氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究

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1、：10285 ：20134008004 SOOCHOW UNIVERSITY ? （） !（$） optical nonlinearity; carrier dynamics; all-optical switching Written by: Yu Fang Supervised by: Yinglin Song 目目 录录 中文摘要中文摘要 .I Abstract . III 第一章第一章 绪绪 论论 . 1 1.1 课题背景 . 1 1.2 GaN 的基本物理性质 . 4 1.3 GaN 的研究进展 . 7 1.3.1 光学非线性研究进展. 7 1.3.2 载流子动力学研究进展 . 10

2、 1.4 本论文的研究目的及意义 . 15 1.5 本论文主要研究内容与创新点 . 16 第二章第二章 n 型非掺杂型非掺杂 GaN 的光学非线性特性及机制探究的光学非线性特性及机制探究. 18 2.1 实验光路介绍. 18 2.1.1 Z 扫描测量技术 . 18 2.1.2 基于相位物体的时间分辨泵浦探测技术 . 21 2.2 非掺杂 GaN 的光学非线性 . 25 2.2.1 在皮秒时域下 GaN 的光学非线性 . 25 2.2.2 在纳秒时域下 GaN 的光学非线性 . 27 2.3 非掺杂 GaN 的光学非线性机制区分 . 29 2.3.1 双光子吸收诱导的自由载流子非线性理论 . 2

3、9 2.3.2 PO 泵浦探测实验结果与分析 . 31 2.4 本章小结 . 34 第三章第三章 n 型非极性型非极性 GaN 的光学非线性各向异性及全光开关特性的光学非线性各向异性及全光开关特性. 36 3.1 非极性 GaN 的简介及研究进展 . 36 3.2 m 面 GaN 与 a 面 GaN 的光学非线性各向异性效应. 39 3.2.1 双光子吸收各向异性. 39 3.2.2 自由载流子效应各向异性 . 42 3.3 m 面 GaN 在近红外波段下的光学非线性及全光开关特性. 45 3.3.1 三光子吸收和克尔折射谱 . 46 3.3.2 非线性品质因子和超快全关开关特性. 49 3.

4、4 本章小结 . 52 第四章第四章 Fe 掺杂对半绝缘掺杂对半绝缘 GaN 光学非线性及光生载流子动力学的调制光学非线性及光生载流子动力学的调制 . 53 4.1 GaN:Fe 稀磁半导体的研究进展 . 53 4.2 GaN:Fe 的光学非线性与双光子激发的载流子动力学 . 56 4.3 Fe 杂质对 GaN 的光生载流子俘获机制 . 59 4.4 掺 Fe 浓度对 GaN 光学非线性与全光开关特性的影响 . 63 4.5 本章小结 . 69 第五章第五章 不同载流子分布下不同载流子分布下 p 型型 Mg 掺杂掺杂 GaN 的超快光生载流子动力学的超快光生载流子动力学. 71 5.1 p 型

5、 GaN 的研究现状及意义. 71 5.2 飞秒瞬态吸收光谱 . 73 5.3 不同载流子分布下 GaN:Mg 的飞秒瞬态吸收响应 . 76 5.4 GaN:Mg 在不同载流子分布下的光生载流子回复机制. 79 5.5 本章小结 . 82 结结 论论 . 84 参考文献参考文献 . 86 攻读博士学位期间发表的论文及其他成果攻读博士学位期间发表的论文及其他成果 . 102 致致 谢谢 . 105 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 第一章 绪 论 1 第一章第一章 绪绪 论论 1.1 课题背景课题背景 半导体科技是二十世纪最重要并且最有影响的高新科技之一， 其重要性和影响力 一直延续

