WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


УЧРЕЖДЕНИЕ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК Физико-технический институт им. А. Ф. Иоффе

На правах рукописи

ШУБИНА Татьяна Васильевна

ЭКСИТОННЫЕ И ПЛАЗМОННЫЕ ЭФФЕКТЫ В НЕИДЕАЛЬНЫХ ВЮРЦИТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КРИСТАЛЛАХ И НАНОСТРУКТУРАХ с п е ц и а л ь н о с т ь

01.04.10 – физика полупроводников

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 2008

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

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Тиходеев Сергей Григорьевич Институт Общей Физики им. А.М. Прохорова РАН доктор физико-математических наук, профессор Воробьев Леонид Евгеньевич, Санкт-Петербургский Государственный Политехнический Университет доктор физико-математических наук, Кусраев Юрий Георгиевич, ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН

Ведущая организация: Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН

Защита состоится “___” декабря 2008 г. в ________ час. на заседании специализированного совета Д 002.205.02 при Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе РАН по адресу:

194021, Санкт-Петербург, ул. Политехническая, 26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Физико-технического института им. А.Ф. Иоффе РАН.

Отзывы о диссертации в двух экземплярах, заверенные печатью, просим направлять по вышеуказанному адресу ученому секретарю специализированного совета.

Автореферат разослан “____” сентября 2008 г.

Ученый секретарь специализированного совета, доктор физико-математических наук, профессор Сорокин Л. М.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Исследования в области физики экситонов и экситон-поляритонов составляют активно развивающуюся часть современной физики конденсированного состояния.

Ряд фундаментальных открытий в этой области был сделан с использованием полупроводников со структурой вюрцита [1*,2*] – соединений с гексагональной кристаллической решеткой и полярной осью [3*]. В настоящее время интенсивно исследуются такие вюрцитные полупроводники как А3-нитриды и А2В6-оксиды. Основные материалы этих групп – GaN и ZnO – имеют близкую ширину запрещенной зоны (3.42 и 3.37 эВ при 300К, соответственно) и сходную структуру экситонных зон. Большая энергия связи экситона в них определяет экситонный характер излучения вплоть до комнатной температуры. Гетероструктуры на основе А3-нитридов и А2В6-оксидов потенциально способны излучать свет в широчайшей спектральной области от инфракрасного излучения до глубокого ультрафиолета. Характерной особенностью этих соединений является их высокая химическая, тепловая и радиационная устойчивость, что существенно расширяет области потенциального применения. В настоящее время на основе А3-нитридов уже реализованы лазеры синего и ближнего ультрафиолетового диапазона, значительно увеличившие плотность оптической записи информации, сберегающие энергию белые, зеленые и голубые светодиоды [4*] для освещения и дорожной сигнализации, высокочастотные приборы, способные работать в экстремальных условиях. Аналогичные применения прогнозируется и для оксидных материалов.

С другой стороны, современные оптоэлектронные приборы основываются на использовании наноструктур, где движение носителей заряда и распределение световых мод ограничено в определенных направлениях [5*]. Такие наноструктуры, состоящие из многочисленных слоев различного состава, выращиваются эпитаксиальными методами на несущих подложках. Рассогласование параметров кристаллических решеток, как между отдельными слоями, так и между наноструктурой в целом и подложкой, приводит к увеличению концентрации дефектов. В вюрцитных структурах плотность дефектов на несколько порядков превышает уровень, характерный для других соединений. Помимо хорошо изученных точечных дефектов и дислокаций, в них существуют специфические протяженные дефекты – инверсные домены – области, где меняется направление полярной оси, определяемое порядком следования анионов и катионов. Более того, нестабильность ряда твердых растворов и компаундов приводит к появлению металлических преципитатов. В этих металлических частицах (кластерах) могут возбуждаться локальные электромагнитные моды – плазмоны. Без тщательного изучения влияния подобных дефектов на оптические свойства вюрцитных кристаллов, слоев и наноструктур невозможен дальнейший прогресс в области их применения. Это определяет актуальность темы диссертации в целом.

