Оптические свойства квантоворазмерных гетероструктур в системах A3B5 и A2 B6 , полученных методом молекулярно-пучковой эпитаксии тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК Г-ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А. Ф. ИОФФЕ

На правах рукописи

МАКСИМОВ Михаил Викторович

Оптические свойства кваптоворазмерпых гстероструктур п системах А5В5и А3Б6, полученных методом молекулярпо-пучковой эпитаксии

(01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков)

АВТОРЕФЕРАТ диссертации па сиискание ученой степени кандидата физико-математических наук

СанктЧ1етербург '1995

Работа выполнена в Физико-техническом институте им. А.Ф.Иоффе РАН.

Научный руководитель:

доктор физико-математических иаук

ЛЕДЕНЦОВ Н.Н.

Официальные оппонента:

доктор физико-математических иаук,

профессор

кандидат физико-математических паук

СЕЙСЯН Р.П., ГУРЬЯНОВ Г.М.

Ведущая организация

Физический институт С.Петербургского государствеипого университета

Защита диссертации состоится "

п жЫ

1995 г. в ' ^ час па заседашш специализированного совета К 003.23.01 при Физико-техническом институте им. А. Ф. Иоффе РАН по адресу: 194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул., 26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института. Отзывы на автореферат в . двух экземплярах, заверенные печатью, просим направлять по вышеуказанному адре у ученому секретарю специализированного совета.

Автореферат разослаи

1995 г

Ученый секретарь специализированного совета кандидат физико-математических наук

Куликов Г.С.

-3-

Общая характеристика работы, Актузлъпость работы. В настоящее время является общепризнаипым, что кваптоворазмерные (КР) гетероструктуры определяют прогресс в физике и технике полупроводников. Наиболее очевидны успехи в области оптоэлектроиных приборов, использующих КР-структуры на основе соединений А3В5 и А2В6. В последнее время наблюдается особенпо резкий рост интереса к структурам с размерностью ниже, чем два: К квантовым проволокам и точкам. Такие структуры обладают уникальными свойствами и позволяют кардинально улучшить рабочие характеристики большинства приборов. При размерности системы ниже чем два, в спектре плотности состояний вблизи дна подзон размерного квантования для электронов и потолка подзон размерного квантования для дырок ожидается появление сингуляряостей. Эти сингулярности, в свою очередь, должны приводить к сильной модификации оптических и электронных свойств. Так, например, большая плотпость состояний для носителей с малыми значениями волнового вектора означает большой коэффициент поглощения света при энергиях фотонов, соответствующих эффективной ширине запрещенной зоны, а в случае инверсии засоленностей, соответственно, большой коэффициент усиления. Теоретические расчета указывают также на существенное возрастание энергии связи квази-одномерного или квазн-лульмерного экситонов по сравнению со случаем двумерного экситона, если область локализации составляет величину, меньшую Боровского радиуса объемного экситона. Экситони в квантовых Проволоках и точках должны слабо экранироваться свободными носителями, а сила осциллятора экентонных переходов существенно возрастать. Лазеры па основе структур с размерностью ниже чем два должны иметь более высокую температурную стабильность, в частности,пороговая плотность тока дои лазеров па квантовых точках вообще не должна зависеть от температуры [1*].

Оптоэлектронные приборы на осполе соединений АЭВ5 в настоящее время являются ключевым компонентом в линиях волоконно-оптической связи, лазерных принтерах, устройствах оптической записи информации. Однако, по ряду параметров они уже не удовлетворяют все возрастающим требованиям, предъявляемым к современным оптоэлектронным устройствам. Уменьшение длины волны излучения полупроводникового лазера с 800нм до 400им позволит, например: в несколько раз увеличить плотпость и, как минимум, на порядок по величине скорость оптической записи информации, что даст возможность существенно расширить круг применений данных устройств; увеличить на один - два порядка по величине скорость печати лазерных принтеров и т.д. Появление полупроводниковых светодиодов в сине-зелеиой области спектра откроет новые возможности по созданию устройств цветного оптическою отображения информации нового поколения.

Основпой целью работы является исследеогние оптических свойств квантоворазмерных гетероструктур в системах А3В5и А2В , полученных метолом молекулярио-пучковой эпитаксин (МПЭ) как с точки зрения их фундаментальных свойств, так я их оптоэлектронных приложений. На защиту выносятся следующие положения:

1.' Выработаны новые методологические подходы к анализу спектров возбуждения люминесценции (СВЛ) КР-структур: показано, что форма СВЛ при низких температурах наблюдения и малых плотностях возбуждения в существенной степени определяется эффектами локализации и транспорта неравновесных носителей и экситонов.

2. При осанщении InAs со средней толщиной, меньшей одного монослоя (МС), на поверхности GaAs формируется массив когерентных островков высотой в 1МС, вытянутых вдоль направления [01-1]. Высокая однородность островков по размерам и относительному расположению определяет сверхмалую ширину линии в спектре фотолюминесценции (ФЛ). Высокая сила осциллятора экситона в структурах с малой степенью покрытия поверхности InAs ( до 0.08 МС) и ее слабая зависимость от величины покрытия находятся в соответствии с образованием мчсснва островков. ,

3. Оптические исследования свидетельствуют о том, что в то время как субМоиослойное покрытие является стабильным относительно прерывания роста при МПЭ, моиослои имеют тенденцию к распаду на субмоиослойное покрытие InAs я локально образующиеся анизотропные островки даже в том случае, когда толшина InAs слой ниже критической.

4. Квантовые точки (КТ) (In,Ca)As могут быть получены при осаждении покрытий (In,Ga)As, рассогласованных по параметру решетки с подложкой GaAs. При средней толщине осажденного InAs, равной 4. МС, на поверхности GaAs образуется упорядоченный массив КТ пирамидальной формы (основание 12±1 dm, высота 6±1 нм), плотность которых составляет до 10"смЛ Электронный спектр полученных данным способом КТ демонстрирует предсказанную ранее дельтообразную плотность состояний, что подтверждается наличием в спектре катодолкминесценции высокого разрешения сверхузких (полуширина меньше 0.15 мэВ) линий от отдельных КТ. Дяя образца с 4 МС InAs пик в спектре калориметрического поглошэдн совпадает с пахом в спектре ФЛ.

5. Продемонстрирована лазерная генерация ори иткекциошюй накачке через нульмерные состояния КТ. При комнатной температуре пороговая платность тока составила 950 А/см2. В диапазоне температур 50К-120К пороговая плотность тока составляла 120 А/см\ а характеристическая температура равнялась 350К.

