Рекомбинация и спиновая релаксация экситонов в полупроводниковых гетероструктурах первого рода с непрямой запрещенной зоной тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

На правах рукописи

005052132 Л^

Шамирзаев Тимур Сезгирович

РЕКОМБИНАЦИЯ И СПИНОВАЯ РЕЛАКСАЦИЯ ЭКСИТОНОВ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ ПЕРВОГО РОДА С НЕПРЯМОЙ ЗАПРЕЩЕННОЙ ЗОНОЙ

специальность: 01.04.10 - физика полупроводников

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

18 АПР 2013

Новосибирск - 2012

005052132

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте физики полупроводников им. A.B. Ржанова Сибирского отделения Российской академии наук.

Официальные оппоненты:

Кибис Олег Васильевич, доктор физико-математических наук, профессор, Новосибирский Государственный Технический Университет, профессор кафедры прикладной и теоретической физики.

Кусраев Юрий Георгиевич, доктор физико-математических наук, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, директор отделения физики твердого тела.

Втюрин Александр Николаевич, доктор физико-математических наук, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физики им. Л.В. Киренского Сибирского отделения Российской академии наук, заместитель директора.

Ведущаи организация: Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физики микроструктур Российской академии наук.

Защита состоится « 23 » апреля 2013 года в 15 часов на заседании диссертационного совета Д.003.037.01 при Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте физики полупроводников им. A.B. Ржанова Сибирского отделения Российской академии наук по адресу: 630090, Новосибирск, проспект академика Лаврентьева, 13

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Федерального государственного бюджетного учреждения науки Института физики полупроводников им. A.B. Ржанова Сибирского отделения Российской академии наук

Автореферат разослан «18» марта 2013 г. Ученый секретарь диссертационного совета,

доктор физико-математических наук Григорьевич

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Развитие эпитаксиальных технологий роста привело к созданию полупроводниковых гетероструктур: квантовых ям (КЯ), сверхрешеток (СР), квантовых проволок (КП) и квантовых точек (КТ) - объектов с новыми, не существующими в природе электронными и оптическими свойствами. Использование этих объектов не только открыло широкие возможности для создания новых полупроводниковых приборов, но и позволило проводить исследования многочисленных физических явлений фундаментального характера, поскольку процессы энергетической, спиновой релаксации и рекомбинации электронных возбуждений происходят в низкоразмерных полупроводниковых гетероструктурах иначе, чем в объёмных полупроводниках. Причины изменения поведения электронных возбуждений в гетероструктурах можно разделить на: (1) общие для всех полупроводниковых гетероструктур одинаковой размерности (например, появление дискретного спектра энергетических уровней электронов и дырок в КТ радикально изменяет процесс энергетической релаксации носителей заряда из-за ограничений на неупругое рассеяние) и (2) связанные с особенностями формирования энергетического спектра, реализующегося в конкретном типе полупроводниковых гетероструктур любой размерности (например, пространственное разделение электронов и дырок между различными слоями в КЯ, СР, КП и КТ второго рода). Управление энергетическим спектром осуществляется выбором составляющих гетероструктуру полупроводниковых материалов с разным взаимным расположением краев зон и размерным квантованием носителей заряда, т.е. выбором толщины слоев для КЯ и СР, размера и формы для КТ.

Огромное число работ было посвящено изучению: (1) полупроводниковых гетероструктур второго рода, в которых электроны и дырки разделяются в реальном пространстве между слоями различных полупроводников с состоянием дырки в Г минимуме валентной зоны и основным состоянием электрона, принадлежащим: (а) X или Ь минимуму зоны проводимости, или (б) Г минимуму зоны проводимости; (2) прямозонных полупроводниковых гетероструктур первого рода, в которых оба носителя заряда (и электрон, и дырка) локализованы в одном из составляющих структуру полупроводников с основным состоянием электрона, принадлежащим Г минимуму зоны проводимости.

К моменту начала исследования практически отсутствовали работы, посвященные получению ещё одного возможного класса полупроводниковых гетероструктур - первого рода с непрямой запрещённой зоной и изучению поведения электронных возбуждений в таких объектах. Свойства низкоразмерных структур первого рода, построенных на основе непрямозонных полупроводников, главным образом, нанокристаллов ве и изучались только в аморфных диэлектрических матрицах (таких как, например, 8102 или 51эМ4), с высокой концентрацией дефектов решетки, сильно взаимодействующих с электронными возбуждениями в полупроводниковых нанокристаллах. Настоящая диссертационная работа восполняет этот пробел.

Полупроводниковые гетероструктуры первого рода с непрямой запрещенной зоной могут быть удобными объектами для анализа физических процессов, изучение которых в других типах полупроводниковых гетероструктур затруднено. Характерным примером такого процесса является спиновая релаксация экситонов в КТ. В теоретических работах было показано, что сильная локализация в КТ приводит к подавлению механизмов, определяющих переворот спина свободно двигающихся электронных возбуждений, таких как механизмы Эллиота-Яфета и Дьяконова-Переля. Согласно расчетам, характерные времена спиновой релаксации носителей заряда и экситонов в КТ при низких температурах лежат в миллисекундном диапазоне времен. При изучении спиновой релаксации экситонов необходимо учитывать тот факт, что время жизни экситона в КТ ограничено временем его рекомбинации. В хорощо изученных прямозонных полупроводниковых КТ первого рода характерные времена рекомбинации экситона лежат в наносекундном диапазоне. Подавление основных механизмов спиновой релаксации приводит к тому, что время жизни спиновых состояний экситонов в прямозонных КТ становится на несколько порядков величины больше, чем время жизни экситона. Для экспериментального изучения спиновой релаксации экситонов в КТ требуются полупроводниковые гетероструктуры, обеспечивающие время жизни экситона, сравнимое со временем жизни его спинового состояния. В полупроводниковых КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной разность квазиимпульсов электрона и дырки существенно превышает величину импульса фотона, испускаемого при рекомбинации экситона, построенного из этих носителей заряда. Закон сохранения квазиимпульса накладывает ограничения на рекомбинацию экситонов в таких КТ, увеличивая времена их жизни до значений, сравнимых с теоретически рассчитанными временами спиновой релаксации. Таким образом, непрямозонные КТ первого рода являются перспективным объектом для экспериментального изучения процессов спиновой релаксации экситонов в нульмерных системах.

Цель работы заключалась в определении фундаментальных закономерностей рекомбинации и спиновой релаксации экситонов в новом классе полупроводниковых гетероструктур - КЯ и КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной.

Для достижения цели необходимо было решить следующие основные задачи:

1) Обосновать существование гетероструктур первого рода с непрямой запрещенной зоной.

2) Синтезировать КТ и КЯ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Научиться управлять атомной структурой и, соответственно, энергетическим спектром электронных возбуждений гетероструктур с КЯ и КТ в процессе роста и послеростовых обработок.

3) Экспериментально исследовать закономерности некогерентной динамики энергетической релаксации и рекомбинации электронных возбуждений в КЯ и КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной.

4) Экспериментально исследовать закономерности спиновой релаксации экситонов в КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Определить доминирующие механизмы спиновой релаксации.

Объекты и методы исследования.

Объектом исследования являются полупроводниковые гетероструктуры, построенные на основе бинарных соединений А3-В5. Структуры с квантовыми ямами и квантовыми точками в гетеросистемах 1пА5/А1А5, Са5Ь/Л1Л5, ОаА5/СаР и ОаЯЬ/ОаР, выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). Для анализа атомной структуры КЯ и КТ применялись (1) метод дифракции быстрых электронов на отражение (ДБЭО), позволяющий отслеживать изменения структуры в процессе роста, и (2) методы просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) и комбинационного рассеяния света (КРС), дающие информацию об уже выращенных структурах. Энергетический спектр КЯ и КТ, процессы захвата носителей заряда в КЯ и КТ, рекомбинация и спиновая релаксация экситонов в КТ исследовались методами стационарной и нестационарной фото (ФЛ) и магнитофотолюминесценции. ^-факторы локализованных в КТ электронов, дырок и экситонов определялись методом резонансного комбинационного рассеяния света с переворотом спина (РКРС).

Научная новизна работы. Все основные результаты диссертационной работы получены впервые. Научная новизна конкретных результатов состоит в следующем:

1. Проведены систематические теоретические расчеты энергетического спектра псевдоморфно напряженных КЯ, построенных на основе бинарных арсенидов, фосфидов и антимонидов А3-В5 Показано, что формирования непрямозонных КЯ первого рода можно ожидать в гетеросистемах на основе полупроводниковых соединений А3-В5, таких как 1пАз/ОаР, 1пАя/А1Р, 1пАз/А1Аз, 1п5Ь/Л1ЯЬ, [пБЬ/СаР, 1пйЬ/Л1Р, 1пЯЬ/Л1А5, ОаБЬ/СаР, Оа5Ь/А1Р, ваБЬ/А^, А1ХЬ/Л1А5;

2. Экспериментально обосновано существование нового класса гетероструктур с не изучавшимся ранее типом энергетического спектра - КТ и КЯ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Установлены условия синтеза непрямозонных гетероструктур первого рода с основным электронным состоянием, принадлежащим: X (для псевдоморфно напряженных гетероструктур 1пАяУА1Аз и Оа5Ь/А1А$) и Ь (для гетероструктур ОаАя/ОаР и ваБЬ/ваР с полной релаксацией механических напряжений) минимумам зоны проводимости. Экспериментально установлено, что полная релаксация механических напряжений в КТ ОаАя/ОаР и Оа5Ь/ОаР обусловлена введением в плоскость гетерограницы КТ/матрица сетки ломеровских дислокаций несоответствия. Показано, что введение ломеровских дислокаций не приводит к появлению в КТ центров безызлучательной рекомбинации.

3. Показано, что вероятность излучательной рекомбинации экситонов, идущей в КТ с непрямой запрещенной зоной за счет упругого рассеяния разницы между квазиимпульсом экситона и импульсом фотона на гетерогранице КТ/матрица, определяется гладкостью локализующего экситон потенциала. Гладкость потенциала задается толщиной слоя твердого раствора переменного состава, формирующегося на гетерогранице КТ/матрица. Получены прямые экспериментальные доказательства, того, что время излучательной рекомбинации экситона может управляемо

изменяется от нескольких десятков наносекунд в КТ 1пА1Аз/А1А5 с резкой гетерограницей КТ/матрица (образующейся в процессе самоорганизации КТ) до десятков микросекунд в КТ с гетерограницей КТ/матрица, «размытой» в процессе высокотемпературного послеростового отжига.

4. Прямым оптическим методом - комбинационным рассеянием света с переворотом спина определены компоненты тензора g факторов тяжелой дырки, электрона и экситона в непрямозонных КТ 1пА1А5/А1Аз первого рода с Г-Хсмешиванием электронных состояний.

5. Изучена спиновая релаксация экситонов, локализованных в (1п,А1)А.ч/А1Аз КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Определены зависимости времени спиновой релаксации Т| от магнитного поля (Т1 ~В 5) и температуры (Т1 ~ Т "'). Получены прямые экспериментальные доказательства микросекундных времен жизни спиновой поляризации экситонов в КТ. Установлено, что доминирующим механизмом спиновой релаксации локализованных в КТ экситонов является спин-рещеточная релаксация с участием одного акустического фонона.

Основная научная значимость работы заключается в фундаментальном характере исследованных

явлений и установленных закономерностей. Научные выводы носят общий характер, не

ограничиваются объектами, непосредственно исследованными в работе, а относятся к целому классу

полупроводниковых гетероструктур - КЯ и КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной.

Практическая значимость работы заключается в следующем:

1) Разработан метод управления вероятностью излучательной рекомбинации экситона Гс в КТ с непрямой запрещенной зоной. Изменение вероятности рекомбинации экситона достигается за счет изменения толщины слоя твёрдого раствора переменного состава, формирующегося на гетерогранице КТ/матрица в процессе кратковременного высокотемпературного послеростового отжига. Для КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной, сформированных в гетеросистеме А1Аз/А1А5 изменение температуры одноминутного отжига в диапазоне 700 - 900 °С позволяет варьировать время жизни экситона (х = 1/Ге) от десятков наносекунд до десятков микросекунд.

2) Разработан метод определения времени спиновой релаксации экситона тб в ансамблях экситонов с дисперсией времен жизни С(т). Время Хя находится путем подгонки экспериментально измеренной динамики циркулярной поляризации ФЛ ансамбля экситонов расчетной зависимостью, полученной посредством свёртки распределения времен жизни экситонов - (т(т) с функцией

,. , па„Л1,т ,т,)~п (1,т ,т,) р(1,т,т.)=-—, которая определяется динамикои заселенности

состояний экситона с различными проекциями спина пир и «¡ю™.

3) Проведённые исследования закладывают основу для разработки новых устройств спиновой электроники - элементов памяти на основе экситонных состояний в КТ.

В результате проведённых исследований развито новое научное наппавлспие - физика экситонных состояний в полупроводниковых гетероструктурах первого рода с непрямой запрещенной зоной.

На защиту выносятся следующие научные положения:

1. Новый тип полупроводниковых гетероструктур - КЯ и КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной формируется на основе бинарных полупроводниковых соединений А3-В5. InAs/AlAs GaSb/AlAs, GaSb/GaP, GaAs/GaP.

2. Излучательная рекомбинация экситонов, локализованных в самоорганизованных КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной, идет без испускания фонона за счет упругого рассеяния разницы между квазиимпульсом экситона и импульсом фотона на гетерогранице КТ/матрица. Время излучательной рекомбинации (от десятков наносекунд до десятков микросекунд) определяется гладкостью локализующего экситон потенциала, зависящей от толщины слоя твердого раствора переменного состава на гетерогранице КТ/матрица.

3. Чувствительность темпа рекомбинации экситонов в плотных (>10и см"2) массивах КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной к появлению локализованных в отдельных КТ (< 5% от общего количества КТ в ансамбле) дефектов — центров безызлучательной рекомбинации обусловлена высокой вероятностью переноса долгоживущих экситонов между смежными КТ по диполь-дипольному механизму Фёрстера

4. Смещивание состояний электронов, принадлежащих Г и X долинам зоны проводимости в КТ первого рода, позволяет использовать резонансный оптический метод - комбинационное рассеяние света с переворотом спина - для определения g факторов электрона, находящегося в ЛГ долине зоны проводимости и экситона, составленного из такого электрона и тяжелой дырки.

5. В продольных магнитных полях 3-10 Тл при температурах < 30 К доминирующим механизмом спиновой релаксации локализованных в (In,Al)As/AlAs КТ нейтральных и отрицательно заряженных экситонов является спин-решеточная релаксация с испусканием/поглощением одного акустического фонона.

Достоверность и надежность представленных в диссертационной работе результатов обеспечивается тщательной проработкой инженерно-технического обеспечения экспериментов, проведением тестовых измерений, проверкой экспериментов на воспроизводимость, сопоставлением с результатами других авторов. Результаты исследований опубликованы в авторитетных реферируемых журналах и докладывались на различных семинарах, конференциях и симпозиумах. Некоторые результаты были воспроизведены в зарубежных лабораториях.

Апробация работы. Основные результаты диссертации были представлены на: 11,12,13,15,16,17,18,19,20 Международных симпозиумах «Nanostructures: Physics and Technology», (С.Петербург-2003, 2004, 2005, Новосибирск-2007, Владивосток 2008, Минск-2009, С.Петербург-2010, Екатеринбург-2011, Нижний-Новгород-2012); Международной конференции "Современные

проблемы физики и высокие технологии" (Томск,2003); Совещаниях НАНОФОТОНИКА-2003, 2004, (Нижний Новгород, 2003, 2004); I Ith International Conference on Narrow Gap Semiconductors, (Buffalo, USA, 2003); Конференции Физико-химические процессы в неорганических материалах (ФХП-9) (Кемерово, 2004); 8th Korea-Russia International Symposium on Science and Technology KORUS 2004 (Tomsk, Russia, 2004); 27,29,30,31 International Conferences on the Physics of Semiconductors (USA -2004, Brazil-2008, S.Korea-2010, Zurich-2012); 9,10,11,12,13 Международных школах-семинарах по люминесценции и лазерной физике ЛЛФ-2004, ЛЛФ-2006, ЛЛФ-2008, ЛЛФ-2010, ЛЛФ-2012 (Иркутск - 2004, 2006, 2008, 2010, 2012); The International Symposium on Quantum Dots and Photonic Crystals (Japan - 2005); VII,VIII,IX,X Российских конференциях по физике полупроводников, (Москва 2005, Екатеринбург 2007, Новосибирск-Томск 2009, Нижний Новгород 2011); IV и V Республиканских конференциях по Физической электронике. (Ташкент, Узбекистан, 2005, 2009); 4,5,6,7 International Conference on Semiconductor Quantum Dots (France - 2006, Korea-2008, UK-2010, USA-2012); Международных симпозиумах «Нанофизика и наноэлектроника»-2006, 2010, 2011, 2012 (Нижний Новгород - 2006, 2010, 2011,2012); 10,12 International Conference on the Optics of Excitons in Confined Systems. (Italy 2007, France 2011); Workshop "Trends in nanomechanics and nanoengineering" (Krasnoyarsk-2009); Asian School-Conference on Physics and Technology of Nanostructured Materials (Vladivostok 2011), а также обсуждались на семинарах в Институте физики полупроводников им. A.B. РжановаСОРАН.

