Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Взаимодействие излучения инфракрасного диапазона с наноструктурами с квантовыми точками GeSi/Si 19
1.1 Введение (обзор литературы) 19
1.2 Описание экспериментальных образцов 28
1.3 Методика экспериментальных исследований 30
1.4 Результаты и обсуждение 34
1.4.1 Внутризонное поглощение 34
1.4.2 Фотоиндуцированное поглощение 43
1.4.3 Латеральная фотопроводимость 52
1.4.4 Фотоиндуцированная фотопроводимость 57
1.4.5 Динамика фотоиндуцированного поглощения 60
1.5 Основные результаты первой главы 75
Глава 2 Взаимодействие излучения инфракрасного диапазона с наноструктурами с двойными туннельно-связанными квантовыми ямами в сильных электрических полях 76
2.1 Введение (обзор литературы) 76
2.2 Описание экспериментальных образцов 82
2.3 Методика экспериментальных исследований 92
2.4 Результаты и обсуждение. 97
2.4.1 Туннельно-связанные квантовые ямы в продольном электрическом поле 97
2.4.1.1 Фотолюминесценция 97
2.4.1.2 Равновесное поглощение света 100
2.4.1.3 Модуляция поглощения продольным электрическим полем 105
2.4.1.4 Показатель преломления 110
2.4.1.5 Двулучепреломление 112
2.4.2 Туннельно-связанные квантовые ямы в поперечном электрическом поле 120
2.4.2.1 Фотолюминесценция 120
2.4.2.2 Равновесное поглощение света 121
2.4.2.3 Модуляция поглощения поперечным электрическим полем 125
2.4.2.4 Показатель преломления 127
2.5 Основные результаты второй главы 130
Заключение 131
Список публикаций автора
- Внутризонное поглощение
- Фотоиндуцированная фотопроводимость
- Туннельно-связанные квантовые ямы в продольном электрическом поле
- Туннельно-связанные квантовые ямы в поперечном электрическом поле
Введение к работе
Актуальность темы. Оптоэлектронные приборы среднего инфракрасного диапазона имеют перспективы широкого применения в различных областях. Ряд оптоэлектронных приборов с новыми характеристиками может быть создан на базе наноструктур с квантовыми ямами (КЯ) и квантовыми точками (КТ). Работа многих оптоэлектронных приборов, таких как лазеры, детекторы и модуляторы излучения, происходит в неравновесных условиях, создаваемых, например, разогревом носителей заряда электрическим полем или оптическим возбуждением. Исследование оптических свойств наноструктур в таких неравновесных условиях необходимо для разработки оптоэлектронных приборов на новых физических принципах и для понимания физических процессов, протекающих в приборных структурах.
Структуры с квантовыми точками могут быть использованы для создания детекторов и матриц детекторов излучения среднего инфракрасного диапазона, структуры с квантовыми ямами – для разработки быстродействующих модуляторов излучения среднего инфракрасного диапазона, лазеров с частотной модуляцией и других приборов. Изучение неравновесных оптических процессов и свойств наноструктур является необходимым этапом создания приборов на основе этих наноструктур. Отметим, что рассматриваемые в представленной работе оптические свойства наноструктур связаны с внутризонными переходами носителей заряда, что определяет их применимость для создания приборов среднего инфракрасного и терагерцового диапазонов.
При разработке детекторов излучения на основе квантовых точек основное внимание традиционно уделяется системам на базе материалов A3B5. Тем не менее, квантовые точки GeSi/Si также представляют значительный интерес, поскольку эта система материалов может быть совместима с существующей хорошо развитой полупроводниковой кремниевой технологией [1]. Важным позитивным (с точки зрения эффективности детекторов излучения) свойством
структур с КТ GeSi/Si является и тот факт, что коэффициент внутризонного поглощения света в этих структурах выше, чем в квантовых точках InAs/GaAs. Помимо практического применения структур с КТ для создания фотоприемников следует отметить привлекательность таких объектов для экспериментального подтверждения фундаментальных основ квантовой теории взаимодействия частиц. Квантовые точки до некоторой степени являются аналогом примесных центров, однако возможность менять количество дырок, локализованных в квантовых точках, путем изменения уровня легирования или межзонной подсветкой позволяет исследовать многочастичные взаимодействия в этих структурах, в том числе применимость к ним обобщенной теоремы Кона [2].