6. Прн гелиевых температурах локализация экситонов на фяуктуациях .состава слоев ZnSySe,., (Zn^Cd.Se) с большим содержанием S (Cd) приводит к возрастанию интегральной интенсивности ФЛ твердых растворов по сравнению е-интенсивностью ФЛ

объсмных чистых слоев ZnSe, шращешшх П" БаАв подложке. Повышение температуры наблюдения до 77К приводит к делокализации экситонов н носителей и существенному умсньшсныо интегральной интенсивности краевой ФЛ слоев с большим содержанием Б и С& Основными каналами безызлучательной рекомбинации в согласованных по параметру решетки однородных слоях 2лЬхМ;; 8у5сЬ), (2п1хСс1х8е) являются поверхностная и интерфейсная рекомбинация. Умеренное летрование ) вызывает

гигантское увеличение интенсивности краевой ФЛ в слоях ZnSe и ZnSj.Se, что связано с изменением времени жизни и подавлением диффузии неравновесных элсюронов.

7. Интенсивная люминесценция при энергиях выше края экситонного поглощения о Zn(S,Se)-(Zn,Cd)Se-cтpyктypax с квантовыми ямами (КЯ) обусловлена локализацией электронно-дырочных пар (ЭДП) на флуктуацнях стснок КЯ. Релаксация ЭД11 во механизму горячих экситонов в данном случае вызвана их 'пространственной локализацией.

8. Согласно данным ФЛ п емкостных измерений,максимальное значения /Ыд^р/ в слоях (Ид- концентрация акцепторов, ^-концентрация допоров) при высокой эффективности легирования достигается при температуре подложки Т8-250°С и отношении потока Бе к потоку 2п,близкому к единице.

9. Проведение оптимизации условий выращивания эпнтаксиальных слоев и КР гетероструктур А*В6 па основе оптических исследований привело к реализации инжекцношщх 2п5с^пС(15с лазеров с КЯ, работающих при 300К в импульсном режиме с пороговой плотностью тока ,1аор"-б00А/см2.

Научная новизна и практическая 'значимость работы заключаются в том, что в ней разработана методика анализа СВЛ, дающая возможность адекватного определения уровней размерного квантования, впервые продемонстрирована большая сила осциллятора экентона, локализованного па островках 1пА;>, полученных осаждением субмопослойных покрытий, и показано, что ее величина практически не изменяется вплоть до сверхмалых покрытий. Впервые продемонстрирован эффект морфологической трансформации ЬАэ слоев с толщипой меньше критической. Впервые оптическими методами доказало, что в 1п(Оа,Аз)/СаА5 КТ реализуется дельтообразная плотность состояний. Впервые продемонстрирована лазерная генерация при инжекциошюй накачке через пульмерпые состояния 1СТ при 300К. Впервые показано, что эф>фективпость ФЛ решеточио согласованных нелегаровапных слоев А2Вв, виращепных па ОаАз, определяется безызлучательной рекомбинацией неравновесных носителей на поверхности и интерфейсе с подложкой. Впервые определены оптимальные параметры легирования азотом слоев с использованием эффективного источника азотной плазмы па

постоянном токе и продемонстрирована эффективность легирования 80% при /ЫА-М£/-8*1017см"3. Впервые показано, что в КР Iетсроструктурах Л5Вл эффективная

локализания неравновесных восителей, замедляющая их релаксацию, приводит к появлению интенсивной ФЛ выше (фая фундаментальною поглощения. Апробация работы.

Основные результаты диссертационной работы докладывались на 7-м международном симпозиуме по молекулярно-пучковой эпнтаксии (Бардопеккия, Италия, 7-11 Марта 1993); 8-й международной конференции но молекулярпо-пучковой эпнтаксии (Осака, Япония, 29 августа-2 сентября 1994 г.); Международном симпозиуме "Рост, исследование и использование гетеросфуктур, полученных на поверхностях с нетрадиционной ориентацией" (Трснто, Италия, декабрь 1994); 22-й международной конференции по полупроводникам (Ванкувер, Канада, /шуст 1994 ); Международном симпозиуме "Наноструктуры: физика и технология" (Санкт-Петербург, Россия, 26-30 июня 1995 г.)

Публикации. Научные результаты опубликованы в 16 печатных -работах в научных журналах и материалах конференций.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит аз введения, пяти глав я заключения, содержат 148 страниц основного текст», 46 рисунков и список л1ггературЦ из 164 наименований.

Содержание работы.

Во введении обоснована актуальность темы, сформулирована цель работы и изложена осио&ные положения, выносимые на защиту.

Первая глава носит обзорный характер. В неб рассмотрели механизмы роста папряжешшх гетероструктур А3В5 и проблемы получения 1н(0аАя)/0аА& КТ методом МГ1Э. Приведены экспериментальные результаты оптических а емкосгпых исследований КТ па основе соединений а'В3, опублнковашше в литературе к настоящему времена. Рассмотрены некоторые особенности технологии получепия соедпиенИй А3В6 и механизмы лазерной генерации в структурах на основе таких соединений при оптической накачке н низких температурю!. Описаяы механизмы релаксации неравновесных носителей в соединениях А2В6. Приведено-описание конструкций современных лазерных диодов па основе соединений А2В6 и рассмотрены проблемы их деградация. На основе критического анализа литературных данных определены основные задачи исследования.

Во второй главе приведено описание и обоснование методики исследования КР. гетероструктур - спектроскопии селективного возбуждения люминесценции (ССВЛ). Суть метода состоит в сравнении и анализе спектров возбуждения люминесценции (СВЛ), снятых по контуру линии локализованного экситона. Показано, что энергия характерных особенностей в таких спектрах возбуждения фотолюминесценции могут сильно отличаться. Таким образом, для определения истинных

Рис, I.Cnerrp ФЛ структуры с двойпой КЯ, ограниченной СР(а) Линия I' соответствует КЯ, лиши 2' соответствует СР. Линия ФЛ буферного подслоя GaAs (1.515 эВ) на ряс. не показана. Спектры возбуждения ФЛ для различных линяй (Ь). Кривая 1-СВЛ КЯ, кривая 2 - СВЛ СР, кривая 3 • СВЛ GaAs, отражающий спектр поглощения СР. Зоппая диаграмма структуры схематически представлена на вставке.

ptioton емгру. «v

значений энергий уровпей размерного квантования необходим детальный анализ СВЛ, снятых по всему контуру лилии. Величины сдвигов эпергий и форма СВЛ дает важную информацию о характере локализованных состояний, структуре гетерогранпц и механизмах релаксации носителей.