Личный вклад автора. Диссертационная работа является результатом исследований, проведенных автором в период с 2001 по 2012 гг. Общая постановка задачи исследования, выбор основных методов исследований, анализ и окончательная интерпретация полученных результатов, формулировка защищаемых положений и выводов диссертации выполнены лично автором. В работах, опубликованных в соавторстве, автору принадлежат результаты, которые вошли в сформулированные защищаемые положения и выводы.

Публикации. По материалам диссертации опубликована глава в книге и 42 печатных работы в научных журналах и трудах конференций, основные из которых приведены в конце автореферата.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ Структура и объем работы. Диссертационная работа состоит из введения, 5 глав, заключения и списка цитируемой литературы и содержит 329 страниц, в том числе 84 рисунка, 4 таблицы, списка литературы из 43 наименований авторских публикаций и списка цитируемой литературы, включающего 265 наименований.

Во введении обосновывается актуальность темы исследования, сформулированы цели и задачи работы, её научная новизна и практическая значимость, выносимые на защиту положения, а также приводится краткое содержание диссертации.

В первой главе обсуждается возможность создания на основе бинарных полупроводниковых соединений Аз-В; гетероструктур первого рода с непрямой запрещенной зоной. Приводятся результаты расчетов зонной диаграммы модельной гетероструктуры — тонкой псевдоморфной КЯ с резкими гетерограницами, построенной из различных пар соединений Аз-В5: арсенидов, фосфидов и антимонидов с кубической симметрией элементарной ячейки (решетка сфалерита). В расчетах учитывались энергетические положения дна Г, X а Ь минимумов зоны проводимости и напряжения слоев, связанные с различием постоянных решеток полупроводниковых соединений. Эти напряжения проявляются в энергетическом спектре гетероструктур посредством: (1) изменения положения краев зон исходных полупроводников из-за изменения объёма элементарной ячейки под действием гидростатической компоненты напряжения, (2) расщепления вырожденных состояний валентной зоны и боковых долин зоны проводимости под действием биаксиапьной компоненты напряжения, (3) изменения разрыва валентных зон на гетерогранице КЯ/матрица Расщепления и изменения относительного положения краев зон рассчитывались в рамках макроскопической теории упругости. Поскольку нас интересовали непрямозонные полупроводниковые гетероструктуры первого рода, в работе рассматривались узкозонные полупроводники в широкозонных полупроводниковых матрицах. Расчеты позволили исключить из рассмотрения: (1) гетероструктуры второго рода: ГпБЬЛпАб, ЫБЬЛпР, 1п8Ь/Са8Ь, ЫАб /ОаБЬ, 1пЛя /АЮЬ, ОаЯЬ/ОаЛя, ОаЯЬЛпР, 1пР/Л1ЯЬ, ОаАз/А^ и т.п., (2) прямозонные гетероструктуры первого рода: 1г^/ОаЛз, ¡пАбЛпР, 1пБЬ/Са8Ь и т.п. Результаты расчетов в других парах соединений А3-В5 можно условно разделить на два класса, типичные представители которых представлены, соответственно, на рис.1 (а) и (б) К первому классу относятся структуры 1пА5/СаР, 1пАз/А1Р, 1пАз/А1А5, 1п5Ь/А15Ь, ваЗЬ/АВЬ, у которых нижнее состояние электрона принадлежит Г долине зоны проводимости, далее по мере возрастания энергии идут состояния вХи Ь долинах зоны проводимости. На первый взгляд, кажется, что формируются прямозонные

гетероструктуры первого рода. Однако мы должны принять во внимание размерное квантование, которое в различной степени сдвигает энергетические уровни электронов, принадлежащих

Рис.1. Зонные диаграммы КЯ (а) 1пАз в матрице БаР, (б) 1пБЬ в различным минимумам зоны матрице Л1Ла.

проводимости. Проведенные во

второй и третьей главах диссертации детальные экспериментальные исследования зависимости

3.5 3.0 I 2.5

к

Е 2.0

о.

<и

1.5 1.0 0.5 0.0

со

(а)

г'

3.5 3.0 2.5 2.0 1.5 1.0 0.5 0.0

(б)

энергетического спектра от размера КЯ и КТ в гетеросистемах InAs/AlAs и GaAs/GaP показывают, что размерное квантование электронов приводит при определенных толщинах КЯ и высотах КТ к переходу нижнего состояния электрона из Г долины в X долину зоны проводимости. У структур, принадлежащих второму классу, таких как InSb/GaP, InSb/AlP, InSb/AlAs, GaSb/GaP, GaSb/AlP, GaSb/AlAs и AISb/AlAs, энергетический спектр первого рода с основным электронным состоянием, принадлежащим боковому минимуму зоны проводимости, однозначно реализуется даже без учёта размерного квантования. Таким образом, результаты расчётов позволяют сделать вывод о том, что формирование полупроводниковых гетероструктур первого рода с непрямой запрещенной зоной, типично для бинарных соединений А3-В5 [А1].

Анализ литературы показывает, что некоторые параметры материалов, используемые при расчетах зонных диаграмм, определены не достаточно хорошо. Поэтому однозначное определение энергетического спектра рассматриваемых в данной главе гетероструктур возможно только экспериментальным путем, для чего необходимо сформировать КЯ и КТ.

Вторая глава посвящена получению и исследованию полупроводниковых КЯ в гетеросистемах InAs/AlAs и GaAs/GaP, для которых в соответствии с расчётами ожидался энергетический спектр первого рода с непрямой запрещенной зоной. В первом разделе 2-й главы приводятся результаты исследования структуры и энергетического спектра псевдомофно напряженных КЯ, сформированных в гетеросистеме InAs/AlAs. Доступных в литературе данных о зонной структуре InAs и разрыве зон на гетерогранице InAs/AlAs было недостаточно для достоверного расчета энергетического спектра тонкой InAs КЯ в матрице AlAs [А2]. Фактически, значения ширины запрещенной зоны в X (Еех) и L (£gL) минимумах

зоны Энергия (эВ)

проводимости InAs при низких температурах экспериментально не определялись, а предлагаемые в различных работах расчётные значения варьировались в

Рис.2, (а) Спектр низкотемпературной ФЛ КЯ InAs/A1 As с номинальной толщиной 1.4 пределах от 1.39 МОнослоя и его разложение на составляющие полосы, (б) Сдвиг максимума полос ФЛ

-> п d г х в спектрах InAs/AlAs КЯ и тестовой GaAs/AlAs КЯ второго рода в зависимости от до 2.27 эВ для Ее н

плотности мощности возбуждения, 1

2.15 2.10 2.05 2.00 150

с GaAs КЯ (б).

• InAs КЯ

/■-рш

•

1

0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 Р1/3(Втсм"2)1/3

и от 0.98 до 1.152 эВ для Многочисленные расчёты для напряженного слоя 1пАз на ненапряженной подложке давали значения разрыва валентных зон на гетерогранице 1пА5/А1А5 от 0.29 до 0.83 эВ. Кроме того, не было определенности в структуре ¡пАб КЯ. В одних работах такая КЯ описывалась как тонкая плоская 1пАб пластина с резкими гетерограницами, в других утверждалось, что сегрегация 1пАз в процессе роста приводит к сильному перемешиванию материалов КЯ и матрицы. Проделанные нами оценки показали, что неопределенность структуры, а также приведенных в литературе значений параметров Еи разрыва валентных зон на гетерогранице 1пАз/А1Аз препятствует однозначному определению энергетического спектра 1пЛ5/Л1Ая КЯ посредством расчётов. Для определения энергетического спектра 1пАз/А1Аз КЯ была выращена серия гетероструктур с КЯ различной толщины. Проведены исследования стационарной и нестационарной ФЛ, выращенных гетероструктур при различных температурах. В спектрах ФЛ гетероструктур с 1пАз/А1А5 КЯ (см. рис.2а) наблюдается серия полос. Анализ спектров ФЛ показал, что полосы связаны с рекомбинацией экситонов, сопровождаемой испусканием различных фононов, принадлежащих 1пА5 и А1Аз, (результат разложения спектра на составляющие полосы показан на рис.2(а)), а альтернативные объяснения, такие как: рекомбинация электронов с тяжелыми и легкими дырками и рекомбинация экситонов в КЯ с флуктуациями толщины ямы могут быть отброшены. Сравнение спектра фононных повторений экситонного перехода в спектрах ФЛ КЯ 1пАб/А1Аз и ОаЛ^/ТОАэ позволило сделать вывод о том, что электрон в составе рекомбинирующего экситона находится в боковой Хху долине зоны проводимости. Для определения рода энергетического спектра 1пАз/А1Аз КЯ изучалась зависимость энергетического положения полос ФЛ от плотности мощности возбуждения (Р) фотолюминесценции. В гетероструктурах второго рода (КЯ и КТ), как это показано теоретически и экспериментально в работах Леденцова с соавторами, повышение Р приводит к сдвигу полосы экситонной ФЛ в высокоэнергетическую область спектра, пропорциональному корню кубическому от Р (на рис.2(б) это смещение показано для тестовой КЯ второго рода ОаА&ЗДАз) [С1]. В гетероструктурах с 1пАз/А1А8 КЯ повышение Р почти на три порядка величины практически не приводит к изменению положения максимума полосы ФЛ (рис.2(6)), что позволяет отнести псевдоморфные КЯ 1пАз/А1А8 к гетероструктурам первого рода. Анализ зависимости энергетического положения полос в спектрах ФЛ от толщины 1пА5/А1А5 КЯ, а так же сравнение рассчитанных в рамках простой однозонной модели энергий оптических переходов с их экспериментально определенными значениями, позволили определить атомную структуру КЯ. Установлено, что псевдоморфная КЯ, сформированная в гетеросистеме 1пАз/А1Аз, представляет собой слой 1пА1Аз переменного состава [А2]. Наилучшее совпадение расчётного значения энергии оптического перехода в КЯ с экспериментальными данными имело место при Е * = 1.58 эВ, которое использовалось в следующей главе при расчетах энергетического спектра 1пА5/А1Аз КТ. Второй раздел 2-й главы

посвящен изучению энергетического спектра КЯ, сформированных в гетеросистеме ОаАзЛЗаР. Неопределённость значения разрыва валентных зон на гетерогранице ОаАзЛЗаР от 0.34 до 0.74 эВ не позволяла однозначно рассчитать энергетический спектр КЯ. Гетероструктура (А) с КЯ выращивались методом МЛЭ на подложках ваР ориентации (001) при температуре Те = 420 °С. Структура содержала слой ОаАэ (номинальное количество осаждённого ОаАэ было эквивалентно 3-м монослоям вещества), помещенный между слоями ваР толщиной 50 нм. Формирование псевдоморфно напряженной КЯ, состоящей из ОаАз, подтверждено методами ДБЭО и ПЭМ. В спектрах ФЛ гетероструктуры наблюдается полоса, связанная с рекомбинацией локализованных в КЯ экситонов. Положения максимума полосы ФЛ смещается в высокоэнергетическую область спектра с ростом плотности мощности возбуждения пропорционально однозначно указывая на энергетический спектр

второго рода [А8].

В третьей главе приводятся

результаты исследования структуры и

энергетического спектра КТ,

сформированных в гетеросистемах

1пАз/А1Аз, Са8Ь/А1АБ, СаА<Л5аР и

ОаЗЬЛЗаР, для которых в соответствии с

расчётами ожидался энергетический спектр

первого рода с непрямой запрещённой

зоной. Основное внимание уделено

гетероструктурам с КТ, сформированными

в системе 1пАз/А1Аз, изучению которых

посвящен первый раздел 3-й главы

Рис.3. Температурные зависимости (1) времени затухания Гетероструктуры с КТ 1пАя/А1 Ая были ФЛ на 2 порядка величины и (2) интегральной

интенсивности полосы ФЛ квантовых точек, выращены методом МЛЭ на подложках сформированных в гетеросистеме 1пА^А1Аз, при СаДз с ориентацией (001). Структуры плотности мощности возбуждения 5 Вт/см2. Сплошные

линии приведены для облегчения восприятия. содержали слой 1пАз, помещенный между

двумя слоями А1АЭ толщиной 50 нм, выращенными на буферном слое СаАэ толщиной 200 нм. Температура подложки Те при росте структур с КТ варьировалась в диапазоне 440 - 540°С, а время прерывания роста для формирования КТ (ГоО изменялось от 0 до 120 с. Защитный покровный слой ОаАэ толщиной 20 нм выращивался поверх верхней обкладки для предотвращения окисления А1Ав.

К моменту начала работы считалось, что изменение энергетического спектра 1пАз КТ при замене матрицы СаАэ на А1Аэ обусловлено сдвигом электронных уровней, находящихся в Г минимуме зоны проводимости 1пАэ, из-за возрастания энергии размерного квантования, связанного с увеличением

100 200 Т(Ю

300

ширины запрещенной зоны матрицы. Нами было обнаружено, что замена матрицы с GaAs на AlAs приводит не только к сдвигу полосы экситонной ФЛ InAs КТ в высокоэнергетическую область спектра, но также к резкому увеличению времени затухания ФЛ после импульсного возбуждения (от единиц наносекунд в КТ InAs/GaAs до единиц миллисекунд в КТ InAs/AlAs). Причем повышение температуры измерений от 4.2 до 300 К приводило, как это видно на рис.3, к монотонному уменьшению времени затухания ФЛ в КТ InAs/AlAs до десятков наносекунд при постоянной (до 210 К) интегральной интенсивности полосы экситонной ФЛ. Т.е. несмотря на резкое уменьшение времени затухания ФЛ, доминирующим каналом рекомбинации экситонов в КТ является излучательная рекомбинация. Одновременно и независимо от нас длительная кинетика ФЛ КТ InAs/AlAs при гелиевой температуре была обнаружена и описана в работах [С2,СЗ]. Авторы этих работ предложили для её объяснения следующие модели, основанные на разделении зарядов в реальном пространстве: (1) электроны и дырки локализованы в различных КТ; (2) КТ имеют зонную структуру второго рода. Поскольку вероятность излучательной рекомбинации пространственно разделенных электронов и дырок от температуры не зависит сильная температурная зависимость кинетики ФЛ не находит объяснения в рамках этих моделей.

Для построения адекватной модели рекомбинации экситонов в КТ, сформированых в гетеросистеме InAs/AlAs, необходимо было определить энергетическую структуру таких КТ. А для определения энергетического спектра КТ необходимо, прежде всего, знание её структуры: размера, формы и состава, который определяется перемешиванием InAs и AIAs в процессе формирования КТ. Форма и размеры КТ определялись методом просвечивающей электронной микроскопии. КТ имеют линзообразную форму с отношением диаметра основания к высоте 4:1. Анализ объёма, занимаемого КТ в структурах, выращенных при различных температурах и временах формирования КТ, показал, что повышение Tg и/или la приводит к уменьшению доли InAs внутри КТ. Изменение степени перемешивания InAs и AlAs при изменении условий роста проявляется также и в спектрах низкотемпературной ФЛ структур с КТ. Полоса экситонной ФЛ смещается в высокоэнергетическую область спектра, несмотря на увеличение размеров КТ в гетероструктурах, выращенных: (1) при фиксированном времени формирования КТ с повышением температуры эпитаксии Tg > 510 °С или (2) при фиксированной температуре эпитаксии с увеличением ta от 10 до 120 с. Поскольку положение максимума полосы ФЛ КТ определяется размерным квантованием локализованных в КТ экситонов, такое смещение возможно, если уменьшение энергии размерного квантования при увеличении размера КТ компенсируется за счет возрастания ширины запрещенной зоны InAlAs, из которого состоят КТ, т.е. за счет уменьшения доли InAs. Эксперименты по высокотемпературному послеростовому отжигу структур с КТ подтверждают, что увеличение размера КТ за счет

3.0 2.5

3 2.0

£1-5

ш

О 1.0

перемешивания материала КТ и матрицы сопровождается смещением полосы ФЛ в высокоэнергетическую область спектра [А19].