Гетероструктуры с туннельно-связанными ассиметричными квантовыми ямами благодаря возможности перераспределения носителей заряда в реальном пространстве под действием внешних факторов, например, электрического поля, являются хорошей основой для создания как фазовых, так и амплитудных модуляторов лазерного излучения. Выбор системы с туннельно-связанными КЯ GaAs/AlGaAs предполагает возможность встраивания слоев с управляемым показателем преломления в структуру, например, квантово-каскадного лазера, что позволит осуществлять модуляцию частоты излучения и повысить чувствительность приемо-передающих систем по сравнению с модуляцией интенсивности излучения лазера [3]. В туннельно-связанных квантовых ямах в поперечном электрическом поле могут наблюдаться различные физические явления, например, обладающий новыми особенностями квантово-размерный эффект Штарка [4], квантовая интерференция света [5], перераспределение носителей заряда в реальном пространстве, влияющее на оптические свойства наноструктур [6], что также объясняет интерес к изучению электрооптических эффектов в туннельно-связанных КЯ.
Основной целью диссертационной работы является экспериментальное исследование внутризонных оптических явлений в неравновесных условиях в наноструктурах с туннельно-связанными квантовыми ямами и квантовыми
точками, направленное на изучение процессов, протекающих в приборах оптоэлектроники среднего инфракрасного диапазона. В связи с этим решались следующие задачи:
1. Изучение и анализ спектров внутризонного поглощения света и
латеральной фотопроводимости структур с квантовыми точками GeSi/Si с разным
уровнем легирования в широком температурном и спектральном диапазонах как в
равновесных условиях, так и при возбуждении неравновесных носителей заряда
внешним излучением.
-
Определение на основе комплексного анализа экспериментальных данных энергетического спектра дырок в квантовых точках GeSi/Si и степени заполнения состояний дырками в разных условиях.
-
Исследование процессов релаксации заселенности состояний носителей заряда в квантовых точках GeSi/Si при оптическом возбуждении неравновесных носителей заряда.
4. Исследование модификации спектров межподзонного поглощения в
туннельно-связанных квантовых ямах GaAs/AlGaAs при изменении температуры и
под действием продольного и поперечного электрического поля.
5. Анализ вклада в модуляцию интенсивности излучения, прошедшего через
структуру с квантовыми ямами в электрическом поле, изменения показателя
преломления и коэффициента экстинкции. Определение механизмов модуляции.
Научная новизна.
Впервые исследована динамика фотоиндуцированного внутризонного поглощения в структурах с квантовыми точками GeSi/Si, определяемая релаксацией концентрации неравновесных дырок, локализованных в квантовых точках. Экспериментально и теоретически показана возможность термического опустошения квантовых точек GeSi/Si в неравновесных условиях при комнатной температуре. Проведено комплексное исследование поглощения поляризованного света и фотопроводимости в спектральной области внутризонного поглощения в квантовых точках в широком диапазоне концентраций дырок. Анализ спектров
поглощения в терагерцовом диапазоне позволил выявить экспериментальные проявления обобщенной теоремы Кона в системах с КТ GeSi/Si.
Исследовано влияние разогрева носителей заряда в продольном электрическом поле на коэффициент поглощения и показатель преломления в туннельно-связанных КЯ GaAs/AlGaAs. Наблюдалось полное опустошение основного состояния системы туннельно-связанных КЯ GaAs/AlGaAs в поперечном электрическом поле.
Практическая значимость.
В работе представлены результаты исследований особенностей заполнения состояний в квантовых точках GeSi/Si носителями заряда в различных условиях, что дает возможность оптимизировать параметры детекторов излучения на основе таких структур. Наблюдавшиеся при относительно невысоких температурах опустошение состояний КТ и температурное гашение внутризонной фотопроводимости важно учитывать при оценке диапазона рабочих температур детекторов. Исследования структур с туннельно-связанными квантовыми ямами в электрическом поле позволяют создать малоинерционные фазовые и амплитудные модуляторы излучения среднего инфракрасного диапазона. В целом, проведенные исследования позволят прогнозировать характеристики приборов, создаваемых на базе изученных структур с КЯ и КТ.