В первом параграфе данной главы изложены результаты исследования структуры с двойпой КЯ, ограниченной короткопериодпой сверхрсшсткой (СР) методом ССВЛ. Из рис.1 видно, что СВЛ КЯ п СВЛ СР качественно отличаются. Так, на СВЛ СР видны резкие экситопоподобные пики в области энергий, близких к энергиям тяжелого и легкого , эксатонов в СР. В то же время па СВЛ КЯ в области тех же энергий заметна лишь слабая модуляция интенсивности. На рис. 1(6)., кривая 3 приведен СВЛ буферного слоя ОаАз, который соответствует спектру поглощеши СР. Из рис.1 видно, что форма СВЛ КЯ соответствует форме спектра поглощения СР, тогда как форма СВЛ СР значительно отличается от пих. Экситопоподобные лиш.я в СВЛ СР существенно сдвипуты в область более низких эпергий по сравнению с аналогичными линиями п спектре поглощения (в СВЛ буферного слоя ОаАя). Т.о., экситопоподобные линии пе связаны с существованием акситошшх пиков в плотности состояний возле края поглощения СР, а являются

результатом различных вероятностей для экситоной а неравновесных носителей, рожденных светом с различными энергиями кванта, захватываться па флуктуациях локализационного потенциала, вызванного беспорядком интерфейса в СР. Несмотря на то, что полное число генерируемых носителей при возбувдении в низкоэнергетическом хвосте спектра поглощения СР мало, вероятность для них быть захваченным» флуктуащшмн и излучателыю рекомбинировать через локализованные состояния в СР более высока, чем для носителей, рожденных с большей кинетической энергией в конпшуумс. Этот эффект обуславливает сдвиг "ложных" экситоноподобцых пиков в сторону меньших энергий от реальных энергий тяжелого и легкого экситонов в СР и выражен в наибольшей степени для центральной и длинноволновой частей линии ФЛ СР. Неравновесные носители, рожденные с большим волновым вектором, имеют большую вероятность достичь КЯ или центров, безызлучателыюй рекомбинации. СВЛ коротковолнового края линии локализованного экситона имеет пики при энергии, близких к энергиям уровней размерного квантования или_ даже сдвинутых в сторону больших энергий.

Во втором параграфе представлены результаты исследования КР гстероструктуры со СР 1 рода методом СВЛ. Структура содержит 10 КЯ ваАэ шириной 140А, ограниченных барьерами А103Са07А5. В спектре ФЛ зкеитоняая лилия ¡шляется суперпозицией линии локализованного экситона (1.536 эВ) и линии свободного экентона (1.537 эВ), что свидетельствует об отсутствии крупномасштабных флуктуаций локйллзацнонного потенциала, превышающих диаметр экситона (300А). Мопослойные флуктуации приводили бы к появлению в спектре ФЛ пиков, отстоящих па ~1.5мэВ от основного. Отсутствие заметных флуктуаций локализационного потенциала подтверждаете)! СВЛ, снятыми по контуру линии экситонной ФЛ. Только на СВЛ, снятом для длинноволнового края линии локализовшшого экситопа, имеется небольшое уширение пиков по сравнению со спектрами, снятыми для центрального и коротковолнового "раев. Т.о., положения пик о*, на СВЛ соответствуют истинным энергиям уровней размерного квантования. На основе полученных нами экспериментально значений энергий переходов были уточнены значения разрывов зон, составившие (3/(^-0.52/0.48^ эффективная масса тяжелей дырки, равная ши/то-0.32.

В третьей главе приведены результаты исследования оптическими методами структур, содержащих мопослойные и субмонолойные покрытия ГпАв. Показано, что оптические исследования дают информацию о характере распределения 1пАв молекул иа поверхности ваАв, а также о процессах морфологической трансформации в таких системах.

В перлом параграфе приведены результаты исследования структур с субмонослоями 1пАв методами ФЛ, СВЛ и оптического отражения. Внедрение в (¡аАя

матрицу InAs субмонослосв приводит к появлению в спектре ФЛ узкой линии, расположенной между линиями, соответствующими чистому GaAs и 1 монослою (MC) InAs. Мы предположили, что на поверхности GaAs формируется упорядоченный массив проволокоподобных островков высотой lV'C. Согласно данным сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) [2*], ширина остоовков составляет 40Ä и они вытянуты вдоль Направления [01-1], что полностью подтверждает наши данные. Чрезвычайно малая (0.15 мэВ) полуширина соответствующей линии в спектре ФЛ говорит об очень высокой средней однородности как размеров островков,так и расстояний между ними. Экситоиные пики с участием тяжелых и легких дырок в спектрах ФЛ и СВЛ слабо поляризованы параллельно направлению [011] и [01-1], соответственно. Т.о., оптическая анизотропия обусловлена аиизотщшпым напряжением, направленным вдоль проволок. У всех образно» п спектре оптического отражения, кроме линии свободного экситона GaAs, присутствуют особенности, связанные с тяжелым и легким зкеитоном InAs слоя, причем положения этих особенностей совпадают с аналогичными пиками в спектрах ФЛ и СВЛ. Даже в случае очень малой средней толщины InAs слоя в спектре оптического отражения наблюдается сильная модуляция, обусловленная зкеитоном, локализованным на InAs островках. Полуширина экситошшго резонанса, связанного с InAs осгровкамн, уменьшается от 7 мэВ для 0."9МС. до 0.6 мэВ для 0.6МС (77К),и в то же время амплитуда этой особенности возрастает. На спектре анизотропии оптического отражения для образна с 0.3МС InAs присутствует значительная анизотропия в области линий тяжелого и легкого зкеитонов. Контур поляризации для линий тяжелого и легкого экситонов имеет сложную форму: длинноволновая и коротковолновая составляющая этих линий поляризованы в различных направлениях. По нашему мнению, к данному эс]х})скту приводят совместное действие экситошюй локализации в латеральной плоскости и влияние анизотропного напряжения. Было проведено сравнение энергий оптических переходов, рассчитанных в предположении, что субмоиослойный рост приводит к однородному распределению InAs молекул с экспериментом. Пик в спектре ФЛ сдвинут в область более низких энергий относительно положения, ожидаемого в предположении однородной КЯ с той же толщиной и средним составом. Итак, можно сделать вывод об увеличении энергии локализации тяжелого экситона, что полностью соответствует нашему предположению о формировании вытянутых островков с высотой в 1МС. Сила осциллятора яля экситона в InAs субмопослоях вычислялась путем моделирования спектров отражения (табл. ). Табл. показывает большую силу осциллятора даже в случае нанесения свсрхмалого количеств-: InAs. Мы считаем, что эксперимента могут бить объяснены на основе модели латерального квантования. Массивы квантовых проволок и квантовых точек могут обуславливать силу осциллягора экситона, сравнимую с таковой в квантовой яме, даже п случае, если проволоки или

Таблица. Результата расчетов спектров отражения

0.9 МС_0.3 МС__0.16МС 0.08 МС

тяжелая дырка

1.461 1.492 1.501 1.504

Si*103 130 90 50 60

Т| (не) 38- 51 82 59

легкая дырка

Ед'эВ) 1.489 1.501 1.505 1.506

S^IO3 25 30 30 30

Ej, Sj, Tj - Соответетъенно,энергия, сила осциллятора; и время излучательной рекомбинации j-ro экситопного перехода.

то?ки покрывают лишь малую часть поверхности (3*]. Отсутствие уменьшения силы осциллятора при уменьшением доли поверхности, покрытой InAs, объясняется тем, что при этом уменьшается длинна проволок [2*], т.е. происходит постепенный переход к случаю КТ.