Температурная зависимость времени затухания ФЛ наводит на мысль о том, что энергетический спектр экситонов в КТ может быть описан как двух-уровневая система с большим времени жизни экситона в нижнем энергетическом состоянии и маленьким в верхнем, отделенном от нижнего энергетическим зазором Д. При отсутствии конкурирующих каналов ухода экситонов из КТ излучательное время жизни экситонов при низких температурах квТ< А определяется временем их жизни в нижнем состоянии. Повышение температуры приводит к уменьшению времени жизни экситонов из-за термоактивации в верхнее состояние. В принципе, такой энергетический спектр реализуется при учете тонкой структуры экситона, состоящего из электрона в Г минимуме зоны проводимости и тяжелой дырки. Уровни такого экситона расщеплены обменным взаимодействием на оптически неактивное нижнее состояние и лежащее выше по энергии оптически активное состояние. Однако проведённые нами оценки тонкой структуры экситонных уровней в

(1п,А1)Аз/А1А8 КТ, сделанные с учетом формы, Рис 4 Рассчитанные значения уровней энергии

размера и состава КТ, позволяют сделать вывод о том, электронов и дырок в КТ, с диаметром

основания 12.7 нм, в зависимости от состава что величина обменного расщепления прямого твёрдого раствора. Энергия отчитывается от

потолка валентной зоны Обозначения,

экситона в исследуемых квантовых точках А«квТуже маркирующие принадлежность к различным

при 50 К, что противоречит экспериментальным электронным уровням, приведены на рис.

Горизонтальная сплошная линия отмечает данным. Таким образом, объяснить полученные положение дна зоны проводимости А1Аз.

результаты, принимая во внимания электронные состояния, принадлежащие только прямому Г

минимуму зоны проводимости КТ, не удаётся.

Энергетический спектр (1п,А1)А5/А1Аз КТ был рассчитан с учетом электронных состояний, принадлежащих Ь и X минимумам зоны проводимости 1пАь\ Влияние размерного квантования на энергетическое положение электронных состояний в Ь и X минимумах зоны проводимости 1пАя КТ учитывалось впервые. Энергетические уровни дырок и электронов в Г, X и Ь минимумах зоны проводимости рассчитывались в приближении однозонной модели эффективных масс. При расчётах учитывалось неоднородное распределение напряжений в структурах с КТ и непараболичность

0.5 0.0

1 ' 1 ■ 12.7 пт

. .«..... . : • • ! "

- ш ■

-■-г

.........

- ... Ф.... №

--<■111 .

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 Доля А1Аэ (х)

электронного закона дисперсии. Расчёты показывают, что взаимное расположение энергетических уровней электронов, принадлежащих различным долинам зоны проводимости, определяется размером и составом КТ. В КТ малого размера (диаметр основания < 7 нм) нижний электронный уровень принадлежит Хху минимуму зоны проводимости независимо от состава КТ.

В КТ большого размера с малым содержанием А1А5 нижний электронный уровень принадлежит /"минимуму зоны проводимости. С уменьшением размера КТ и/или повышением доли А1Аз в составе твёрдого раствора, из которого состоит КТ состояние «легкого» электрона в Г минимуме зоны проводимости смещается значительно сильнее, чем состояние «тяжелого» электрона в X минимуме. Это приводит к тому, что при некотором составе, значение которого зависит от размера КТ, состояния электронов, принадлежащие Г и X минимумам зоны проводимости, пересекаются, и состояние Аху минимума становится нижним электронным состоянием в КТ (см. рис.4).

Расчеты энергетического спектра (1п,А1)Аз/А1Аз КТ показывают, что КТ любого размера и состава имеют зонную структуру первого рода. Отсутствие высокоэнергетического сдвига полосы ФЛ при повышении плотности мощности возбуждения в спектрах микро-ФЛ подтверждает первый род энергетического спектра КТ.

Энергетическая диаграмма, рассчитанная для 1по 7А1о зА5/А1Аз КТ одинакового состава в зависимости от диаметра основания КТ, приведена на рис.5. Из рисунка видно, что расчёт предсказывает сосуществование КТ с прямой и непрямой запрещённой зоной в ансамблях точек с

дисперсией размеров. Эксперимент подтверждает сосуществование

прямозонных и непрямозонных КТ в ансамблях с дисперсией размеров. Спектр ФЛ и кинетика затухания ФЛ в структуре с КТ Ino.7Alo.3As/AlAs показаны на рис.6 (а) и (б), соответственно. В спектре видны две полосы, связанные с рекомбинацией экситонов в прямозонных (ЬЕ) и непрямозонных (НЕ) КТ. ФЛ в полосе НЕ демонстрирует длительное

неэкспоненциальное затухание. В тоже время кинетика ФЛ в полосе ЬЕ имеет начальный участок, связанный с рекомбинацией прямых экситонов, на котором интенсивность падает резче, чем

3,0 2,5

ш 2,0 т

| 1,5 ¡"1,0 5 0,5

0,0

■ 1 . 1 . 1 . 1 . 1 . г.. ■ 1 «V4 у ■ ....... . Х?

. 8 нм о' 1.6 ..... тг*-% .......1 У г 18 нм 3 и - 3 эВ 1.1.1.

5 10 15 20 25 30 Диаметр КТ (нм)

Рис.5. Положение энергетических уровней электронов и дырок, рассчитанное для КТ Ino.7Alo.3As/AlAs различного размера.

временное разрешение нашей системы регистрации (< 20 не), сменяющийся участком с медленным затуханием интенсивности в области сосуществования прямозонных и непрямозонных КТ [А22]. Вернемся к температурной зависимости времени затухания ФЛ (см. рис.3). В непрямозонных КТ, демонстрирующих длительную кинетику ФЛ, энергетический спектр действительно представляет собой двухуровневую систему. Нижнее экситонное состояние строится из состояний тяжелой дырки и электрона, принадлежащего X минимуму зоны проводимости (1п,А1)Аз и имеет большое время жизни, поскольку излучательная рекомбинация из такого состояния затруднена из-за необходимости рассеяния разницы в импульсе фотона и квазиимпульсе такого экситона. Верхнее экситонное состояние строится из тяжелой дырки и электрона, принадлежащего Г минимуму зоны. Время жизни в таком состоянии составляет единицы наносекунд.

Раздел 3.2. посвящен изучению энергетического спектра КТ, сформированных в

©

100

Энергия (эВ) 1.8 1.6

.10""

* 10"

0

110'

10"7 „ 10'

3 ,

1 10"

110

: ту тК

(6)

10"

3

.ъ

к

10-1

10° ю1

I (дсек)

10"

10° 101 I (цсек)

гетеросистеме Са5Ь/А1Ля. Гетерострукгуры Рис6 (а) низкотемпературный (5 К) спектр ФЛ

выращивались на подложках СаАэ ориентации структуры с КТ Ino.7Alo.3As/AlAs. Стрелками

обозначены спектральные точки, в которых (001) и содержали один слой КТ, помещенный измерялась кинетические кривые (б) Кривые ... „ . . затухания интенсивности ФЛ в различных

между слоями А1А5 с толщинами 50 нм. Слои сп/етральнь1х точках вдоль полос ш и ьЕ. Стрелками

КТ выращивался при температуре 450°С и указан момент окончания лазерного импульса, временах формирования /с1 = 10-60 с. Для защиты от окисления структура закрывалась слоем СаАз толщиной 12 нм. Анализ изображений, полученных методом просвечивающей электронной микроскопии, показал, что псевдоморфно напряженные КТ, сформированные за 10 и 60 с, имеют средний диаметр 36 нм и 70 нм при плотностях 1.5х109см"2 и 6х108см"2, соответственно. Низкая плотность (на два порядка величины меньшая, чем в системе КТ 1пАз/А1Аз с тем же рассогласованием решеток я 7 %) и большой диаметр КТ, свидетельствуют о том, что КТ формируются в условиях

большой длины диффузии адатомов на ростовой поверхности. Как правило, при таких ростовых условиях имеет место сильное перемешивание материалов. Следовательно, КТ формируются скорее

из твёрдого раствора, чем из чистого (ха.ЧЬ ФЛ структур с КТ подтверждает наше предположение о перемешивании материалов в процессе формирования КТ. Действительно, в спектрах ФЛ обеих структур полоса, связанная с рекомбинацией экситонов в КТ, имеет энергию в максимуме 1.7 эВ. В тоже время согласно расчетам, энергия оптического перехода между состояниями электронов и дырок в структурах СаБЬАМАз не превышает 0.7 эВ [А1]. Используя линейную аппроксимацию между параметрами ОаЯЬ, Л1ЯЬ, СгаЯЬ и А1Ая, мы рассчитали энергию оптического перехода

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 У

Аэ

БЬ

Рис.7. Заполненная область отмечает составы (.*,>),

соответствующие оптическим переходам между

уровнями электронов и дырок в КГ

Оа,А1 |.хЯЬ^Л51.,/А1 А5, лежащим в спектральной области

1.65-1.75 эВ. Пример зонной диаграммы первого рода между уровнями электронов и дырок в

показан на вставке. .

псевдоморфно напряженной

гетероструктуре ОахА11.х5Ь,А51.,/А1Аз при различных составах х и у. Сравнение расчётов с

экспериментом позволило оценить состав твёрдого раствора изучаемых КТ.

Как видно из рис.7, имеется широкая область составов (х,у), при которых оптические переходы в КТ будут соответствовать положению полосы ФЛ, наблюдаемой в эксперименте, причем энергетический спектр КТ может быть как первого, так и второго рода. Для того чтобы определить род энергетического спектра структур с КТ, была измерена зависимость положения полосы ФЛ от интенсивности возбуждения. Отсутствие какого либо сдвига положения полосы ФЛ КТ в структуре, сформированной за 10 с, при изменении плотности мощности возбуждения более чем на два порядка величины, однозначно свидетельствует о том, что КТ имеют энергетический спектр первого рода, как это показано на вставке к рис.7 [А24].

С другой стороны, полоса ФЛ в структуре, где КТ формировались 60 с (и, следовательно, степень замещения сурьмы мышьяком, была выше, чем в структуре, формировавшейся 10 с), сдвигается высокоэнергетическую область спектра пропорционально корню кубическому от плотности мощности возбуждения, свидетельствуя об энергетическом спектре второго рода [С1]. Измерение динамики ФЛ после импульса лазерного возбуждения показало, что интенсивность ФЛ КТ в обеих

структурах затухает неэкспоненциально в течение сотен микросекунд, что свидетельствует о непрямом в пространстве квазиимпульсов характере оптических переходов. Таким образом, ваА^ЬАз КТ, формирующиеся в гетеросистеме Са5Ь/А1Аэ в зависимости от условий эпитаксии, имеют зонную структуру первого или второго рода с основным электронным состоянием, принадлежащим Лху минимуму зоны проводимости.

Раздел 3.3 посвящен изучению энергетического спектра КТ, формирующихся в гетеросистеме ОаАз/СаР. В разделе описано влияние условий эпитаксиального роста слоев СаАз в матрице ваР на строение и энергетический спектр получаемых гетероструктур. Гетероструктуры выращивались методом МЛЭ на подложках ОаР ориентации (001). Также как и в случае описанной во второй главе КЯ, гетероструктуры с КТ содержали слой ваАз (номинальное количество осаждённого СаАэ было равно 3-м монослоям вещества), помещённый между слоями ваР толщиной 50 нм. Слои ваАв выращивались при различных температурах подложки: 550 °С (структура В) и 600 °С (структура С). Кроме того, при 600 °С была выращена тестовая структура, содержащая ненапряжённый слой ОаР толщиной 100 нм на подложке ваР (структура О) Анализ строения структур по данным просвечивающей электронной спектроскопии и комбинационного рассеяния света показал, что в структуре В сформировались КТ с полностью релаксированными механическими напряжениями (постоянная решетки КТ совпадает с постоянной решетки ваЛя), а в структуре С - псевдоморфно напряженные КТ, состоящие из твёрдого раствора GaAso.68Po.32.

Построена качественная модель, объясняющая зависимость строения гетероструктур ОаА^СаР от температуры эпитаксии. При низкой температуре эпитаксии (~420°С, описанная во второй главе структура А) длины диффузии адатомов на ростовой поверхности не достаточно для формирования КТ, и мы наблюдаем двумерно-слоевой рост. Увеличение длины диффузии адатомов при повышении температуры приводит к переходу от двумерно-слоевого роста к росту КТ по механизму Странского-Крастанова. Величина напряжений в сформировавшихся КТ превышает порог введения дислокаций несоответствия на гетерогранице ОаАэ/СаР, что приводит к релаксации напряжений (структура В). При дальнейшем увеличении температуры начинается заметное перемешивание ваАБ и ваР в процессе латеральной диффузии, приводящее к формированию КТ из твердого раствора Са(Аз,Р) (структура С). Рассогласование материалов КТ и матрицы по параметру решетки уменьшается, что снижает напряжения и предотвращает ввод дислокаций несоответствия [А8].

Спектры стационарной ФЛ структур с Са(Аз,Р)/ОаР КТ (В и С) и тестовой СаРЛЗаР структуры О приведены на рис.8 (а). В спектре тестовой структуры Б доминирует полоса с энергией в максимуме 2.206 эВ, связанная с донорно-акцепторной рекомбинацией на мелких примесных состояниях в запрещенной зоне ваР. Эта же полоса ФЛ присутствует и в спектрах ОаАэ/СаР гетероструктур В и С,

550 600 650 700 750 X (нм)

а>

т

3.5 3.0 2.5 2.0 1.5 1.0 0.5 0.0

СаАзЛЗаР

однако, её интенсивность значительно ниже. Уменьшение интенсивности полосы донорно-

акцепторной рекомбинации в гетероструктурах Энергия (эВ) ОаЛя/ОаР обусловлено захватом части

фотовозбуждённых носителей заряда из матрицы ОаР в ОаАз. Действительно, в спектрах ФЛ структур В и С появляются новые, по сравнению со спектром тестовой структуры В, полосы с энергиями 2.024 эВ и 1.825 эВ, соответственно, которые мы связываем с рекомбинацией экситонов в ОаАэ. В структуре С положение максимума полосы ФЛ смещается в высокоэнергетическую область спектра с ростом плотности мощности возбуждения пропорционально Рш, следовательно, эта структура имеет энергетический спектр второго рода. Положение полосы ФЛ в спектре структуры В, напротив, не зависит от плотности мощности возбуждения, что свидетельствует о первом роде её энергетического спектра. Мы отмечаем тот факт, что релаксация напряжений идёт за счёт введения ломеровских дислокаций в плоскость гетерограницы КТ/матрица и не приводит к образованию центров безызлучательной рекомбинации в КТ.

В соответствии с оценочными расчётами, плоский ненапряженный слой СаЛя/ваР (см

Рис.8, (а) Спектры стационарной ФЛ структур с рис 8(6)) имеет энергетический спектр первого

Са(Аз,Р)/ОаР КТ (В и С) и тестовой СаР/СаР род^ причем в зависимости от толщины структуры Э. (б) Зонная диаграмма ненапряженного

слоя ОаАэ в матрице ваР. На вставке приведена основное состояние электрона принадлежит

зависимость положения уровня электрона в Г долине ^ „ ,

¿г. либо /минимуму зоны проводимости (для слоя

зоны проводимости ОаАэ от толщины слоя. 3 3 к 4

Горизонтальная линия отмечает дно I долины зоны ТОЛщиной > 3.2 нм), либо I минимуму зоны

проводимости СаАэ.

проводимости (для слоя толщиной < 3.2 нм). Измерение кинетики экситонной ФЛ в КТ показало, что время затухания лежит в миллисекундном диапазоне времен, что указывает на связь ФЛ с излучательными переходами, непрямыми в

(б)

600 300

м.

пространстве квазиимпульсов. Таким образом, ненапряженные КТ GaAs/GaP имеют энергетический спектр первого рода с основным электронным состоянием, принадлежащим L - долине зоны проводимости GaAs [А28].

Формирование и энергический спектр КТ в гетеросистеме GaSb/GaP рассматриваются в разделе 3.4. Гетероструктуры выращивались методом МЛЭ на подложках GaP ориентации (001). Структуры с КТ, выращенные при температурах 420 и 470 "С, содержали тонкий слой GaSb (номинальное количество осаждённого материала равно 1.0 монослою вещества), помещённый между слоями GaP толщиной 50 нм. Несмотря на значительное (10.5 %) рассогласование постоянных решетки GaSb и GaP, данные просвечивающей электронной микроскопии указывают на формирование в обеих структурах псевдоморфно напряженных смачивающего слоя и ансамбля КТ с характерным диаметром -100 нм и плотностью ~2х107 см"2. Отсутствие в структурах с КТ дислокаций несоответствия и низкая плотность КТ в гетеросистеме с большим рассогласованием постоянных решетки свидетельствуют о большой длине диффузии адатомов на ростовой поверхности, приводящей к перемешиванию GaSb и GaP при формировании КТ. Положение полос, связанных с рекомбинацией экситонов в КТ в спектрах ФЛ структур (рис.9), подтверждает предположение о том, что КТ состоят из твёрдого раствора GaSbP. При близких размерах КТ полоса ФЛ в структуре, выращенной при большей температуре, сдвинута в синюю область спектра, следовательно, доля GaP в твёрдом растворе GaSbP, из которого состоят КТ возрастает с температурой эпитаксии.

