фиг. 5, 6 показаны аналогичные построения, выполненные в предположении, что время жизни в низкодефектной структуре составляет 1 и 2 нс, соответствующие им определенные рекомбинационные времена жизни в высокодефектной структуре - 0.21 и 0.37 нс.

Наконец, по средней величине отношений выбранных величин рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке высокодефектной фотодиодной структуры к соответствующим указанным нескольким предполагаемым величинам рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке низкодефектной фотодиодной структуры, задающим каждая свой из указанных выбранных наборов (А, В и С) величин параметров квантовых точек низкодефектной фотодиодной структуры 0.097/0.5, 0.21/1 и 0.37/2, судят об искомом уменьшении в высокодефектной фотодиодной структуре величины рекомбинационного времени жизни носителей в квантовой точке в ~5 раз в связи с указанным повышением концентрации точечных дефектов в слое квантовых точек.

Таким образом, вне зависимости от выбора рекомбинационного времени жизни в низкодефектной структуре при приведенном в настоящем примере уровне увеличении дефектообразования это время, определяемое по предлагаемому способу, уменьшается в ~5 раз.

Предлагаемый способ применим для определения степени влияния дефектообразования на рекомбинационное время жизни носителей в широкой группе полупроводниковых квантовых точек, предпочтительно на основе следующих гетеропереходов первого рода: ZnSe/CdSe, ZnS/CdS, ZnTe/CdTe.

Вывод используемого выражения (1) основывается на решении системы пяти уравнений (2-5), описывающих изменение числа квантовых точек, находящихся в каждом из возможных состояний квантовой точки при низком уровне оптического возбуждения, указанных на с. 176 статьи Волковой Н.С. и др. Эмиссия фотовозбужденных носителей из квантовых точек InAs/GaAs, выращенных газофазной эпитаксией. - Письма в ЖЭТФ, 2014, т. 100, в. 3, с. 175-180, содержащей также сведения о формулах (6-9).

Таким образом, предлагаемый способ, представляющий собой новый эффективный косвенный метод определения степени влияния дефектообразования на рекомбинационное время жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода, обеспечивает выполнение указанной актуальной задачи на основе использования доступного стандартного оборудования в сочетании с возможностями компьютерного моделирования со сниженной трудоемкостью расчетов в результате использования выражения (1).

Изобретение относится к технологии косвенного контроля степени влияния дефектообразования на рекомбинационное время жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода, повышающего эффективность изготовления приборов оптоэлектроники. Технический результат заявляемого изобретения - разработка эффективного косвенного способа определения изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода в связи с изменением концентрации точечных дефектов в слое указанных квантовых точек, не требующего использования сложного и малодоступного дорогостоящего измерительного оборудования за счет выявления новых диагностических возможностей экспериментально более простого метода фотоэлектрической спектроскопии полупроводниковых квантово-размерных гетеронаноструктур, основанного на применении стандартного оборудования. В заявленном способе измеряют спектры фоточувствительности при различных температурах у двух фотодиодных структур, низкодефектной и высокодефектной, содержащих слой квантовых точек, различающихся концентрацией точечных дефектов в последнем, по измеренным спектрам строят температурные зависимости фоточувствительности в области основного оптического перехода квантовых точек и нормируют построенные зависимости по высокотемпературному участку насыщения, затем путем соответствующих измерений параметров для низкодефектной и высокодефектной фотодиодных структур и соответствующих расчетов судят об искомом изменении величины рекомбинационного времени жизни носителей, соответствующем повышению концентрации точечных дефектов в слое квантовых точек. 2 з.п. ф-лы, 6 ил.

1. Способ определения изменения рекомбинационного времени жизни носителей в полупроводниковых квантовых точках на основе гетероперехода первого рода в связи с изменением концентрации точечных дефектов в слое указанных квантовых точек, характеризующийся тем, что предлагаемый способ проводят в следующем порядке: