СОДЕРЖАНИЕ
Введение.................................................4
Глава 1 Термы примесного молекулярного иона с резонансными и -состоянием в квантовой точке во внешнем электрическом поле
1.1 Введение.....................................................38
1.2 Особенности диссипативного туннелирования в квантовой молекуле во внешнем электрическом поле...............................41
1.3 Дисперсионное уравнение, описывающее локализованное £- и резонансное и - состояния Д- центра при наличии внешнего электрического поля.........................................65
1.4 Зависимость средней энергии связи резонансного и - состояния и ширины резонансного уровня Д - центра в квантовой точке от величины внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования...................................................75
Выводы к главе 1.................................................79
Глава 2 Влияние электрического поля на фотолюминесценцию
квантовой точки с А - центром в условиях диссипативного туннелирования
2.1 Введение.....................................................80
2.2 Расчёт вероятности фотолюминесценции для квантовой точки с резонансным и - состоянием Д- центра во внешнем электрическом поле........................................................82
2.3 Зависимость вероятности фотолюминесценции квантовой точки с Д -центром от напряженности внешнего электрического поля.......84
2.4 Спектральная зависимость вероятности фотолюминесценции квантовой точки с Д" - центром при наличии внешнего электрического поля и диссипативного туннелирования........................86
Выводы к главе 2.................................................89
2
Глава 3 Особенности спектра фотовозбуждения А - центра с резонансным и - состоянием в квантовой точке во внешнем магнитном поле
3.1 Введение.....................................................90
3.2 Диссипативное туннелирование в квантовой молекуле при наличии внешнего магнитного ноля....................................92
3.3 Влияние магнитного поля и диссипативного туннелирования на среднюю энергию связи резонансного и - состояния и ширину резонансного уровня..............................................99
3.4 Расчет вероятности фото возбужден и я Д- центра с резонансным и -состоянием в квантовой точке при наличии внешнего магнитного ноля......................................................11 1
3.5 Спектральная зависимость вероятности фотовозбуждения А - центра и ее зависимость от величины внешнего магнитного поля и параметров диссипативного туннелирования...................................115
Выводы к главе 3................................................121
Заключение.........................................................123
Список авторских публикаций по теме диссертации....................126
Библиографический список использованной литерагуры.................128
3
ВВЕДЕНИЕ
Развитие техники двойного селективного легирования стимулировало интерес к оптическим свойствам полупроводниковых наноструктур, содержащих /г- подобные примесные центры и их молекулярные комплексы. Так, в настоящее время возможно получение квантовых ям ОаАБ/АЮаАБ, содержащих стационарные /Г- и О' - центры [1,2]. Вследствие этого в последние годы активно изучались транспортные, оптические и магнитные свойства таких структур [3,5]. В работе [6] было показано, что наряду с одиночными А*- центрами в квантовых ямах СаАз/АКЗаЛь существуют их спаренные, молекулярные состояния, которые проявляются в наличии второго пика фотолюминесценции (ФЛ), связанной с уГ- центрами. Ранее в работе [5], посвященной тонкой спиновой структуре уГ- центра в квантовых ямах ОаАз/АЮаАэ шириной 160 А, линия ФЛ, находящаяся ниже по энергии от линии Л*- центров примерно на 2,5-3 мэВ, авторами была приписана связанному экситону. Однако дальнейшие исследования структур с двойным селективным легированием, содержащих А*- центры, позволяют предложить иную интерпретацию природы этой линии. В работе [6] приведены данные, свидетельствующие в пользу того, что линия ФЛ с меньшей энергией соответствует излучательному переходу фотовозбужденного электрона на спаренное состояние двух близко расположенных А+- центров, образующих единую молекулярную структуру. Образование спаренного, молекулярного, состояния двух положительно заряженных центров может быть энергетически выгодным только при наличии притягивающегося потенциала. По мнению авторов работы [6], такой потенциал образуется благодаря поляронному эффекту, который играет важную роль в полярных полупроводниках типа А11 ВУ|, определяя целый ряд их энергетических и структурных свойств. В слабо полярных полупроводниках типа л111 В4' полярный эффект заметно проявляется только вблизи резонанса. Так, например, магнито - полярный резонанс для двумерных 1У - центров был хорошо изучен как теоретически, так и
4
экспериментально [6]. Но вследствие большей эффективной массы дырок поляронный эффект в квантовых ямах ОаАэ/АЮаАз может играть определяющую роль в возникновении молекулярного состояния А+- центров, что впервые продемонстрировано в работе [6]. Структуры квантовых ям ОаА8/А10.з5 СаобзАэ изготавливались так же, как и в [5], методом молекулярно- лучевой эпитаксии в кристаллографическом направлении роста (100) с шириной квантовых ям 180 А. Для получения стабильных А+- центров определенной концентрации применялся метод двойного селективного легирования атомами бериллия. Были выращены три структуры с поверхностной концентрацией ацентров 1.5* 1010, 6-Ю10 и 1.8* 1011 см ’2. Спектры циркулярно поляризованной ФЛ образца с поверхностной концентрацией 1.5-!О10 см '2, снятые при Т= 4.2 К в магнитном поле ~ЗТл (рис. 1), согласуются с результатами, полученными в работе [8].