Для ограничения поверхностной диффузии адатомов была приготовлена ростовая поверхность с развитым рельефом, показанным на рис.10 (неоднородность рельефа поверхности «гладкой» подложки GaP была порядка ~ 1 нм). Для приготовления такой поверхности при температуре 580 °С на несогласованной подложке GaAs ориентации (001) методом молекулярно лучевой эпитаксии был выращен слой GaP толщиной 1.25 мкм.

Энергия (эВ) 2 1.75 1.5 1.25

X (нм)

Рис.9. Нормированные спектры ФЛ структур с КТ, сформированными: на «гладкой» ростовой поверхности при температурах 1- 470°С и 2 -420°С и на ростовой поверхности с развитым рельефом при температуре 3 - 450°С, полоса ваАз, связана с рекомбинацией экситонов в подложке ваЛв.

Введение дислокаций несоответствия, локализованных, главным образом, в области гетерограницы GaP/GaAs (платность дислокаций на поверхности не превышала 107 см"2), приводило к

полной релаксации

напряжений в слое GaP. КТ на поверхности с развитым рельефом формировались по той же методике (при температуре 450 °С

высаживалось 1.0 монослой GaSb), как и в случае использования «гладкой» ростовой поверхности GaP. Анализ изображений,

полученных методом

просвечивающей электронной микроскопии,

Рис. 10. Изображение поверхности (слева) и профиль рельефа поверхности (справа) пленки СаР/СаАэ.

показал формирование ансамбля КТ с релаксированными механическими напряжениями. Размер КТ при тех же условиях роста уменьшался, а плотность возрастала на порядок величины до ~2х10*см"2. Измерение периода муара на микроскопическом изображении КТ (см. рис. 11(а)) позволило определить значение параметра решётки КТ, которое практически совпадает с параметром решётки ненапряжённого СавЬ (0.609 нм), что указывает на полную релаксацию напряжений в ОаБЬ/ОаР КТ

Рис.11. (а) Планарное микроскопическое изображение структуры с GaSb/GaP КТ, полученное в азимуте (lOO); наблюдается муар с периодом 1.87 нм. Темнопольные изображения структуры с вектором дифракции g = [022] (b) и g = [022] (с).

Dislocations г = [022]

S = [022]

[А32]. Таким образом, при росте КТ на поверхности с развитым рельефом, подавление диффузии адатомов препятствует перемешиванию ваЯЬ и СаР в процессе формирования КТ.

Считается, что ввод дислокаций несоответствия, сопровождающий релаксацию напряжений в КТ, приводит к сильному возрастанию темпа безызлучательной рекомбинации в КТ. Однако интегральные интенсивности ФЛ структур с релаксированными КТ и контрольной структуры ОаР/ОаЛя близки, т.е. ввод дислокаций при релаксации напряжений не привёл к значительному возрастанию темпа безызлучательной рекомбинации. Центры безызлучательной рекомбинации обусловлены оборванными связями в «объёме» КТ. Отсутствие таких дефектов в КТ Оа.ЯЬ/ОаР свидетельствует о том, что релаксация напряжений идёт за счёт введения залегающих на гетерогранице КТ/матрица ломеровских дислокаций, ядра которых не содержат оборванных связей. Тёмнопольные микроскопические изображения, полученные при различных векторах дифракции, подтверждают, что напряжения в КТ полностью срелаксированны за счёт введения сетки ломеровских дислокаций (см. рис. 11 (Ь) и (с)).

Кинетика ФЛ всех структур с КТ (как псевдоморфно наряженных, так и релаксированных) затухает на временах порядка 100 мкс, свидетельствуя о непрямых в пространстве квазиимпульсов оптических переходах. Положения максимумов полос ФЛ в спектрах структур с псевдоморфно напряженными КТ смещаются в высокоэнергетическую область спектра с ростом плотности мощности возбуждения пропорционально Рт, указывая на энергетический спектр второго рода. В тоже время отсутствие какого либо сдвига положения полосы ФЛ в КТ с релаксацией механических напряжений при изменении плотности мощности возбуждения более чем на два порядка величины однозначно указывает на то, что релаксированные КТ имеют энергетический спектр первого рода.

Четвёртая глава посвящена изучению закономерностей некогерентной динамики носителей заряда и экситонов в КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Основные результаты были получены при изучении структур с КТ, сформированными в гегеросистеме 1пАз/А1А5.

Первый раздел 4-й главы посвящен изучению захвата в (1п,А1)Аз/А1Аз КТ носителей заряда, генерированных в матрице А1Аз при нерезонансном возбуждении. В массивах КТ, выращенных по механизму Странского-Крастанова, смачивающий слой, лежащий в основании КТ, играет важную роль при захвате носителей заряда в КТ. Являясь квантовой ямой, смачивающий слой эффективно захватывает электроны и дырки. В структурах с типичными размерами и плотностями 1пАз КТ площадь, занимаемая квантовыми точками, значительно меньше, чем площадь, занимаемая смачивающим слоем. В результате, большая часть генерированных в матрице носителей заряда захватывается в смачивающий слой. Носители заряда, захваченные в смачивающий слой, могут рекомбинировать в смачивающем слое или, двигаясь вдоль него, захватываться в КТ. Многочисленными исследованиями было установлено, что в структурах с прямозонными (1п,Оа)Аз

КТ в матрице ОаЛз носители заряда эффективно захватываются в КТ двум путями: (1) непосредственно из матрицы и (2) через состояния смачивающего слоя. В тоже время захват носителей заряда в непрямозонные 1пАз КТ к моменту начала работы оставался неизученным. К сожалению, особенности энергетического спектра (1п,А1)А5/А!Аз гетероструктур не позволяют изучать перенос носителей заряда из смачивающего слоя в КТ при резонансном возбуждении внутри непрямозонного смачивающего слоя. Для того чтобы оценить долю носителей заряда, захваченных в смачивающий слой и в последствии захваченных из смачивающего слоя в КТ, анализировалась интенсивностная и температурная зависимости ФЛ структур с (1п,А1)А$/А1А.ч КТ.

Соотношение интегральных интенсивностей полос ФЛ, связанных с рекомбинацией в КТ (полоса

Энергия (эВ) 2,1 1,95 1,8

X (нм)

10° 10' 10 Р (Вт/см2)

Рис.12 (а) Спектры ФЛ структур с (1п,А1)Аз/А1Аз КТ с плотностью (1) 9х10'см"2 и (2) 9хЮ10 см"2, (б) Зависимость интегральной интенсивности ФЛ в смачивающем слое и квантовых точках (ОР) от

плотности мощности возбуждения в структуре с плотностью КТ 9х 109 см"2, (в) Температурная зависимость спектров ФЛ (и интегральной интенсивности ФЛ смачивающего слоя и квантовых точек, на вставке) в структуре с плотностью КТ 9x109 см'2.

00) и смачивающем слое (полоса для гетероструктур (1п,А1)Ая/А1А$ сильно зависит от

плотности КТ. Как показано на рис.12(а), интенсивность полосы ФЛ КТ уменьшается в 8.2 раза при

изменении плотности КТ на порядок величены от 9хЮ10 до 9х109см"2. Это уменьшение

пропорционально изменению площади, занимаемой КТ, которая составляет в структурах с большой и

малой плотностью 14% и 1.5 % от полной площади поверхности, соответственно. При повышении

плотности мощности возбуждения интегральная интенсивность ФЛ КТ в структуре с меньшей

плотность КТ возрастает линейно (/- Р 1и5±007)1 а ФЛ смачивающего слоя сублинейно (1~Р 077±0-07)_

как это видно на рис. 12(6). Сублинейная зависимость интенсивности ФЛ смачивающего слоя от Р

свидетельствует о том, что часть носителей заряда, захваченных в этот слой, рекомбинирует

безызлучательно.

Расчеты (штриховая линия на рис. 12(6)) показывают, что количество безызлучательно рекомбинирующих в смачивающем слое носителей заметно превышает количество носителей заряда,

{«комбинирующих в КТ. Т.е. носители, уходящие из смачивающего слоя безызлучательно, в КТ не попадают. При повышении температуры интенсивность ФЛ смачивающего слоя уменьшается и при температурах выше 100 К полоса, связанная с рекомбинацией в этом слое, исчезает из спектра ФЛ. В этом же температурном диапазоне интенсивность ФЛ квантовых точек сохраняется постоянной (рис. 12(в)). Проведенный анализ экспериментальных данных позволил построить модель динамики захвата носителей заряда в КТ: После возбуждения в матрице А1Аб носители заряда большей частью захватываются смачивающим слоем. Тяжелые электроны, принадлежащие X минимуму зоны проводимости, локализуются в потенциальных минимумах, появляющихся из-за флуктуаций толщины смачивающего слоя. При низких температурах эти локализованные электроны не могут покинуть смачивающий слой и рекомбинируют в нем излучательно, что приводит к относительно высокой интенсивности полосы при низких плотностях мощности возбуждения ФЛ. При повышении плотности мощности возбуждения или температуры начинают заполняться делокапизованные состояния смачивающего слоя. Двигающиеся по этим состояниям электроны попадают на дефекты - центры безызлучательной рекомбинации (подобные центрам, образующимся в сверхрещетках ОаАз/А1А$ из-за высокой реакционной способности А1), что приводит к уменьшению относительной интенсивности ФЛ смачивающего слоя. Таким образом, носители заряда попадают в КТ (1п,А1)А5/А1Аб, главным образом, из матрицы, а перемещение носителей из смачивающего слоя в КТ подавлено [А35].

Второй раздел 4-й главы посвящен изучению закономерностей рекомбинации экситонов в ансамблях непрямозоных (1п,А1)А5/А1Аб КТ первого рода. Выводы, полученные в данном разделе, носят общий характер, поскольку все изучаемые в работе системы непрямозонных КТ первого рода демонстрируют неэкспоненциальную кинетику затухания экситонной ФЛ. Неэкспоненциапьность затухания экситонной ФЛ в ансамбле КТ связана с тем, что мы наблюдаем сумму большого количества моноэкспоненциальных кинетик от экситонов с разными временами излучательной рекомбинации, излучающих на одной длине волны, но локализованных в КТ различного размера и состава. Поэтому форма кривой затухания /(() определяется распределением времён жизни экситонов С(т) по ансамблю КТ:

Поскольку квазиимпульс экситона (рсх), составленного из электрона, принадлежащего боковой долине зоны проводимости и дырки, находящейся в центре зоны Бриллюэна, существенно больше, чем импульс фотона (ррь) с такой же энергией, закон сохранения импульса накладывает ограничения на излучательную рекомбинацию таких экситонов. Для испускания фотона при рекомбинации непрямого в пространстве квазиимпульсов экситона разница рсх - ррь передается фонону или

(1)

рассеивается на гетерогранице. Отсутствие фононных повторений в спектрах микро-ФЛ непрямозонных (In,Al)As/AlAs КТ свидетельствует о том, что основным каналом потери квазиимпульса экситонов при их излучательной рекомбинации является упругое рассеяние на гетерогранице КТ/матрица [А 18]. Поэтому разумно ожидать, что вероятность рекомбинации экситона (Гс) в таких КТ определяется структурой гетерограницы КТ/матрица. Динамика рекомбинации экситонов изучалась в ансамблях (In,Al)As/AlAs КТ различных размеров и с различной степенью размытости гетерограницы КТ/матрица. Размеры КТ в исследуемых ансамблях определялись методом просвечивающей электронной микроскопии. Степень размытости гетерограницы КТ/матрица изменялась посредством послеростового высокотемпературного отжига.

Типичная кривая затухания экситонной ФЛ в (In,Al)As/AlAs КТ показана на рис. 13(а). Кинетическая кривая содержит две отчетливых стадии затухания: (1) относительно слабого изменения интенсивности непосредственно после импульса возбуждения, которая сменяется стадией (2), описываемой степенным законом затухания I(t) ~ (1 /í)a Начало второй стадии затухания и наклон а зависят от характерного размера КТ в ансамбле и степени размытости гетерограницы. Подстановка предлагаемого в литературе нормального в логарифмических координатах распределения обратных времен жизни (1/т = Ге) экситонов [С4] в выражение (1) не позволяет описать кривые затухания во всём диапазоне интенсивностей и времен (см. кривые 1 и 2 на рис. 13(а)). Мы предложили

феноменологическое

4 2

____V (а)

'.1 Щ.3 '

- 'ЖУ.\

10" 10"'

ю-2 ю-3 10"'

ю-5

Ю-6

S1 S2 S3 S4 ^

/ \ ' ^

г V' v

/ \ ч>

' \ S

1 1 V. V

i ; Y \ i - V i í V 1 \' 1 ■ \ .

распределение времен жизни экситонов по ансамблю КТ:

G(r) = (C/r')e

ч

(2)

10'

10' 10 10' 10 Время (не)

10"' 10' т (сек)

где С - константа, а у = а +1, позволяющее описать кривую

затухания экситонной ФЛ с известным

Рис.13 (а) Кривая затухания экситонной ФЛ в ансамбле КТ с характерным диаметром 5.5 нм (точки). Расчетные кривые (1) и (2) соответствуют наилучшим описаниям экспериментальных данных выражением (1) с использованием наклоном всего одним нормального в логарифмических координатах распределения времен жизни

экситонов. Кривая (3) соответствует наилучшему описанию экспериментальных паРаметром ти - который данных выражением (I) с использованием предложенного нами харакТеризует наиболее феноменологического распределения времен жизни экситонов. (б)

Распределения времен жизни экситонов в ансамблях КТ с характерными вероятное время жизни

размерами Б1 -5.5 нм, 82-13.8 нм, БЗ - 18.3 нм, Б4- 19.6 нм. к

р р ' ' ' экситонов в ансамбле

КТ. Экспериментальные кривые прекрасно описываются на протяжении 5 порядков величины по

изменению интенсивности (см., например, кривую 3 на рис. 11 (а)). Описывая кинетические кривые,

1.9

Энергия (эВ) 1.8 1.7

1.6

& 10"

|10-

10

10'

" 5К / "---Ч (а)

сю/

эрг

650

700 750 X (нм)

800

соответствующие рекомбинации экситонов в ансамблях (1п,А1)Аз/А1Аз КТ различного размера с различной степенью размытости гетерограницы КТ/матрица, выражением (1), мы определили распределения б(г) в исследуемых структурах, показанные на рис. 13(6). Видно, что в не

подвергавшихся послеростовому отжигу структурах 81 и Б2 с резкими гетерограницами изменение типичного размера КТ более чем в два раза (от 5.5 до 13.6 нм) слабо влияет на распределения С(т). Высокотемпературный отжиг структур 83 (700 °С) и Б4 (800 °С) приводит к резкому сдвигу распределения С(т) в область больших времен жизни (на 2 порядка величины для 84). Таким образом, вероятность излучательной рекомбинации экситона в непрямозонных КТ первого рода определяется, главным образом, степенью размытости гетерограницы. В то же время, изменение характерного размера КТ при неизменной степени размытия гетерограницы КТ/матрица влияет на распределение времен жизни экситонов гораздо слабее [А36].

В третьем разделе 4-й главы показано, что низкая вероятность рекомбинации экситонов (соответствующая микросекундным временам жизни) в непрямозонных КТ первого рода приводит в плотных массивах таких КТ к высокой вероятности переходов экситонов между смежными КТ по диполь-дипольному механизму Фёрстера [С5]. Объектами исследования были структуры с высокой (>10исм"2) плотностью (1п,А1)Аз/А1Аз КТ: структура 801 содержала только псевдоморфно напряженные КТ с плотностью 1.5x10" см"2 и средним диаметром основания 10 нм, а структура 802, в

Рис.14 (а) Спектры ФЛ структур 501 и 502

при возбуждении Не-Сс1 лазером, (б) дополнение к псевдоморфно напряженным КТ с Кривые затухания ФЛ, измеренные в ПЛОтностыо 1.2х10псм~2 и средним диаметром максимуме полосы ОО в структурах 8П1 и

502 при возбуждении импульсным основания 11 нм, содержала кластеры с прорастающими

полупроводниковым лазером. Стрелкой дислокациями с плотностью порядка 1.5х109 см"2 (средний обозначено окончание лазерного импульса.

На вставке приведены распределения диаметр кластера 30 нм). Измерение ФЛ структур показало,

времен жизни экситонов по ансамблю в что одинаковой плотности псевдоморфно

структурах Б01 (справа) и Б02 (слева). г

напряженных КТ интенсивность ФЛ структуры ЗБ!