В третьем параграфе приведены результаты оптических исследований трансформации InAs слоев с толщиной, меньше критической при прерывании роста. Спектры ФЛ структур с IMC InAs, выращенных без прерывания роста и с 10 с . прерыванием,практически пе отличаются друг от друга. Увеличение времени прерывания до 100 с приводит к упшрению и уменьшению интенсивности ланий от InAs. Дальнейшее увеличение времени прерывания вызывает расщепление липии иа узкую коротковолновую и очень широкую и сильно поляризованную Длинноволновую составляющую, сдвинутую в область более низких энергий по сравнению с первоначальным (т.е. при 10 с прерывания) положением пика от InAs слоя. На СВЛ длишюволновой и коротковолновой линий присутствуют по две особенности, имеющие поляризацию, соответствующую тяжелым и легким дыркам (рис.2а). Пики в СВЛ обоих линий находятся при очень близких энергиях, но их энергии сильно отличаются от энерп-й тяжелого и легкого экситонов в СВЛ IMC InAs, выращенного с 10 с прерыванием роста (рис.2с). В го же время СВЛ длинноволновой линии у образца с (МС InAs и 1000 с прерыванием роста очень похож на СВЛ образца с lA InAs и 10 с '

Рнс.2,Спектры ФЛ (сплошная линия) и Возбуждения ФЛ (пунктирная линия) InAs пика для образца с IMC InAs и 1000 с . прерыванием роста (а), для образца с IA InAs И 10 с- прерыванием роста (Ь), для образца с IMC InAs и 10 с прерыванием роста (с).

140

144

148

162

прерывания роста большая часть

Photon Energy (aV)

прерыванием роста (рис.2а). Т.о., после 1000 с поверхности заполнена одиородоым суСмонослойным InAs покрытием. Длинноволновая лилия в спектре ФЛ образца с IMC InAs и 1000 с прерыванием росл., по нашему мнению, связана с образованием островков InAs с высотой, большей чем IMC. Относительно высокая интенсивность ФЛ InAs островкоз означает, что па них происходит эффективный, захват неравновесных носителей и экситонов. Кроме того, положение длинноволновой линии , в спектре ФЛ сильно зависит от плотаоста возбуждения. Эта линия ноляризовапа вдоль направления <1Ю> (особенно при резонансном возбуждении). В случае выращивания субмопослойных покрытой InAs введение длительных прерываний роста приводят к результатам, в корне отличным от рассмотренных выше. В этом случае при больших временах прерывания пик от InAs сверхтонкого слоя не уширяется и не расщепляется. Вместо этого, при увеличении времени прерывания роста пик постепенао смещается в коротковолно вую сторону, и в конце концов сливается с пиком GaAs. Данный эффект можно объяснить одаородаым испарением InAs молекул, выражающимся в уменьшении длинны островков. Описанный выше результат означает, что в случае субмонослойного покрытая распределение молекул InAs по поверхности, получешюе сразу после осаждения, обеспечивает

минимальную поверхностную энергию.

В четвертой главе приводятся результаты оптических исследований (In,Ga)As/GaAs квантовых точек (КГ), полученных путем спо«гпшноГО распада

нанряжсшшх (1п,0а)Лз слоев, а также анализируется цдашоепязь их структурных и оптических свойств.

В первом параграфе данной главы рассмотрено влияние состава и средней толщины осажденного (1п,Оа)А5 на структурные свойства КТ. Рост точек контролировался по картине дифракции быстрых электронов (ДБЭ). Образцы исследовались методом электронной микроскопии (ЭМ). Данные ЭМ и ДБЭ показали, что критическая толщина, необходимая для формирования С1п,Оа)Лз КТ сильно зависит от состава по 1п и возрастает с 5-бА ( 100% ЬАб) до 9А(50% 1пАэ) и далее ,чо 30А (40% ¡пАх). В случае поверхности (311 )А СаЛ.ч для получения КТ необходимо осадить большое количеств материала. Точки, полученные на,начальной стадии трансформации (3.3 МС 1п0 5Оа03А5) имеют круглую фюрму с диаметром ~60А и локально соединены в конгломераты. Дальнейшее осаждение 1п|)5Саа5А5 приводит к формированию развитых когерентных островкои и увеличению их однородности по размеру. При средней толщине покрытия 1п0 5Оа0 5Аа, равной 5.3МС, образуются когерентные островки с характерными размерами 5-15 им. Увеличение средней толщины 1п05Оа03Ах до 7.3 МС приведет к образованию хорошо развитых точек, обладающих сравнительно малой дисперсией по размеру. Данные точки имеют форму . пирамидок со сторонами, параллельными направлению <100>. Однако при больших средних толщинах 1п05Оа05А5 начинается образование больших дислоцированных кластеров. Формирование хорошо развитых ГпЛэ КТ (при температуре подожки Т,-480С) начинается уже на самых рашшх стадиях трансформации, т.с при средней толщине ГпАя^леньщси чем 2МС. Точки, образующиеся при осаэдсшш 4 МС 1пА5,1шеют фирму пирамидок,в основании которых лежат квадраты со сторонами 12±1нм, сориентированными вдоль направлений [100] и [010]. Высота точек, определенная из ЭМ фотографий поперечного сечения, составляет 6±1нм. Боковые стороны пирамидок представляют собой. фасетки {110}. Данные точки выстроены вдоль направлений <100> и образуют примитивную квадратную решетку. Дисперсия по размерам таких точек весьма мала (<20%). Очеи% с№ноо влияние на морфологию слоя оказывает температура роста. Уменьшение Т, при осаи&сиии 1п05Оа05А8 до 320С приводит к упорядочению точек в цепочки; параллельные [110]. Характерное расстояние между соседними цепочками составляет примерно 50нм. В пространстве мелэду цепочками наблюдаются и отдельные точки. Данное наблюдение хорошо согласуется с результатами 1 параграфа 4 гиавы.

Во втором параграфе рассмотрены оптические свойства КТ. В спектре ФЛ КТ наблюдается интенсивная линия, сдвинутая в область низких энергий па 100-150 мэВ относи тельно энергии основного оптического перехода, ожидаемой для однородной КЯ с тем же количеством ЬОаАв (1.42 эВ для 1по;Сай5А5 ямы толщиной 10А при 5К). ¡п^Оа^Ав КТ, осажденные при 450°С (50-60А КТ и их кон. ломераты). показали

»

