2
СОДЕРЖАНИЕ
Введение..............................................................3
Глава 1. Примесное магнитоноглотенне света в полупроводниковой квантовой нити с параболическим потенциалом конфайнмента
1.1 Введение.....................................................19
1 ^Энергетический спектр ^“-центра
в продольном магнитном поле....................................20
1 .ЗСечение фотоиониаании ГУ^-центров в случае продольной
поляризации света..............................................35
1,4Сечение фотоионизации О^-центров в случае поперечной
поляризации света..............................................41
Выводы к главе 1...............................................46
Глава 2. Магнитооптика комплексов «квантован точка - Ю^-центр»
2.1 Введение.....................................................50
2.2Энергетический спектр комплекса «квантовая точка - Е> -центр»
в квантующем магнитном поле....................................51
2.3')ффект «магнитного вмораживания» основного состояния
квантовой точки................................................68
2.4Квантово-размерный эффект Зеемана.............................84
Выводы к главе 2..............................................100
Глава 3. Эффект увлечении одномерных электронов при фотоионкзацни примесных центров в продольном магнитном пазе
3.1 Введение....................................................102
3.2Расчет матричного элемента оптического перехода электрона
из основного состояния П^-цетра в гибридно-квантованные
состояния полу проводниковой квантовой нити...................103
З.ЗТок увлечения при фотоионизации О^-иешров
в продольном магнитном поле...................................109
Выводы к главе 3..............................................119
Заключение............................................................120
Библиографический список использованной лн1сратуры....................124
ВВЕДЕНИЕ
3
Магнитооптика низкоразмерных полупроводниковых систем (НГ1С) ь настоящее время привлекает значительное внимание исследователей. В случае 21>-электронного газа она оказалась весьма эффективным инструментом экспериментального изучения кулоновских корреляционных эффектов (обзор дан в [1]). Изучение спектров фотолюминесценции квантовых точек (КТ) в I юлу проводниковых гетероструктурах в зависимости от магнитного поля В позволило выявить фактор размерности при переходе от квазисостояния ОО- к 20-магнитоэкситонным состояниям [2, 3]. Интенсивное развитие технологии 6-легирования стимулирует интерес к проблеме управляемой модуляции энергии связи примесных состояний [4) и, соответственно, управления энергиями оптических переходов. Эго важно, как с фундаментальной точки зрения, поскольку двойное квантование содержит ряд дополнительных возможностей исследования зонной отруктуры НПС, гак и с точки зрения создания фогоприемников с управляемой рабочей частотой и чувствительностью в области примесного поглощения спета. Действительно, примесные атомы и дефекты в полупроводниках являются не только цеггграми рассеяния и рекомбинации носителей заряда, но и что наиболее важно для приборных приложений, радикально влияют на физические свойства полупроводника, выступая в качестве легирующих доставок. Энергия ионизации примесных атомов является в этом случае важным параметром, определяющим концентрацию свободных нос »пел ей заряда. Возможность управлять этим парамсгром открывает перспективу для изменения конценфации носителей заряда в полупроводниках в достаточно широких ггрсдслах вследствие экспоненциальной зависимости функции распределения ог энергии вблизи уровня Ферми. В массивных полупроводниках возможности влиять на энергию связи электрона на
4
примесном атоме, прикладывая, например, внешнее электрическое поле, весьма ограничены. Эго обусловлено отчасти тем, что электрическое ноле слабо возмущает состояния непрерывного спектра, из которых формируется локализованное состояние. Иная ситуация имеет место в 11ПС (обзор лан в [4]). Так, в случае полупроводниковых гетероструктур, сформированных на основе композитных полупроводников, движение электронов в ква1гтовых ямах (КЯ) ограничено в плоскости, перпендикулярной к слоям. При наложении внешнею электрического поля, перпендикулярного слоям, возможен эффект передислокации элегоронной волновой функции из одной КЯ в другую [5]. При этом происходит инверсия нижних энергетических иодзон размерного квантования, и, как следствие, локализованное состояние, которое формируется главным образом из нижней ггодзоны, изменяет спою энергию связи и форму волновой функции (6]. При этом величина внешнего электрического поля, необходимого для передислокации волновых функций и изменения энергии связи примесного состояния, существенно определяется параметрами гетероструктуры. Следует отметитг., что принципиально важным моментом является возможность оптимизации этих параметров с целью достижения максимальной передислокации волновых функций электронов в системе КЯ при минимальных значениях напряженности электрического поля. Наличие размерного квагггования приводит к значительному' сдвигу верхнею предела допустимых электрических полей по сравнению с соответствующим и значениями для массивных полупроводггиков. Важным моментом является то, что передислокация электронных волновых фугткгшй в 1ГПС может происходить не только во внешнем электрическом поле, но и под действием магнитных полей [7], электромагнитного излучения (8] или температуры [9]. С точки зрения приборных приложений эффект модуляции энергии связи примесных состояний
5
привлекает возможностью построения на его основе новых квантовых приборов с уникальными характеристиками [4]. Так, например, система КЯ может быть использована в качесгве канала полевого транзистора, при этом одна из КЯ играет роль резервуара электронов. В таком приборе время формирования канала определяется временем туннелирования электронов из одной КЯ в другую. Приложенное электрическое поле вызывает переход волновой функции из КЯ, легированной донориыми примесями, в нелепфованную КЯ. В результате нарушается связь электронов с примесными атомами, энергия ионизации примесей уменьшается, и электроны переходят с примесных атомов в зону проводимости, образуя проводящий канал полевого транзистора. Рассмотренный эффект приводит к значительному изменению концентрации свободных носителей заряда и обеспечивает необходимую для нормальной работы транзистора модуляцию проводимости канала [4].
