Управление локализацией электронов в полупроводниковых гетероструктурах

СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ б
ГЛАВА 1. Эффекты передислокации в структурах множественных квантовых ям СаА5/А!6аА5
Параграф 1.1. Резонансное комбинационное рассеяние света и эффекты передислокации в структурах множественных квантовых ям ОаАэ/АКСаьхАБ 27 Параграф 1.2. Фотолюминесценция при умеренных уровнях возбуждения и резонансное комбинационное рассеяние света в сверхрешетках ОаАя/АЮаАя 36
Выводы к главе 1 44
ГЛАВА 2. Влияние шероховатостей границ раздела на оптические свойства квантово-размерн ых структур
Парафаф 2.1. Флуктуации гетерограниц раздела в структурах квантовых ям 45
Парафаф 2.2. Оптические свойства квантово-размерных структур с макроскопическими шероховатостями фаниц раздела 48
Параграф 2.2.1. Теоретическое рассмотрение ФЛ в кваигово-размермых структурах с макроскопическими флуктуациями положения гетерофаниц 48
Парафаф 2.2.2. Экспериментальные исследования вклада макрофлуктуаций гетерофаниц в спектры ФЛ структур КЯ 54
Парафаф 2.2.3. Обсуждение результатов экспериментальных исследований вклада макрофлуктуаций гетерофаниц в спектры ФЛ структур КЯ 61
Парафаф 2.3. Микроскопические флуктуации геометрических параметров и локализованные электронные состояния в квантово-размерных структурах 66
Параграф 2.3.1. Экспериментальные исследования естественных КТ, образованных микрофлукгуациями ширин квантовых ям и барьерных слоев в сверхрешстках и структурах множественных КЯ ОаА$/А1хОа|_хА5 66
Парафаф 2.3.2. Теоретическая модель 73
Параграф 2.3.2.1. Природа эквидистантных пиков 73
Параграф 2.3.2.2. Редукция трехмерной задачи для расчета энергетического спектра квантовых точек 75
Парафаф 2.3.2.3. Одномерные флуктуации 78
Параграф 2.3.3. Спектр КТ, образованных круговыми флуктуациями 86
Параграф 2.3.4. Численные оценки 89
Параграф 2.3.5. Обратная задача нахождения профиля цилиндрической КТ, обладающей эквидистантным энергетическим спектром 91
2
Выводы к главе 2 94
ГЛАВА 3. Интерференционная ионизация примеси электрическим полем в туннельно связанных квантовых ямах
Параграф 3.1. Теоретическое рассмотрение эффекта интерференционной ионизации примеси электрическим полем 96
Параграф 3.2. Методика исследований эффекта интерференционной ионизации донорной примеси электрическим полем в системе КЯ 102
Параграф 3.3. Результаты исследований двухъямной структуры ОаА$/АЮаА5 с 5-легированной квантовой ямой без поля 106
Параграф 3.4. Энергия ионизации донора 111
Выводы к главе 3 118
ГЛАВА 4. Трансформация размерности экситонных состояний в квантовых ямах с асимметричными барьерами
Параграф 4.1. Зависимость от импульса размерности электронных состояний в гетероструктурах 119
Параграф 4.2. 20-30 трансформация размерности экситонных состояний в одиночных квантовых ямах с сильно асимметричными по высоте барьерами 125
Параграф 4.2.1. Экспериментальные особенности исследований трансформации размерности экситонных состояний в одиночных КЯ с асимметричными по высоте барьерами 125
Параграф 4.2.2. Эволюция состояния 20 экситона в зависимости от ширины КЯ и внешнего электрического поля 129
Параграф 4.2.3. Теоретическое описание эволюции состояния 20 экситона в структуре с одиночной КЯ с асимметричными по высоте барьерами во внешнем электрическом поле 139
Выводы к главе 4 142
ГЛАВА 5. Униполярный полупроводниковый лазер на квантовых ямах с сильно асимметричными по высоте барьерами
Параграф 5.1. Оптическая эффективность униполярного полупроводникового лазера на квантовых ямах с асимметричными барьерами 143
Параграф 5.2. Оптимизация активного элемента униполярного лазера 150
Параграф 5.3. Простейшие структуры с асимметричными барьерами 163
3
Параграф 5.4. Особенности перестройки электронного спектра двухъямной гетероструктуры GaAs/AlGaAs с переменной размерностью электронных состояний во внешнем электрическом поле 170
Параграф 5.4.1. Постановка измерений спектров ФЛ двухъямной гетсроструктуры GaAs/AlGaAs 170
Параграф 5.4.2. Спектры ФЛ двухъямной гетероструктуры GaAs/AlGaAs во внешнем электрическом поле 174
Параіраф 5.4.3. Теоретические исследования перестройки электронного спектра двухъямной гетероструктуры GaAs/AlxGai-xAs во внешнем электрическом поле 177 Параграф 5.4.4. Обсуждение результатов для двухъямной гетероструктуры GaAs/AlxGai_xAs с переменной размерностью электронных состояний во внешнем электрическом поле 187
Параграф 5.5. Управление заселенностью верхнего лазерного уровня в структурах квантовых ям с асимметричными барьерами с помощью внешнего электрического поля 192
Параграф 5.5.1. Экспериментальные исследования прототипов активного элемента униполярного лазера 192
Параграф 5.5.2. Теоретические расчеты перестройки электронного спектра трехъ-ямных структур с асимметричными барьерами во внешнем электрическом поле 196 Параграф 5.5.3. Расчеты параметров, определяющих инверсную населенность в трехъямных структурах с асимметричными барьерами во внешнем электрическом поле 202
Параграф 5.6. Многопериодный активный элемент униполярного полупроводникового лазера 211
Параграф 5.6.1. Особенности моделирования многопериодного активного элемента униполярного лазера 211
Параграф 5.6.2. Экспериментальные методики исследований многопериодного активного элемента униполярного лазера 216
Параграф 5.6.3. Результаты экспериментальных исследований многопериодного активного элемеггта 219
Выводы к главе 5 235
ЗАКЛЮЧЕНИЕ 237
СПИСОК ВКЮЧЕННЫХ В ДИССЕРТАЦИЮ РАБОТ 240
ОБЩИЙ СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ ГІО ГЛАВАМ 245
Обозначения
АКЯ - асимметричные квантовые ямы ВАХ - вольт-аммерная характеристика ВФ - волновая функция ИК - инфракрасный ККЛ - квантовый каскадный лазер КР - комбинационное рассеяние КТ - квантовая точка КЯ - квантовая яма
МЛЭ - молекулярно-лучевая эпитаксия МС - монослой
РКР - резонансное комбинационное рассеяние
СР - сверхрсшстка
ФЛ - фотолюминесценция
5
Введение
Актуальность темы
Физика полупроводниковых гетероструктур в настоящее время является одним из наиболее динамично развивающихся направлений физики твердого тела [1,2]. Достижения в этой области стали возможными благодаря успехам технологии, прежде всего методов молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) и литографии высокого разрешения. Эти методы позволяют создавать совершенные монокристаллические полупроводниковые слои и многослойные гетероструктуры с толщиной слоев 1-10 нм, сравнимой с длиной волны де Бройля носителей заряда, что открывает принципиальную возможность наблюдения и использования явлений, обусловленных волновой природой электрона. К ним, в частности, относится интерференция электронных волн и вызванные ею так называемые размерные квантовые эффекты, такие, например, как квантование энергии электронов в тонких слоях, резонансный характер прохождения электронов через эти слои и т.д. На основе гстсроструктур с квантово-размерными слоями (наноструктур) создан широкий круг приборов опто- и наноэлектроники, среди них полупроводниковые лазерные диоды с квантовыми ямами (КЯ) и квантовыми точками (КТ) в качестве активной области; транзисторы с высокой подвижностью электронов двумерного электронного газа, локализованного вблизи гетерограницы; резонансно-туннельные диоды; фотоприемники и светоизлучающие приборы на основе межзонных и межподзонных переходов в квантово-размерных слоях.