относнтельно широкую линию з спектре ФЛ с максимумом примерно 1.25 эВ (5К), сдвинутым в длинноволновую сторону на 50-60 мэВ по отношению к максимуму в спектре калориметрического поглощения. При высоких плотностях возбуждения линия ФЛ' сдвигается в сторону максимума поглощения. Это означает, что плотность конгломератов относительно мала в соответствии с данными ЭМ, а поглощение обусловлено маленькими точками. 1п05СЗа0 5А5 КТ, выращенные при 320°С (50-60А КТ, конгломераты отсутствуют),показали очень узкую (10 мэВ) линию ФЛ с максимумом при 1.3 эВ. Максимум в спектре ФЛ совпадает с максимумом спектра поглощения. КТ, полученные осаждением бА 1пА.ч при 450С (начальная стадия формирования), обнаруживают широкую (50 мэВ) линию в спектре ФЛ при 1,37эВ. В этом случае поглощение, связанное с КТ мало и лшгия от КТ п спектре калориметрического ' поглощения не разрешается, пик при 1.43эВ обусловлен двумерным 1пАз подслоем (смачивающим слоем). В спектре ФЛ образца с 12А 1пАз (хорошо развитое точки) наблюдается интенсивная линия при 1.11 эВ с полушириной 40 мэВ. Линия ФЛ не сдвигается при увеличении накачки, зависимость энергии максимума линии от температуры наблюдения соответствует . температурной зависимости ширины запрещенной зоны для ОзАб, интенсивность линии остается высокой вплоть до комнатной температуры. Пик- в спектре ФЛ совпадает с пиком в спектре калориметрического поглощения, что говорит о наличии высокой плотности хорошо сформированных точен, в согласии с данными ЭМ,

В третьем параграфе приводятся результата экспериментов, доказывающие существование 5-образиой плотности состояний в отдельной КТ. Вследствие ограничения носителей в трех направлениях плотность состояний для каждой 1СГ должна представлять собой набор 5-фупкшш от уровней размерного квантования. Наличие конечного времени жизни приводит лишь к очень несущественному уширешпо липни ФЛ. Основным фактором, определяющим форму и ширину спектра ФЛ, является наличие флуктуаций размеров, (¡юрмы и напряжений отдельных точек. Т.к. при измерении ФЛ возбуждается ~Ш8-10'точек, то спектр явяяегся неоднородно уширенным. Типичпая ширина спектра ФЛ составляет около 50 мэВ. Для того, чтобы наблюдать опютсские свойства отдельных точек, необходимо возбуждать очень малую площадь образца, в пределах которой находится сравнительно небольшое количество КТ. Для этих целей используется катодолюмипесцепцпя высокого разрешения. Спектр катодолюмпнссцсицня состоит нз -серии сверхузких линяй с шириной <0.2 мэВ. Данная шприпа определялась предельным разрешением оборудования. Каждая линия связана с одной КТ. Такой спектр позволяет непосредственно наблюдать отсутствие неоднородного уширения ¡1 отражает 5-образную плотность состояний КТ. Минимальное расстояние мелщу отдельными линиями составляет 0.1 мэВ и соответствует изменению размеров КТ на 1 молекулу ЬАб. Линия

от отдельной К Г остается такой же узкой при увеличении температуры до 60К. При этом тепловая энергия (к'Г) значительно больше, чем ширина пика. Т.о.,состояния континуума, которые могли бы быть термически заселены, в данном случае отсутствуют и иАотностъ состоянии действительно представляет собой 6-фупкцию, что впервые доказывает формирование идеальных полупроводниковых КТ.

В четвертом параграфа рассмотрены электролюминесцентаые свойства структур с КТ. Проведено сопоставление двух лазерных структур с различным средним количеством осажденного In05Ga0 sAs (tav). Для структуры В осаждение InG5Ga03As закончилось на начальной стадии формирования КТ (t,v-IuM). Для структуры А осаждение продолжалось вплоть до значения t,v-i.8uM и приводило к формированию лучше развитых и более однородных островков, чем в случае структуры В (см. параграф 1 данной главы). В лазерной структуре А максимум в спектре электролюминесценции (ЭЛ) наблюдается на длинноволновом краю спектра ФЛ. Такой сдвиг типичен для лазеров на кьантбвых ямах и связан с 3ijxj>OKTOM самопоглощения в волноводе. Возрастание плотности инжекциопного тока приводит' к небольшому сдвигу максимума в спектре ЭЛ, однако линия лазерной генерации все равно находится на длинноволновом краю спектра ФЛ. Т.о., лазерная генерация осуществляется через нульмерные состояния в однородных КТ. В лазерной структуре В (начальная стадия формирования КТ) максимум в спектре ЭЛ совпадает с максимумом в спектре ФЛ, что говорит о незначительном самопоглощснин при данной волноводной геометрии. Максимум в спектре ЭЛ сдвигается в сторону высоких энергий с возрастанием величины инжекциопного тока (аналогичный сдвиг имеется и для максимума в спектре ФЛ),и лазерная генерация наблюдается па коротковолновом краю спектра ФЛ. Такой эффект не наблюдается для структуры А и объясняется насыщением усиления на больших точках,т.к. число их в структуре В относительно мало. Т.о.,в этом случае лазерная генерация осуществляется на небольших КТ, которые преобладают на начальной стадии трансформации Ing jGagjAs слоя. На спектре лазерной генерации, снятом .с высоким разрешением, можно видеть отдельные иродольные моды. Коэффициент подавления боковых мод равен 6 дБ, более чем 50% энергии лазерного излучения сосредоточено в центральной моде. Такой вид спектра отражает спектрально узкую функцию усиления, ожидаемую для лазеров на КТ. В диапазоне температур от 50-' 100К значение характеристической температуры Т0 равно 350К, что намного выше, чем значение 285К, предсказанное для лазеров на КЯ. Однако при температурах выше, чем 130К, величина порогового тока резко возрастает. Мы связываем этот эффект с неоптимальными условиями роста, результатом чего явилась в S раз меньшая интенсивность ФЛ у структуры А по сравнению со структурой В и невозможность получить лазерную генерацию при комнатной температуре. Для лазерной структуры В характеристическая температура составила Т0-ЗООК в диапазоне между 77К и 140К,

пороговая плотпоегь тока составила 120 А/см2 при 77К. В диапазоне от 150К до ЗООК температурная зависимость порог огого тока более сильная и соответствует меньшему значению Т0, равному 120К. Мы обменяем значительное уменьшение Т0 до 150К термическим выбросом носителей нз КТ в прилегающий слой ОаЛ^, что обуславливает необходимость увеличения плотности инжекциошюго тока, необходимой для поддержания данного коэффициента усиления.

В петой главе рассмотрены оптические свойства слоев и структур на ослоке широкозонных. соединений А:В6, выращенных методом МПЭ.