Р.ПСГ£У. еУ
Рис. 1. Спектры циркулярно поляризованной фотолюминесценции образца с концентрацией //‘-центров п = 1.5 • 10шсм2 в магнитном поле ~ 3 Тл, сплошная кривая - <т\ пунктир - а"; Т= 4.2 К [6].
В спектрах четко различаются две линии: правая линия заметно поляризована и при этом практически не расщеплена по энергии. Интенсивности составляющих левой линии с противоположными направлениями циркулярной поляризации почти равны, но имеют заметное
5
энергетическое расщепление. Поляризационные свойства правой линии соответствуют излучатслъиому переходу электрона на изолированный, парамагнитный в слабых магнитных полях /Г-центр, спиновые свойства которого были теоретически и экспериментально изучены в работе [5]. Что касается левой линии, то предпологаем, что она является результатом рекомбинационного процесса с участием фотовозбужденного электрона и одной из двух обменно-взаимодействующих дырок с противоположными спинами +3/2 и -3/2, находящимися в едином молекулярном состоянии двух близко расположенных /Г- центров ((/Г)2 - состоянии). Поскольку полный момент J такого состояния равен нулю, его дырочные уровни в магнитном поле не смещаются, и вероятность захвата фотовозбужденного электрона этими дырками одинаковая. Поэтому интенсивность электронных переходов на это (л*)2- состояние в магнитном поле определяется только электронным спиновым расщеплением, которое даже в максимальном магнитном поле наших экспериментов 4Тл не превышает кТ. В результате количество электронов с противоположными спинами оказывается практически равным, интенсивность переходов, как и амплитуды линий с разными поляризациями, также оказывается равной. Однако следует учесть, что после рекомбинации дырки, например со спином +3/2, остается другая дырка со спином -3/2, энергия которой в магнитном поле изменяется на 3/2^#/,£ (здесь g/lt — £-фактор дырки). Поэтому в спектре ФЛ переход с одной поляризацией будет сдвинут от перехода с другой поляризацией на величину 3/2|д0^/Д Таким образом, спектр поляризации ФЛ, обусловленный излучательной рекомбинацией молекулярного А'- центра, будет состоять из двух линий примерно равной интенсивности, поляризованных противоположным образом и сдвинут относительно друг друга. Наблюдаемая в эксперименте величина энергетического расщепления соответствует ^-фактору дырки gilъ0.6, что совпадает с литературными данными для основного состояния локализованных дырок в таких квантовых ямах [8].
6
Вероятность образования молекулярных (Л*)2 -состояний, очевидно, должна зависеть от концентрации легирующей примеси. Действительно (см. рис. 2), при повышении концентрации легирующей примеси интенсивность линии ФЛ атомарных Л*- центров уменьшается, а интенсивность линии с меньшей энергией квантов увеличивается. При больших концентрациях легирования, приближающихся к перекрытию волновых функций всех а*- центров, линия ФЛ, связанная с атомарными А*-центрами, практически не видна и остается лишь широкая линия с меньшей энергией квантов. Такое поведение амплитуд линий ФЛ можно объяснить тем, что с увеличением степени легирования отдельные атомарные л* - центры постепенно переходят в связанные молекулярные состояния.