К наивысшим технологическим достижениям в области квантовых приборов следует, несомненно, отнести создание квантового каскадного лазера (ККЛ) группой исследователей из Bell Laboratories (США) под руководством Ф. Капассо [3]. В основу этого прибора легли идеи о возможности оптического усиления при переходах между квантованными электронными состояниями в структуре с множественными квантовыми ямами в сильном электрическом иоле, высказанные в 1971 году российскими учеными Р.Ф. Казариновым и P.A. Сурисом [4]. Генерация излучения в новом приборе происходила благодаря межиодзонным переходам в зоне проводимости туннельно связанных КЯ, то есть использовались носители заряда одного типа (электроны). Поэтому ККЛ является униполярным прибором, в нем отсутствует р-п переход как в обычных полупроводниковых лазерах и светодиодах. Для увеличения квантового выхода излучения был применен эффект каскадирования, то есть активная область повторялась в лазерной структуре несколько десятков раз. Эффект каскадирования состоит в следующем: каждый инжектированный электрон испускает фотон в первом каскаде прибора, после чего электрон не аннигилирует с дыркой валентной зоны, а повторно инжектируется во второй
6
каскад, где испускает еще один фотон и гак далее. По существу ККЛ работает как электронный водопад. Электрон спускается но каскаду одинаковых энергетических ступенек, созданных в материале в процессе роста, испуская фотон на каждой ступени.
Такая конструкция ККЛ имеет ряд преимуществ перед традиционными диодными лазерами, в которых излучательная рекомбинация осуществляется между электронными и дырочными состояниями. В отличие от диодных лазеров длина волны униполярного лазера определяется квантовым ограничением, то есть толщиной слоев в активной области, а не шириной запрещенной зоны материала. К достоинствам униполярных лазеров относятся также высокая температурная стабильность и возможность работы при комнатной температуре вследствие подавления процессов оже-релаксации. Оба фактора связаны с одинаковым знаком эффективной массы в рабочих подзонах униполярного лазера. Важным преимуществом ККЛ является гораздо более эффективное использование инжектированных носителей заряда. Действительно, в диодном лазере каждая электрон-дырочная пара, инжектированная в активную область, создает только один фотон. Таким образом, выходная мощность диодного лазера, снимаемая с одного торца, определяется соотношением Р = ^</Лз/1(/ - /,А)/2е, где /пт - энергия фотона, I - возбуждающий ток,
Ли - пороговый ток, е - заряд электрона. Множитель /г отражает тот факт, что выходная мощность делится поровну между двумя гранями, а коэффициент т]а называется дифференциальной внешней квантовой эффективностью, которая зависит от таких свойств оптического резонатора как внутренние потери, длина активной области и коэффициент отражения граней. Соответствующее выражение для мощности ККЛ имеет вид: Р = - 1л)/2е и отражает тот факт, что в ККЛ каждый электрон, дающий
вклад в ток, при токах, превышающих пороговое значение, испускает N лазерных фотонов, где N - число каскадов в приборе. Типичное количество активных областей (каскадов), разделенных областями инжекторов, в современных ККЛ составляет 20-35, но лазерная генерация для подобных структур была продемонстрирована и для одного каскада [5], а также для структур тсрагерцовых ККЛ, насчитывающих более 100 активных областей [6—13]. Структура ККЛ получается очень сложной и включает 500-1500 последовательно выращенных слоев толщиной от 0,5 до 10 нм [14], по современная технология МЛЭ успешно справляется с этой задачей.
К достоинствам ККЛ относится и возможность продвижения при использовании одной и той же комбинации материалов в далекий инфракрасный (ИК) диапазон длин волн к терагерцовым частотам генерации (2 > 50 мкм), что важно для астрономии и для изучения атмосферы Земли и других планет. Возможности диодных инжскционпых лазеров ограничены длиной волны около 20 мкм в силу отсутствия надежных, легко
7
поддающихся обработке и устойчивых к повторяющимся циклам нагрева и охлаждения, связанным с лазерной генерацией, узкозонных материалов для далекой ИК области спектра [15]. Более того, как видно из приведенного выше выражения для мощности генерации диодного лазера, при одних и тех же пороговом токе /,ь и дифференциальной квантовой эффективности г}а мощность генерации диодного лазера уменьшается с ростом длины волны. Например, диодный лазер, излучающий в красном диапазоне длин волн, где энергия фотона Луї. ~ 2 эВ, будет в 20 раз более мощным, чем лазер для среднего ИК диапазона (12 мкм), генерирующий фотоны с энергией Лтд ~ 0,1 эВ. Кроме того, //а уменьшается с ростом длины волны генерации, так как оптические потери возрастают
Л
примерно как Я . На практике мощность ККЛ более чем в 1000 раз превышает мощность диодного лазера, работающего на той же длине волны, благодаря эффекту каскадирования и большему рабочему току. Используемые в ККЛ материалы имеют достаточно широкую запрещенную зону, что позволяет пропускать через прибор большие инжекционные токи, которые могли бы повредить диодный лазер, изготовленный из узкозонного материата. В настоящее время такие лазеры на основе различных гстеропар могут работать в диапазоне -2,6-250 мкм [16-17]. При этом ККЛ с гетеропарой АІІпАз/ОаІпАБ в активной области перекрывают диапазон 3,3-24 мкм, а каскадные лазеры на гетеропаре АЮаАзЛЗаАБ могут работать в диапазоне 60-250 мкм. Мощности ККЛ в непрерывном и импульсном режимах достигают 7 [18] и 120 Вт [19], соответственно, а кпд «от розетки» достигает 50% и выше при низких температурах [20-21].