6、到了当今二十一世纪。 其中半导体材料一直在半导体科技的发展过程中扮演 这举足轻重的角色。1947 年，采用半导体锗（Ge）材料发明了世界上第一只晶体管 1，Ge 在室温下的禁带宽度为 0.66 eV。1961 年诞生了第一块单片集成电路，使用的 依然是 Ge 材料。而到了 1965 年，半导体硅（Si）材料超越 Ge 材料成为半导体集成 电路的首选材料，Si 在室温下的禁带宽度为 1.12 eV。直到今天，无论是在大规模的 集成电路、太阳能电池领域，Si 依然是微电子和光电子器件中主要的半导体材料。人 们将 Si 和 Ge 等间接窄禁带半导体材料归类为第一代半导体材料。为了满足超高速、 微波大

7、功率器件和集成电路的需求， 于二十世纪七十年代引入了包括化合物半导体砷 化镓 （GaAs， 室温下的禁带宽度为 1.42 eV） 、 磷化镓 （GaP， 室温下的禁带宽度为 2.26 eV） 、磷化铟（InP，室温下的禁带宽度为 1.35 eV）在内的第二代半导体材料。不过 直到 1997 年，InP 集成电路才得以实现商品化2。第二代半导体材料与第一代半导体 材料相比，除了禁带宽度增大以外，其电子迁移率与电子饱和速度也大大提高（如表 1-1 所示） ，因此更适合在高频下工作。随着时代的发展和科技不断地创新进步，第一 代半导体材料和第二代半导体材料，如热传导率和击穿场强不高等特性，已经不能满

8、足人们生产生活的需求。为了实现高频、宽带宽、高效率以及大功率等器件的制备， 二十世纪末，第三代宽禁带（禁带宽度大于或等于 2.3 eV）半导体材料开始有了重要 发展，它主要包括 III 族氮化物、氧化锌（ZnO，室温下的禁带宽度为 3.4 eV） 、碳化 硅（SiC，4H-SiC 室温下的禁带宽度为 3.25 eV）等材料。宽禁带宽度、低介电常数、 高击穿场强、 高电子饱和速度和高热导率使得第三代半导体， 特别是 III 族氮化物 （如 表 1-1 所示） ，十分适合微波高功率、高频、高温、抗辐射和高密度集成的电子器件 的应用。 第一章 绪 论 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 2

9、 表表 1-1 不同半导体材料的物理参数3 Si GaAs 4H-SiC GaN 禁带宽度 Eg（eV） 1.12 1.42 3.25 3.39 相对介电常数 11.8 12.8 9.7 9.0 电子迁移率 e（cm2V-1s-1） 1500 8500 1000 1250 击穿场强 Ec（MV/cm） 0.3 0.4 3.0 4.0 热导率 （Wcm-1K-1） 1.5 0.5 4.9 2.3 电子饱和速度 sat（107 cm/s） 1.0 2.0 2.0 3.0 III 族氮化物，主要包括氮化铝（AlN） 、氮化镓（GaN） 、氮化铟（InN）以及这三 种二元材料相互组成的三元、四元合金（

10、如 AlGaN，InGaN，AlInGaN） 。这些材料的 禁带宽度覆盖了紫外以及整个可见光谱，可用来制作蓝光、绿光、紫外光的发光器件 和光电子探测器件。GaN 材料作为 III 族氮化物以及第三代半导体的代表，其高电子 迁移率晶体管（High electron mobility transistor，HEMT）已经被认为是当前最理想的 微波功率器件；此外，蓝光发光二极管（Light-emitting diodes，LEDs）在二十世纪九 十年代的成功商业化应用4推动了人们对 GaN 材料的制备以及光学性质的广泛研究。 近五年来，每年在 Web of Science 数据库中发表的关于 GaN

11、 的文章均保持在一千七 百篇以上，这足以表明研究者们对于 GaN 材料的研究热情。正是基于 GaN 材料如此 优异光电特性以及在未来光电子器件中潜在的应用价值，本论文在实验上对 GaN 以 及不同杂质掺杂下 GaN 半导体材料的光学非线性以及光生载流子动力学进行了系统 深入地研究。 光学非线性指的是在强光下物质的响应不再正比于光场（即线性效应） 。因此， 光学非线性描述的是强光与物质发生相互作用的规律， 同时非线性光学也是非线性物 理学的一个分支。 非线性光学所揭示的大量新现象极大地丰富了非线性物理学的内容。 在 1960 年激光发明之后，研究者们陆陆续续地发现了许多非线性光学效应，有包括 二