Рассматривая конкретные аспекты, следует отметить основополагающее значение исследований процесса переноса излучения. Наличие резонансных линий поглощения в полупроводниках изменяет оптическую дисперсию среды в их окрестности, определяющую скорость распространения и поглощение света [6*]. В вюрцитных полупроводниках, помимо ряда резонансных линий свободных экситонов, существуют линии, обусловленные экситонпримесными комплексами, что существенно усложняет картину. Рассеяние фотонов на дефектах может привести к диффузному характеру прохождения света [7*]. Изучение механизмов распространения света в подобных “мутных” средах необходимо для создания протяженных светоизлучающих приборов, к примеру, поляритонных лазеров на основе микрорезонанаторов [8*], а также устройств, эксплуатирующих медленный свет [9*].

За прошедшие более чем три десятка лет интенсивных исследований были уточнены многие параметры как А3-нитридов, так и А2В6-оксидов, однако ряд свойств до сих пор остается неопределенным. К примеру, несмотря на фундаментальное значение и важность для практического применения, число экспериментальных исследований экситон-поляритонных эффектов в вюрцитных полуповодниках явно недостаточно. Основная причина этого – высокий уровень дефектов, что обуславливает необходимость дальнейшего изучения особенностей экситонных переходов и поляритонных мод с учетом несовершенства структур. Важным вопросом также является прояснение кинетики рекомбинации и экситон-фононного взаимодействия, которые могут определять приборные характеристики [10*]. Анизотропия свойств вюрцитных полупроводников предполагает проведение подобных исследований в различных поляризационных конфигурациях [11*], предпочтительно методами современной спектроскопии с высоким пространственным и временным разрешением.

Для наноструктур на основе полярных вюрцитных полупроводников существенны явления пьезоэлектрической и спонтанной поляризаций. Вызываемые ими сильные электрические поля приводят к штарковскому сдвигу и ослаблению интенсивности линии фотолюминесценции (ФЛ) [12*]. В предыдущих исследованиях эти поля полагались макроскопически однородными, тогда как наличие инверсных доменов в случае смешанной полярности должно приводить к нанометрической флуктуации электрических полей. Действие этого эффекта на оптические свойства не исследовалось, хотя характер встроенных электрических полей является определяющим для приборных характеристик квантоворазмерных структур.

В последние несколько лет возникла новая область физики полупроводников – плазмоника [13*]. Предполагается, что развитие этой области знаний приведет к новым принципам манипуляции светом посредством использования плазмонных возбуждений. Медицина, антитеррористическая деятельность, контроль окружающей среды получат новые чувствительные инструменты для диагностики. Плазмоника базируется на концепции создания композитных материалов с новыми свойствами, отличными от составляющих компонентов.

Наиболее интересными представляются нанокомпозиты, использующие оптически активную полупроводниковую матрицу. В качестве прототипа таких нанокомпозитов может рассматриваться InN c кластерами In [2]. Следует отметить, что подобные нанокомпозиты потенциально сопрягаются с другими компонентами оптоэлектроники, выполненными на основе вюрцитных полупроводников, что открывает перспективы для использования плазмонных и оптических элементов в единых оптоэлектронных схемах.

Таким образом, дальнейший прогресс в области создания и применения вюрцитных структур на основе А3-нитридов и А2В6-оксидов требует решения ряда задач, которые можно разделить на три группы: 1) Задачи продолжения канонического исследования свойств экситонов и экситон-поляритонов в кристаллах полупроводников со структурой вюрцита, включая исследование механизмов переноса излучения. 2) Задачи исследования эффектов, связанных с наличием специфических протяженных дефектов - инверсных доменов. 3) Задачи исследования металл-полупроводниковых нанокомпозитов – перспективных сред для плазмоники. Диссертационная работа представляет ряд актуальных исследований, имеющих отношение ко всем трем группам задач.

Цели и задачи работы.