примерно в 45 раз выше, чем интенсивность ФЛ структуры SD2 (см. рис. 14(а)) [А38]. Необходимо отметить, что введение сравнимой плотности (2х109см~2) кластеров КТ с прорастающими дислокациями в структуры с прямозонными КТ InAs/GaAs не приводит к какому либо уменьшению интенсивности ФЛ. При импульсном внутриточечном возбуждении экситонов кинетика ФЛ обеих структур демонстрирует типичное для (In,Al)As/AlAs КТ длительное неэкспоненциальное затухание,

долговременная стадия которого описывается

Энергия, эВ 1.6 1.4

5

10.

с; в -О

I <D

700

800 X, нм

900 1000

законом 1(1) ~ 1 /г" (см. рис. 14(6)). Используя методику, описанную в разделе 4.2, мы определили распределение времен жизни экситонов по ансамблю КТ в обеих структурах (приведены на вставке к рис. 14(6)) и установили, что в структуре 8Б2 распределение существенно сдвинуто в область коротких времён жизни. Таким образом, резкое уменьшение интенсивности ФЛ при формирование кластеров с дислокациями в структурах с (1п,А1)А5/А1Аз КТ сопровождается уменьшением характерных времён затухания экситонной ФЛ.

При отсутствии термовыброса носителей заряда из КТ в матрицу (а именно такая ситуация реализуется в изучаемых КТ при температуре жидкого гелия) уменьшение интенсивности стационарной ФЛ и времени затухания нестационарной ФЛ при внутриточечном режиме возбуждения экситонов говорит о появлении дополнительного канала безызлучательного ухода носителей заряда из КТ. Этот канал обусловлен переходом носителей или экситонов из псевдоморфно напряженных КТ в кластеры КТ с прорастающими дислокациями, которые играют

Рис. 15. (а) Спектры ФЛ структур со связанными КТ, Роль Центров безызлучательной рекомбинации.

с1пл: 1 - 9 нм, 2 - 13 нм. На вставке спектры структур ДцЯ оценки характерных расстояний между КТ, с одиночными слоями КТ: 1 - непрямозонные в

А1Аз, 2 прямозонные в АЮаАя. (б) Кинетика ФЛ ПРИ которых возможны междугочечные переходы

КТ-акцепторов в структурах с сЬА: 1 - 9 нм, 2-13 носителей заряда или экситонов, мы изучили такие нм.

переходы в модельных структурах, содержащих пары вертикально связанных 1пАз КТ. Структуры состояли из двух слоев 1пАз КТ (прямозонных и

непрямозонных). Слой непрямозонных КТ доноров помещался между слоями AlAs, а слой прямозонных КТ акцепторов между слоями Aloje,Gao/,4As. Было выращено две структуры с расстоянием между слоями КТ dDA = 9 нм и 13 нм. Дополнительно при тех же условиях эпитаксии были выращены контрольные структуры, содержащие только один слой КТ (доноров или акцепторов). В спектрах ФЛ с вертикально связанными КТ наблюдаются полосы D-QDs, A-QDs и GaAs, обусловленные рекомбинацией экситонов в КТ-донорах, КТ-акцепторах и буферном слое GaAs, соответственно (рис.15(а)). Полоса D-QDs доминирует в спектре стационарной ФЛ структуры с большим (dpA = 13 нм) расстоянием между КТ и подавлена в структуре с dDA= 9 нм.

При внутриточечном возбуждении ФЛ импульсами полупроводникового лазера (энергия фотона 1.86 эВ) экситоны возбуждаются внутри как прямозонных, так и непрямозонных КТ. В структуре с большим значением dDA полоса A-QDs быстро затухает с характерным временем меньшим, чем 20 не (временное разрешение нашей измерительной системы), что типично для прямозонных InAs КТ (рис. 15(6)). В тоже время в структуре с меньшим значением dDA интенсивность ФЛ в прямозонных акцепторных КТ сначала резко уменьшается (эта стадия затухания ФЛ связана рекомбинаций возбужденных лазером InAs/AlGaAs КТ), а затем демонстрирует длительное затухание, подобное тому, что наблюдается для непрямозонных донорных КТ. Уменьшение интенсивности полосы D-QDs в спектрах стационарной ФЛ и длительное затухание полосы A-QDs отражает передачу энергии долгоживущих экситонов от непрямозонных к прямозонным КТ. Возможными механизмами переноса носителей заряда и экситонов между КТ могут быть либо тунеллирование носителей заряда, либо перенос экситонов по механизму Фёрстера. Принимая во внимание эффективные массы электронов и тяжелых дырок, мы провели оценку и показали, что 9 нм между вертикально связанными КТ слишком большое расстояние для того, чтобы характерное время туннельного перехода для электронов и дырок было порядка сотни микросекунд - времени, полученного из эксперимента. Следовательно, связь между КТ осуществляется посредством перехода экситона от КТ-донора к КТ-акцептору по механизму Фёрстера. Анализ распределения расстояний между соседними КТ в структуре SD2 показал, что для заметной части КТ в ансамбле расстояние между ближайшими соседями меньше 10 нм [А40]. Хорошо известно, что перенос экситонов по механизму Фёрстера имеет место в резонансных условиях, когда уровни энергии экситонов в доноре и акцепторе совпадают. В наших структурах уровни энергии экситона в КТ-донорах попадают в резонанс с возбужденными состояниями экситонов в КТ-акцепторах.

Таким образом, в плотных ансамблях непрямозонных КТ первого рода имеет место высокая чувствительность ФЛ КТ к образованию кластеров с дислокациями, содержащих центры безызлучательной рекомбинации. Уменьшение интенсивности ФЛ обусловлено перетеканием локализованных в КТ долгоживущих экситонов из КТ в кластеры с дислокациями путем серии последовательных перескоков экситонов между смежными КТ.

Пятая глава посвящена изучению закономерностей спиновой релаксации нейтральных и заряженных экситонов в КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Для экситонов, локализованных в хорошо изученных прямозонных КТ, время спиновой релаксации при низких температурах много больше, чем время жизни [С6]. Поэтому спиновая релаксация экситонов в КТ изучалось, главным образом, теоретически. Многочисленные расчеты скорости спиновой релаксации экситонов с учетом различных процессов, таких как переходы между: (1) оптически активными и неактивными состояниями, (2) оптически активными состояниями без участия оптически неактивных состояний, с учетом спин орбитального и обменного взаимодействия, дают большой разброс времен спиновой релаксации - от сотен наносекунд до единиц миллисекунд. Время жизни экситонов, локализованных в непрямозонных КТ первого рода, достигает сотен микросекунд, что позволило нам изучать спиновую релаксации таких экситонов экспериментально. Спиновая релаксация нейтральных и заряженных экситонов изучалась посредством измерения динамики степени наведённой магнитным полем циркулярной поляризации (рс) экситонной ФЛ. Для того чтобы избежать оптической ориентации экситонов ФЛ возбуждалась импульсами линейно поляризованного света. В магнитном поле энергии экситонных состояний с различными проекциями спина определяются величинами и знаками g факторов, поэтому первый раздел 5-й главы был посвящен определению g факторов электрона, дырки и экситона, локализованных в КТ (1п,А1)Ак/А!А5. Несмотря на то, что прямые оптические переходы в непрямозонных полупроводниковых гетероструктурах запрещены правилами отбора, измерения g факторов электрона и экситона в непрямозонных КТ первого рода с Г-Х смешиванием электронных состояний удалось провести, используя резонансный оптический метод -спектроскопию комбинационного рассеяния света с переворотом спина.

Квантовые точки с Г-Х смешиванием электронных состояний описаны в разделе 5.1.1. Как показано в главе 3, в ансамбле (1п,Л1)Ля/А1Ля КТ сосуществуют КТ с прямой и непрямой запрещенной зоной. Из рис.5 видно, что в ансамбле КТ можно выбрать подансамбль КТ с близкими энергиями для уровней электронов, локализованных в Г и X долинах зоны проводимости (1п,А1)Аз. В таких КТ имеет место Г-Х смешивание электронных состояний.

Для выделения области спектра, в которой имеет место излучение экситонов из КТ с Г-Х смешиванием электронных состояний, поводилось измерение ФЛ при селективном возбуждении. Измеренные спектры приведены на рис.16(а). При резонансном возбуждении прямозонных КТ в спектре ФЛ наблюдается полоса ЯРЦ энергия максимума которой сдвинута на и 2 мэВ (Стоксов сдвиг) относительно энергии возбуждающего лазерного излучения. Величина Стоксова сдвига при возбуждении прямозонных КТ не зависит от энергии лазерного излучения, как видно из рис.16(6). При возбуждении непрямозонных КТ в спектре ФЛ появляется полоса ОРЦ Стоксов сдвиг которой линейно возрастает с повышением энергии возбуждающего лазерного излучения (см. рис. 16(6)). При возбуждении ансамбля, в котором сосуществуют прямозонные и непрямозонные КТ, в спектре ФЛ видны обе полосы КРЬ и ()РЬ. Энергетический сдвиг между этими полосам

CE <D

e

л

fe o x ta s o x a) ii

30 20 -

1 '¡1 •

(б)

' • QPL "

! •

1 . *

» RPL .

о <£> о р о .о о, о °

1.60 1.62 1.64 1.66 1.6 Энергия (эВ)

1.68

1.62 1.64 1.66 1.68 Энергия возбуждения (эВ)

Рис. 16.(а) Спектры ФЛ структуры с InAs/AlAs КТ, измеренные в режиме резонансного возбуждения, при Т = 5 К. (б) Спектральная зависимость Стоксова сдвига полос RPL и QPL. (в) Интенсивность сигнала РКРС электрона в зависимости от энергии возбуждения. Вертикальная пунктирная линия на рисунках (б) и (с) отмечает спектральное положение экситонной ФЛ в КГГ с совпадающими энергиями состояний электронов в /' и X долинах зоны проводимости.

зависит от энергии возбуждающего лазерного излучения. Положения этих полос в спектре ФЛ совпадают при возбуждении подансамбля КТ с совпадающими энергиями электронов, локализованных в Г и долинах зоны проводимости.

Комбинационное рассеяние света с переворотом спина в (In,Al)As/AlAs КТ с Г-Х смешиванием электронных состояний описано в разделе 5Л.2. В спектре РКРС, измеренном в спектральной области, соответствующей излучению экситонов из ансамбля КТ с Г-Х смешиванием электронных состояний, в геометрии Фохта (угол 9 между магнитным полем и направлением излучения ФЛ равен 90°) наблюдается линия е со Стоксовым сдвигом 0.58 мэВ в поле 5 Тл. При наклоне магнитного поля (угол 9 между магнитным полем и направлением излучения изменялся от 0 до 90°), положение этой линии не изменяется, а в спектре РКРС появляются еще две линии Ith и X, энергетическое положение которых зависит от угла. Эти линии отчетливо видны в спектре, измеренном при 9=75° (см. рис. 17(а)).

В результате анализа данных в наклонных магнитных полях удалось соотнести наблюдаемые линии е, hh и X с рассеянием с переворотом спина электрона, тяжелой дырки и экситона и количественно определить величину изотропного g фактора электрона и все компоненты анизотропных g факторов дырки и нейтрального экситона [А41].

Положение линии е, не зависящей от 9, соответствует g„ = 2.00±0.01 (рис. 17(6)). Эта линия отвечает за процесс комбинационного рассеяния с переворотом спина электрона в X долине зоны проводимости (рис.17(в)). Её резонансная зависимость, приведенная на рис.16(в), отражает уменьшение вероятности Г-Х смешивания при увеличении зазора между уровнями электронов в Г и X

*

Г *

I f Л

ЛХ/ !

Ji7

Ь

í.U

""xf

s с

a

<D

¿5

^ -0.6 -0.3 0.0 0.3 0.6 Рамановскпй сдвиг (мэВ)

л о

■е

3.0 2.0 1.0 0.0 -1.0 -2.0

е 0.6

- ЧР О Q3 d 0.4

- о 0.2

* 0.0

• -Vx -0.2

:ф) I i i i iS -0.4

e + 1 hhf %

ч X

-1

Tí

-2 --'(в)

0 90

Угол в (град.)

к<0 10 T

i ^ ■ Е-у ' / 'TT

* l

J\ ОТ l

/Д i, (r) ' I 1

0 15 30 45 60 75 90 Угол в (град)

1.6 1.7 1.8 Е (эВ)

1.9

долинах зоны проводимости. Зависимость положения линии ЛЛ от угла 6 описывается, как это видно на рис. 17(6), хорошо известным выражением = [(¿,cos(0))2 +

(¿¿sin«?))2]"2, и

соответствует процессу комбинационного рассеяния с переворотом спина тяжелой дырки (см. рис.17(в)). Продольный g'Jil: и поперечный факторы

тяжелой дырки равны, соответственно, 2.42 ± 0.05 и 0.03 ± 0.05. Фактическое

Рис.17 (а) Спектры комбинационного рассеяния света с переворотом равенство нулю поперечного

спина в наклонных магнитных полях (9=15°) 4 и 5 Тл. (б) Зависимость ^.факт0ра тяжелой дырки g-факторов электрона (е), тяжелой дырки (lili) и нейтрального экситона

(X) от угла между магнитным полем и направлением излучения, (в) свидетельствует о том, что

Диаграмма переходов между уровнями тонкой структуры экситона с состояния легких и тяжелых

переворотом спина электрона (е), тяжелой дырки (hit) и нейтрального „_

,v\ , s г* дырок в КТ не экситона (А), (г) Спектральная зависимость степени наведенной 1

продольным магнитным полем циркулярной поляризации ФЛ перемешиваются, что не

экситонов в КТ InAs/AlAs. удивительно, поскольку

размерное квантование и напряжения приводят к расщеплению этих состояний на величину порядка нескольких сотен миллиэлектронвольт.

Линия X обусловлена процессом комбинационного рассеяния с переворотом спина экситона. Угловая зависимость этой линии определяется выражением g&(0) =g,,h (0)-g,, т.е. хорошо известной комбинацией g факторов тяжелой дырки и электрона. Продольный и поперечный g факторы экситона равны, соответственно, = 0.43+0.08 и g¿ = -1.95±0.08.

Приведенная на рис. 17(г) спектральная зависимость степени наведенной продольным магнитным полем циркулярной поляризации экситонной ФЛ отчетливо показывает, что продольный g фактор непрямого экситона зависит от размера КТ. С уменьшением размера КТ происходит смена знака g фактора. Практическое отсутствие спин-орбитального взаимодействия для электрона в X

долине зоны проводимости приводит к тому, что его £ фактор от размера КТ практически не зависит. Следовательно, изменение величины продольного g фактора экситона отражает уменьшение величины продольного % фактора тяжелой дырки.

Второй раздел 5-й главы посвящен исследованию закономерностей спиновой релаксации долгоживущих экситонов в ансамбле непрямозонных (1п,А1)Аз/А1Аз КТ первого рода, описанных в разделе 5.2.1. Эксперименты проводились в геометрии Фарадея в магнитных полях 3 - ЮТл и диапазоне температур 1.8 - 30 К. Знак поляризации определялся посредством контрольного измерения циркулярной поляризации ФЛ полумагнитной структуры с квантовыми ямами (2п,Мп)8е/(гп,Ве)8е. В разделе 5.2.2. описаны и проанализированы предложенные в литературе механизмы спиновой релаксации экситонов в КТ. Полевая зависимость времени спиновой релаксации имеет вид: (1) ть(В) ~ В ~3 для одно-фононного процесса с передачей проекции углового момента ядерным спинам за счёт сверхтонкого взаимодействия, (2) т$(В) ~ В 2 для двух-фононного процесса и (3) т%{В) ~ В 5 для одно-фононного процесса при смешивании состояний с различными проекциями спина за счёт спин-орбитального взаимодействия [С7]. Температурная зависимость времени спиновой релаксации для одно-фононных процессов описывается выражением т5(7) - Г 1 Для двух-фононного процесса расчёты дают зависимость т3(7) ~ Т ~2. [С7,С8]. Таким образом, измерение полевой и температурной зависимостей времени спиновой релаксации позволяет однозначно определить механизм спиновой релаксации экситонов в КТ.

В разделе 5.2.3. представлены результаты методического исследования, направленного на получение информации о временах спиновой релаксации в ансамблях КТ с дисперсией времён жизни экситона. Спиновая релаксация нейтральных и заряженных экситонов, помещенных в магнитное поле, хорошо описывается в рамках простой модели с двумя состояниями, характеризующимися

различными проекциями полного углового момента (спина) экситона, как это показано на рис.18. Возбуждение линейно

отрицательно

заряженный

экситон

8Ь>0

нейтральный экситон

8 с" 8 1 , + о

& >0 электрон

Н4+3/2 Н^-з/а

| + 1/2 . I -1/2

< о

о+

И

о-

Рис.18. Тонкая структура экситонных состояний в продольном магнитном поле для отрицательно заряженной (слева) и нейтральной (справа) КТ. Проекции спина, поляризованным светом не привносит составляющих экситон электрона (дырки), показаны тонкой уГловой момент в электронную подсистему, (толстой) стрелкой. Длинными стрелками показаны

разрешенные оптические переходы.