В первом параграфе рассмотрена люминесцентные свойства нелегированпых и легированных хлором слоев Zn1.ICdxSe и Хп^Мй^^е,^. Флуктуации состава твердого раствора, наиболее выраженные для слоев 2п8у5е1у (Хп^Сс^Бс) с большим содержанием ' в (С(1), приводят к существенному уширению линии экситонной люминесценции. При . гелиевых температурах локализация экситонов на фпуктуаниях состава выражается в подавлении их транспорта к центрам безызлучатсльной рекомбинации и приводит, соответственно, к возрастанию интегральной интенсивности ФЛ твердых растворов по сравнению с интенсивностью ФЛ чистых слоев Zn.Se при малых плотностях возбуждения. Повышение температуры наблюдения до 77К приводит к дслокьлизации экситонов и носителей, увеличению их коэффициентов диффузии и, следовательно, к существенному уменьшению интегральной интенсивности краевой ФЛ слоев с большим содержанием 8 и С4 В случае слоев 2п8уБе1у (Яп^С^йе) с малым содержанием серы (кадмия) при 77К у экситонной линии в спектре ФЛ с коротковолновой стороны присутствует резкий провал, обусловленный поглощением в приповерхностном слое, не дающем вклада в ФЛ. Энергия, соответствующал провалу на спектре ФЛ, в нашем случае равна энергии свободного экситона, определенной из спектра отражения. Умеренное легирование С1 (п-10"-10"см~3) вызывает гигантское увеличение интенсивности краевой ФЛ в слоях гпве и гпвуве^Гв 10-100 раз при 77К и в 100-10000 раз при комнатной температуре), как вследствие уменьшения коэффициентов диффузии, так и иэлучательного времепи . жизни. Т.о., концентрация электронов, зпачительнр меньшая, чем концентрация неравновесных носителей в условиях инверсной заселенности при лазерной генерации, может, эффективно снижать влияние безызлучательных каналов рекомбинации даже в энитаксиалышх слоях, не согласованных по параметру решетки. Основными каналами безызлучатсльной рекомбинация в решеточяо-согласованных однородных слоях гп,.хМв,5у8е,.у являются поверхностная и интерфейсная рекомбинация, поэтому выращивание нелегированных слоев, отсеченных от поверхности и подложки более широкозоинымя барьерами, также приводило к увеличению (до 10-100 раз) эффективности нзлучательной рекомбинации при высоких температурах наблюдения.

Во втором параграф приведены результаты оптимизации процесса легирования азотом слоев 2пБе на основе оптических исследований.

Верхний предел концентрации Л^а-Нй/ может быть объяснен появлением в процессе легирования компенсирующих глубоких донорпых комплексов, связанных с вакансией Бе (У3с) [4*]. Поэтому о концентрации компенсирующих центров и эффективности легирования можно судить но относительной интенсивности лншш экситона, связанного па глубоком компенсирующем доноре (1/). Как показали оптические измерения, высокая температура подложки к икзкое отношение потока Бе к потоку Za (Ь/^г«) приводят к увеличению концентрации компенсирующих центров. Так как в случае слабо компенсированных слоев достижение максимальных величии /Ыд-Ыр/ ограничивается недостаточно эффективным встраиванием атомоа азота в анионную подрешетку вследствие Ь'с-обогащсшюй поверхности роста, а в случае сильно компенсироваппых слоев — ростом концентрации компенсирующих доЬороп, то оптимальными параметрами роста являются близкое к единице отношение потоков и как можно более низкая температура подложки.

В третьем параграф приведены результаты исследований низкотемпературной люминесценции для структуры с десятью 101 2а0 ЙСс10 28е толщиной по 50А, разделенных барьерами 2и30 053с0 55 толщиной по ЮОА. Спектр ФЛ при низких температурах состоит из трех инков (1,2,3) при энергиях, близких к энергии максимума в СВЛ наиболее дшишоволновой лншш ФЛ (рис.3). Максимумы в СВЛ соответствуют экс!1то1шым переходам в КЯ 2п0 8Сс1а2йе с участием тяжелых и легких дырок в первой подзоне

Рис. З.Спектры Ф) 1 11 возбуждения ФЛ структуры с гпзэе-гпсазс кя при 5К (а), СВЛ 2'нЗ'соответствуют полосам ФЛ 1 н 3. Спектр ФЛ при 77К (Ь).

а.в 2 7 за

РЬаЕоП вовгду ( «V )

размерного квантования и с участием тяжелых дырок во второй подзоне размерного квантования. Особенность в СВЛ, обозначенная Е*ьь, обусловлена возбужденным состоянием экситоиа, образованного с учзстием тяжелых дырок (т.е. экентонным континуумом). Спектральное положение полосы 2 совпадает с максимумом в СВЛ, соответствующим экситопным переходам с участием тязкелых дырок. Полоса 1 обусловлена экситопами, локализованными на островковых ушнрепиях КЯ. Наибольший Ш1терсс для пас представляет полоса 3. Увеличение температуры наблюдения приводит к сдвигу полосы в сторону больших энергий, вплоть до величины, соответствующей Е ьь, и ее интенсивность, относительно линии свободных квазидвумерных экситоиов уменьшается. Мы полагаем, что за нее ответственны электронно-дырочные пары (ЭДП), локализованные на островковых фгсуКтуациях стенок КЯ. Релаксация в основное состояние экситона замедленна в данном случае тем, что энергетический- зазор между локализованными ЭДП н основным состоянием экситона меньше энергии Ш-фонопа, а рассеяние на акустических фетишах затруднено из-за пространственной локализации

Рис.4.Спектры электролюминесценции и лазерной генерации для структур Л (слева) п и В (справа). Ватг-ампериые характеристики представлены па вставках. Стрелками показаны порош генерации.

экситонов. Энергия активации, определении нз зависимости вптсгралыюД интенсивности полосы от обратной температуры составляет ~23 мэВ, что, по-видимому, соответствует поросу протекания ЭДП для дайной структуры. СВЛ попоен Э представляет собой набор эквидистантных пиков, разделенных энергией, соответствующей энергии Ш-фоиона авЗе (30,5 мэВ),И однозначно свидетельствует о совместной релаксации электронов, я дырок по механизму горгшх экентопов. Более того, ширина пиков в СВЛ существенно возрастает (до ~!5 мэВ) оо мерс увеличения числа испущенных фонопов, что говорит о том, что ЭДП подвергаются дополнительном у рассеянию па акустических фоноиах. Т.о.,релаксация по механизму горгшх экгошм дапиом случае не связана с кулоповскнм взаимодействием между электроном в дыркой я определяется эффектами пространствешюй локализации фотовозбуждашых ЭДП о» , флуктуациях степок КЯ.

В четвертом аараграфе рассмотрены электролюминесценпше характеристики диодов с КЯ 2па7|С<1<1225е/2п(8с,8). Образцы представляли ю себя р-й)-диады с п-областью, легированной хлором, и р-областью, лещровдшюй азотом. Для структуры А активная область состояла из одной КЯ гп^С^^е толщиной 15 им, для структуры 0 -из трех КЯ гв0„Сс^з^ с толщинами по 12им, разделенных барьерами ¿ав^Зеам. Обе структуры демонстрируют лазерную генерацию при импульсиой пнжекцвошюй накачке как при 77 К, так п при комнатной температуре (рис.4). В импульсном режиме лазеры работают без существенной деградации часами при 77 К и десятками минут прв ЗШ К. Как при 77 К, так я при 300К лазеры структуры А Демонстрируют заметно меньший пороговый ток и большую внешнюю дифференциальную квантовую эффективность. При превышении порога ватг-ампернал характеристика лазеров структуры А .шляется линейной в широком диапазоне токов пакачки, тогда как характеристика лазерёв структуры В демонстрирует суперлнпейиый рост мощности при увеличения тока. Такая нелинейная зависимость свидетельствует о наличии пасышдемых потерь и, по пашену мнепию,связана с неоднородной накачкой разных ям.