Целью диссертационной работы является изучение оптических свойств, определяемых экситонными и плазмонными эффектами в неидеальных кристаллах и наноструктурах на основе вюрцитных полупроводников. Специфика данной цели состоит в систематическом учете несовершенства вюрцитных структур, изобилующих точечными и протяженными дефектами, такими как примесные центры, инверсные домены и металлические кластеры. В качестве объектов исследования служили: GaN кристаллы, GaN и ZnO слои и наноколонны, GaN/AlGaN и ZnO/ZnMgO квантовые ямы, нанокомпозиты InN/In с кластерами In. Поставленная цель достигалась посредством решения следующих задач:

1. Определение типов доминирующих дефектов на основе сопоставления данных спектроскопии фотолюминесценции (ФЛ) с результатами рентгено-дифракционного анализа тензора микродисторсии, просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) и других методов структурной характеризации.

2. Развитие методов поляризационной спектроскопии с высоким пространственным разрешением для проведения измерений микро-фотолюминесценции (-ФЛ) и микроотражения в трех возможных линейных поляризациях с целью уточнения правил отбора для экситонных переходов, структуры поляритонных мод и наблюдения узких линий люминесценции одиночных локализованных экситонов.

3. Применение методов спектроскопии с высоким временным разрешением для исследования процесса переноса излучения и также кинетики экситонной рекомбинации в исследуемых структурах.

4. Развитие методов экспериментального и теоретического анализа механизмов переноса излучения в вюрцитных кристаллах, с целью разграничения двух возможных способов:

баллистического (поляритонного) и диффузного, вызванного резонансным рассеянием на примесных центрах. В качестве апробации разработанных моделей предполагалось, что они должны допускать моделирование основных оптических спектров - отражения, поглощения и задержки света, при одних и тех же экситонных параметрах.

5. Экспериментальное наблюдение и теоретическая интерпретация влияния областей инверсной полярности на оптические свойства вюрцитных эпитаксиальных слоев и наноструктур, включающая анализ возможных нано-метрических флуктуаций толщин, встроенных электрических полей и локализующих потенциалов.

6. Исследование поведения экситонов и их комплексов при трехмерном ограничении в местах пересечения квантовых ям инверсными доменами. Установление взаимосвязи между дефектами, кинетикой рекомбинации и возможностью достижения стимулированного излучения в гетероструктурах, включающих квантовые ямы смешанной полярности как активную область.

7. Теоретическое и экспериментальное рассмотрение нанокомпозитов как среды с эффективной диэлектрической функцией, особенности которой определяются плазмонными возбуждениями в металлических кластерах (Ми резонансами), наряду с эффектами нестехиометрии в полупроводниковой матрице.

8. Развитие методов экспериментального наблюдения эффектов, связанных с присутствием металлических кластеров в полупроводниковой матрице, в первую очередь:

i) метода термического детектирования оптического поглощения (ТДОП) для определения оптических потерь, вносимых кластерами;

ii) метода микро-катодолюминесценции (-КЛ), сопровождаемого структурным микроанализом, для исследования усиления излучения около кластеров локальными электромагнитными полями.

9. Экспериментальное исследование и моделирование электромагнитного усиления в нанокомпозитах, где металлические кластеры могут иметь случайную форму и ориентацию относительно внешнего электромагнитного поля. Определение влияния структуры электронных зон в индии на плазмонные резонансы.

Научная новизна и практическая значимость работы заключаются в следующем:

• Впервые проведено исследование переноса излучения в кристаллах GaN, важное для создания оптоэлектронных приборов, для которых существенны времена прохождения светового импульса. Продемонстрировано уменьшение скорости света до 2100 км/с в окрестности экситонных резонансов. Дана теоретическая интерпретация наблюдаемому явлению как результату совокупной задержки вследствие изменения групповой скорости распространения поляритонов и упругого рассеяния фотонов на донорных центрах.

• Впервые проведено совместное рассмотрение и анализ спектров отражения, поглощения и задержки света в высококачественных кристаллах, позволившее уточнить экситонные параметры в GaN, необходимые для расчета оптоэлектронных приборов.