К сожалению, использование параллельных рабочих подзон в униполярном лазере имеет и серьезный недостаток, затрудняющий достижение значительной инверсной населенности в такой системе. Сходство начальных и конечных электронных состояний в униполярном лазере приводит к тому, что фактически одного ЬО-фонона с отличным от нуля импульсом достаточно для электронной релаксации между параллельными подзонами независимо от расстояния между ними. В то же время, значительно увеличить время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами можно только за счет уменьшения перекрытия электронных волновых функций (ВФ) в соответствующих подзонах. Это приводит к уменьшению оптической эффективности лазера. Поэтому времена жизни электронов для межподзонных переходов в структурах униполярных лазеров оказываются в пикосекундном диапазоне. В этих условиях для достижения значительного усиления структура униполярного лазера обычно включает 25-100 периодов активного элемента.
В первых структурах ККЛ использовалась диагональная схема излучатсльных переходов электрона в реальном пространстве между лазерными подзонами,
8
локализованными в соседних КЯ [3]. Активная область такого ККЛ включает три КЯ из твердого раствора состава Gao.47Ino.53As и четыре барьера из Alo.48lno.52As. Составы твердых растворов являются изопериодическими к подложке и+-1пР. Ширины ям выбраны таким образом, что в самой узкой КЯ шириной 0,8 нм локализован верхний лазерный уровень £3, во второй КЯ шириной 3,5 нм находится нижний лазерный уровень £2, наконец, в третьей КЯ шириной 2,8 нм локализован самый нижний уровень £,. Рассчитанное значение разности энергий между лазерными уровнями в приложенном электрическом поле напряженностью —105 В/см равно £ъ-£г ~ 295 мэВ, что
соответствует излучению на длине волны Я = 4,2 мкм. К достоинствам такой схемы относятся слабое перекрытие ВФ лазерных подзон. Это (а также большое расстояние по энергии между подзонами, требующее большого импульса у фононов, участвующих в релаксации) способствует увеличению времени безызлучательной релаксации между лазерными подзонами с участием оптического фонола (Г32 = 4,3 пс) и уменьшает вероятность туннелирования электронов в континуум инжектора. Расстояние по энергии между нижним лазерным уровнем £г и самым нижним уровнем £, соответствует энергии ЬО фонона в Gao.47Ino.53As (34 мэВ). За счет большего перекрытия ВФ подзон £г и £] и релаксации с испусканием оптического фонона без изменения импульса осуществляется быстрое опустошение нижнего лазерного уровня за время Г21 = 0,6 не. Таким образом, гз2 >:> Г21 и обеспечена инверсия населенности между лазерными подзонами. Основным недостатком диагональной схемы является рассеяние электронов на шероховатостях интерфейса. Дополнительное рассеяние может быть обусловлено флуктуациями примеси в инжекторе. Оба эти фактора приводят к уширению спектра люминесценции и, соответственно, к увеличению порога генерации.
Полуширина линии спектра спонтанного излучения сужается почти вдвое в активной области с вертикальными переходами [22]. В простейшем случае используется активная область с двумя КЯ [23,24], параметры которых подобраны так, что лазерные подзоны £ъ и £г расположены в первой яме, а подзона £} - во второй. Условие инверсии
населенностей г3, »г21 по-прежнему выполняется, хотя Т32 в ККЛ с вертикальными
переходами уменьшается до -1,8 пс. Пороговая плотность тока в ККЛ с вертикальными переходами уменьшается примерно вдвое, а рабочая температура возрастает вплоть до комнатной.
Замена туннельно связанных КЯ в активной области ККЛ сверхрешеткой (СР) позволила перейти от генерации на межподзонных переходах к генерации при переходах
9
между зонами проводимости (минизонами) СР Оао,471п|),5зЛ5/Л1ои81по.52Л5 [25,26]. В этом случае электроны туннельно инжектируются в нижние состояния второй минизоны проводимости и переходят в пустые состояния вблизи потолка первой минизоны с испусканием фотона с энергией, соответствующей энергетической щели между минизонами. Величина этой щели может быть сделана гораздо меньше запрещенных зон материалов барьеров и КЯ СР. Поэтому за счет изменения ширин барьеров и КЯ сверхрешетки в активной области можно варьировать в широких пределах длину волны генерации. Минизоны СР перекрывают больший диапазон энергий (ог нескольких десятков до сотен мэВ для режима сильной туннельной связи, когда ширина барьера составляет 1-2 нм) но сравнению с активными подзонами в стандартной конструкции ККЛ, поэтому лазер со СР в активной области должен выдерживать гораздо большие плотности тока иижекции без нарушения условия резонансного туннелирования в верхнюю рабочую минизону с ростом приложенного напряжения. Оптические переходы между минизонами СР вблизи 1раницы зоны Бриллюэна характеризуются большой силой осциллятора, которая возрастает при сужении барьеров. Условие инверсной населенности для межминизонного ККЛ выполняется автоматически, так как время жизни электрона вблизи потолка валентной зоны, определяемое сверхбыстрым (г, «0,1 пс) рассеянием внугри минизон с испусканием оптического фонона, оказывается гораздо меньше времени рассеяния между минизонами (г21 «10 пс), контролируемого Ш фононами с большим импульсом. С другой стороны, чтобы минимизировать проникновение внешнего поля в СР и подавить эффект объемного заряда при инжекции, ее приходится легировать. Легирование поддерживает плоский зонный профиль СР и предотвращает пробой минизон при внешнем смещении. Однако возможности повышения характеристик ККЛ с легированной СР в качестве активной области оказались сильно ограниченными из-за рассеяния электронов на примеси и поглощения фотонов на свободных носителях. Эти эффекты приводят к росту оптических потерь, уширению линии генерации [27] и уменьшению инверсии населенностей.
Чтобы уменьшить нежелательные эффекты, были предприняты попытки использования нелегированпой СР в активной области, где для поддержания плоских зон внешнее приложенное поле компенсируется сначала за счет сильного (до слоевой концентрации 7-8-1011 см'2 в каждом периоде) легирования специальным образом сконструированного инжектора [28], а затем - за счет внутреннего квазиэлсктрического поля, создаваемого благодаря плавному изменению периода СР в активной области и ее среднего состава [29]. Последний подход оказался наиболее эффективным для доегижения рекордных характеристик ККЛ. Дальнейшим развитием данного типа ККЛ
10
стали лазеры на основе перехода из связанного состояния в континуум [30], которые сочетают высокоэффективную инжекцию электронов в верхнее изолированное состояние внутри минищели за счет резонансного туннелирования как в ККЛ с трехъямным активным элементом и эффективную экстракцию носителей из нижней минизоны в следующий каскад, характерную для межминизонных лазеров. Помимо улучшения таких характеристик как мощность излучения, рабочая температура и срок службы, подобные ККЛ позволили продвинуться к длинам волн генерации свыше 100 мкм [10].