Методология и методы исследования.
При решении поставленных задач положение и заселенность уровней в квантовых точках GeSi/Si изучались путем исследования внутризонных поглощения и фотопроводимости. Перераспределение электронов между квантовыми ямами в паре туннельно-связанных КЯ наблюдалось путем исследования эволюции межподзонного поглощения с температурой и при приложении электрического поля. Исследования оптических свойств наноструктур проводились с использованием вакуумного фурье-спектрометра Bruker Vertex 80v, установки для исследования фотолюминесценции на базе решеточного
монохроматора Horiba Jobin Yvon FHR640 и ПЗС-матрицы. Для исследований при криогенных температурах использовались оптические криостаты, в т.ч. криостат замкнутого цикла. Обработка результатов проводилась в программных пакетах OPUS и Origin.
Научные положения, выносимые на защиту:
1. Внутризонное поглощение поляризованного света в легированных
структурах с квантовыми точками GeSi/Si демонстрирует различную зависимость
от уровня легирования в средней и дальней инфракрасной областях спектра.
2. Наличие барьера для дырок на гетероинтерфейсе квантовых точек GeSi/Si
приводит к экспоненциальному спаду с ростом температуры латеральной
внутризонной фотопроводимости и медленной компоненты релаксации
фотоиндуцированного поглощения излучения среднего инфракрасного диапазона.
-
Локализация неравновесных дырок в квантовых точках GeSi/Si при наличии потока биполярной диффузии в подложку возможна только при низких температурах.
-
Отсутствие влияния уровня легирования на поглощение света дальнего инфракрасного диапазона в квантовых точках GeSi/Si обусловлено тем, что кулоновское взаимодействие не приводит к сдвигу нижних возбужденных состояний в квантовых точках экстремальной геометрии.
-
Продольное и поперечное электрическое поле индуцирует изменение спектра внутризонного поглощения поляризованного света туннельно-связанными квантовыми ямами в области межподзонных переходов электронов, вызванное перераспределением электронов в реальном пространстве.
Апробация работы. Основные положения диссертационной работы докладывались и обсуждались на XVIII – XXI Международных Симпозиумах "Нанофизика и наноэлектроника" (Нижний Новгород, 2014 – 2017), International Conference on the Physics of Light-Matter Coupling in Nanostructures (PLMCN16, Medellin, Colombia, 2016), XII и XIII Российских конференциях по физике полупроводников (Ершово, 2015; Екатеринбург, 2017), 22th – 24th International
Symposium ”Nanostructures: Physics and Technology” (St. Petersburg, 2014 - 2016), 33rd International Conference on the Physics of Semiconductors (Beijing, China, 2016).
Публикации. По теме диссертации опубликовано 8 статей в ведущих рецензируемых российских и зарубежных научных журналах и 14 тезисов докладов на российских и международных конференциях. Список опубликованных статей приводится в конце автореферата.
Личный вклад автора заключается в проведении экспериментальных исследований, анализе и обсуждении результатов исследований, представлении результатов на конференциях и семинарах, подготовке статей к публикации.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, двух глав, заключения, списка публикаций автора и списка литературы. Объем работы составляет 153 страницы, в том числе 49 рисунков. Список литературы включает 128 наименований.
Внутризонное поглощение
Однако исследование КТ GeSi/Si представляет интерес не только в ближнем инфракрасном диапазоне, но и в области больших длин волн. В среднем инфракрасном диапазоне оптические свойства массива КТ GeSi определяются внутризонными переходами носителей заряда между дискретными состояниями энергетического спектра дырок, а также состояниями в сплошном спектре.
Внутризонная фотопроводимость (ФП) наноструктур с квантовыми ямами, связанная с возбуждением электронов или дырок из основного состояния в вышележащие состояния квантовых ям (КЯ) – хорошо изученное явление, успешно применяемое при создании детекторов среднего инфракрасного диапазона на квантовых ямах [16]. ФП в структурах с квантовыми точками (КТ) отличается от ФП в КЯ большим временем жизни носителей заряда по отношению к их захвату в квантовые точки по сравнению с захватом в квантовые ямы. Кроме того, в отличие от структур с КЯ, где существенна только вертикальная ФП, в структурах с КТ возможна и латеральная ФП.