Управляемые туннельные двухбарьерные структуры в полях импульсного лазерного излучения теоретически рассматривались в [10, 11]. Интерес к лвухбарьерным структурам в импульсном поле обусловлен возможностью использования входящей последовательности оптических импульсов для кодирования информации, а также для передачи этой информации в виде последовательности импульсов за счет изменения приложенного пульсирующего пап я. В работе [12] представлены результаты экспериментальных и теоретических исследований, в которых проявляется влияние локализованных состояний и межчастичных взаимодействий на процессы туннелирования в НПС. Существенное влияние локализоватшх состояний на туннельные процессы в 11ПС вызвано следующими причинами [12]: 1) уменьшение ширины
туннельного барьера до размеров межатомных расстояний приводит к сильной перестройке первоначального электронного спектра вследствие эффектов гибридизации; 2) характерный радиус локализации и размер
6
туннельного перехода имеют один порядок величины, полому характер туннелирования может определяться свойствами локализованного сосюяния; 3) в 1ПТС энергетические уровни связанных локализованных состояний могут смещаться в область запрещенной юны даже в том случае, если первоначальные примесные уровни энергии находятся ниже границы энергетического спектра валентной зоны; 4) конечное время релаксации неравновесных электронов приводит к существенному изменению временных характеристик туннельного тока, особенно в присутствии локализованных состояний.
В магнитооптических явлениях роль локализованных состояний теоретически изучалась в [13] в случае полупроводниковой КЯ с использованием модели многофононных оптических процессов. Локализованное состояние в [13] описывалось в модели потенциала нулевого радиуса. Однако, расчет коэффициента примесного магнкгоноглощения выполнен авторами [13] в квантовом пределе и без учета влияния магнитного поля на волновую функцию локализованного состояния. В работе [14] экспериментально исследовалось маг нитооптическое поглощение, связанное с переходом элекгрона с 1У_>-ценгра на уровни Ландау в многоямных системах СаАз-ва о.?5 А1 о.25 Аз. Выло обнаружено [14], чго в таких многоямных системах энергия связи ^"'-состояния Ео с ростом величины магнитного поля В увеличивается. Так, при /МПл £Ь«1мэВ, а при В=20Тл Еп»7мэВ. При этом наблюдалась осциллирующая зависимость коэффициента примесного
магнитопоглощения от частоты света с полушириной пиков поглощения 4.8мэВ ] 14). При анализе эксперимента обычно используют вариационный подход для описания локализованного состояния электрона на 1^_)-цеигре [15]. Этот подход обладает хорошо известными недостатками, наиболее существенный из которых - элемент случайности в выборе пробных волновых функций.
7
Хорошо известно [16, I7J, что в условиях низких температур нейтральные донорные и акцепторные примеси могут захватывать соответственно электрон или дырку, образуя заряженные состояния, так называемые D*~>- или А( ^-центры. В массивном пату проводнике типа GaAs их энергия связи составляет доли мэВ, однако она значительно возрастает в 111 1C, что облегчает их исследование. В двумерных структурах стационарные D* или А^’-цснтры обычно получают метолом двойного селективною легирования [16] (одновреметшого легирования КЯ и барьера). В работе [17] исследовались фотолюминесцетгтные свойства многоямных структур на основе GaAs / AlGaAs, содержаишх положительно заряжетптые акцепторные состоятптя мелкой примеси бериллия (А(*!-центры). В результате обнаружена новая линия люминесценции, которая является результатом излучательной рекомбинации свободттьгх электронов с А(+,-центрами. В [17] показано, что энергетическое гюложстптс этой линии однозначно определяется энергией связи А(‘'-центров. Наиболее итггересной является обнаруженная в [17] зависимость энергии связи А(Ч)-центра от ширины КЯ: по мере уменьшения ширины КЯ энергия связи А|+)-центра возрастает в случае, когда размер КЯ сопоставим с радиусом локализации дырок на А(,)-центрах.