Основной помехой излучательной рекомбинации между подзонами одной зоны (зоны проводимости) в рассмотренных выше схемах активных областей ККЛ является безызлучательная внутризонная релаксация за счет рассеяния на оптических фононах. Типичное время фононной релаксации (~ 1 пс) по крайней мере на три порядка величины меньше времени излучательной релаксации (> 1 не), что приводит к очень низкой внутренней квантовой эффективности (< КГ5). Максимальное время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами с участием оптического фонона в ККЛ на межподзонных переходах не превышает 5 пс. Поэтому для достижения значительной инверсной населенности, необходимой для вынужденного излучения, требуются большие токи инжекции. Такие токи вызывают значительный разогрев активной области, который ограничивает характеристики ККЛ. Другой важный аспект связан с реализацией инверсной населенности без уменьшения эффективности инжекции. В случае ККЛ на межподзонных переходах требуется чрезвычайно тонкая настройка для реализации инверсной населенности, то есть хорошее ограничение электронной ВФ на верхнем рабочем уровне и малое время жизни электрона на нижнем уровне.
Для замедления релаксации неравновесных электронов и облегчения реализации инверсной населенности был создан междузонный ККЛ, в котором для формирования каскадной структуры используется нарушенное выстраивание запрещенных зон в системе из двух связанных КЯ, образующих гетеропереход II типа [31]. При этом потолок валентной зоны второй КЯ расположен выше, чем дно зоны проводимости первой ямы. Классическим примером такого сочетания является гетеропара ІпАзДЗаЗЬ, которая обладает полуметаллическими свойствами благодаря такому перекрытию зон. Однако в случае размерного квантования верхний уровень валентной зоны ОаБЬ и нижний уровень зоны проводимости ІпАз расходятся (вырождение снимается), и система 1пАя/Оа8Ь становится диэлектриком. Поскольку имеет место перекрытие ВФ электрона в іпЛб и дырки в СаБЬ, то имеется заметная вероятность их излучательной рекомбинации. Этот излучательный переход между дискретными уровнями и используется для генерации излучения в междузонном ККЛ. Реапьная схема основана на пространственно
11
диагональном междузонном излучательном переходе в структуре КЯ II типа 1пАз/Оа8Ь/Л18Ь [31,32]. Повторяющиеся активные области в структуре разделены легированными донорной примесью инжекторами, представляющими собой варизонную многослойную структуру 1пА5/А1(1п)8Ь. Активные области, где происходят междузонные излучательные переходы, заключают квантовые ямы II типа 1пАз/Са1п8Ь. Оже-рекомбинация в активных областях подавляется методами зонной инженерии [33-35]. Активные области отделены от инжекторов узкими барьерами А18Ь. Гстсропара 1пА$/А18Ь интересна тем, что она имеет большой разрыв в зоне проводимости (Л£с «1,35 эВ), а электроны в 1пАз имеют маленькую эффективную массу, приводящую к сильному квантованию. Благодаря особенностям конструкции междузонного ККЛ он относится к униполярным приборам, хотя после инжекции сквозь тонкий барьер на электронный уровень в КЯ 1пА$ электрон дважды оказывается в валентной зоне. Излучательная же рекомбинация с дыркой происходит в валентной зоне твердого раствора Оа1п8Ь. Поскольку релаксация неравновесных электронов носит междузонный характер, то этот процесс замедлен но сравнению с внутризонной фононной релаксацией между квантовыми уровнями. На междузонном ККЛ в импульсном режиме была достигнута высокая мощность излучения (~ 6 Вт с одной грани резонатора при 80 К) и рабочая температура вплоть до комнатной [32]. В непрерывном режиме достигнуты выходные мощности болсс 1 Вт (78 К) [36]. Однако пороговая плотность тока остается еще много больше, чем значения, предсказанные теорией [37,38]. Это может быть связано с высокой концентрацией дефектов и сильной поверхностной рекомбинацией в использованных материалах.
В последнее время широкое распространение получил так называемый двухфононный резонансный подход к конструкции активного элемента ККЛ как с диагональными [39], так и с вертикальными [40] переходами между рабочими лазерными уровнями. Этот подход заключается в том, что за излучательным переходом £4У между верхним и нижним лазерными уровнями в четырехъямном активном элементе ККЛ на основе 1пОаАь/А11пА$ следуют два последовательных безызлучательных перехода между двумя самыми низкими уровнями £2 и £] в системе. Структура сконструирована таким образом, что расстояния £п и £2[ равны или несколько больше энергии оптического фонона (-35 мэВ). В результате время перехода электрона из состояния £} в состояние £г уменьшается до 0,31 пс, кроме того, предотвращается тепловой заброс электронов из основного состояния системы на нижний лазерный уровень £., так как расстояние £у2 оказывается, как минимум, 70 мэВ. Эти факторы приводят к уменьшению заселенности
12
нижнего лазерного уровня. Следует отметить, что жесткое задание условия двухфононного резонанса в четырехъя.мной структуре существенно ограничивает возможности выбора других параметров при желаемой энергии лазерною перехода. В частности, становится затруднительным обеспечить значительное расстояние по энергии между верхним лазерным уровнем £., и следующим за ним более высоким состоянием £5, которое преимущественно локализовано в тех же КЯ, что и самые низкие по энергии состояния активной области Єг и £,. Как следствие, в активном элементе с двухфононным резонансом возрастает паразитная инжекция в состояние 8Ь.
В качестве альтернативы двухфононному резонансному подходу недавно предложена нерезонансная экстракция в насчитывающем пять КЯ активном элементе ККЛ [41]. Суть этого подхода состоит в том, что для нижних состояний (£, или £2) в пятиямном активном элементе ККЛ с лазерным переходом между состояниями €А и £3 условие двухфононного резонанса снимается. При этом для одного из нижних состояний (для определенности считаем его состоянием 1) вводится дополнительное близкое к нему состояние Г. Важно, чтобы ВФ состояний 1 и Г имели значительное перекрытие с ВФ состояния 2. В этих условиях время жизни нижних состояний оказывается близким к значению, достигаемому при двухфононном резонансном подходе, в то же время, сохраняется возможность варьирования других параметров системы для достижения оптимальных характеристик. В частности, в структурах с нерезонансной экстракцией самый низкий уровень Г отстоит от нижнего лазерного состояния £3 на 100 мэВ, что препятствует тепловому забросу электронов, а энергетический зазор между верхним лазерным уровнем £, и следующим за ним более высоким состоянием £5 достигает 63
мэВ. Одновременно в таких структурах сохраняются высокие значения матричного элемента для лазерного перехода и времени жизни для верхнего лазерного уровня.