Первоначальные исследования свойств структур с квантовыми точками были направлены главным образом на изучение КТ InAs/GaAs. Особенности латеральной и вертикальной фотопроводимости при нормальном падении излучения в структурах с КТ InAs/GaAs описаны в работе [17]. Авторы провели сравнение спектров латеральной и вертикальной фотопроводимости, а также межзонной фотолюминесценции, что позволило им с большой точностью определить энергетический спектр локализованных состояний в КТ и смачивающем слое. Представляется интересной работа [18], в которой описаны результаты исследований латеральной ФП при внутризонных переходах носителей заряда в нелегированных КТ InAs/GaAs при межзонной подсветке. Получены спектры ФП и их температурная зависимость. Отмечается большая величина внутризонной фотоиндуцированной ФП в нелегированных структурах с КТ по сравнению с ФП в легированных структурах. Фотоиндуцированная фотопроводимость структур с КТ InAs/GaAs была исследована и в работе [19]. Анализ полученных спектров фотопроводимости позволил достаточно детально определить спектр локализованных электронных состояний в точках. Интересные результаты были получены при исследовании латеральной фотопроводимости, связанной с внутризонными переходам, в структуре с квантовыми точками GaN/AlN [20]. Авторы провели детальный анализ спектров фотопроводимости, а также равновесного и фотоиндуцированного поглощения в структурах с самоорганизованными КТ GaN/AlGaN, в том числе определили и поляризационную зависимость наблюдаемых внутризонных переходов. Число работ, посвященных исследованию ФП в КТ GeSi/Si, относительно невелико. В работах [21] исследовалась вертикальная фотопроводимость при нормальном падении света, поляризованного в плоскости слоев с КТ, при этом в спектрах фотопроводимости наблюдались переходы дырок из локализованных состояний в КТ и межзонные экситонные переходы. В работе [15] авторы также наблюдали фотопроводимость, связанную с излучением, поляризованным в плоскости слоев с КТ, но в данном случае она была связана с переходами дырок из основного состояния КТ в возбужденные состояния. Исследования ФП проводились и в других работах для неполяризованного света и при межзонных оптических переходах [22, 23]. При исследовании латеральной проводимости структур с КТ GeSi/Si в работе [24] наблюдаются переходы между локализованными состояниями для дырок в КТ и электронов на гетероинтерфейсе. Латеральная фотопроводимость в КТ GeSi/Si при нормальном падении неполяризованного излучения среднего ИК диапазона исследована и в работе [25]. Работа [26] авторского коллектива из ИФП СО РАН посвящена исследованию вертикальной ФП при внутризонных переходах дырок под действием неполяризованного света при T = 90 K. Основное внимание уделялось сдвигу спектров ФП при изменении температуры роста слоя кремния, образующего барьер на интерфейсе GeSi/Si. Работа [27] той же научной группы посвящена влиянию дельта-легирования (положения дельта-легированного слоя по отношению к слою КТ) на спектры вертикальной фотопроводимости квантовых точек для неполяризованного света. В более поздней работе [28] А.И. Якимов с соавторами исследовали фотопроводимость, связанную с локализованными электронами в КТ GeSi/Si, причем в полученных ими спектрах присутствовало два пика, что подтверждает наличие потенциальной ямы для электронов на гетероинтерфейсе GeSi/Si, образующейся из-за наличия напряжений в структуре. Интерес представляют также полученные этим авторским коллективом результаты, согласно которым благодаря эффекту «фононного бутылочного горлышка» при уменьшении размера КТ снижается темновой ток и вероятность обратного захвата дырок в КТ, а фототок при этом растет [29]. Авторы работы [30] исследовали вертикальную фотопроводимость, связанную с переходами дырок из основного состояния КТ в сплошной спектр состояний как при нормальном падении, так и в геометрии, позволявшей вводить в образец излучение с компонентой вектора поляризации вдоль оси роста структуры. Похожие результаты были получены и авторами работы [10]. Латеральная фотопроводимость в GeSi КТ при нормальном падении излучения, связанная с переходами из локализованных состояний дырок в континуум, наблюдалась и в работе [31]. Работа [32] посвящена методам формирования КТ GeSi/Si и исследованию спектров фотоэдс p-i-n структур со слоями КТ GeSi/Si при воздействии неполяризованного света различной интенсивности. В работе [33] исследуется влияние кулоновского взаимодействия на спектры фотопроводимости и поглощения излучения разной поляризации в образцах с различным уровнем легирования в -слоях. Концентрация носителей варьировалась путем приложения смещения к структуре. Авторами показано, что наличие дырок в точках приводит к увеличению времени жизни носителей заряда, поскольку их захват в точку становится менее вероятным. В работе [34] эти авторы утверждают, что влияние отжига в атмосфере водорода является положительным за счет нейтрализации примесей и, соответственно, снижения концентрации носителей заряда в точках, и, как следствие, уменьшения вероятности захвата носителей заряда в КТ. Интересна также статья [35], в которой экспериментально обнаружено многократное усиление внутризонного фототока дырок за счет взаимодействия с поверхностными плазмонами в структуре, покрытой золотой пленкой с упорядоченными нано-отверстиями.