следовательно, расщепленные магнитным

полем состояния экситонов с различными проекциями спина в начальный момент времени после импульса возбуждения заселяются одинаково. Динамику изменения заселенности состояний экситонов можно описать посредством решения системы дифференциальных уравнений:

= С П"р I

Л "р х г, т,

(3)

¿»л*. _ г . ".Г .-§

' ион'п е

с/1 Г Г, г,

где Сщ^Сллм ~ скорости генерации, пир и п^™ концентрации экситонов в состояниях с различными проекциями спина, те - время спиновой релаксации, ДЕ зеемановское расщепление состояний в магнитном поле. Интенсивность ФЛ с различными знаками циркулярной поляризации пропорциональна пир и п^™, поэтому, при известном значении времени жизни т, время спиновой релаксации можно определить посредством описания экспериментально определенной динамики степени циркулярной поляризации ФЛ функцией:

(1,т , г )-п (1,т ,т )

РЛ*.)= -"" (4)

Г, г,)+ «„,(>, г, г,)

взяв тэ в качестве подгоночного параметра. В главе 4 мы показали, что разброс параметров (1п,А1)Аз/А1Аз КТ приводит к дисперсии времен жизни экситонов по ансамблю. Вклад различных КТ в суммарную ФЛ ансамбля определяется описанным в 4-главе распределением С(т). Для каждой КТ динамика заселенности экситонов в состояниях с различными проекциями спина п,|оот1 и пир описывается решением системы уравнений (2). Полное число экситонов в состояниях с различными проекциями спина (мир/с,ош5) в ансамбле КТ можно вычислить посредством суммирования Пир/аоип по всем КТ с учетом С(т):

Таким образом, динамика д для ансамбля КТ с дисперсией времени жизни экситона может быть рассчитана по формуле:

л('.г,) = —. -^^^ (6).

Для определения механизмов спиновой релаксации экситонов необходимы измерения полевой и температурной зависимостей времени спиновой релаксации. В разделе определены распределения С(т) для нейтральных и заряженных экситонов в ансамблях (1п.А1)Ая/Л1Ля КТ и показано, что эти распределения не зависят от температуры (1.8 < Т< 30 К) и магнитного поля (0 < В < 10 Тл).

Раздел 5.2.4. посвящен исследованию спиновой релаксации отрицательно заряженных экситонов в КТ. Динамика степени циркулярной поляризации ФЛ в различных магнитных полях, измеренная в максимуме полосы ФЛ (1.72 эВ) структуры с отрицательно заряженными (1п,А1)Аз/А1А5 КТ, приведена на рис. 19(а). В магнитном поле 8 Тл степень циркулярной поляризации ФЛ в течение нескольких микросекунд возрастает от 0 до насыщения, которое наступает при 0.92 (знак

поляризации определяется знаками продольных g факторов электрона и дырки, в п.5.1. показано, что оба этих g фактора положительны). При уменьшении напряженности магнитного поля время нарастания степени циркулярной поляризации ФЛ

увеличивается, а

значение д., при котором она выходит на насыщение, уменьшается.

Рассчитанные по формуле (6)

зависимости /эД^г,) (приведены на рис. 19(а) сплошными толстыми линиями) прекрасно описывают экспериментальные

1.0 0.8 0.6 0.4 0.2 0.0

20 40 60 80 Время (мкс)

0 8 1Эц1 = 1.9

\у -11 1.9

\ 02 *

Т 0 0 |дх1 = 0.7

Температура (К)

0 2 4 6 8 10 Магнитное поле (Т)

0 5 10 15 20 25 30 Температура (К)

Рис.19. Динамика степени циркулярной поляризации ФЛ КТ (1п,А1)/А1А5 в продольных магнитных полях для (а) отрицательно заряженных (б) данные. Используемое в нейтральных экситонов. Сплошными толстыми линиями показаны кривые, асчетах Зеемановское рассчитанные по формуле (6) с различными подгоночными параметрами т8; расчетах м н в ^ полевые (при Т= 1.8 К) и (г) температурные (при В = 7 Тл) зависимости т.ц

расщепление состояний для заряженных (кружки) и нейтральных (звездочки) экситонов. На вставке приведены температурные зависимости поляризации насыщения, измеренные отрицательно При В = 1 Тл.

заряженного экситона

определялось как АЕ = > гДе Мв ~ магнетон Бора, а - продольный g фактор дырки.

Значение \glll | = 1.9 ±0.05 было определено посредством подгонки температурной зависимости Рс8а1(7) выражением ~ хап\\[/ин^ъъВ/(2квТ)\ [С9]. Значения времён спиновой релаксации тб

отрицательно заряженного экситона в различных магнитных полях т$(В) и при различных температурах измерения т¡(Т), определённые в результате подгонки экспериментальных зависимостей расчетными, приведены на рис.19 (в) и (г). Наибольшее из измеренных времён спиновой релаксации отрицательно заряженного экситона равнялось 55 мке в магнитном поле 3 Тл при температуре 1.8 К. Для определения доминирующего механизма спиновой релаксации отрицательно заряженного экситона зависимости т5(В) и т5(7) описывались степенными функциями. Наилучшее совпадение расчётных кривых и экспериментально полученных данных достигалось при ть(В) ~ В~5 и 1?,(Т) ~ Т ~°9 (см. рис.19 (в) и (г)), что однозначно указывает на доминирующий механизм спиновой релаксации, каковым является спин-решеточная релаксация с участием одного акустического фонона [А43]. Результаты исследования спиновой релаксации нейтральных экситонов в КТ описаны в разделе 5.2.5. Динамика ФЛ нейтральных экситонов в различных циркулярных поляризациях, измеренная в максимуме полосы ФЛ (1.83 эВ) структуры с нейтральными (1п,А1)А5/А1Ая КТ, показана на рис. 19(6). Качественно динамика поляризации ФЛ нейтральных экситонов близка к наблюдаемой для отрицательно заряженных экситонов. Однако скорость нарастания и величина насыщения степени циркулярной поляризации ФЛ нейтральных экситонов в сравнимых магнитных полях заметно меньше, чем наблюдаемые в разделе.5.2.4 для отрицательно заряженных экситонов. Наблюдаемые различия обусловлены заметно меньшим значением продольного g фактора для нейтрального экситона. Температурная зависимость Рс*"(7") для нейтрального экситона приведена на вставке к рис.19(г). Подгонка этой зависимости выражением ~ позволяет определить

значение = ±0.05. Отметим, что знак поляризации ФЛ нейтральных экситонов

(интенсивность ст+ поляризованной компоненты затухает медленнее) противоположен знаку поляризации отрицательно заряженных экситонов (интенсивность а' поляризованной компоненты затухает медленнее). Знак циркулярной поляризации ФЛ нейтрального экситона в (1п,А1)Аз/А1Аз КТ определяется знаком продольного экситонного % фактора, который для КТ, излучающих в области спектра 1.83 эВ, отрицателен, как это показано в разделе.5.1.

Для определения полевой и температурной зависимостей времени спиновой релаксации нейтрального экситона мы аппроксимировали экспериментально полученные динамики д(В) и д(7) расчётными зависимостями, описываемыми выражением (6), используя г8 в качестве свободного параметра. Зеемановское расщепление экситоных уровней определялось как АЕ = ^в^хВ, где ¿»д. продольный g фактор экситона. Полученные зависимости т^(7) и тб(В) приведены на рис.19 (в) и (г), соответственно. Максимальное значение времени спиновой релаксации нейтрального экситона составляет 40 мке в магнитном поле 6 Тл при температуре 1.8 К. Полевая и температурная зависимости времени спиновой релаксации нейтрального экситона хорошо аппроксимируются степенными функциями т5(Д) ~ В 5 и тъ(Т) ~ Т 11 Следовательно, доминирующим механизмом

спиновой релаксации для нейтральных экситонов в КТ, так же как и для отрицательно заряженных

экситонов, является спин-решеточная релаксация с участием одного акустического фонона.

В заключении формулируются основные результаты и выводы настоящей работы.

- экспериментально обосновано существование нового класса гетероструктур с не изучавшемся ранее типом энергетического спектра - КТ и КЯ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Проведены теоретические расчеты энергетического спектра псевдоморфно напряженных КЯ, построенных на основе бинарных арсенидов, фосфидов и антимонидов А3-В5, показавшие, что формирования непрямозонных гетероструктур первого рода можно ожидать в системах ЬтАзЛЗаР, 1пАз/А1Р, ГпАбММэ, ЬгёЬ/АШЬ, 1пЯЬ/СаР, 1п5Ь/А1Р, 1п5Ь/А1А5, ОаБЬ/ОаР, ОаАя/ОаР, Оа5Ь/А1Р, Са5Ь/А1Л5, А1ХЬ/Л1Ая Появление непрямой запрещенной зоны в гетероструктурах первого рода, построенных из исходно прямозонных полупроводников ¡пАя, 1п8Ь, вавЬ и СаАз в широкозонных матрицах, обусловлено: (а) уменьшением энергии электронов в X минимуме зоны проводимости за счет гидростатической компоненты напряжения и/или (б) размерным квантованием. В последнем случае при уменьшении толщины КЯ (размера КТ) энергия электронною состояния в Г минимуме зоны проводимости увеличивается быстрее, чем в X (£) минимуме. В результате при определенных размерах КЯ и КТ (зависящих от гетеросисгемы) энергия электронного состояния в Г минимуме начинает превышать энергию электронного состояния в Х(Ц минимуме зоны проводимости КЯ и КТ. Кроме того, непрямая запрещенная зона в гетероструктурах первого рода образуется при сильном перемешивании материалов КЯ и КТ матрицы.

- развиты методики получения КТ с новым типом энергетического спектра в гетеросистемах 1пЛя/А1А5, Са8Ь/А1Аз, установлено влияние условий роста на атомную структуру и энергетический спектр таких гетероструктур: (1) Показано, что псевдоморфно напряженные 1пхА1|.кАз КТ, сформированные методом молекулярно-лучевой эпитаксии в гетеросистеме 1пА5/А1Ая, обладают энергетическим спектром первого рода. Непрямозонные КТ с электронным состоянием, принадлежащим Хху минимуму зоны проводимости, образуются (а) при низких температурах эпитаксии (< 480°С) и малых временах формирования КТ (< 10 с), (б) при высоких температурах (> 520°С) и больших временах формирования КТ (~ 120 с). В первом случае непрямая запрещенная зона образуется вследствие размерного квантования в формирующихся при этих условиях КТ малого размера (диаметр основания КТ < 7 нм), во втором - из-за сильного перемешивания материалов КТ и матрицы. В ансамблях КТ, сформированных при температурах эпитаксии 480 - 520°С и временах формирования 10 - 120 с, прямозонные и непрямозонные квантовые точки сосуществуют. (2) Псевдоморфно напряженные КТ Оа^ЛЬ-^ЬуАз!.;, сформированные в гетеросистеме ОаЗЬ/Л1Л5, обладают энергетическим спектром первого рода с основным электронным состоянием, принадлежащим непрямому X минимуму зоны проводимости при температурах эпитаксии 420 - 450 °С и временах формирования < 10 с. Увеличение времени формирования КТ до значений > 60 с приводит к изменению рода энергетического спектра с

первого на второй. Изменение рода энергетического спектра обусловлено уменьшением доли ЙЬ в составе твердого раствора до значений у < 0.25.

- определены закономерности некогерентной динамики электронных возбуждений в непрямозонных (1п,А1)Аз/А1Аз КТ первого рода: (1) Излучательная рекомбинации экситонов в непрямозонных КТ первого рода идет за счет упругого рассеяния разницы между квазиимпульсом экситона и импульсом фотона на гетерогранице КТ/матрица. Время рекомбинации уменьшается с увеличением «гладкости» локализующего экситон потенциала от десятков наносекунд до десятков микросекунд. «Гладкость» локализующего потенциала определяется толщиной слоя твёрдого раствора переменного состава, формирующегося на гетерогранице КТ/матрица. (2) Неэкспоненциальность динамики экситонной ФЛ в ансамблях непрямозонных КТ первого рода обусловлена вкладом эксигонов, излучающих на одной длине волны, но локализованных в КТ с разными временами излучательной рекомбинации х. Предложено феноменологическое распределение времен рекомбинации экситонов по ансамблю КТ

0(т) = (С/т')е ', где С - константа, у = а + 1 (где а наклон кривой затухания), а т(> характеризует наиболее вероятное время жизни экситонов в ансамбле КТ, позволяющее описать неэкспоненциальную динамику экситонной ФЛ ансамбля КТ в динамическом диапазоне изменения интенсивности 5 порядков величины. (3) Микросекундные времена рекомбинации экситонов в непрямозонных КТ первого рода приводят в плотных ансамблях таких КТ к высокой вероятности переходов экситонов между смежными КТ по диполь-дипольному механизму Фёрстера. Характерное расстояние для эффективного переноса экситонов между КТ, сформированными в гетеросистеме ШАзЛМАэ, не превышает 13 нм.

- определены фундаментальные закономерности спиновой релаксации экситонов в непрямозонных (1г1.Д1)Д^'А1А.ч КТ первого рода: Найдены зависимости времени спиновой релаксации локализованных в КТ экситонов от магнитного поля т5 (В) ~ В 5 и температуры т5(7) ~ ТУстановлен доминирующий механизм спиновой релаксации локализованных в КТ нейтральных и отрицательно заряженных экситонов - спин решеточная релаксация с участием одного акустического фонона. Получены прямые экспериментальные доказательства микросекундных (до 55 мкс) времен жизни спиновой поляризации экситонов в КТ. Прямым оптическим методом - комбинационным рассеянием света с переворотом спина - определены компоненты тензора g факторов тяжелой дырки, электрона и экситона в КТ 1пА1Аз/А1Аб первого рода с непрямой запрещенной зоной. Показано, что резонансное оптическое возбуждение непрямых экситонов идет за счет смешивания состояний электронов, принадлежащих ГиХ долинам зоны проводимости в КТ.

Основное содержание диссертации опубликовано в следующих работа»:

А1. Шамирзаев Т.С. Полупроводниковые гетероструктуры первого рода с непрямой зоной проводимости//Физика и техника полупроводников. - 2011. - Т. 45, №1.-С. 97-103.

А2. Shamirzaev T.S. Energy spectrum and structure of thin pseudomorphic InAs quantum wells in an AlAs matrix: Photoluminescence spectra and band-structure calculations / T.S. Shamirzaev, A. M. Gilinsky, A. K. Kalagin, A. V. Nenashev, K.S. Zhuravlev // Phys. Rev. B. - 2007. - Vol. 76. - P. 155309-1-9. A3. Shamirzaev T.S. Indirect band gap heterostructures with band alignment of type I on the basis of III-V semiconductor compounds // Proceedings of Asian School-Conference on Physics and Technology of Nanostructured Materials Vladivostok, Russia, 21-28 August, 2011. - P. 39-41. A4. Shamirzaev T.S. Luminescence and energy structure of ultrathin InAs/AlAs quantum wells / T. S. Shamirzaev, K. S. Zhuravlev, M. Larsson, P. O. Holtz// Phys. stat. sol. (c) - 2008. - Vol. 5, N.7. - P. 2408-2411.

A5. Шамирзаев T.C. Энергетическая структура и механизм рекомбинации монослойной квантовой ямы InAs/AlAs / Т. С. Шамирзаев, А.М.Гилинский, А.К. Калагин, А.И.Торопов, К.С. Журавлев // Труды Х-го международного симпозиума "Нанофизика и наноэлектроника" Нижний Новгород 13-17 марта 2006 " Т. 2. - С. 459-460. А6. Lyamkina А.А. High-quality structures with InAs/AlosGaoiAs QDs produced by droplet epitaxy / A. A. Lyamkina, D.S. Abramkin, D.V. Dmitriev, D. V. Gulyaev, A. K. Gutakovsky, S. P. Moshchenko, T. S. Shamirzaev, A. I. Toropov, K. S. Zhuravlev // Journal of Crystal Growth. -2011. - Vol. 337. - P. 93-96. A7. Лямкина А.А. Высококачественные структуры с InAs/AloiGaoiAs квантовыми точками, выращенные методом нанокапельной эпитаксии /А.А. Лямкина, Д.С. Абрамкин, Д.В. Дмитриев, С П. Мощенко, Т.С. Шамирзаев, К.С. Журавлев, А.И. Торопов// Известия вузов Физика. — 2011. — Т. 54,№2/2.-С. 216-220.

А8. Abramkin D. S. Atomic structure and energy spectrum of Ga(As,P)/GaP heterostructures / D. S. Abramkin, M. A. Putyato, S. A. Budennyy, A. K. Gutakovskii, B. R Semyagin, V. V. Preobrazhenskii, O. F. Kolomys, V. V. Strelchuk, T. S. Shamirzaev//J.Appl. Phys. -2012. - Vol. 112,N8. - P. 083713-110.