Понижение размерности электронного газа должно приводить к существенным изменениям физических свойств полупроводниковых наноструктур [18]. В 80-е годы прогресс в физике гетсроструктур с КЯ стимулировал исследования полупроводниковых структур еще меньшей размерности - квантовых нигей (КН) и квантовых точек (КТ). В отличие от КЯ, где носители заряда ограничены только в направлении, перпендикулярном к слоям, в КН носители заряда ограничены в двух направлениях и свободно перемещаются вдоль оси КН. В КТ носители заряда ограничены во всех трех направлениях и обладают полностью
8
дискретным спектром. На рис. 1 показаны схематические диа!рам.мы функции плотности состояний для К11 и КТ. Видно, что в случае К! I для функции плотности состояний харакгерны острые максимумы, а в случае КТ - 6-образная функция плотности состояний.
Многочисленные способы создания КН (обзоры даны в [19, 20]) могут бьпъ условно разделены на две основные группы: 1) создание КН путем травления исходных двумерных структур; 2) формирование КН непосредственно в процессе выращивания полупроводниковой структуры. Методы, относящиеся к первой группе, обладают несомненными преимуществами, которые особенно важны на этапе изучения физических свойств КН [21]. Суть этих преимуществ состоит в том, что, во-первых, при травлении структур с КЯ можно в достаточно широких пределах варьировать геометрические размеры получаемых КН. Во-вторых, при использовании этого способа можно проводить сопостаатение свойств исходных КЯ и получаемых из них КН. В работе [21] описан процесс получения и представлены исследования КН на основе гетеросгруктур 1пСаЛ$ / ваЛз. При изготовлении экспериментальных образцов [21] па первом этапе методом МОС - гидридной эпитаксии выращивались исходные гетероструктуры с КЯ. Структуры выращивались па подложках из полу изолирующего СаАя (100) и содержали последовательно широкозонный слой n-AI0.jGa0.7As толщиной 0.8 мкм, нелегированные слои ваАя (0.15 мкм), 1п<,.150а о.кяАя (10 нм, КЯ) и слой ОаАя (0.07 мкм). Содержание фоновых примесей в нелегированных сдоях не превышало и2х10,8см -3.
Формирование КН начиналось с создания маски на поверхности пластины. Для этого на поверхность наносился слой плазмостойкого фоторезиста А7-13751 толщиной 0.1 мкм, который затем засвечивался двухлучевой интерференционной картиной, полученной от Аг-лазсра (с длиной волны 351 нм). Экспонированный фоторезист обрабатывался в
9
Рис. I Схематические диаграммы функции плотности состояний gc.{^) Для структур с КН (а) и КТ (б).
10
проявителе А2-303. Полученная маска имела вид параллельных полос фоторезиста шириной 80-100 нм, расположенных с периодом 0.2 мкм. Реактивное ионное травление структур через полученную маску проводилось на установке СШ-ЗОО Аікаїеі в смеси ВСЬ С12 N2 1:1:1 при давлении в камере 0.8 11а и напряжении автосмсшения 50 В, что обеспечивало малую концентрацию дефектов в приповерхностной области полупроводникового материала. При выбранных в [21] параметрах процесса травление было анизотропным, благодаря чему образовавшиеся под маской гребни имели прямоугольное сечение, а их поперечный размер совпадал с шириной полосы маски. Глубина травления составляла 0.15 мкм, гак что узкие участки КЯ 1по 15 (Заод$ Аб, остающиеся в каждом гребне (т. е. КІ0, располагались примерно на половине его высоты. После удаления маски в плазме кислорода на последнем этапе формирования К11 образцы помещались в реактор установки хлорид-гидридной хазофазной эпитаксии, где осуществлялись дополшггсльпос подтра вливание поверхности и затем зарашивание рельефной поверхности образцов слоем нслегированного СаАя. Травление поверхности в газовой фазе позволяло варьировать среднюю ширину получаемых КН от 80 до 40 нм [21 ].
І Іссмотря на общность многих квантово-размерных эффектов, возникающих во всех структурах пониженной размерности, существует одно принципиальное отличие КТ от других 1ІПС - в КТ в отличие от КЯ или КН свойства электронов и дырок нельзя описать на основе представления о газе квазичастиц. Другая особенность квазинульмерных структур (КТ) связана с очевидными трудностями, возникающими при исследовании кристаллитов размером несколько нанометров электрическими методами. В настоящее время электронные процессы в КТ изучаются главным образом оптическими методами. Существует несколько способов получения полупроводниковых КТ в прозрачных матрицах (обзор дан в [22]). Первый способ основан на методах
- Київ+380960830922