Фотоиндуцированная фотопроводимость
Модуляция показателя преломления в электрическом поле может быть достигнута благодаря эффекту Штарка в активной области лазера [84–86, 89] или вследствие эффекта Штарка в отдельной пассивной секции лазерной структуры, оптически связанной с волноводом [87, 88], а также при оптическом возбуждении электронно-дырочных пар внешним источником в слоях, примыкающих к активной области и волноводу квантового каскадного лазера [90]. Изменение показателя преломления, исследованное в работах [84–89] возникало в поперечных электрических полях вследствие эффекта Штарка при межподзонных переходах электронов в асимметричных КЯ.
В одиночных КЯ некоторые эффекты, такие как штарковский сдвиг уровней размерного квантования в поперечном электрическом поле, имеют небольшую величину (несколько мэВ) [93, 94], хотя и могут привести к модуляции света определенной длины волны. Однако модуляторы света, основанные на эффекте Штарка, в одиночных прямоугольных КЯ не будут эффективными [80, 94]. Одним из способов увеличения величины наблюдаемого эффекта может стать выбор структур с КЯ, в которых верхний уровень близок к уровню барьера, т.е. КЯ близка к резонансной. В таких структурах приложение поперечного поля приводит к значительному изменению поглощения, связанного с переходами носителей на резонансный уровень благодаря сильному штарковскому сдвигу и уширению этого уровня [95]. Электрическое поле в этих условиях приводит к осцилляциям коэффициента поглощения при энергии кванта выше энергии межподзонного перехода [95]. В работе [96] подобные осцилляции были объяснены эффектом Франца-Келдыша, причем теоретически рассчитанный спектр поглощения был в хорошем согласии с экспериментальными данными работы [95]. Другим способом увеличить степень влияния поперечного электрического поля на спектр поглощения структур с КЯ является применение ступенчатых и туннельно-связанных сдвоенных КЯ. Согласно теоретическим расчетам, проведенным в работах [5, 96] сдвиг уровней размерного квантования таких структур в электрическом поле может быть значительным. Существенный вклад в модуляцию света может также давать квантовая интерференция, возникающая при смешивании состояний электронов в КЯ в поперечных электрических полях. Наиболее сильно последнее явление должно проявляться в сдвоенных туннельно-связанных КЯ [5, 96].
В ступенчатых КЯ модуляция проходящего через структуру излучения при штарковском сдвиге экспериментально наблюдалась в работах [4, 97]. Удалось достичь столь значительной глубины модуляции излучения CO2-лазера как 50% [97].
Поперечное электрическое поле, приложенное к структуре с КЯ также может изменять в них концентрацию электронов. В работе [98] приложение напряжения к структуре с диодом Шоттки позволяло уменьшить (или увеличить, в зависимости от полярности приложенного напряжения) концентрацию электронов в КЯ. Авторы достигли глубины модуляции в 14%, но прогнозировали возможность 100% модуляции в случае оптимизации параметров структуры. В работе тех же авторов [99] была предложена схема двухдиапазонного модулятора излучения, состоящего из двух КЯ и резервуара с электронами между ними. В зависимости от полярности приложенного напряжения происходила перекачка электронов в одну из КЯ, что приводило к появлению межподзонного поглощения на одной из заданных энергий кванта света. Авторы отмечали важность учета объемного заряда при разработке подобных модуляторов. Достигнутая ими глубина модуляции в поперечном электрическом поле составляла 16% и 11% для двух длин волн излучения.