12、次谐波5、 和频6、 差频7、 光学参量8、 四波混频9, 10在内的被动非线性光学效应； 还有包括受激拉曼散射11, 12、自聚焦13、自相位调制14、反饱和吸收15、双光子吸 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 第一章 绪 论 3 收16、 光学克尔效应17， 光学双稳态18在内的主动非线性光学效应。 除了这些早期发 现的非线性光学现象以外， 研究人员仍然在新的非线性光学领域继续进行深入地研究 19，包括相干非线性光学20、单光子非线性光学21、激光锁模与光梳22、强场激光 物理23、强非线性光学效应24、高能密度物质25等。 图图 1-1 半导体材料中光生载流子产生及能量弛豫（

13、载流子冷却）过程示意图26。 当可见、近红外光或者紫外光照射到半导体材料后，价带内的电子吸收入射光子 直接跃迁至导带， 同时在价带内留下带正电的空穴， 形成电子-空穴对， 这就是光生载 第一章 绪 论 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 4 流子。除了自由电子和空穴以外，载流子还可能以其他粒子形式存在，如激子、束缚 载流子等。 下面以载流子冷却过程中的能量弛豫为例来介绍一下半导体材料中的光生 载流子动力学行为。对于典型的半导体材料，受到单波长激光激发后，在导带和价带 内的光生载流子的能量弛豫主要包括四个过程，其示意图如图 1-1 所示26。 （a）在光 激发后的很短时间内（几个飞秒到

14、几十个飞秒左右） ，光激发的电子-空穴对还保留初 始的相干态， 载流子的动量和能量呈现阶跃函数分布 （Delta function distribution） ；（b） 在几十个飞秒的时间内，通过弹性或非弹性散射作用，载流子在动量空间重新随机分 布 （Momentum randomization） ，电子-空穴的相干被破坏； （c）由于不同的有效质量， 自由电子和自由空穴具有不同的热分布（Te Th） ，在几百飞秒的时间量级，电子-电 子和空穴-空穴之间会发生相互碰撞，使得载流子热化达到一个近乎稳定的费米-狄拉 克分布（Fermi-Dirac distribution） ； （d）当载流子体系

15、达到稳定的温度后，由于载流子 体系的温度依然远远比晶格体系高（Te = Th TL） ，因此热载流子会通过载流子-晶格 间的相互作用， 通过光学声子的发射与晶格达到热平衡， 最终弛豫到导带底或价带顶， 这个过程大多在皮秒量级。导带底和价带顶的电子和空穴对会发生直接复合（辐射跃 迁）或者通过复合中心间接复合（非辐射跃迁） ，其时间范围在几百皮秒到微秒量级 不等。 1.2 GaN 的基本物理性质的基本物理性质 图图 1-2 纤锌矿型结构的 GaN 晶体。 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 第一章 绪 论 5 GaN 属于典型的 III 族氮化物二元半导体材料，具有六方纤锌矿（Hexag

16、onal wurtzite）以及立方闪锌矿（Cubic zinc-blende）两种不同的晶体结构。晶体结构的形 成主要决定于晶体的离子性。晶体的离子性越强，越容易形成纤锌矿结构。GaN 晶体 中 Ga 原子与 N 原子的电负性相差较大（电负性差值 X = 1.23） ，GaN 半导体晶体属 于较强的离子性晶体， 因此在室温和标准大气压下， GaN 呈现于热力学稳定的纤锌矿 结构存在，如图 1-2 所示。在特定的条件下，纤锌矿结构也会相变成亚稳态的闪锌矿 结构。纤锌矿结构的 GaN 晶体属于六角密堆积结构，空间群为 P63mc，其面内与轴向 的晶格常数分别为 a = 0.3189 nm，c =

