在InP基底上生长的晶格匹配的三元合金In_0.52Al_0.48As是一种重要的III-V族半导体异质结构，广泛应用于制造多种光电和电子器件，包括红外和太赫兹设备、单电子雪崩二极管以及高电子迁移率晶体管（HEMTs）。对于这些应用，InAlAs/InP的界面至今在外延生长和界面物理方面仍然是一个复杂的问题。研究表明，界面质量与生长条件，如温度、V/III族元素流量比和其他参数，有着密切的联系。

在晶格匹配的InAlAs/InP外延层中，界面处也会形成三维纳米结构，这会影响界面的结构和形态的完整性。尽管InAlAs/InP属于II型异质结构，但它并不展示II型界面的典型光学特性。Vignaud和Duez等人提出了一个混合型I-II界面模型来解释这些现象。后续的研究发现，InP/InAlAs的直接界面和反向界面在界面成分和结构上存在差异，这些差异在光学性质中得到了体现。Hellara等人为反向界面提出了一个In-As-P组分的渐近界面模型，该模型在后续研究中得到了引用。

为了更深入地理解In_0.52Al_0.48As/InP异质结构的界面特性，本研究进行了光致发光（PL）实验，并特别考虑了两个因素。首先，实验采用了波长为852 nm的半导体激光器，避免由于顶层的吸附作用而抑制界面激发。其次，考虑到852 nm激光在InP中的穿透深度大约为0.9 μm，实验对具有不同盖层厚度（2 μm和0.2 μm）的InP/InAlAs/InP双异质结构进行了PL特性分析。这种设计有助于区分由界面直接激发引起的发光机制和由界面处扩散载流子复合引起的机制。实验结果显示，反向异质结构的光谱特性与直接异质结构显著不同，特别是反向界面在1.117 eV（P2）处的发光峰在将激发源从852 nm激光更换为532 nm激光时会消失。此外，在低激发强度下观察到的发光峰位有较大的蓝移，但当激发强度进一步提高时，蓝移的程度会减小。这种现象归因于不同激发强度下的发光机制差异。低激发强度下的发光主要由局域激子的复合主导，而高激发强度下的发光则主要由界面电子与光生空穴在界面势阱中的复合主导。

本文中的PL实验使用公司的Omni-3007光谱仪测量得到。其中发光部分的检测使用InGaAs探测器，一台与SR540斩波器耦合的Stanford SR830锁定放大器用于信号采集。

图1.(a) 单异质结构InAlAs/InP（样品A）和 (b) 双异质结构InP/InAlAs/InP（样品B1）在77 K下被852 nm激光器（5 mW）激发的光致发光（PL）光谱。(c) 直接界面的混合型I-II（InAlAs-InAs-InP）异质结构的能带结构。(d) 和 (e) 分别为样品A中P0以及样品B1中P1和P2的功率依赖性PL光谱（5–30 mW）。图(d)中的插图显示了1.404 eV峰值的功率依赖性PL光谱（5–30 mW）。(f) 没有InP的双异质结构InP/InAlAs/InP（样品B2）在77 K下被852 nm激光器（5 mW）激发的PL光谱。

图1(a)和1(b)分别展示了使用852纳米激光器（5毫瓦）激发的InAlAs/InP（样品A）和InP/InAlAs/InP（样品B1）的光致发光（PL）光谱。两个样品都展现出1.404电子伏特的发光峰，伴随有一个较小强度的1.370电子伏特的侧峰。1.404电子伏特（883.5纳米）的峰位比InP衬底的发光峰（1.407电子伏特，881纳米）略有红移。这种红移可以归因于与其他发光机制的叠加，这些机制与InP体材料的激子复合相重叠。

之前由Bergman等人提出的二维电子气（2DEG）与价带空穴复合的界面发光机制，用于解释GaN/AlGaN异质结构的近带隙发光。该机制用图1(c)中草绘的复合过程来说明。图1(c)中显示的其他三个过程，①与InP体材料的激子发射有关，②是对应于1.370电子伏特峰的带边态发光，而过程④受P0峰影响，后面将详细讨论。由于2DEG的局限能级接近InP导带的底部，1.404电子伏特的PL峰仅从InP体材料的峰位红移了3毫电子伏特，这是由①和③两个过程的联合贡献引起的。

图1(d)和1(e)展示了峰位随功率变化的情况。当激发从5增加到30毫瓦时，P0峰从1035纳米（1.198电子伏特）变化到1010纳米（1.228电子伏特），P1峰从1000纳米（1.240电子伏特）变化到975纳米（1.272电子伏特），P2峰位从1110纳米（1.117电子伏特）变化到1095纳米（1.132电子伏特）。P0和P1的蓝移量高达30毫电子伏特，这归因于非平衡载流子的准费米能级的提升，即光注入的电子和空穴在势阱中。