Работы [6, 100] посвящены исследованию изменения межподзонного поглощения в туннельно-связанных КЯ при приложении поперечного электрического поля из-за изменения профиля потенциала, и вызванной им перекачки электронов между более широкой и более узкой КЯ в паре при температуре T = 4 К. Зарегистрированное ими изменение пропускания излучения при приложении поля не превышало 20%. При этом приложение поля различной полярности приводило к увеличению межподзонного поглощения, связанного с переходами электронов с уровней одной из КЯ пары.
Приложение продольного электрического поля к структурам с КЯ имеет другой эффект, главным образом приводя к разогреву носителей заряда в них. Явление разогрева носителей заряда при высоких уровнях инжекции может влиять на характеристики полупроводниковых лазеров с КЯ. Разогрев носителей заряда сопутствует и другим физическим процессам, протекающим в полупроводниковых оптоэлектронных приборах в области больших токов накачки и больших уровней оптической инжекции. В работе [101] наблюдался разогрев электронов в селективно легированных КЯ, в результате которого изменялась концентрация электронов в КЯ и энергия верхнего уровня размерного квантования. При селективном легировании барьера электроны в области КЯ и ионы донорной примеси пространственно разделены, что может привести к образованию потенциальной ямы в области барьера, влияющей на положение верхнего энергетического уровня КЯ. При разогреве электронов глубина этого потенциального барьера может меняться, что приводит к изменению межподзонного поглощения в такой структуре. В работе [102] наблюдалось изменение спектра поглощения, связанное с непараболичностью и изменением энергий уровней размерного квантования из-за обменного взаимодействия электронов.
В туннельно-связанных КЯ при разогреве электронов продольным полем изменение поглощения также может быть вызвано перераспределением электронов в реальном пространстве [103, 104]. Проведенные оценки предельного быстродействия модулятора излучения, основанного на этом механизме предсказывают величину вплоть до несколько пикосекунд при условии, что не возникает поперечное электрическое поле [105].
Исследования межподзонного поглощения структур с ассиметричными парами туннельно-связанных квантовых ям в условиях оптической накачки, представленные в работе [106], показали влияние перераспределения носителей заряда между КЯ разной ширины в паре. В исследовавшихся структурах имелось четыре уровня размерного квантования, и наблюдался более заметный вклад в межподзонное поглощение переходов между уровнями, генетически связанными с одной КЯ, чем между уровнями, связанными с разными ямами. В следующей своей работе [95] авторы наблюдали перераспределение электронов между КЯ пары туннельно-связанных КЯ при разогреве носителей заряда продольным электрическим полем, что, по мнению авторов, приводило к заполнению вышележащих состояний первой подзоны размерного квантования, связанной с узкой ямой. В результате увеличивалась вероятность переходов электронов во вторую подзону е2, связанную с широкой КЯ, за счет рассеяния на фононах или примесях.
Таким образом, разогрев носителей заряда может в значительной степени изменить оптические свойства наноструктур с квантовыми ямами, а, следовательно, и изменить параметры приборов на их основе. Для учета такого влияния необходимо иметь методы оценки степени разогрева носителей. Одним из способов является экспериментальное исследование спектров фотолюминесценции (ФЛ) в электрическом поле и определение электронной температуры по коротковолновому спаду спектра фотолюминесценции, описанные в работах [107, 108].