A9. Shamirzaev T. S. Millisecond fluorescence in InAs quantum dots embedded in AlAs/ T. S. Shamirzaev, A. M. Gilinsky, A. I. Toropov, A. K. Bakarov, D. A. Tenne, K. S. Zhuravlev, C. von Borczyskowski, D. R. T. Zahn // Physica E. - 2004. - Vol. 20. - P. 282-285. A10. Shamirzaev T.S. Photoluminescence kinetics in InAs quantum dots in an indirect band gap AlGaAs matrix / T. S. Shamirzaev, A. M. Gilinsky, A. I. Toropov, A. K. Bakarov, D. A. Tenne, K. S. Zhuravlev, S. Schulze, C. von Borczyskowski, D. R T. Zahn // Proceedings of 12th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, (St Petersburg, Russia, 21-25 June 2004) P. 260-261. All. Шамирзаев T.C. Миллисекундная кинетика фотолюминесценции в системе прямозонных квантовых точек InAs в матрице AlAs / Т. С. Шамирзаев, А. М. Гилинский, А. К. Бакаров, А. И. Торопов, Д А. Тэннэ, К. С. Журавлев, К. фон Борцисковски, Д. Р. Т. Цан // Письма в ЖЭТФ. -2003. - Т. 77Л»7. - С. 459-463.

А12. Shamirzaev Т. S. Mechanism of Recombination in InAs Quantum Dots in Indirect Bandgap AlGaAs Matrices / T. S. Shamirzaev, A. M. Gilinsky, A. I. Toropov, A. K. Bakarov, D. A. Tenne, K. S. Zhuravlev, S. Schulze, C. von Borczyskowski, D.R.T. Zahn // AIP Conference Proceedings. - 2005. - Vol. 772. - P. 629-630.

A13. Шамирзаев T.C. Долговременная динамика экситонной фотолюминесценции InAs/AlAs квантовых точек / Т.С. Шамирзаев, А.М.Гилинский, А.К. Бакаров, А.И. Торопов, ДА. Тэннэ, К С. Журавлев, К. фон Борцисковски, Д.Р.Т.Цан // Известия Академии Наук (сер. физическая). - 2004. - Т. 68,№1. -С. 21-24.

А14. Shamirzaev Т. S. Model of photoluminescence of InAs quantum dots embedded in indirect band gap AlGaAs matrixes/ T. S. Shamirzaev, A. M. Gilinsky, A. I. Toropov, A. K. Bakarov, D. A. Tenne, K. S. Zhuravlev, S. Schulze, C. von Borczyskowski, D.R.T. Zahn // Proceedings of 8th Korea-Russia International Symposium on Science and Technology KORUS 2004 (Tomsk, Russia, June26-July 3, 2004) P. 157-162.

A15. Erenburg S. B. Microscopic parameters of materials containing GaN/AIN and InAs/AIAs heterostructures / S. B. Erenburg, N. V. Bausk, L. N. Mazalov, A. I. Toropov, K. S. Zhuravlev, V. G. Mansurov, T. S. Shamirsaev, W. Bras, S. Nikitenko // Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment. -2005.-Vol. 543.-P. 188-193. A16. Kolomys O F. Submicron Raman and photoluminescence topography of InAs/Al(Ga)As quantum dots structures /O F. Kolomys, V.V. Strelchuk, T.S. Shamirzaev, A.S. Romanyuk, P. Tronc // Applied Surface Science. - 2012. - Vol. 260, - P. 47-50. A17. Self-assembled Quantum Dots: from Stranski-Krastanov to Droplet Epitaxy/ Yu. G. Galitsyn, A. A. Lyamkina, S. P. Moshchenko, T. S. Shamirzaev, K. S. Zhuravlev, A. I. Toropov // Series: Lecture Notes in Nanoscale Science and Technology, Vol. 12, Self-Assembly of Nanostructures / edited by Bellucci, Stefano. - Berlin: Springer, 2012. - P. 127-201. A18. Shamirzaev T.S. Atomic and energy structure of InAs/AIAs quantum dots / T.S. Shamirzaev, A. V. Nenashev, A. K. Gutakovskii, A. K. Kalagin, K. S. Zhuravlev, M. Larsson, P. O. Holtz // Phys. Rev. B. -2008. - Vol. 78. - P. 085323-1-10. A19. Shamirzaev T.S. Narrowing of ground energy level distribution in an array of InAs/AIAs QDs by post grown annealing / T.S. Shamirzaev, A.K. Kalagin, A.I. Toropov, K.S. Zhuravlev // Phys. stat. sol. (c) -2006. - Vol. 3,N. 11. - P. 3932-3934. A20. Shamirzaev T. S. Photoluminescence of a single InAs/AIAs quantum dot / T. S. Shamirzaev, A. M.

Gilinsky, A. K. Kalagin, K. S. Zhuravlev // Phys. stat. sol. (c) - 2008. - Vol.5, N.7. - P. 2528-2529. A21. Zhuravlev K. S. Photoluminescence of single InAs quantum dots in an AlAs matrix / K. S. Zhuravlev, T. S. Shamirzaev, M. Larsson, P.O. Holtz // Proceedings of 15th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, (Novosibirsk, Russia, 25-29 June 2007) P. 240-241.

А22. Shamirzaev T.S. Coexistence of direct and indirect band structures in arrays of InAs/AlAs quantum dots / T.S. Shamirzaev, A.V. Nenashev, K.S. Zhuravlev // Appl. Phys. Lett. - 2008. - Vol. 92,N.21. - P. 213101-1-3.

A23. Shamirzaev T.S. Direct-indirect transition of conduction band structure in type-I InAs/AlAs quantum dots / T. S. Shamirzaev, A. V. Nenashev, K. S. Zhuravlev // Proceedings of 16th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, (Vladivostok, Russia, July 15-19,2008) P. 39-41. A24. Shamirzaev T. S. Novel self-assembled quantum dots in the GaSb/AlAs heterosystem / T. S. Shamirzaev, D. S. Abramkin, A. K. Gutakovskii, M. A. Putyato // Письма в ЖЭТФ. - 2012. - Т. 95, №10. - С. 601603.

А25. Shamirzaev T.S. Quantum dots in heterosystem GaSb/AlAs / T. S. Shamirzaev, D. S. Abramkin, A. K. Gutakovskii, M. A. Putyato // Proceedings of 20th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, (Nizhny Novgorod, Russia, June 24-30,2012) P. 183-184. A26. Абрамкин ДС. Новая система GaAs квантовых точек в матрице GaP /ДС. Абрамкин, А.К. Гутаковский, М.А. Путято, В В. Преображенский, Т.С. Шамирзаев // Известия вузов Физика -2011.-Т. 54Д»2/2. -С. 18-21. А27. Shamirzaev T.S. Novel system of GaAs quantum dots in GaP matrix / T. S. Shamirzaev, A. K. Gutakovskii, M. A. Putyato // Proceedings of 18th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, (St Petersburg, Russia, 21-26 June 2010) P. 120-121. A28. Shamirzaev T. S. High quality relaxed GaAs quantum dots in GaP matrix / T. S. Shamirzaev, D. S.

Abramkin, A. K. Gutakovskii,M. A. Putyato//Appl. Phys. Lett.-2010.-Vol. 97.N.2.-P. 023108-1-3. A29. Abramkin D. S. Energy structure of novel GaSb/GaP quantum dots system / D. S. Abramkin, M. A. Putyato, and T. S. Shamirzaev // Proceedings of 19th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" Ekaterinburg, Russia, June 20-25,2011. -P. 173-174. A30. Abramkin D. S. Novel system of GaSb/GaP quantum dots grown on mismatched GaAs substrate /D.S. Abramkin, A.M.Putyato, T.S. Shamirzaev // Proceedings of Asian School-Conference on Physics and Technology of Nanostructured Materials Vladivostok, Russia, 21-28 August, 2011. - P. 95-96. A31. Абрамкин ДС. Новая система квантовых точек GaSb/GaP / ДС. Абрамкин, М.А. Путято, А.К. Гутаковский, Б.Р. Семягин, В В. Преображенский, Т.С. Шамирзаев // Труды XVI международного симпозиума «Нанофизика и наноэлектроника», (Нижний Новгород, Россия, 12-16 марта, 2012) Т. 2.-С. 432-433.

А32. Абрамкин ДС. Новая система самоорганизованных квантовых точек GaSb/GaP /ДС.Абрамкин, М.А.Пугято, А.К.Гутаковский, Б.Р.Семягин, В.В.Преображенский, Т.С.Шамирзаев // Физика и техника полупроводников. - 2012. - Т. 46, №12. - С. 1571-1575. АЗЗ. Абрамкин ДС. Захват носителей заряда в InAs/AlAs-квантовые точки при гелиевой температуре / ДС. Абрамкин, К С. Журавлёв, Т.С. Шамирзаев, А.В. Ненашев, А.К. Калагин // Физика и техника полупроводников. - 2011. - Т. 45, №2. - С. 183-191.

А34. Shamirzaev T.S. Mechanism of carriers capture in InAs/AlAs quantum dots / T. S. Shamirzaev, K. S. Zhuravlev, F. Trojanek, B. Dzumak, P. Maly // Proceedings of 17th International Symposium on Nanostiuctures: Physics and Technology, (Minsk, Belarus Republic, June 22-26,2009) P. 58-59. A35. Shamirzaev T. S. Carrier dynamics in InAs/AlAs quantum dots: lack in carrier transfer from wetting layer to quantum dots / T. S. Shamirzaev, D. S. Abramkin, A. V. Nenashev, K. S. Zhuravlev, F. F. Trojanek, B. Dzumak, P. Maly // Nanotechnology. - 2010. - Vol. 21. - P. 155703-1-7. A36. Shamirzaev T. S. Exciton recombination dynamics in an ensemble of (In,Al)As/AlAs quantum dots with indirect band-gap and type-I band alignment / T. S. Shamirzaev, J. Debus, D. S. Abramkin, D. Dunker, D. R. Yakovlev, D. V. Dmitriev, A. K. Gutakovskii, L. S. Braginsky, K. S. Zhuravlev, M. Bayer II Phys. Rev. B.-2011.-Vol. 84. — P. 155318-1-9. A37. Shamirzaev T.S. Efficient lateral inter-dots transport in array of InAs/AlAs quantum dots/ T. S. Shamirzaev, A. M. Gilinsky, A. K. Kalagin, A. I. Toropov, A. K. Gutakovskii, K. S. Zhuravlev // Proceedings of 13th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, (St Petersburg, Russia, 20-25 June 2005) P. 26-27. A38. Shamirzaev T. S. Strong sensitivity of photoluminescence of InAs/AlAs quantum dots to defects: evidence for lateral inter-dot transport/ T. S. Shamirzaev, A. M. Gilinsky, A. K. Kalagin, A. I. Toropov, A. K. Gutakovskii, K. S. Zhuravlev // Semicond. Sci. Technol. - 2006. - Vol. 21. - P. 527-531. A39. Шамирзаев T.C. Безызлучательный перенос энергии экситонов от непрямозонных к прямозонным InAs квантовым точкам первого рода /Т.С. Шамирзаев, Д С. Абрамкин, Д.В. Дмитриев, А.К. Гутаковский // Труды XV международного симпозиума «Нанофизика и наноэлекгроника», (Нижний Новгород, Россия, 14-18 марта, 2011) Т. 1. -С. 214-215. А40. Shamirzaev Т. S. Nonradiative energy transfer between vertically coupled indirect and direct bandgap InAs quantum dots / T. S. Shamirzaev, D. S. Abramkin, Dmitry V. Dmitriev, A. K. Gutakovskii // Appl. Phys. Lett.-2010.-Vol. 97,N26. - P. 263102-1-3. A41. Debus J. Spin-flip Raman scattering in type-I quantum dots with direct and indirect band structure/ J. Debus, D. Dunker, V. F. Sapega, T. S. Shamirzaev, E.L.Ivchenko, R.A.Suris, D. R. Yakovlev, M. Bayer// Second International Summer School on Spin-Optronics, (St. Petersburg, July 10-14,2012) P.43. A42. Шамирзаев T.C. Спиновая релаксация экситонов в непрямозонных гетероструктурах первого рода / Т.С. Шамирзаев, J. Debus, Д. Р. Яковлев, К. С. Журавлев, М. Bayer // Труды XIV-го международного симпозиума «Нанофизика и наноэлекгроника» 15-19 марта 2010, Нижний Новгород Т. 1. - С. 65-66.

А43. Dunker D. Spin relaxation of negatively charged excitons in (In,Al)As/AlAs quantum dots with indirect band gap and type-I band alignment / D. Dunker, T. S. Shamirzaev, J. Debus, D. R. Yakovlev, K.S. Zhuravlev,M. Bayer//Appl. Phys. Lett.-2012,-Vol. 101,N.14.-P. 142108-1-4.

Цитированная литература

CI. Ledentsov N. N. Radiative states in type-II GaSb/GaAs quantum wells / N. N. Ledentsov, J. Bohrer, M. Beer, F. HeinriehsdorfF, M. Grundmann, D. Bimberg, S. V. Ivanov, B. Ya. Meltser, S. V. Shaposhnikov, I. N. Yassievich, N. N. Faleev, P. S. Kop'ev, Zh. I. Alferov // Phys. Rev. B. - 1995. - Vol. 52. - P. 14058 -14066.

C2. Dawson P. Microsecond carrier recombination times in InAs/AlAs quantum dots / P. Dawson, Z. Ma, K.

Pietz, E. O. Göbel //Appl. Phys. Lett. - 2002. -Vol.81 ,N.13. -2349-2351. C3. Dawson P. Spectroscopy and recombination dynamics of InAs/AlAs quantum dots /Р. Dawson, E. O.

Göbel,К. Pietz//J. Appl. Phys. -2005.-Vol. 98,N.1.-P. 013541-1-6. C4. van Driel A. F. Statistical analysis of time-resolved emission from ensembles of semiconductor quantum dots: Interpretation of exponential decay models/ A. F. van Driel, I. S. Nikolaev, P. Vergeer, P. Lodahl, D. Vanmaekelbergh, W. L. Vos // Phys. Rev .B. - 2007. - Vol. 75. - P. 035329-1 -8. C5. Förster Th. Zwischenmolekulare Energiewanderung und Fluoreszenz // Annalen der Physik - 1948. - Vol. 437.-P. 55-75.

C6. Paillard M. Spin Relaxation Quenching in Semiconductor Quantum Dots / M. Paillard, X. Marie, P.

Renucci,T. Amand, A. Jbeli, J. M. Gerard//Phys. Rev. Lett.-2001.-Vol. 86,- P. 1634-1637. CI. Khaetskii A.V. Spin-flip transitions between Zeeman sublevels in semiconductor quantum dots / A.V.

Khaetskii, Yu.V. Nazarov//Phys. Rev. B.- 2001.-Vol. 64 - P. 125316-1-6. C8. Trif M. Relaxation of Hole Spins in Quantum Dots via Two-Phonon Processes /М. Trif, P. Simon, D. Loss //

Phys. Rev. Lett.-2009.-Vol. 103.-P. 106601-1-4. C9. Optical Orientation, edited by F. Meier and B. Zakharchenya (North-Holland, NewYork, 1984).

Подписано в печать 26.12 2012 г. Печать цифровая. Бумага офсетная. Формат 60x84/16. Усл. печ. л. 3 Тираж 100 экз. Заказ № 135.