图2. (a) 由532纳米激光器（5毫瓦）激发的InP/InAlAs/InP（样品B1）的光致发光（PL）光谱。(b) P1随着激发功率从5到30毫瓦变化时的演变。

蓝移效应与图1(b)中852nm激光器显示的效应相同。尽管532nm激光器并不直接激发界面跃迁，P1仍然是一种与界面相关的发光类型。尽管光生载流子在InP层中被激发，但它们扩散到界面区域，其中电子被困在势阱中，而空穴则被界面处的缺陷所捕获。势阱中的电子与被捕获的空穴的复合产生了P1的发光。对于在高晶面指数InP(311)衬底上生长的InP/In_0.52Al_0.48As的反向界面，也观察到了类似的与界面缺陷相关的发光。图2(b)中显示的蓝移效应起因于注入引起的阱中电子的准费米能级的上升。

为了研究与界面激发相关的P2的机制，图3(a)展示了在77 K下由5毫瓦的852纳米激光器激发的样品B3的PL光谱。与样品B1（见图1(b)）相比，主要的光谱特征基本相同。随着激发功率的变化，线形变化显著不同。当进一步增强激发时，“蓝移”变为变化较慢，表现出与图1(d)中P0相同的趋势。上述现象暗示了两种不同发光机制之间的转变，即在较低激发功率下表现的P2峰在激发变大时转变为P0类型。

研究表明，在InP/InAlAs的反向界面处形成了一个薄的成分梯度层InAsP，其界面电子结构在图3(c)中以图解形式显示。随着梯度层的形成，由于In-As和Al-As键能之间的巨大差异，可能会发生聚集效应。结构变化可能会引入局部态，在价带顶部形成一个带尾。当光照射时，带尾电子电离可能会产生局部激子。激子的能量与空穴的准费米能级有关，随着激发强度的增加，该能级将接近价带顶部。随之而来的激子复合能量随着上述过程而增加，导致在低激发范围内P2的激发强度出现明显的蓝移变化。与直接界面类似，反向界面也存在一个限制光生空穴的势阱。假设在低激发情况下，阱中空穴的基本能级比空穴的准费米能级更接近价带顶部，那么蓝移效应则归因于空穴的带尾填充效应。随着载流子注入的持续，空穴的准费米能级达到阱中空穴的局限能级，因此主导的发光由界面电子与注入到势阱中的空穴的复合所取代。

通过光致发光（PL）技术测量的InAlAs/InP的直接和反向异质结构的带隙以下发光的研究，它们显示出非常不同的光谱特性。950-1200纳米光谱范围内的发光峰与界面有关，但原因相当不同。直接界面显示了一个低于带隙的单一峰，源于界面电子与界面处混合型I-II势阱中限制的空穴的复合。反向界面也受到这样的势阱的影响。此外，界面涉及更多的复杂性，包括来自缺陷和局部激子的发光。随着激发强度的增加，反向异质结构的光谱线形演变意味着从局部激子的发光转变为界面电子与注入到量子阱中的空穴的复合。在低激发功率范围内，前者占主导地位，其中发光峰的大蓝移归因于与带尾填充效应相关的载流子局域化机制。

查访星，教授，博士生导师。于德国马普固体所获自然科学博士学位，2001年于德国马克斯-普朗克固体所与图宾根大学应用物理所从事博士后研究。2003年起担任昆明物理研究所研究员。2006年至今任上海大学理学院物理系研究员。研究方向有：扫描隧道显微镜及光谱实验表征；纳米结构与半导体低维结构的电子性质；光电子器件物理等。

一些代表性成果：应用超高真空扫描隧道显微镜研究纳米结构和半导体表面，观察到一系列异常成像与电子隧穿特性；澄清国际上关于半导体碳纳米管扫描隧道谱物理解释的分歧。光电器件研究方面将飞秒激光打孔技术应用于碲镉汞和稀铋半导体材料，发现生成微结构的光伏效应及光谱红移等新现象。阐明离子刻蚀法构建碲镉汞红外探测器的所产生的光谱蓝移的物理起源。实验方法上建立了将光电流微区成像与光谱表征耦合的新型多功能表征系统。研究成果发表于Phys. Rev.B、Appl. Phys. Lett.、Optics Lett.和Carbon等国际权威专业期刊。已主持有国家自然基金面上、人事部归国留学人员重点基金等纵向课题及其它横向课题，并作为项目骨干参加国家自然基金重点项目。与中科院上海技术物理所、中科院微系统所和复旦大学等单位建立密切合作，协作参与上述单位牵头的多项国家重大研究计划。

原文链接：

doi.org/10.1063/5.0177708

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