Туннельно-связанные квантовые ямы в продольном электрическом поле
Во всех представленных спектрах поглощения присутствует пик, положение которого близко к рассчитанной теоретически энергии межподзонного перехода электронов с основного состояния на верхнее возбужденное состояние e1-e3. Наблюдается небольшой красный сдвиг пика поглощения с ростом температуры, причины которого будут описаны далее. При этом интегральное значение поглощения в области пика e1-e3, равное площади под кривой в этой области, в некоторой степени описывающее концентрацию электронов на основном состоянии, с ростом температуры уменьшается слабо. Температурная эволюция спектров, наблюдаемая в эксперименте, вероятно, объясняется перераспределением электронов по уровням размерного квантования, что в случае туннельно-связанных ям является перераспределением носителей заряда в реальном пространстве. Матричный элемент оптического перехода е1-е3 также уменьшается с ростом температуры. Слабое изменение интегрального поглощения, связанного с переходами с основного состояния e1, может быть связано со следующим процессом: относительное положение уровней e1 и е2, между которыми происходит перераспределение носителей заряда, с ростом концентрации электронов на уровне е2 увеличивается. Это связано с тем, что уровень е2 находится в узкой КЯ, и появление носителей на нем, вкупе с тем фактом, что легирование осуществлялось в области узкой КЯ, т.е. ионизованные доноры сосредоточены там, приводит к возникновению встроенного поперечного электрического поля, сдвигающего уровни размерного квантования в системе. Увеличение интервала между этими уровнями приводит к замедлению роста концентрации электронов на уровне е2 с ростом температуры. Вклад этого процесса в этой структуре заметнее, поскольку рассчитанная энергия перехода e1-е2 здесь в два раза меньше, чем в структуре для исследований в продольных полях. Оценки концентрации электронов на уровнях размерного квантования, сделанные в приближении полной ионизации доноров, показали, что как при комнатной температуре, так и при температуре жидкого азота электроны сосредоточены, в основном, на первом уровне размерного квантования, что и объясняет слабую зависимость интегрального значения поглощения в области переходов e1-е3 от температуры.
Основанием для применения приближения полной ионизации доноров в данном случае может быть тот факт, что значение концентрации легирующей примеси в структуре достаточно высоко для того, чтобы параметр ND1/2a B, где ав =98,8,4 - эффективный боровский радиус, имел значение 0,62. Это выше критического значения 0,37, после которого двумерная структура считается лежащей на металлической стороне перехода Мотта [122], что подтверждает возможность полной ионизации примеси.
Красный сдвиг пика межподзонного поглощения с ростом температуры наблюдается во многих работах, посвященных исследованию поглощения в струкурах с квантовыми ямами, например [16, 123, 124]. Среди возможных причин называют деполяризационный сдвиг и изменение эффективной массы электронов с температурой. В совместной работе [А6] был проведен расчет влияния различных факторов на спектр поглощения структуры с ТСКЯ. Учет температурной зависимости эффективной массы электронов дает смещение пика в область больших энергий на величину порядка 2 мэВ. Перераспределение электронов между подзонами и вызванное этим изменение объемного заряда в структуре приводит к сдвигу пика поглощения в нужную сторону, однако, величина этого сдвига - порядка 1 мэВ. Учет непараболичности также не объяснил сдвиг пика поглощения. Учет изменение деполяризационного сдвига с температурой по методике, описанной в работе [125], дал небольшое смещение пика поглощения в область больших длин волн с ростом температуры, но величина этого смещения составляла менее 1 мэВ. Главной причиной наблюдавшейся модификации спектра межподзонного поглощения с температурой стало изменение глубины КЯ за счет разной температурной зависимости ширин запрещенной зоны материалов ямы и барьера. Учет этого изменения полностью объяснил сдвиг пика поглощения на 8 мэВ.
Из уширения пика межподзонного поглощения было определено время жизни носителей на уровне е3 по формуле T h/z. Его величина убывала с ростом температуры от значения = 780 фс при температуре Т = 4,2 К до = 475 фс при комнатной температуре. Эти значения близки по порядку к аналогичным временам, найденным в работах [126,127].
Модуляция поглощения в поперечных полях в структурах с ТСКЯ второго типа измерялась только первым из описанных в разделе 2.3 второй главы способом – путем непосредственного изменения пропускания структуры под действием электрического поля с последующей фазовой коррекцией полученных спектров пропускания. Полученные в результате преобразования спектров пропускания спектры модуляции межподзонного поглощения поперечным электрическим полем положительной полярности с разной амплитудой представлены на Рисунке 45.