• Выполнено исследование фотолюминесценции и отражения в кристаллах, слоях и наноколоннах в трех возможных поляризациях, позволившее подтвердить существование смешанных экситон-поляритонных мод в GaN и ZnO.

• Систематически исследована кинетика излучения свободных экситонов, экситонов связанных на доноре и их двухэлектронных сателлитов, а также фононных реплик свободных и связанных экситонов. Это позволило определить характерные времена излучательной рекомбинации, пространственную локализацию излучающих областей и правила отбора переходов с участием фононов.

• Впервые исследовано влияние инверсных доменов на оптические свойства слоев и квантовых ям. Продемонстрировано возникновение дополнительных полос излучения и краев поглощения и уменьшение уровня внутренних электрических полей, приводящее к возможности существования интенсивной ФЛ вплоть до комнатных температур.

• Впервые продемонстрированы узкие линии экситонной фотолюминесценции в GaN/AlGaN квантовых ямах, пересекаемых инверсными доменами, свидетельствующие о трехмерном характере квантоворазмерного ограничения в местах пересечений. Показано, что наблюдаемые дублеты узких линий служат проявлением формирования экситонных комплексов - трионов.

• Впервые проанализировано влияние смешанной полярности на достижение стимулированного излучения. Продемонстрирована возможность лазерной генерации при оптической накачке в ZnO/ZnMgO двойных гетероструктурах с раздельным ограничением, имеющих одиночную ZnO квантовую яму в качестве активной области.

• Впервые обнаружены диэлектрические аномалии – Ми резонансы в кластерах In, расположенных внутри вюрцитного полупроводника. Исследованы фундаментальные параметры нестехиометрической полупроводниковой матрицы и эффективная диэлектрическая функция нанокомпозита InN/In.

• Определены пространственные области, ответственные за процессы люминесценции, поглощения света и генерации фототока в InN/In нанокомпозитах. Показано различное влияние плазмонов на эти процессы.

• Впервые обнаружено усиление ФЛ за счет плазмонных возбуждений в кластерах индия, расположенных в вюрцитном полупроводнике, перспективный для увеличения эффективности светодиодов. Проведена оценка усредненного усиления оптических процессов в нанокомпозитах при статистическом разбросе формы и положения кластеров.

• Впервые обнаружено селективное подавление плазмонных резонансов электронными переходами между параллельными зонами в индии (эти переходы типичны для поливалентных металлов).

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Перенос излучения в GaN осуществляется двумя способами: баллистическим, соответствующим экситон-поляритонному механизму распространения света, и диффузным, определяемым резонансным рассеянием фотонов на донорных центрах. Соответствующие времена задержки сигнала в окрестности резонанса экситона, связанного на нейтральном доноре, близки и зависят линейно от длины образца. Распространение света в окрестности экситонных резонансов в GaN существенно замедлено – эффективная групповая скорость падает до 2100 км/сек.

2. Аномально поляризованный пик фотолюминесценции в окрестности А экситона, наблюдаемый методом поляризационной спектроскопии с высоким пространственным разрешением в кристаллах, эпитаксиальных слоях и наноколоннах GaN и ZnO, возникает как результат замешивания продольных и поперечных экситон-поляритонных мод, а также процессов рассеяния между поляритонными ветвями, частично объединенными вследствие близости резонансов экситонов разных типов с одинаковой поляризацией.

3. Кинетика излучения в GaN различна для безфононных экситонных линий и для их фононных реплик и двухэлектронных переходов. Это различие определяется разной длиной поглощения и сечением рассеяния на частоте переходов, и, как следствие, неодинаковым влиянием поверхности. Излучательные времена жизни экситонов в объеме материала наиболее адекватно описываются кинетикой двухэлектронных переходов и фононных реплик, поляризация которых зависит от симметрии вовлекаемых в процесс фононов и примесей.