Как показано в [9], фотолюминесцентные измерения позволяют определить энергию активации /Г- центров. Линия ФЛ, связанная с молекулярным состоянием /Г- центров, находится ниже по энергии, чем линия ФЛ атомарных Л*- центров. Это означает, что энергия активации молекулярного состояния /Г- центров больше, чем энергия активации их атомарного состояния. Иными словами, „выбросить" дырку в зону валентных связей из молекулярного состояния тяжелее, чем из атомарного.
Помимо фотолюминесцентных измерений энергию активации молекулярных состояний непосредственно можно было бы определить в экспериментах по измерению субмиллиметровой фотопроводимости или по температурным зависимостям их концентрации. Однако при повышении температуры прежде, чем произойдет выброс одной из дырок молекулярных /Г- центров в зону валентных связей, происходит разрыв связи между обменно-взаимодействующими дырками молекулярного состояния, в результате чего число молекулярных состояний уменьшается. Сказанное иллюстрирует эксперимент, в котором изучалась температурная зависимость интенсивности линий атомарных и молекулярных /Г- центров. Как показано на рис. 3, при повышении температуры происходит быстрое уменьшение интенсивности линии молекулярных состояний с одновременным ростом
интенсивности линии атомарных л*- центров. Иными словами, молекулы, распадаясь, превращаются в атомы. Этот экспериментальный факт еще раз подтверждает существование молекулярного состояния.
1.0
0.0
1.0
•е
3 0.5
0.0
1.0
0.5
0.0
1.520
1.525 / \
1 530
\
.525
1.530
.Л / '•
1.535
/
1.535
.540
1.516 1.520 1.524 1.528
Гікчуу, еУ
1.532
Рис. 2. Спектры фотолюминесценции образцов с поверхностной концентрацией Аг-центров 1.5*1010 (а), 6-Ю10 (Ь) и 1.8*1010 см'2 (с); Т= 4.2 К. Некоторое несовпадение положений линий по энергии можно объяснить разбросом ширин ям и химического состава в барьсрах[6].
Образование пар из положительно заряженных дырок близко расположенных /Г- центров возможно только при наличии притягивающего потенциаза. Притяжение одноименных зарядов в твердых телах возникает в результате электрон - фононного взаимодействия. В полярных кристаллах носитель заряда кулоновски взаимодействует с ионами решетки, вследствие чего возникает потенциал автолокализации.
8
1.0
5.0
1.5
35 *10
0.0
5 10 15 20 25 30
Г, К
Рис. 3. Зависимость амплитуды линий атомарного (л+) и молекулярного ((Л+)г) состояний /Г- центров от температуры. Полыми кружками показана температурная зависимость энергии связи дырок в молекулярном состоянии[6].
Носитель заряда захватывается этим потенциалом, образуя полярой. Возможно также формирование биполярона, когда в потенциале деформированной решетки локализуются два носителя с антипараллельными спинами. Биноляронное спаривание свободных носителей заряда в полярных кристаллах возможно только при достаточной величине постоянной электрон-фононного взаимодействия а. По теоретическим оценкам [10], наименьшее значение, при котором возможно образование стабильных пар в двумерной структуре, а = 2.9, что на порядок превышает величину а в ОаАэ р-типа. Однако в работе [11] теоретически было показано, что образование пар не свободными носителями заряда, а зарядами, локализованными на близко расположенных парамагнитных центрах, таких как А'- и £)'- центры, может быть энергетически выгодно даже при таких условиях, когда свободный биполярон нестабилен.