17、 0.5185 nm，两者的比值 a/c 为 1.625927。 图图 1-3 纤锌矿型结构的 GaN 晶体第一布里渊区28。 晶体结构决定了半导体材料的各种物理特性。在波矢空间作出的纤锌矿结构的 GaN 晶体的第一布里渊区如图 1-3 所示28。倒空间坐标轴 kx、ky和 kz 彼此正交，图 中的符号表示某些高对称点以及对称轴。 第一布里渊区内沿不同方向简化的能带结构 如图 1-4 所示29。从图中可知，纤锌矿型结构的 GaN 为直接带隙半导体，价带能量 的最大值与导带能量的最小值均位于 k = 0处的布里渊区中心 点。 在室温 300 K 下， GaN 的禁带宽度 Eg = 3.39 eV

18、。在导带中分别在 A 能谷（A-Valley）以及 M-L 能谷 （M-L-valley）处发现了极小值，其中 A 能谷比价带能量最大值高约 4.75.5 eV，而 M-L 能谷比价带能量最大值高约 4.55.3 eV；价带分裂成为三个带，分别为重空穴带 （Heavy holes） 、轻空穴带（Light holes）以及自旋-轨道耦合分裂带（Split-off band） ， 第一章 绪 论 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 6 自旋-轨道耦合分裂能量 Eso = 0.008 eV，价带同时还受到晶体场的作用分裂，分裂能 量 Ecr = 0.04 eV。 图图 1-4 纤锌矿型结

19、构的 GaN 简化能带图29。 在表 1-2 中，列举了文献报道的 GaN 和 ZnO 晶体的物理性质30。由于 GaN 和 ZnO 两种材料的晶格结构和禁带宽度相似，因此比较这两种半导体材料的物理性质 对了解 GaN 的理化特性十分有益。与 ZnO 相比，GaN 拥有更快的电子和空穴迁移 率，这使得 GaN 比 ZnO 更适合用于制造高电子迁移率晶体管（HEMT）器件。 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 第一章 绪 论 7 表表 1-2 氧化锌和氮化镓的物理性质30 氮化镓（GaN） 氧化锌（ZnO） 晶体结构 纤锌矿 （Wurtzite） 纤锌矿 （Wurtzite） 晶格常数

20、（nm） a c a/c 0.3189 0.5185 1.6259 0.3249 0.5207 1.6020 密度（g/cm3） 6.150 5.606 热导率（Wcm-1C-1） 2.1 1 禁带宽度（eV） 3.39 3.4 激子束缚能 （meV） 24 60 电子有效质量（m0） 0.20 0.24 电子霍尔迁移率（cm2V-1s-1） 1000 200 空穴有效质量（m0） 0.80 0.59 空穴霍尔迁移率（cm2V-1s-1） 200 50 1.3 GaN 的研究进展的研究进展 1.3.1 光学非线性研究进展光学非线性研究进展 GaN 材料可以用作蓝光和紫光发光器件， 也可以用作紫

21、外探测器件， 还可以用来 操控光学或者电光信号等等。 除此之外， GaN 材料也是一种应用广泛的非线性光学材 料。GaN 材料中的束缚电子非线性光学效应，譬如双光子吸收、多光子吸收效应可以 应用于光限幅器件（Opitcal limiter）31, 32，用来保护光电探测器件以及人眼；同时， 利用多光子吸收的瞬时特性，GaN 材料还可以应用于超快非线性自相关系统33。同 样为束缚电子非线性光学效应的克尔（Kerr）折射可以使 GaN 材料应用于高速信息 处理34, 35、全光开关（All-optical switching）36, 37等应用中。除了束缚电子非线性效 应之外，GaN 中还存在着另