4. В слоях и наноструктурах на основе А3-нитридов и А2-оксидов в областях сосредоточения инверсных доменов существует нано-метрическая флуктуация потенциального рельефа. В результате, в структурах смешанной полярности появляются дополнительные полоса излучения и край поглощения, а также происходит снижение величины встроенных электрических полей, обусловленных явлениями спонтанной и пьезоэлектрической поляризации.

5. В местах пересечения квантовых ям с инверсными доменами реализуется трехмерное ограничение экситонов, приводящее к появлению узких линий экситонной люминесценции, характерная дублетная структура которых в GaN/AlGaN квантовых ямах отражает формирование экситонных комплексов (трионов). При наличии подобной локализации в ZnO/ZnMgO квантовых ямах возможность достижения стимулированного излучения определяется статистическим распределением локализованных экситонных состояний в ямах и барьерах.

6. Полупроводниковые соединения с металлическими включениями (кластерами) представляют собой нанокомпозиты, эффективная диэлектрическая функция которых зависит от формы, количества кластеров и отклонения матрицы от стехиометрии. В таких материалах, в частности InN/In, процессы излучения и поглощения света, а также генерации фототока могут происходить в пространственно различных областях, в разной степени подверженных влиянию локальных плазмонов (Ми резонансов), возбуждаемых в кластерах.

7. В нанокомпозите InN/In яркая инфракрасная люминесценция, области излучения которой пространственно совпадают с металлическими кластерами, и край термически детектируемого поглощения определяются, соответственно, радиационным и диссипативным затуханием плазмонных резонансов, наряду с усилением дипольных переходов локальными электрическими полями плазмонов. Величина усредненного усиления (<102) и спектральное положение его максимума зависят от статистического распределения кластеров. Переходы между параллельными зонами в In и межзонные переходы в InN селективно подавляют плазмонное усиление.

Апробация работы. Основные материалы диссертационной работы докладывались на Всероссийских и Международных конференциях и симпозиумах: 29 Международной конференции по физике полупроводников (ICPS-29), Рио-де Жанейро, Бразилия, 20(приглашенный доклад); 16 Международном симпозиуме "Nanostructures: Physics and Technology", Владивосток, Россия, 2008 (приглашенный доклад); 5 Международной конференции по физике взаимодействия света с веществом в наноструктурах, PLMCN5, Глазго, Шотландия, 2005 (приглашенный доклад); Европейской Международной конференции Общества исследования материалов, Е-MRS Fall Meeting 2005, Варшава, Польша (приглашенный доклад); Европейской Международной конференции Общества исследования материалов, E-MRS Spring Meeting 2004, Страсбург, Франция (приглашенный доклад);

Международном симпозиуме по нитридным компаундам, IWN4, 2004, Питсбург, США (приглашенный доклад); 11 Международном симпозиуме “Nanostructures: Physics and Technology”, С. Петербург, Россия, 2003 (приглашенный доклад); Российско-Тайванском симпозиуме по нитриду индия, JSNS-2005, С. Петербург, Россия, 2005 (приглашенный доклад);

15 Международной конференции по сверхрешеткам, наноструктурам и наноприборам (ICSNN 2008), Натал, Бразилия, 2008; VII и VIII Российских конференциях по физике полупроводников:

Москва, 2005; Екатеринбург, 2007; 27 и 28 Международных конференциях по физике полупроводников: ICPS27, Флагстаф, США, 2004; ICPS28, Вена, Австрия, 2006;

Международном симпозиуме по нитридным компаундам: IWN2000, Нагоя, Япония, 2000;

IWN2002, Аахен, Германия, 2002; IWN2006, Киото, Япония, 2006; 4 и 5 Международной конференции по нитридным полупроводниках ICNS4, Денвер, США, 2001; ICNS5, Нара, Япония, 2005; 3 Международной конференции по когерентным процессам в экситонных системах, Лез Ош, Франция, 2007; Зимней школе по физике полупроводников, С. Петербург-Зеленогорск, 2005; 9, 12 и 13 Международных симпозиумах "Nanostructures: Physics and Technology", С.