Очень эффективное рассеяние электронов на продольных оптических фононах является основным механизмом безызлучатслыюй релаксации, который конкурирует с излучательными переходами между подзонами в униполярных лазерах. Вследствие рассеяния на ЬО фононах типичные времена жизни электронов в возбужденном состоянии составляют порядка одной пикосекунды, поэтому для достижения инверсной населенности требуется эффективный механизм инжекции. В структурах ККЛ эффективная инжекция обеспечивается резонансным туннелированием электронов между областями инжекторов и активными КЯ. В квантовом фонтанном лазере, предложенном и реализованном Ф. Жюльеном с сотрудниками [42-44], используется селективное оптическое возбуждение электронов из основного состояния в верхнее лазерное состояние
13
активной области. Активная область фонтанного лазера включает многократно повторяющуюся пару туннельно связанных асимметричных К Я (АКЯ) ОаА5/А1о.з50ао,б5Лз с тремя связанными электронными состояниями [42,45]. Для заселения основного электронного состояния используется модуляционное легирование структуры донорной примесью либо в области КЯ, либо в барьерах. Асимметрия структуры используется для прямой оптической накачки электронов из основного состояния £] в верхнее возбужденное состояние 6*3. Лазерная эмиссия происходит между верхним и нижним возбужденными состояниями, то есть £3 —> 8г. Быстрый возврат электронов из нижнего возбужденного в основное состояние (£,->£,) обеспечивается за счет усиления рассеяния на ЬО фонолах при выборе соответствующего расстояния между этими уровнями. Длина волны накачки и эмиссии может перестраиваться в среднем ИК диапазоне при выборе подходящих ширины и состава пяти слоев структуры (двух КЯ ОаАэ, узкого барьера АЮаАя между ними и двух внешних ограничивающих барьеров АЮаАБ).
Инверсная населенность в такой трехуровневой системе реализуется при условии, что время жизни электронов в подзоне 6*2 оказывается меньше, чем время рассеяния г32 между подзонами £3 и £2. При выборе расстояния между подзонами £2 и 6, близким к энергии ЬО фонона безызлучательная релаксация между этими состояниями происходит практически вертикально, так как импульс, передаваемый электроном фонону, мал (Ак = <7~ 0). В объемных полупроводниках скорость взаимодействия пропорциональна 1/|<у|2, в этом случае следует ожидать резкого увеличения скорости межподзонного рассеяния £г -£*,. Подробный анализ электрон-фононного взаимодействия для оптимизации скоростей рассеяния между подзонами в структурах АКЯ с учетом плененных фононных мод был выполнен в [46]. Согласно расчетам, при низких концентрациях носителей заряда (~ 110м см'2) типичные времена рассеяния составляют г21 ~ 0,4 пс и г32 ~ 1,9 пс для структуры АКЯ с £21=£ю и £3] = 125 мэВ. Несмотря на достаточно малые времена рассеяния, их значительное отличие обеспечивает реализацию инверсной населенности. При более высоких концентрациях носителей, когда равновесная энергия Ферми оказывается выше подзоны основного состояния, желательно увеличить расстояние между этой подзоной и первым возбужденным состоянием, чтобы минимизировать тепловую населенность ПОДЗОНЫ £2 . В ЭТИХ условиях ожидается увеличение Г21 до ~ 1 пс, но возможность реализации инверсной населенности все еще сохраняется.
14
Приведенные выше соображения легли в основу конструкции униполярного фонтанного лазера, оптимизированной для повышения коэффициента усиления и максимальной рабочей температуры [47]. Лазер рассчитан на накачку излучением С02 лазера (Л = 9,6 мкм) и имеет длину волны генерации 14-15 мкм. Структура фонтанного лазера включает 150 периодов активных областей, разделенных барьерами Alo.35Gao.65As толщиной 20 нм. В состав каждой активной области входят АКЯ ОаАэ шириной 7,9 и 5,1 нм и туннельно прозрачный барьер толщиной 1,1 нм. Квантовые ямы модуляционно легированы до слоевой концентрации электронов 2-Ю11 см'2. Рассчитанные энергии переходов €г£, и £2-8} составляют 127 и 86,8 мэВ, соответственно. Расстояние 82 -8, выбрано равным 40,2 мэВ, то есть несколько превышает энергию ЬО фонона ваАз (36 мэВ).
Основные преимущества фонтанного лазера над ККЛ связаны с отсутствием тока в структуре. В этом случае отпадает необходимость в переносе и охлаждении носителей заряда в области инжектора, не требуется «тонкой настройки» энергетических уровней структуры для обеспечения беспрепятственного туннелирования электронов от каскада к каскаду, не стоит остро проблема деградации материала, актуальная для сильноточных приборов. Конструкция фонтанного лазера в результате оказывается более простой, к материалам, составляющим структуру, предъявляются менее жесткие требования. В отсутствие тока в структуре не требуется легировать слои, заключающие активную область, и использовать металлические контакты, чем обусловлены малые внутренние потери в длинноволновом диапазоне, связанные с поглощением на свободных носителях заряда. Еще одним важным преимуществом оптической накачки является то обстоятельство, что фонтанный лазер может работать без значительного разогрева ггри мощностях накачки, гораздо выше пороговых. Поэтому ожидается, что фонтанный лазер обеспечит более высокую мощность оптического излучения при длинах волн больше 10 мкм по сравнению с ККЛ. В частности, для описанной выше конструкции фонтанного лазера [47] достигнута мощность излучения с одной грани резонатора 6,6 Вт (при температуре 20 К) при накачке через боковую грань и 17,6 Вт (77 К) при нормальном падении возбуждающего излучения с использованием дифракционной решетки.
Основным недостатком фонтанного лазера является необходимость во внешнем источнике оптической накачки. Кроме того, из-за малых (< 2 пс) времен безызлучательной релаксации между лазерными подзонами с участием оптического фонона, высокие характеристики опять же достигнуты на весьма сложных структурах, включающих 150 периодов модуляционно легированных КЯ. В [42] была также предсказана возможность реализации инверсной населенности в активном элементе фонтанного лазера при
15
селективном междузонном возбуждении, несмотря на то, что междузонное оптическое возбуждение верхней подзоны всегда сопровождается оптической генерацией электронов в более низких подзонах [48]. Такой фонтанный лазер уже не является униполярным прибором.