22、一种非线性光学效应：载流子非线性效应。载流子非线性 第一章 绪 论 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 8 效应包括载流子吸收和折射，这两种效应使 GaN 在激光设计38、光限幅器39、光学 相位调制器40以及全光开关41, 42等领域也都有十分潜在的应用前景。 正因为如此， 无 论是 GaN 薄膜、晶体还是相关的低维材料（量子阱、量子点、纳米线、纳米棒等） 的非线性光学特性都受到了人们非常广泛的研究。 由于 GaN 晶格排列缺乏反演对称性，因此可以表现出很强的二阶光学非线性。 1993 年，美国的 Miragliotta 等人就利用非线性光学透射方法对一系列 GaN 薄膜的二 次谐

23、波产生特性进行了实验研究43，实验获得了不同的二阶光学非线性极化率的张 量。 1997 年， 加拿大的 James 等人利用第一性原理分别计算分析了纤锌矿结构的 GaN 和 AlN 在宽波段下的二阶光学非线性44。2000 年，中国台湾的 Sun 等人在波长 1230 nm 飞秒激光器入射下，利用扫描显微镜方法在 2.5 m 厚的 GaN 体材料薄膜中发现 了很强的二次谐波的产生45。他们计算出有效的二阶极化率 (2)(2 :, ) eff 大小为 3 10-12 m/V。2005 年，美国的 Sanford 等人利用旋转干涉条纹方法对一系列 GaN 和 AlGaN 薄膜的二阶非线性光学极化率

24、进行了测量46。实验获得的体 GaN 薄膜样品的 二阶极化率张量分别为 (2) 31 = -5.7 pm/V 和 (2) 33 = -9.2 pm/V，实验结果与 James 等人的 理论计算结果相符。2008 年，印度的 Srivastava 等人利用第一性原理，对四种不同参 数的 GaN 纳米线计算了二阶非线性光学响应47。计算表明，四种纳米线结构都表现 出了很强的二次谐波产生特性，证明了 GaN 纳米线在光子和光电子工业中都具有潜 在的应用价值。 除了二阶光学非线性，国内外的研究小组无论在理论还是实验上都对 GaN 材料 的三阶甚至更高阶的光学非线性开展了很多研究。1996 年，美国的

25、Taheri 等人在 532nm 处采用简并四波混频首次在实验测量得到 GaN 外延薄膜的三阶非线性折射率 48， 其数值为 12 1 10cm2/W。2000 年，美国的 Krishinamurthy 等人利用全能带结构计 算对 GaN、GaInN 以及 GaAlN 氮化物半导体的双光子吸收进行了准确地计算49，计 算结果与实验十分一致。他们还发现，双光子吸收系数可以通过改变 GaN 中 In 或者 Al 的含量来进行调控。1999 年，中国台湾的 Sun 小组利用飞秒 Z 扫描技术在紫外光 入射下，获得了 GaN 薄膜的三阶非线性吸收和折射响应50。在 371.2 nm 处，测得的 三阶非

26、线性折射率为 12 1.4 10cm2/W，而负的三阶非线性吸收系数 = -37 cm/GW。 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 第一章 绪 论 9 他们发现， 饱和吸收现象会随着激光波长远离带隙增大到可见光区域过程中逐渐消失。 在 387 nm 和 391 nm 的测得的双光子吸收系数分别为 17 7 和 16 6 cm/GW； 而在 368 nm、371 nm 以及 380 nm 下测得的非线性折射率分别为 12 2.91.2 10、 12 1.20.5 10以及 12 0.50.2 10cm2/W。在 2000 年，Sun 小组继续利用飞秒时域 下的自相关和Z扫描技术在紫外至

27、红外波长下测量了GaN薄膜的双光子吸收系数51。 在 410 nm 处测得双光子吸收系数 = 12 6 cm/GW,在近红外波段测得 = 3 1.5 cm/GW（720 nm）和 = 7 3 cm/GW（690 nm）。他们的实验结果证明 GaN 材料在 紫外至可见光波段都表现出很好的光学非线性。2001 年，立陶宛的 Paebutas 小组利 用 527 nm 入射激光下的皮秒 Z 扫描实验对 GaN 体晶体进行了研究52。通过泵浦探 测开孔 Z 扫描测量可得，GaN 中除了双光子吸收效应外，还存在自由载流子吸收。 他们测得的双光子吸收系数为 17-20 cm/GW。2002 年，Paebu