Отпечатано в типографии «Срочная полиграфия» ИП Малыгин Алексей Михайлович 630090, Новосибирск, пр-т Академика Лаврентьева, 6/1, оф. 104 Тел. (383) 217-43-46, 8-913-922-19-07

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ПОЛУПРОВОДНИКОВ им. A.B. РЖАНОВА

На правах рукописи

05201350677

Шамирзаев Тимур Сезгирович

Рекомбинация и спиновая релаксация экситонов в полупроводниковых гетероструктурах первого рода с непрямой запрещенной зоной

01.04.10 - физика полупроводников

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Новосибирск - 2012

СПИСОК ОСНОВНЫХ СОКРАЩЕНИЙ МЛЭ - молекулярно-лучевая эпитаксия ДБЭО - дифракция быстрых электронов на отражение ПЭМ - просвечивающая электронная микроскопия ФЛ - фотолюминесценция КРС - комбинационное рассеяние света

РКРС - резонансное комбинационное рассеяние света с переворотом спина

ЬО - продольный оптический фонон ТО - поперечный оптический фонон ТА - поперечный акустический фонон СР - сверхрешетка КЯ - квантовая яма КТ - квантовая точка X - длина волны п - концентрация электронов р - концентрация дырок то - масса свободного электрона Ше - эффективная масса электрона % - эффективная масса тяжелой дырки

- эффективная масса легкой дырки Т - температура

Тд - температура подложки во время эпитаксиального роста Тдп - температура послеростового отжига

- время формирования квантовых точек

Еа- энергия активации температурного гашения фотолкминесценции

Ед - ширина запрещенной зоны

г ^

Ед - ширина запрещенной зоны в Г минимуме зоны проводимости

Е* - ширина запрещенной зоны в X минимуме зоны проводимости

EgL - ширина запрещенной зоны в L минимуме зоны проводимости Едширина запрещенной зоны AlAs

Р - плотность мощности возбуждения фотолюминесценции РЕ - плотность энергии лазерного импульса Рех - квазиимпульс экситона pph - импульс фотона

hv - энергия фотона

Äcdqd - положение максимума полосы ФЛ, связанной с рекомбинацией

экситонов в ансамбле квантовых точек

I - интенсивность фотолюминесценции

А - энергетический зазор между состояниями экситона

AST - энергия обменного расщепления синглетного и триплетного

состояний экситона

Эех- боровский радиус экситона

Агх ~ энергетический зазор между состояниями электрона в Г и X долинах зоны проводимости квантовой точки

Amh- энергетический зазор между состояниями электрона и дырки в Г долине зоны проводимости квантовой точки

энергетический зазор между состояниями электрона в X и тяжелой дырки в Г долинах зоны проводимости квантовой точки G(t) - распределение времен жизни экситонов по ансамблю квантовых точек

т0 - параметр, определяющий максимум распределения времен жизни экситонов по ансамблю квантовых точек

у - параметр, определяющий ширину распределения времен жизни экситонов по ансамблю квантовых точек а - наклон кривой затухания фотолюминесценции ß - параметр растянутой экспоненты

а - постоянная решетки

тш - время безызлучательной рекомбинации экситона Оду ~ средний диаметр квантовых точек в ансамбле Бо- дисперсия диаметров квантовых точек в ансамбле 00- плотность квантовых точек О - объём элементарной ячейки кристалла

ДО - изменение объёма элементарной ячейки кристалла под действием гидростатической компоненты напряжения 1В - биаксиальная компонента напряжения

ау - деформационный потенциал, описывающий изменение ширины запрещенной зоны

УВО - разрыв валентных зон на гетерогранице £хх , еуу , егг ~ компоненты тензора напряжения

с10А - расстояние между квантовыми точками в структурах, состоящих

из двух слоев вертикально связанных 1пАз КТ рс - степень циркулярной поляризации ФЛ т3 - время спиновой релаксации

Тх - время продольной спиновой релаксации экситона

ЙсОьт - продольно-поперечное расщепление уровней свободного

экситона

g- фактор

¡лв - магнетон Бора

кв- постоянная Больцмана

В - напряженность магнитного поля

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ 9

ГЛАВА 1. Энергетический спектр гетероструктур на основе бинарных соединений А3-В5 23

1.1. Методы расчета энергетического спектра гетероструктур 23

1.2. Результаты расчетов и их обсуждение 26

1.2.1. Гетероструктуры на основе 1пАэ 28

1.2.2. Гетероструктуры на основе 1пБЬ 30

1.2.3. Гетероструктуры на основе СаБЬ 34

1.2.4. Гетероструктуры на основе 1пР и СаАэ 34

1.2.5. Гетероструктуры на основе А1БЬ 36

1.2.6. Обсуждение полученных результатов 38

1.3. Основные результаты и выводы к главе 1 40 ГЛАВА 2. Формирование квантовых ям в гетеросистемах

1пАз/А1Аз и СаАг/СаР 41

2.1. Структура и энергетический спектр квантовых ям в гетеросистеме 1пАз/А1Аз 41

2.1.1. Энергетический спектр квантовых ям,

сформированных в гетеросистеме 1пАз/А1Аз 43

2.1.2. Синтез структур с квантовыми ямами в гетеросистеме 1пАэ/А1Аз и условия проведения экспериментов 50

2.1.3. Экспериментальные результаты 51

2.2. Структура и энергетический спектр квантовых ям в гетеросистеме СаАг/СаР 72

2.2.1. Синтез структур с квантовыми ямами в гетеросистеме СаАэ/СаР 73

2.2.2. Энергетический спектр квантовых ям,

сформированных в гетеросистеме СаАэ/СаР 75

2.3. Основные результаты и выводы к главе 2 77 ГЛАВА 3. Формирование квантовых точек в гетеросистемах

InAs/AlAs, GaSb/AlAs, GaAs/GaP и GaSb/GaP 78

3.1. Квантовые точки в гетеросистеме InAs/AlAs 78

3.1.1. Синтез гетероструктур с квантовыми точками 80 InAs/AlAs

3.1.2. Стационарная и нестационарная ФЛ InAs/AlAs КТ 81

3.1.3. Модели, предлагавшиеся в литературе для объяснения длительной кинетики ФЛ в структурах с КТ InAs/AlAs 83

3.1.4. Описание длительной кинетики ФЛ в структурах с КТ InAs/AlAs в рамках модели, учитывающей тонкую структуру уровней экситона 8 б

3.1.5. Структура и энергетический спектр квантовых точек

в гетеросистеме InAs/AlAs 93

3.1.6. Описание ФЛ КТ, сформированных в гетеросистеме InAs/AlAs с учетом энергетического спектра 116

3.2. Квантовые точки в гетеросистеме GaSb/AlAs 134

3.3. Квантовые точки в гетеросистеме GaAs/GaP 141

3.3.1.Синтез структур и методы их исследования 141

3.3.2. Структура КТ в гетеросистеме GaAs/GaP 142 3.2.3.Энергетический спектр КТ в гетеросистеме GaAs/GaP 150

3.4. Квантовые точки в гетеросистеме GaSb/GaP 154

3.4.1. Структура КТ в гетеросистеме GaSb/GaP 155

3.4.2. Энергетический спектр КТ в гетеросистеме GaSb/GaP 167

3.5. Основные результаты и выводы к главе 3 171 Глава 4. Динамика электронных возбуждений в ансамблях квантовых точек первого рода с непрямой запрещенной зоной 175 4.1. Захват неравновесных носителей заряда в квантовые точки (In, Al) As/AlAs 176

4.1.1. Стационарная ФЛ структур с КТ (1п, А1) Аэ/А1Аз и 1пАз/СаАз при низких температурах 178

4.1.2. Стационарная и нестационарная ФЛ структур с КТ (1п,А1)/А1Аз при различных температурах 186

4.2. Динамика рекомбинации экситонов в ансамблях КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной 196

4.2.1. Исследуемые структуры и условия проведения экспериментов 198

4.2.2. Стационарная ФЛ квантовых точек (1п,А1)Аэ/МАг 205

4.2.3. Динамика ФЛ КТ (1п, А1) Аэ/МАг при различных уровнях возбуждения 207

4.2.4. Распределение времен жизни экситонов в ансамбле

КТ (1п,А1)Аз/А1Аз 212

4.2.5. Влияние структуры гетерограницы (I п, А1) Аэ / А1Аэ

на время жизни экситонов в КТ 218

4.3. Влияние междуточеных переходов на рекомбинацию экситонов в ансамблях (1п,А1)Аз/А1Аз КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной 222

4.4. Основные результаты и выводы к главе 4 236 Глава 5. Спиновая релаксация экситонов в КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной 239

5.1. Определение g - факторов электрона, дырки и экситона в

КТ (1п,А1)Аз/А1Аз 241

5.1.1. Г-Х смешивание электронных состояний в КТ

(1п,А1)Аэ/А1Аэ 241

5.1.2. Комбинационное рассеяние света с переворотом спина в (1п,А1)Аз/А1Аб КТ с Г-Х смешиванием электронных состояний 24 6

5.2. Спиновая релаксация экситонов в КТ (1п,А1)Аз/А1Аг 258

5.2.1 Исследуемые образцы и условия эксперимента 258

5.2.2 Механизмы спиновой релаксации экситонов в КТ 259

5.2.3 Методика получения информации о временах спиновой релаксации в ансамблях КТ с дисперсией времен жизни экситона 261

5.2.4. Спиновая релаксация отрицательно заряженных экситонов в КТ 264

5.2.5. Спиновая релаксация нейтральных экситонов в КТ 272 5.3. Основные результаты и выводы к главе 5 276 ЗАКЛЮЧЕНИЕ 278 Список публикаций по теме диссертации 283 СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ 291

ВВЕДЕНИЕ

Развитие эпитаксиальных технологий роста привело к созданию полупроводниковых гетероструктур: квантовых ям (КЯ), сверхрешеток (СР) , квантовых проволок (КП) и квантовых точек (КТ) - объектов с новыми, не существующими в природе электронными и оптическими свойствами. Использование этих объектов не только открыло широкие возможности для создания новых полупроводниковых приборов, но и позволило проводить исследования многочисленных физических явлений фундаментального характера, поскольку процессы энергетической, спиновой релаксации и рекомбинации электронных возбуждений происходят в низкоразмерных полупроводниковых гетероструктурах иначе, чем в объёмных полупроводниках [1-4].

Причины изменения поведения электронных возбуждений в гетероструктурах можно разделить на: (1) общие для всех полупроводниковых гетероструктур одинаковой размерности (например, появление дискретного спектра энергетических уровней электронов и дырок в КТ, радикально изменяющего процесс энергетической релаксации носителей заряда, из-за ограничений на неупругое рассеяние, которые отсутствуют в структурах более высокой размерности [3,4]) и (2) связанные с особенностями формирования энергетического спектра, реализующегося в конкретном типе полупроводниковых гетероструктур любой размерности (например, пространственное разделение электронов и дырок между различными слоями в КЯ, СР, КП и КТ второго рода [2] ) . Управление энергетическим спектром осуществляется выбором составляющих гетероструктуру полупроводниковых материалов с разным взаимным расположением краев зон и размерным квантованием носителей заряда, т.е. выбором толщины слоев для КЯ и СР, размера и формы для КТ.

Огромное число работ было посвящено изучению: (1) полупроводниковых гетероструктур второго рода, в которых электроны

и дырки разделяются в реальном пространстве между слоями различных полупроводников с состоянием дырки в Г минимуме валентной зоны и основные состоянием электрона, принадлежащим: (а) X или L минимуму зоны проводимости (таких как, например, CP GaAs/AlAs [2,5], КТ Ge/Si [4,5]), или (б) Г минимуму зоны проводимости (например, КЯ GaAs/GaSb [6,7] и InSb/InAs [8]); (2) прямозонных полупроводниковых гетероструктур первого рода, в которых оба носителя заряда (и электрон, и дырка) локализованы в одном из составляющих структуру полупроводников с основным состоянием электрона, принадлежащим Г минимуму зоны проводимости (например, КЯ GaAs/AlGaAs [2] и КТ InAs/GaAs [2,4]).

К моменту начала исследования практически отсутствовали работы, посвященные получению и изучению еще одного возможного класса полупроводниковых гетероструктур: первого рода с непрямой запрещенной зоной и изучению поведения электронных возбуждений в таких объектах. До последнего времени свойства низкоразмерных структур первого рода, построенных на основе непрямозонных полупроводников, главным образом, нанокристаллов Ge и Si, изучались только в аморфных диэлектрических матрицах (таких как, например, Si02 или Si3N4 [9,10]), с высокой концентрацией дефектов решетки, сильно взаимодействующих с электронными возбуждениями в полупроводниковых нанокристаллах. Настоящая диссертационная работа восполняет этот пробел.

Полупроводниковые гетероструктуры первого рода с непрямой запрещенной зоной могут быть удобными объектами для анализа физических процессов, изучение которых в других типах полупроводниковых гетероструктур затруднено. Характерным примером такого процесса является спиновая релаксация экситонов в КТ. В теоретических работах [11,12] было показано, что сильная локализация в КТ приводит к подавлению механизмов,

определяющих переворот спина свободно двигающихся электронных возбуждений (электронов, дырок и экситонов), таких как механизмы Эллиота-Яфета и Дьяконова-Переля. Согласно расчетам, характерные времена спиновой релаксации носителей заряда и экситонов в КТ при низких температурах и в слабых магнитных полях лежат в миллисекундном диапазоне времен [11]. При изучении времен спиновой релаксации экситонов необходимо учитывать тот факт, что время жизни экситона в КТ ограничено, временем его рекомбинации. В хорошо изученных прямозонных полупроводниковых КТ первого рода характерные времена рекомбинации экситона лежат в наносекундном диапазоне [2] . Подавление основных механизмов спиновой релаксации приводит к тому, что время жизни спиновых состояний экситонов в прямозонных КТ становится на несколько порядков величины больше, чем время жизни экситона [13,14].

Для экспериментального изучения спиновой релаксации экситонов в КТ требуются полупроводниковые гетероструктуры, обеспечивающие время жизни экситона, сравнимое со временем жизни его спинового состояния.

В полупроводниковых КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной разность квазиимпульсов электрона и дырки, существенно превышает величину импульса фотона, испускаемого при рекомбинации экситона построенного из этих носителей заряда. Закон сохранения квазиимпульса накладывает ограничения на рекомбинацию экситонов в таких КТ, увеличивая времена их жизни до значений, сравнимых с теоретически рассчитанными временами спиновой релаксации. Таким образом, непрямозонные КТ первого рода являются перспективным объектом для экспериментального изучения процессов спиновой релаксации экситонов в нульмерных системах.

Цель работы заключалась в определении фундаментальных закономерностей рекомбинации и спиновой релаксации экситонов в новом классе полупроводниковых гетероструктур - КЯ и КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной.

Для достижения цели необходимо было решить следующие основные задачи:

1) Обосновать существование гетероструктур первого рода с непрямой запрещенной зоной.

2) Синтезировать КТ и КЯ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Научиться управлять атомной структурой и, соответственно, энергетическим спектром электронных возбуждений гетероструктур с КЯ и КТ в процессе роста и послеростовых обработок.

3) Экспериментально исследовать закономерности некогерентной динамики энергетической релаксации и рекомбинации электронных возбуждений в КЯ и КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной.

4) Экспериментально исследовать закономерности спиновой релаксации экситонов в КТ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Определить доминирующие механизмы спиновой релаксации.

Объекты и методы исследования. Объектом исследования являются полупроводниковые гетероструктуры, построенные на основе бинарных соединений А3-В5. Структуры с квантовыми ямами и квантовыми точками в гетеросистемах 1пАз/А1Аз, СаЗЬ/А1Аз, СаАз/СаР и СаБЬ/СаР, выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) . Для анализа атомной структуры КЯ и КТ применялись (1) метод дифракции быстрых электронов на отражение (ДБЭО), позволяющий отслеживать изменения структуры в процессе

роста, и (2) методы просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) и комбинационного рассеяния света (КРС), дающие информацию об уже выращенных структурах. Энергетический спектр ВСЯ и КТ, процессы захвата носителей заряда в КЯ и КТ, рекомбинация и спиновая релаксация экситонов в КТ исследовались методами стационарной и нестационарной фото-(ФЛ) и

магнитофотолюминесценции. g - факторы локализованных в КТ электронов, дырок и экситонов определялись методом резонансного комбинационного рассеяния света с переворотом спина (РКРС).

Научная новизна работы. Все основные экспериментальные и расчетные результаты диссертационной работы получены впервые. Научная новизна конкретных результатов состоит в следующем:

1. Проведены систематические теоретические расчеты энергетического спектра псевдоморфно напряженных КЯ, построенных на основе бинарных арсенидов, фосфидов и антимонидов А3-В5. Показано, что формирования непрямозонных КЯ первого рода можно ожидать в гетеросистемах на основе полупроводниковых соединений А3-В5 таких как 1пАз/СаР, 1пАэ/А1Р, 1пАз/А1Аб, 1пЗЬ/А13Ь, 1пБЬ/СаР, 1пЗЬ/А1Р, 1пЗЬ/А1Аз, СаЗЬ/СаР, СаЗЬ/А1Р, СаЗЬ/А1Аз, А13Ь/А1Аз;

2. Экспериментально обосновано существование нового класса гетероструктур с не изучавшемся ранее типом энергетического спектра - КТ и КЯ первого рода с непрямой запрещенной зоной. Установлены условия синтеза непрямозонных гетероструктур первого рода с основным электронным состоянием, принадлежащим: X (для псевдоморфно напряженных гетероструктур 1пАз/А1Аз

СаЗЬ/А1АБ) и Ь (для гетероструктур СаАэ/СаР и СаБЬ/СаР с полной релаксацией механических напряжений) минимумам зоны проводимости. Экспериментально установлено, что полная релаксация механических напряжений в КТ 6аАз/СаР и СаБЬ/СаР обусловлена введением в плоскость гетерограницы КТ/матрица сетки ломеровских дислокаций несоответствия. Показано, что введение ломеровских дислокаций не приводит к появлению в КТ центров безызлучательной рекомбинации.

3. Показано, что вероятность излучательной рекомбинации экситонов, идущей в КТ с непрям