Слабое перекрытие электронных ВФ верхнего и нижнего лазерного уровня, необходимое для создания инверсии населенности, может быть реализовано не только в двухъямных структурах, но и в КЯ в форме асимметричной воронки [49,50]. На основе таких КЯ ЫСаАз/АЮаАя специальной формы, имеющих три уровня размерного квантования, предложен лазер среднего ИК диапазона. В предложенной конструкции активного элемента энергетические расстояния между уровнями больше, чем энергия оптического фонона. Расчетные времена жизни электронов на уровнях £, и £2 по
отношению к межподзонным переходам с эмиссией продольного оптического фонона равны, соответственно, 4,3 и 0,5 пс. Относительно большое время жизни на уровне с наибольшей энергией (£ъ) объясняется специальной формой КЯ и слабым перекрытием
электронных ВФ уровня £3 и уровней £, и £2. В то же время, электроны с уровня £2 быстро релакенруют в основное состояние, испуская 1,0 фонон. Поэтому после токовой или оптической инжекции электронов и дырок и захвата электронов уровнем £% между
уровнями £} и £2 может возникнуть инверсия населенности электронов. Энергетический интервал между уровнями составляет примерно 100 мэВ (Я ~ 12 мкм), так что соответствующая энергия фотона относится к средней ИК области.
При высоких уровнях инжекции (или оптического возбуждения) электроны и дырки накапливаются на нижнем уровне и электрон-элсктронные или электрон-дырочные столкновения могут разрушить инверсию населенности. В предложенном лазере основное состояние может опустошаться благодаря стимулированному излучению ближнего ИК диапазона между первыми уровнями размерного квантования электронов и тяжелых дырок, генерируемому в той же самой структуре. Концентрация электронов и дырок на нижних уровнях стабилизируется при высоких уровнях инжекции (или оптического возбуждения). В этом случае генерируется одновременно излучение среднего и ближнего ИК диапазонов. Такой лазер можно назвать «двухцветным». Этот прибор не может быть отнесен к униполярным лазерам, так как стимулированное межподзонное излучение сопровождается стимулированной межзонной эмиссией.
Параметры этих приборов в значительной степени определяются энергетическим спектром и волновыми функциями уровней размерного квантования, распределением
16
электронной плотности по толщине структуры (т.е., локализацией электронной волновой функции), а также темпами эмиссии и захвата носителей заряда на уровни размерного квантования.
Диссертационная работа, посвященная исследованию возможностей управления локализацией электронной волновой функции в полупроводниковых гетероструктурах, является актуальной как с научной, так и с практической точек зрения.
Пелыо работы является исследование возможностей управления локализацией электронной волновой функции в полупроводниковых гетероструктурах, разработка методов диагностики локализации волновой функции, исследование физических эффектов, связанных с локализацией электронной волновой функции в квантоворазмерных структурах с различными видами несовершенств, разработка принципов создания приборов, основанных на управлении локализацией электронной волновой функции.
Объекты и методы исследования. В качестве объектов исследования были выбраны полупроводниковые гетсроструктуры с квантовыми ямами на основе системы
ОаЛз/ЛЮаАБ, выращенные методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Основными методами исследования в данной работе являлись методы спектроскопии вторичного излучения - комбинационного рассеяния (КР) света и фотолюминесценции (ФЛ), -дающие информацию об электронной и фононной подсистемах исследуемых материалов и обладающие высоким пространственным разрешением, определяемым диаметром сфокусированного лазерной пучка на поверхности образца.
Научная новизна работы состоит в следующем:
1. С помощью спектроскопии резонансного КР подтверждена теоретически
предсказанная возможность локализации электронных состояний в барьерах сверхрешеток ОаАэ/АЮаАз, проявляющаяся в спектрах как резонансное
селективное усиление ОаАэ- и А1А$-подобных КО мод барьеров АЮаАэ,
формирование их обертонов и составных частот. Обнаружен эффект передислокации электронных возбуждений из барьеров в квантовые ямы при сужении барьеров. В этом случае селективно усиливается ЬО мода КЯ ОоАб, проявляются ее обертоны, а при сопоставимых относительных вероятностях нахождения электрона в КЯ и барьере формируются составные ЬО моды этих пространственно разделенных компонентов сверхрешетки.
2. Обнаружен зависящий от температуры сдвиг резонансной частоты фотолюминесценции квантовой области структур одиночных квантовых ям ОаАз/АЮаАя, вызванный макроскопическими флуктуациями ширины квантовых
17
ям на целое число монослоев при выращивании методом МЛЭ с прерываниями роста на границах раздела. Этот сдвиг объясняется локализацией носителей заряда в более широких за счет флуктуаций областях квантовой ямы при низких температурах и более равномерным распределением носителей при повышении температуры. В результате температурная зависимость положения пика фотолюминесценции для узких (2,5 нм) квантовых ям не повторяет температурный ход ширины запрещенной зоны объемного материала (со сдвигом вследствие эффекта размерного квантования). Для широких квантовых ям температурный сдвиг резонансной частоты менее выражен из-за более слабого проявления эффекта размерного квантования. Для объяснения наблюдаемого температурного сдвига резонансной частоты фотолюминесценции развита общая теория межзонной спонтанной рекомбинации двумерных носителей заряда в структурах КЯ с макроскопическими шероховатостями границ раздела.
3. Предложен приближенный метод расчета электронного спектра квантовых точек, возникающих вследствие пересечения круговых (в силу условий роста) флуктуаций ширин квантовых ям/барьеров на соседних границах раздела сверхрешегок. Метод основан на сведении трехмерной задачи к одномерной (метод декомпозиции). Метод успешно применен для анализа данных фотолюминесценции сверхрешеток.
4. Экспериментально обнаружен эффект резкого изменения энергии ионизации примеси при передислокации электронной волновой функции в системе квантовых ям во внешнем электрическом поле, вызывающем инверсию двух нижних электронных подзон размерного квантования в соседних квантовых ямах, более широкая из которых селективно легирована донорной примесью.
5. В структурах одиночных квантовых ям СаАя/А1хОа|.хА$ с асимметричными по высоте барьерами обнаружена 20-30 трансформация размерности экситонных состояний с ростом внешнего электрического ПОЛЯ.
6. Предложена оригинальная конструкция активного элемента униполярного полупроводникового лазера, в которой эффект 20-ЗЭ трансформации размерности электронных состояний использован для эффективного подавления однофононной безызлучательной релаксации между лазерными подзонами, что обеспечивает более легкую реализацию инверсной населенности.
18
Практическая значимость работы состоит в следующем:
1. Продемонстрированы возможности спектроскопии резонансного КР для тестирования локализации электронной волновой функции в квантово-размерных структурах.
2. Предложен способ получения из анализа экспериментальной формы линии ФЛ функции распределения макроскопических флуктуаций ширины одиночной квантовой ямы на целое число монослоев, возникающих при выращивании структуры методом МЛЭ с прерываниями роста на гстерограницах.
3. Обнаруженный экспериментально эффект интерференционной ионизации примеси может иметь важное практическое значение, так как позволяет повысить на несколько порядков величину модуляции латеральной проводимости канала полевого транзистора в виде системы КЯ, благодаря изменению внешним электрическим полем как подвижности, так и концентрации электронов.
4. Создан многопериодный активный элемент униполярного полупроводникового лазера оригинальной конструкции. В его основе лежит физическая идея о подавлении межподзонной безызлучательной релаксации за счет использования зависимости ВФ в структурах КЯ с сильно асимметричными по высоте барьерами от квазиимпульса. Экспериментально подтверждена работоспособность предложенной конструкции.