28、tas 小组继续利用光电 导 Z 扫描技术研究了 GaN 晶体中的双光子和三光子吸收系数53。通过实验，他们获 得了 GaN 的三光子吸收系数 3 = 0.012 cm3/GW2。 2003 年， 日本的 Toda 等人发现54， 基于 GaN 中引起黄带发光的缺陷带也存在很强的双光子吸收过程，其值大约为 5 cm/GW。 2006年， 中国香港的Li等人利用近红外宽波段飞秒激光器研究了 InGaN/GaN 多量子阱结构的光致发光特性特性55。实验发现荧光信号完全来源于量子阱的双光 子吸收效应，双光子荧光信号与双光子吸收理论符合的很好。2007 年，为了排除双光 子吸收对非线性折射响应产生的影

29、响，意大利的 Fazio 等人在 800 nm 波长下采用日 蚀 Z 扫描方法测量了 GaN 薄膜的 Kerr 折射系数56。利用 ABCD 矩阵程序拟合，得 到 Kerr 折射率 14 2 (7.3 0.4) 10n cm2/W。2009 年，英国的 Collins 等人干涉自相 关测量技术研究了单 InGaN/GaN 量子点的双光子吸收效应57。2012 年，伊朗的 Kaviani等人对纤锌矿结构的 InGaN/GaN 量子点的三阶非线性光学特性进行了理论研 究58。数值结果表明量子点的结构会显著影响其非线性光学特性，此外 InGaN/GaN 量子点的自聚焦效应会随着其尺寸的减小而增大。

30、对于 GaN 中的载流子载非线性效应，2010 年，美国的 Kioupakis 等人利用第一 性原理方法计算了 GaN 在内氮化物中的自由载流子吸收效应59。他们发现，由电子 -声子以及带电缺陷引起的自由载流子和杂质束缚载流子的间接吸收效应可以很好地 解释氮化物激光设备中的光学损耗。 2014年， 摩洛哥的Ghazi等人计算了(In,Ga)N/GaN 第一章 绪 论 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 10 球形量子点在流体静压下由 1s-1p 导带内跃迁引起的线性和三阶非线性吸收响应60。 1.3.2 载流子动力学研究进展载流子动力学研究进展 GaN 材料中载流子的热平衡、局域、弛

31、豫、输运及复合过程不仅可以反映出其内 部电子-电子、 电子-声子和缺陷态分布等基础物理性质， 而且对诸多基于 GaN 材料的 光电子学器件 （如发光二极管、 太阳能电池、 薄膜晶体管等） 和全光器件 （全光开关、 光学相位调制器）的性能有直接的影响。因此，了解 GaN 材料中的载流子动力学性 质、解析材料的光物理机制具有非常重要的意义。国内外研究人员对 GaN 材料（块 材、薄膜、异质结构、低维结构等）中的载流子动力学行为已经开展了大量的研究。 对 GaN 中超快载流子以及声子动力学过程深入的了解，十分有助于设计基于 GaN 材料的高速光电子器件。1996 年，美国的 Tsen 等人研究了纤锌

32、矿 GaN 的超快 非平衡电子分布以及声子动力学过程61。他们发现，热电子的温度大于晶格温度时， 非平衡电子分布可用用费米-狄拉克分布方程来描述。此外，他们还在 25 K 温度下测 得纵向光学声子的弛豫时间 = 5 1 ps。1999 年，中国台湾的 Sun 等人利用多波长泵 浦探测技术研究了 n 型 GaN 的超快电子动力学62。 实验观测到电子冷却时间约为 500 fs，在载流冷却过程中电子是主要的载流子类型。此外，通过改变泵浦光的波长同时 对 GaN 的导带谷间散射进行了研究。他们发现，在合适的泵浦光波长下，电子冷却 过程由于谷间返回的电子作用时间会减慢，时间常数大约为 1 ps。200