Энергия связи молекулярного (/Г)2 -состояния, по аналогии с энергией связи биполярона, равна АЕ = Е[(л*)2] - 2Е[а*], где Е[(Л')2 ] — энергия спаренного состояния, а Е[л'] - энергия изолированного А' -центра. По измеренным спектрам ФЛ можно определить экспериментальное значение
9
ЛЕ. Закон сохранения энергии при рекомбинации электрона и одной из дырок (/Г)г -состояния можно записать в следующем виде: 2Е[Л*] + ЛЕ = £[/Г] + /?У|. Здесь /?У| — энергия излученного кванта, энергия отсчитывается вниз от дна зоны проводимости. Учитывая то, что величина £[Л‘] в данном случае будет равна энергии /п>2, излучаемой при рекомбинации изолированного /Г - центра, очевидно, что ЛЕ - Иу\—/?г2, т.е. энергия связи равна энергетическому расстоянию между линиями. Здесь пренебрегается тем, что в процессе рекомбинации потенциал деформированной решетки изменяется медленно и влияет на конечное состояние оставшегося А* - центра. По температурным измерениям, энергия связи ЛЕ в образце с концентрацией легирующей примеси бериллия п5= 6-1010 см' линейно возрастает с
температурой от 2.7 мэВ при 6 К до 4.1 мэВ при 40 К. Рост энергии связи молекулярного Л' - состояния является подтверждением поляроиной природы парного состояния. Действительно, естественно предположить, что в силу дисперсии пар по расстоянию »между центрами энергии связи дырок в различных парах различна. Поэтому при повышении температуры прежде всего разрушаются пары с меньшей энергией связи, что приводит к смещению линии (/Г Д- состояний в сторону меньших энергий и увеличению энергетического зазора между линиями А* и (А*)2. Температурная
зависимость интенсивности линии молекулярного (/Г)2 -состояния имеет ярко выраженный неактивационный характер. Данный факт, по мнению авторов [6], объясняется тем, что распад молекулярного состояния происходит вследствие нарушения антипараллельности спинов дырок с ростом температуры.
В объемных слабокомпенсированных полупроводниках Я"- подобные примесные центры были обнаружены более 40 лет назад (обзор дан в [11]). Возможность реализации примесных молекулярных систем различного типа с варьируемым расстоянием между «ядрами» позволяет моделировать в полупроводниках соответствующие атомно-молекулярные системы. Кроме того, большая диэлектрическая постоянная и малая эффективная масса
10
электронов (дырок) позволяет изучать поведение примесных молекул в экстремальных внешних условиях (электрические и магнитные ПОЛЯ, давление и т. д.).
При теоретическом анализе состояний электронов в неупорядоченных системах детально рассмотрены два предельных случая: имеется либо кулоновский потенциал (пример — слаболегированные полупроводники [12]), либо короткодействующий 5-образный (модель И. М. Лифшица [13] для твердых растворов). В модели Лифшица рассматривается «один электрон», его взаимодействие с «дыркой» не учитывается и предполагается, что расстояние между потенциальными ямами значительно больше длины спада волновой функции электрона, соответствующей одной яме. Вследствие этого электрон локализован или вблизи одной ямы, или на двух близких. Простейшей реализацией ямы с короткодействующим потенциалом в плазме и газах является нейтральный атом водорода II. Как известно [14], такой атом может присоединить «лишний» электрон и образовать отрицательный ион //'. Возможность существования И~- подобных примесных центров в полупроводниках, образующихся при присоединении к нейтральному донору лишнего электрона (£>~-центр) или к акцептору - лишней дырки (Л'центр), была предсказана теоретически в работах [15,16]. Из аналогии с //'-ионом
[14] следовало, что эти центры должны иметь энергию сродства лишнего носителя £1=0,05 5 £0 (Е0 энергия ионизации водородоподобиого примесного атома). Такие центры в слабокомпенсированных полупроводниках были действительно обнаружены и начали интенсивно исследоваться достаточно давно [17,19]. Изучение таких центров при различных концентрациях нейтральных примесей N представляет интерес с точки зрения теории неупорядоченных систем с потенциалами малого радиуса. При этом, как уже отмечалось, в полупроводниках обычно довольно просто реализовать ситуацию, моделирующую явления в других средах. Изучение //"- подобных центров интересно и для собственно физики полупроводников, поскольку
11
- Киев+380960830922