В результате проведенных исследований развито новое научное направление в физике полупроводников - создание активного элемента полупроводникового униполярного лазера на основе гетероструктур с переменной размерностью электронных состояний.
11аучные положения, выносимые на защи ту ПОЛОЖЕНИЕ 1. Метод спектроскопии резонансного КР эффективен для тестирования локализации электронной волновой функции в свсрхрсшетках, где за счет сужения барьеров (квантовых ям) возможна передислокация электронной волновой функции из барьеров в квантовые ямы и обратно.
ПОЛОЖЕНИЕ 2. Температурный сдвиг резонансной частоты межзонного перехода в спектрах фотолюминесценции узких квантовых ям определяется не только температурным ходом ширины запрещенной зоны объемного материала и эффектом размерного квантования, но и локализацией носителей заряда при низких температурах на макроскопических (возникших при выращивании методом МЛЭ с прерываниями роста на гетерограницах) флуктуациях ширины квантовой ямы. На температурной зависимости положения пика фотолюминесценции для узкой квантовой ямы наблюдается излом,
19
который соответствует точке, где тепловая энергия носителей заряда при понижении температуры становится меньше средней величины дисперсии энергий основного состояния, обусловленной флуктуациями ширины КЯ. Из анализа экспериментальной формы линии фотолюминесценции можно получить функцию распределения макроскопических флуктуаций на гетерограницах.
ПОЛОЖЕНИЕ 3. Перекрытие круговых (в силу условий роста) флуктуаций толщин соседних квантовых ям в сверхрешетках может привести к формированию естественных квантовых точек с эквидистантными энергетическими состояниями, объясняемыми близкой к квадратичной зависимостью поперечника областей перекрытия от координаты в плоскости слоев. Энергетический спектр таких квантовых точек при малых перекрытиях флуктуаций соседних квантовых ям может быть рассчитан с помощью процедуры сведения трехмерной задачи к одномерной. Подобная процедура может быть использована и для решения обратной задачи нахождения профиля квантовой точки (проволоки), обладающей эквидистантным спектром.
ПОЛОЖЕНИЕ 4. Передислокация электронной волновой функции в системе легированных квантовых ям при инверсии двух нижних электронных подзон из-за их антикроссинга во внешнем электрическом поле сопровождается резким уменьшением энергии ионизации примеси, локализованной в более широкой квантовой яме. Благодаря этому эффекту, в диапазоне напряженностей ноля 25-40 КВ/см энергия ионизации лонорной примеси в двухъямной структуре уменьшается от 15,5 мэВ до нуля. ПОЛОЖЕНИЕ 5. В спектрах фотолюминесценции структур одиночных квантовых ям ОаАэ/АБОаьхАз с асимметричными по высоте барьерами наблюдается 20-30 трансформация размерности экситонных состояний с ростом внешнего электрического поля. По мерс смещения максимума электронной волновой функции в низкий барьер с ростом поля, энергия связи экситона сначала уменьшается, а затем происходит трансформация 20 экситона в квази-ЗО экситон, в состав которого входят тяжелая дырка в квантовой яме и электрон резонансного надбарьерного состояния. Развит приближенный метод расчета электронного спектра структур с переменной размерностью электронных состояний, учитывающий вклад непрерывного спектра, в том числе и во внешнем электрическом поле.
ПОЛОЖЕНИЕ 6. Многопериодная трехъямная структура, включающая квантовую яму с асимметричными по высоте барьерами, перспективна для эффективного активного элемента униполярного лазера. В случае, если связанная с этой КЯ подзона служит нижним лазерным состоянием, то за счет существования этого состояния только в ограниченной области волновых векторов в плоскости слоев обеспечено эффективное
20
подавление безызлучательного перехода в нее с верхней лазерной подзоны, в результате чего время жизни электронов в верхнем лазерном состоянии возрастает в несколько раз но сравнению с существующими униполярными лазерами на основе квантовых ям с симметричными по высоте барьерами. Экспериментально доказано, что время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами в созданном нами многопериодном активном элементе униполярного лазера достигает 9 пс и превышает время безызлучательной релаксации с нижней лазерной подзоны, что обеспечивает инверсную населенность в такой системе.
ПОЛОЖЕНИЕ 7. Продемонстрирована возможность управления внешним электрическим полем размерностью нижней лазерной подзоны в активном элементе униполярного лазера на основе квантовых ям с асимметричными по высоте барьерами. Это позволяет реализовать на основе таких структур активный элемент квантового униполярного лазера с рекордными характеристиками.
Приоритет результатов. Все полученные автором научные результаты, вынесенные на защиту, получены впервые.
Апробация работы. Материалы диссертационной работы докладывались и обсуждались на Всероссийских и Международных конференциях и симпозиумах:
- Международных симпозиумах «Наноструктуры: Физика и Технология» (Санкт Петербург, 1996, 1998, 1999, 2000, 2003; 2005),
- Российских конференциях по физике полупроводников (Москва, 1997; Новосибирск, 1999; Санкт Петербург, 2003; Звенигород, 2005; Нижний Новгород, 2011),
- Всероссийском совещании «Нанофотоника» (Нижний Новгород, 1999),
- International Conference “Advanced Laser Technologies” “ALT’99” (Italy, 1999),
- I-III Симпозиумах по когерентному оптическому излучению полупроводниковых соединений и сгруктур (Москва, Звенигород, 2007, 2009, 2011),
- Симпозиумах «Полупроводниковые лазеры: физика и технология» (Санкт-Петербург, 2008, 2010).
Результаты работы, как в целом, так и отдельные ее части докладывались на семинарах Физического института им. П.Н. Лебедева РАН, Университета имени Фридриха - Александра (Эрланген, Германия).
Публикации. По теме диссертации имеется 40 публикаций в научных журналах и трудах российских и международных конференций.
СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литерату ры. Объем диссертации составляет 261 страницу, включая
21
90 рисунков и 4 таблицы. Список литературы содержит 38 наименований авторских публикаций и 185 наименований цитируемой литературы.
Во введении обоснована актуальность темы исследования, сформулированы цели и задачи работы, ее научная новизна и практическая значимость, а также положения, выносимые на защиту.
В первой главе представлены результаты исследований многопериодных структур квантовых ям ОаАз/АЮаЛБ с различными толщинами барьерных слоев методами спектроскопии КР и ФЛ. Проанализировано селективное усиление мод КЯ ОаАя и ОзАб-и АЬЧэ- подобных мод барьеров АЮаАв в спектрах КР по мере приближения энергии кванта возбуждающего излучения к различных! экситонным переходам между состояниями в зоне тяжелых дырок и в зоне проводимости и найдена связь такого усиления с локализациями электронных ВФ в соответствующих слоях многопериодных структур КЯ ОаАя/АЮаАэ. Обсуждается природа дополнительных пиков, проявляющихся в спектрах ФЛ множественных КЯ ОаАз/АЮаАБ в области энергий выше положения пика квазидвумерного свободного экситона С1-Н1. Дана интерпретация этих пиков на основании расчетов структуры минизон и матричных элементов переходов методом огибающей с учетом энергий связи эксигонов и данных РКР.