В заключения сформулированы основные результаты выполпеппых исследований.

1.Показано, что эффекта локализации и транспорта иеравловеспых носителей и экситонов могут играть определяющую роль в СВЛ. Для количественного анализа наблюдаемых в СВЛ пиков необходимы детальные исследования СВЛ, снятых по контуру липни ФЛ^шбо сопоставление СВЛ со спектрами поглощения (или спектрами подавления люминесценции буферных слоев). Расчет, проведетше на основе таких исследований, указывают на то,что эффективная масса тяжелой дырки в гезеро структурах СаЛя-ЛЮаДя составляет ти/то-0;32,а величина разрыва валентной зоны составляет 48% от величины полного разрыва зон.

2.Методами ФЛ, CBJ1 я апизоторпного оптического отражепия исследованы свойства InAs субмонослоев, виедрепных в GaAs матрицу. Чрезвычайно узкая полуширина линии (до 0.15 мэВ), высокая сила осциллятора экситона, ее слабая зависимость от средней толщины InAs покрытия, существенная анизотропия лилий тяжелых и легких дырок свидетельствуют О формировании на поверхности упорядочспного массива InAs островков, Оптические измерения подтверждают, что островки вытянуты вдоль паправлепня [01-1).

3.Оптическими методами исследовано влияние длительных прерываний роста па структуры с InAs монослоями и субмопослоямп. У структур с малой <<1МС) величиной InAs Покрытия вплоть до больших времен прерывания сохраняется высокая эффективность ФЛ и" отсутствует уширепие линии, что говорит о том, что даппое покрытие является стабильным. Наоборот, в случае IMC InAs при увеличении времени прерывания линия ФЛ уширяется и ее интенсивность падает. Это означает, что IMC InAs имеет тенденцию к распаду па аиизотроппые островки и однородное покрытие толщипой в (А. Для InAs покрытий толщиной больше 1МС длительные времена прерывания роста благоприятствуют формированию больших трехмерных кластеров н т.о. могут приводить к возшпшовешно локальных напряжений. Дашые исследования подтверждают наличие процессов упругой релаксация даже па начальпом этапе роста тонких пленок.

4.Исследованц оптические свойства (ln,Oa)As КТ, сформированных в GaAs матрице. Точки, нолучетше при оптпмальпья условиях роста, показали высокую эффектшшость ФЛ вплоть до компагной температуры, пик в спектре ФЛ паходится при Toft же эггёргап, что н пик в спектре калориметрического поглощения. Спектр катодолюмшгесцепшпг высокого разрешения расщепляется на серию сверхузких лилий, которые tie уширяются вплоть до 60К, Что является доказательством трехмерного ограничения волновой функции в КТ.

5 Исследовапы электродномппссцештше свойства структур с (ln,Ga)As КТ. .Показало, что ¿ лазерах па ICT реализуется предсказаппое ранее теоретически высокое значение характеристической температуры, которое в дианазопе 50К-120К составило 350К. При увеличении температуры наблюдения от 120К до ЗООК пороговая плотность тока возрастает от 120 А/см2 до 950 А/см* что объясняется термическим испарением посителеА из КТ;

б.Иитегральпая интенсивность ФЛ твердых растворов ZnSySe|_y (Zn^C^Se) с большим содержапием S (Cd) значительно выше шгГепсивпости ФЛ чистых слоев ZnSe при гелиевых температурах и малых плотностях возбуждения, что обмеляется локализацией эксатопов па флуктуациях состава в подавлении их транспорта к центрам бсзызлучателыгоА рекомбинация. Повышение температуры наблюдения до 77R приводят к делокалнэации экситоиов и носителей, увеличению их коэффициентов диффузия и,

следовательпо, к существенному уменьшению интегральной интенсивности краевой ФЛ слоев с большим содержанием Б и С<1.

7. В спектре краевой ФЛ слоев гпЯуБе,^ (гн^Сс^с) с малым содержащем серы (кадмия) при 77К присутствует резкий провал. Данная особенность обусловлена поглощением в приповерхностном слое, не дающем вклада в ФЛ.

8.Интенсивность ФЛ слоев гнЭс и гпБ^е,^, легированных С1 до 1017-1018см'3, значительно (в 10-100 раз при 77К и в 100-10000 раз при комнатной температуре) превышает интенсивность ФЛ пелегнровашшх слоев как вследствие уменьшения коэффициентов диффузии, так и излучательного времецк жизни.

9.Выращцваш(е нслегнроваиных слоев гн^М^^с,.^ отсеченных от поверхности н подложки более широкозенпыми барьерами, приводит к увеличению (до 10-100 раз) эффективности излу чателыюй рекомбинации при высоких температурах наблюдения. Это доказывает, что основными каналами безызлучатсльпой рекомбинации' в слоях, согласованных но параметру решеткн с ОаАл, подложкой являются поверхностная и интерфейсная рекомбинация.

Ю.Обнаружена интенсивная люминесценция при энергиях выше края экситонпого поглощения в 2п(8,8с)-(7п,С11)5с структурах с КЯ. Люминесценция обусловлена локализацией электронно-дырочных пар (ЭДП) на фпуктуациях стенок КЯ. СВЛ имеют выражешше осцилляции с периодом, соответствующим энергии ЬО-фопоиа в Zll(S,Se), что свидетельствует об энергетнчсской релаксации ЭДП по механизму горячих экситонов. Указанный механизм релаксации в данном случае обусловлен пространственной локализацией возникающих ЭДП, а их кулоиовское взаимодействие играет второстепенное значение. Замедленная терыализация неравновесных но -ителей в основное состояние экситопа также может быть объяснена их пространственной локализацией.

И.Исследования влияния параметров роста на уровень легирования 2п8е:Н показали, что оптимальными для получения максимального значения /Ид-ЭД^ при высокой эффективности легирования являются температура подложки Т3'=250оС и отношение потока Бе к потоку 3Ве1}га~ 1. Исследования природы и условий образовашш примесных уровней в слоях 2в5с:И подтвердили значительную роль глубокого допорпого комплекса, связанного с вакансией селена в процессе компенсации азотного акцептора. Обнаружено, что незначительная разориептация подлоижи СаАяПОО) (2е к (110)) приводит к снижению степени компенсации и увеличению /Ид-Ыс/.

12.Проведен сравнительный анализ характеристик лазеров с одиночной и несколькими КЯ. Показано, что для исследованного диапазона толщин 2пСЖе/Хп8е(8) КЯ конструкция лазера с одиночной КЯ оказывается предпочтательпей, обеспечивая

иевыше пороговые плотности тока и большую дифференциальную квантовую

эффективность.