Туннельно-связанные квантовые ямы в поперечном электрическом поле
Во всех представленных спектрах поглощения присутствует пик, положение которого близко к рассчитанной теоретически энергии межподзонного перехода электронов с основного состояния на верхнее возбужденное состояние e1-e3. Наблюдается небольшой красный сдвиг пика поглощения с ростом температуры, причины которого будут описаны далее. При этом интегральное значение поглощения в области пика e1-e3, равное площади под кривой в этой области, в некоторой степени описывающее концентрацию электронов на основном состоянии, с ростом температуры уменьшается слабо. Температурная эволюция спектров, наблюдаемая в эксперименте, вероятно, объясняется перераспределением электронов по уровням размерного квантования, что в случае туннельно-связанных ям является перераспределением носителей заряда в реальном пространстве. Матричный элемент оптического перехода е1-е3 также уменьшается с ростом температуры. Слабое изменение интегрального поглощения, связанного с переходами с основного состояния e1, может быть связано со следующим процессом: относительное положение уровней e1 и е2, между которыми происходит перераспределение носителей заряда, с ростом концентрации электронов на уровне е2 увеличивается. Это связано с тем, что уровень е2 находится в узкой КЯ, и появление носителей на нем, вкупе с тем фактом, что легирование осуществлялось в области узкой КЯ, т.е. ионизованные доноры сосредоточены там, приводит к возникновению встроенного поперечного электрического поля, сдвигающего уровни размерного квантования в системе. Увеличение интервала между этими уровнями приводит к замедлению роста концентрации электронов на уровне е2 с ростом температуры. Вклад этого процесса в этой структуре заметнее, поскольку рассчитанная энергия перехода e1-е2 здесь в два раза меньше, чем в структуре для исследований в продольных полях. Оценки концентрации электронов на уровнях размерного квантования, сделанные в приближении полной ионизации доноров, показали, что как при комнатной температуре, так и при температуре жидкого азота электроны сосредоточены, в основном, на первом уровне размерного квантования, что и объясняет слабую зависимость интегрального значения поглощения в области переходов e1-е3 от температуры.
Основанием для применения приближения полной ионизации доноров в данном случае может быть тот факт, что значение концентрации легирующей примеси в структуре достаточно высоко для того, чтобы параметр ND1/2a B, где ав =98,8,4 - эффективный боровский радиус, имел значение 0,62. Это выше критического значения 0,37, после которого двумерная структура считается 124 лежащей на металлической стороне перехода Мотта [122], что подтверждает возможность полной ионизации примеси.
Красный сдвиг пика межподзонного поглощения с ростом температуры наблюдается во многих работах, посвященных исследованию поглощения в струкурах с квантовыми ямами, например [16, 123, 124]. Среди возможных причин называют деполяризационный сдвиг и изменение эффективной массы электронов с температурой. В совместной работе [А6] был проведен расчет влияния различных факторов на спектр поглощения структуры с ТСКЯ. Учет температурной зависимости эффективной массы электронов дает смещение пика в область больших энергий на величину порядка 2 мэВ. Перераспределение электронов между подзонами и вызванное этим изменение объемного заряда в структуре приводит к сдвигу пика поглощения в нужную сторону, однако, величина этого сдвига - порядка 1 мэВ. Учет непараболичности также не объяснил сдвиг пика поглощения. Учет изменение деполяризационного сдвига с температурой по методике, описанной в работе [125], дал небольшое смещение пика поглощения в область больших длин волн с ростом температуры, но величина этого смещения составляла менее 1 мэВ. Главной причиной наблюдавшейся модификации спектра межподзонного поглощения с температурой стало изменение глубины КЯ за счет разной температурной зависимости ширин запрещенной зоны материалов ямы и барьера. Учет этого изменения полностью объяснил сдвиг пика поглощения на 8 мэВ.
Из уширения пика межподзонного поглощения было определено время жизни носителей на уровне е3 по формуле T h/z. Его величина убывала с ростом температуры от значения = 780 фс при температуре Т = 4,2 К до = 475 фс при комнатной температуре. Эти значения близки по порядку к аналогичным временам, найденным в работах [126,127].
Модуляция поглощения в поперечных полях в структурах с ТСКЯ второго типа измерялась только первым из описанных в разделе 2.3 второй главы способом – путем непосредственного изменения пропускания структуры под действием электрического поля с последующей фазовой коррекцией полученных спектров пропускания. Полученные в результате преобразования спектров пропускания спектры модуляции межподзонного поглощения поперечным электрическим полем положительной полярности с разной амплитудой представлены на Рисунке 45.