Вторая глава посвящена исследованию влияния флуктуаций гстерограниц раздела на оптические свойства квантово-размерных структур. Рассмотрено влияние на спектр ФЛ макроскопических шероховатостей гетерограниц из-за формирования островков толщиной в несколько монослоев, возникающих при выращивании структур одиночных КЯ с прерываниями роста на гетсрограницах и вызывающих локальные изменения толщины КЯ. Представлены результаты исследований спектров ФЛ таких структур с квантовыми ямами различной ширины. Обсуждается обнаруженный температурный сдвиг резонансной частоты межзонного перехода в спектрах ФЛ узких (2,5 нм) КЯ от зависимости, описываемой температурных! ходом ширины запрещенной зоны объемного материала и эффектом размерного квантования. Развита общая теория межзонной спонтанной рекомбинации двумерных носителей заряда в структурах КЯ с макроскопическими шероховатостями границ раздела и продехюнстрирована связь обсуждаехюго сдвига с локализацией носителей заряда при низких температурах на макроскопических флуктуациях ширины КЯ. В рамках этой теории зарегистрированный излом на температурной зависимости положения пика ФЛ для узкой (2,5 нм) КЯ связан с изменением латеральной кинетики перераспределения порожденных светом носителей заряда с температурой вследствие локализации. На примере гетероструктуры с одиночной КЯ шириной 10 нм продемонстрирована возхюжность получения функции распределения
22
макроскопических флуктуаций на гетерограницах из анализа экспериментальной формы линии ФЛ.
Представлены результаты экспериментальных и теоретических исследований электронных состояний естественных КТ, образованных круговыми (в силу условий роста) флуктуациями ширин квантовых ям и барьеров в многопериодных структурах КЯ. Описан приближенный метод расчета электронного спектра КТ произвольной формы, основанный на сведении трехмерной задачи к одномерной. С использованием метода показано, что узкие эквидистантные пики, зарегистрированные в спектрах микрофотолюминссцснции СР СаАэ/А^Са^Аз, могут быть следствием формирования электронных состояний нового типа в структурах типа КТ, возникающих в результате перекрытия флуктуаций ширины соседних КЯ. Эквидистантный спектр новых состояний объясняется близкой к квадратичной зависимостью поперечника областей перекрытия и, соответственно, ширины эффективной КЯ, от координаты в плоскости слоев. Детально исследована точность метода на примере некоторых двумерных объектов (одномерные ступенчатые флуктуации ширины барьера в двухъямной структуре, квантовые проволоки прямоугольного и кругового сечения). Решена обратная задача нахождения профиля КТ (проволоки), обладающей эквидистантым спектром. Приведены результаты численных расчетов электронных состояний КТ и проволок некоторых специальных форм.
В третьей главе описан эффект интерференционной ионизации донорной примеси 81 в двухъямной структуре ОаАБ/АЮаАБ. Внешнее электрическое поле вызывает инверсию двух нижних электронных подзон размерного квантования в соседних КЯ, более широкая из которых селективно легирована донорной примесью. В результате инверсии в диапазоне напряженностей поля 25-40 КВ/см энергия ионизации донорной примеси 81 в двухъямной структуре резко уменьшается от 15,5 мэВ до нуля. Рассмотрены возможные применения этого эффекта. Обсуждаются аномально большие интенсивности пиков ФЛ исследованной двухъямной структуры, обусловленных переходами с участием вторых подзон размерного квантования электронов и тяжелых дырок, по сравнению с переходом между первыми подзонами электронов и тяжелых дырок и, на основании анализа локализации соответствующих ВФ, дано объяснение этому эффекту.
Четвертая глава посвящена исследованиям эффекта трансформации размерности электронных состояний в структурах одиночных КЯ с сильно асимметричными по высоте барьерами. Рассмотрены эффекты 20-30 трансформация размерности экситонных состояний в спектрах ФЛ в функции ширины КЯ и напряженности внешнего электрического поля, приложенного вдоль оси роста структуры. Для описания различных участков экспериментальной зависимости положения пика экситона одиночной КЯ с
23
сильно асимметричными по высоте барьерами от приложенного к структуре напряжения развита модель квазинепрерывного спектра, создаваемого бесконечно высокими потенциальными барьерами, расположенными на достаточном удалении от краев исследуемой структуры. Модель учитывала энергетическую релаксацию в квазинепрерывном спектре и туннелирование через треугольный барьер. Для объяснения экспериментально наблюдаемой сильной нелинейности в зависимости интегральной интенсивности пика ФЛ КЯ от мощности возбуждающего излучения при высоких отрицательных напряжениях на структуре привлечены расчеты зонной структуры одиночной КЯ с асимметричными барьерами при различных интенсивностях лазерного возбуждения в условиях приложенного к образцу внешнего поля.
В пятой главе рассматриваются последовательные этапы реализации активного элемента униполярного полупроводникового лазера на основе структур квантовых ям с сильно асимметричными по высоте барьерами. Представлены результаты исследований конкуренции между механизмами межзонной излучательной рекомбинации и туннелирования через узкий барьер в структурах ваАз/АЮаАз с одиночной КЯ, а также изменения степени локализации электронного состояния в КЯ с асимметричными барьерами при формировании объединенной нижней подзоны с состоянием в соседней КЯ с симметричными барьерами. Обсуждаются особенности перестройки электронного спектра двухъямной гетерострукгуры СаЛэ/ЛЮаАя с переменной размерностью электронных состояний во внешнем электрическом поле, а также управление с помощью внешнего электрического поля заселенностью верхнего лазерного уровня в трехъямных структурах СаЛз/ЛЮаЛз с асимметричными барьерами, представляющих собой прототип активного элемента униполярного лазера. Описаны эксперименты по изучению свойств созданного оптимизированного многопериодного активного элемента униполярного лазера.
В заключении отмечено, что в диссертационной работе оптическими методами проведены исследования широкого круга гетероструктур с квантово-размерными слоями. Исследования объединены единым подходом, основанным на анализе локализации волновых функций в исследуемых структурах.
В заключении также сформулированы основные результаты работы:
1. Методом спектроскопии РКР подтверждена теоретически предсказанная возможность локализации электронных состояний в барьерах СР ОаАз/АЦЗа^Аэ. Обнаружен эффект передислокации электронных возбуждений из барьеров в квантовые ямы при сужении барьеров.
24