Основные результаты диссертации отражены в публикациях:

1.А.Ю.Егоров, А.Е.Жуков, П.С.Копьев, Н.Н.Леденцов, М.В.Максимов, В.М.Устинов, Выращивание кваитово-р&змерпых гетероструктур (In,Ga)As/GaAs методом осаждения "субмопослойных" напряженных слоев InAs, ФТП, т.28, в.4, стр. 604-610 (1994).

2.А.Ю.Егоров, А.Е.Жуков, П.С.Копьев, Н.Н.Леденцов, М.В.Максимов, В.М.Устинов, Влияние условий осаждения на процесс формирования квантовых кластеров (In,Ga)As в матрице GaAs, ФТП, т.28, вып. 8, стр. 1439-1444(1994).

3.Н.Н.Леденцов, В.М.Устинов, А.Ю.Егоров, А.Е.Жуков, М.В.Максимов, И.Г.Табаггадзе, П.С.Копьев, Оптические свойства гетероструктур с квантовыми кластерами InGaAs-GaAs, ФТП, т.28, вып.8, стр. 1483-1487 (1994).

4.М.В.Махсцмов, А.Ю.Егоров, А.Е.Жуков, С.В.Иванов, П.С.Копьев, Н.Н.Леде1щов, Б.Я.Мельцер, И.Г.Табаггадзе, В.М.Устинов, Оптические исследования GaAs/AlAs структур с изолированными квантовыми кластерами GaAs, выращенных на поверхности с высокими индехсами Миллера, ФТП, т.28, вып.б, сгр. 1046-1054 (1994). :

5.М.В.Максимов, С.В.Ив&нов, П.С.Копьев, Н.Н.Леденцов, Б.Я.Мельцер, И.Г.Табатадее, М.В.Степапов, В.М.Успшов, Исследование квшггово-размерпых гетероструктур Методой спектроскопии селективного возбуждения люминесценции, ФТП, т.28, вып.4, стр. 597-603 (1994).

6.Н.Н.Леценцов, С.В.Иванов, М.В.Максимов, И.В.Сед^ва, И.Г.Табаггадзе, П.С.Копьев, Люминесценция локализованных электроцпо-дырочных пар в области-фувдвмеиталыюго поглощения структур Zn(S,Se)-ZnCdSe с квантовыми ямами, ФТП, T.2S, выв.1, стр. 65-69 (1995).

7.N. N. Lcdectsov, S. V. Ivnnov, V. М. Ustinov, I. G. Tabatadze, A. E. Zhulcov, B. Ya. Mcltser, M. V. Maksimov, A. Yu. Egorov, and P. S. ICop'av, Isolated quantum wires directly grown by MBE on (311) surface", - Extended Abstracts of the 7th European Workshopon Molecular Beam Epitaxy, March 7-11,1993, Batdonecchia, Italy.

8.A.Yu.Egorov, A-E-ZhnkoV, P.S.Kop'ev, N.N.Ledentsov, M.V.Maksimov, and V.M.Ustinov, Tbe influence of growth conditions on the fonmtion of (In,Ga)As quantum dots in GaAs matrix, Workbook of 8-th Int Conf. on MBE (Aug. 29 - Sept. 2, 1994), Osaka, Japan, pp.385-386.

9.N.Kirstaedter, N.N.Ledentsov, M.Grondmann, D.Bimberg, V.M.Ustinov, S.S.Ruvimov, M.V.Maximov, P.S.Kop'ev, Zh.I.Alferov, U.Richter, P.Wcmtr, U.Gosele and

J.Heydenreich, Ix>w threshold, large T0 injection laser emission from (InGa)As quantum dots, Electron. Lett., V.30, No. 17, pp. 1416-1417(1994).

10.N.N.Ledentsov, M.Grundmann, N.Kirstaedter, J.Christen, R.Heitz, J.Bohrer, F.Heinrichsdorff, D.Bimberg, S.S.Ruvimov, P.Werner, U.Richter, U.Gosele, J.Heydenreich, V.M.Ustinov, A.Yu.Egorov, M.V.Maximov, P.S.Kop'ev, and Zh.LAlferov,

' Luminescence and structural properties of (In,Ga)As/GaAs quantum dots, Proc. of the 22nd Int.Conf. on the Physics of Semicond., Vancouver, pp 1855-1859(1994).

11.N.N.Ledentsov, P.D.Wang, C.M.Sotomayor-Torres, A.Yu.Egorov, M.V.Maksimov, V.M.Ustinov, A.E.Zhukov and P.S.Kop'ev Optical spectroscopic studies of InAs layer transformation on GaAs surfaces, Phys. Rev. B, V.50, No 16, pp. 12171-12174 (1994).

12.M.V.Belousov, N.N.Ledeitsov, M.V.Maximov, P.D.Wang, I.N.Yassievich, I.A.Kozin, V.M.Ustinov,P.S.Kop'ev, and C.M.Sotomayor Torres, Energy levels and exciton oscillator strength in submonolayer InAs-GaAs heterostructures, Phys.Rev.B, Vol.51; No20, pp 14346-14351 (1995).

13.Zh.I.Alferov, S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev, A.V.Lebedev, N.N.Ledentsov, M.V.Maximov, I.V.Sedova, T.V.Shubina and A.A.Toropov, Exciton-indused enhancement of optical waveguide confinement in (Zn,Cd)(S,Se) quantum well laser heterostructures, Superlattices and Microstructures Vol. 15, No2,pp 65-68 (1994),

14.P.S.Kop'ev, S.V.Ivanov, A.A.Toropov, T.V.Shubina, S.V.SoroWn, M.V.Maximov, A.V.Lebedev, N.D.Il'inskaya, H.S.Park, J.R.Kim, E.S.Oh, H.D.Jung, Molecular Beam .Epitaxial Growth of (Mg,Zn,Cd)(S,Se) Heterostructures for Blue-Green Room Temperature Lasers, Abstracts of Invited Lectures and Contributed Papers of the International Symposium "Nanostructures: physics and technology 95", StPUersburg, Russia 26-30 June, pp 449-452 (1995).

Литература

[1*] Y.Arakawa, H.Sakaki, Multidimensional quantum well laser end temperature dependence of its threshold current, Appl. Phys. Lett., Vol. 40, No. 11, pp.939-941 (1982).

(2*] V.Bressler-Hill, A.Lorte, S.Varma, P.M.PetroiT, K.Pond, and W.H.Weinberg, Initial stage of InAs epitaxy on vicinal GaAs (001><2X4), Phys. Rev. B, Vol. 50, No. 12, pp. 8479-8487 (1994).

[3*] E.L.Ivchenko, A.V.Kavokin, V.P.Kochereskko, P.S.Kop'ev, and N.N.Ledentsov, Exciton resonance reflection from quantum well, quantum wire and quantum dot structure Superlattices and Microstructures, Vol. 12, No. 3, pp.317-320 (1992).

[4*] I.S.Ilauksson, J.Simpson, S.Y.Wang, K.A.Prior, and B.C.Cavenett, Compensation processes in nitrogen doped ZnSe, Appl. Phys. Lett. Vol. 61, No. 18, pp. 2208-2210 (1992).