33、0 年，美国的 Ye 等人利用非简并飞秒泵浦探测技术研究了 Mg 掺杂 p 型 GaN 薄膜的热空穴超快弛 豫动力学行为63。在实验中，空穴是通过近红外的泵浦光产生的，而空穴动力学行为 通过可调谐的紫外光进行探测。通过泵浦光对探测光的光致漂白效应，实验获得了热 空穴的能量弛豫时间为 0.6 ps。 2003 年，中国的 Guo 等人利用飞秒时间分辨反射法对 非掺杂 GaN 外延薄膜在不同光强激发下光生载流子动力学行为进行了研究64。由于 热声子效应，瞬态响应有一个 2.5 ps 时间的上升过程。在低于 Mott 浓度（低浓度） 下， 载流子动力学可以认为是在深带尾态的局域载流子的衰减； 而高于

34、 Mott 浓度 （高 浓度） 下， 载流子动力学反应的是电子-空穴等离子体的弛豫， 这是一个很快的过程， 大约为 2.3 ps。 在 GaN 中存在的缺陷（空位、位错等）与制备生长方法和材料质量息息相关。 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 第一章 绪 论 11 这些缺陷的存在会影响 GaN 的发光、载流子输运、复合等一些特性65，从而严重影 响 GaN 材料和 GaN 基器件的性能。因此，为了改善基于 GaN 材料器件的表现，充 分地了解 GaN 中缺陷对光生载流子动力学的影响以及控制载流子动力学行为变得十 分有必要。 1999 年，法国的 Haag 等人分别利用时间分辨发光、简

35、并和非简并四波混频实验 对 GaN 中缺陷态（浅施主能级和深受主能级）引起的光生载流子动力学行为进行了 详细地研究66。实验获得具体的光生载流子动力学过程如图 1-5 所示，其中实箭头为 辐射跃迁、虚箭头为非辐射跃迁。2004 年，立陶宛的 Gaubas 等人对半绝缘型 GaN 外 延薄膜的稳态和瞬态光生载流子以及缺陷动力学行为进行了研究67。稳态的光致发 光实验表明，紫外、蓝、黄发光带分别来源于带间、位错相关、点位错主导的辐射复 合过程。 而对于过剩载流子衰减过程大致可以分为四个阶段：第一阶段为受激辐射过 程，寿命在十皮秒量级；第二阶段为点缺陷和多俘获过程引起的非辐射复合过程，寿 命在百皮秒

36、量级；第三阶段为基于位错的俘获中心载流子屏蔽动力学过程，寿命在纳 秒量级；第四阶段可以用多俘获模型进行描述，寿命约为几十个微妙。2009 年，日本 的 Ohashi等人在非均匀的缺陷分布下对 GaN 晶片的光生载流子动力学行为进行了实 验上地研究68。由于晶片两个表面位错密度的不同，导致了沿着光的传播方向，缺陷 的分布的不均匀性。实验中，改变泵浦光在样品中的穿透深度即可探测到不同缺陷浓 度下的载流子动力学行为。实验发现，在所有缺陷浓度下，载流子的动力学响应都可 以用双 e 指数回复来描述，且快速寿命随着位错密度的增大而加快。因此，他们得出 快速回复源于 GaN 中固有缺陷引起的电子俘获效应，而慢速回复源于俘获在缺陷态 电子的复合行为。 第一章 绪 论 氮化镓晶体的光学非线性及光生载流子动力学研究 12 图图 1-5 GaN 共振激发下的载流子弛豫动力学过程66。 作为非常重要的发光以及光电材料， GaN 材料中的载流子 （电子-空穴对、 激子） 复合、表面复合、载流子迁移等过程都会直接影响基于 GaN 器件的发光以及光电导 特性。因此，GaN 材料中载流子的这些特性也引起了研究者的极大兴趣。 1997 年，德国的 Im 等人利用皮秒时间分辨光致发