Петербург, Россия: 2001, 2004, 2005; 2 и 3 Международном симпозиуме по нитриду индия:

:

Кайлуа-Кона, США 2005; Ильабела, Бразилия, 2006; 1, 2, 4 и 7 Международной конференции по 2006;

физике взаимодействия света с веществом в наноструктурах: PLMCN1, Рим, Италия, 2001;

PLMCN2, Ритимнон, Греция, 2002; PLMCN4, С. Петербург, Россия, 2004; PLCMN7, Гавана, Куба, 2007.; 1 и 2 Всероссийской конференции «Нитриды галлия, индия и алюминия – структуры и приборы»: Москва, 2001; С. Петербург, 2003; 3 Русско-Французском совешании по современной физике, Клермонт-Ферранд, Франция, 2006; 5 Российско-Белорусском совещании “Semiconductor lasers and systems”, Минск, Белоруссия, 2005.

Результаты исследований также неоднократно докладывались и обсуждались на Низкоразмерном семинаре ФТИ им. А.Ф. Иоффе, на семинарах в Токийском Университете (Япония), Ритцумейкан Университете (Кусатсу, Япония), Токийском технологическом Университете (Япония), Университете Монтпелье 2 (Монтпелье, Франция), Университете Блез Паскаля (Клермонт-Ферранд, Франция), Университете г. Линчепинга (Швеция).

Публикации. Основные результаты исследований опубликованы в 49 печатных работах.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 8 глав, заключения и списка цитируемой литературы, включающего 254 наименований. Общий объем диссертации составляет 207 страниц, включая 154 страницы текста и 88 рисунков.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении дан анализ современного состояния исследований вюрцитных полупроводников и наноструктур, продемонстрирована их перспективность для использования в приборах оптоэлектроники, обоснована актуальность темы исследований, сформулированы цели и задачи работы, перечислены основные положения, выносимые на защиту, научная новизна и практическая значимость, а также кратко изложено содержание диссертации.

Первая глава “Оптические процессы в полупроводниках со структурой вюрцита и металл-полупроводниковых нанокомпозитах на их основе. Проблемы, поднимаемые в диссертации ” представляет собой обзор состояния исследований в мире по основным проблемам, поднимаемым в диссертации. Первый параграф посвящен рассмотрению фундаментальной проблемы переноса излучения в конденсированных средах и важности задачи замедления прохождения светового сигнала для средств коммуникации, квантовой оптики и оптоэлектроники. Приводятся данные по наблюдению медленного света в различных системах.

Основное ограничение подхода, эксплуатирующего квантовые когерентные эффекты, заключается в малой величине отношения задержки к ширине импульса сигнала. Эффект поглощения ограничивает величину задержки света за счет оптической дисперсии. Существуют два основных механизма прохождения света через среду: баллистический с сохранением волнового вектора, и диффузный, когда волновой вектор и частота могут изменяться в процессе многократных актов рассеяния [5*]. Согласно развитым моделям, при баллистическом прохождении электромагнитной волны с частотой через среду с показателем преломления n групповая скорость dn v = c /[n + ] (1) g d формально может принимать в окрестности резонанса любые, включая отрицательные, значения.

Диффузия света наблюдалась в различных мутных средах [7*]. Однако до работы [1] отсутствовали данные о возможности наблюдения такого процесса в обычных полупроводниках.

Второй параграф этой главы посвящен рассмотрению сложного спектра экситонных и экситон-поляритонных состояний в вюрцитном GaN. Кристаллическое поле и спин-орбитальное взаимодействие приводят к формированию трех экситонных серий А, В и С экситонов.

Обменное взаимодействие снимает вырождение, приводя к 12 экситонным состояниям. Из них разрешенными являются состояния, которые имеют 5 и 1 симметрию. Состояния разрешены для Ec поляризации, а 1 - для EIIc поляризации. Триплетные состояния 2 и запрещены для дипольных переходов. Взаимодействие экситонов с электромагнитными волнами приводит к формированию единого возбуждения – экситон-поляритонов [14*]. Для одиночного резонанса дисперсионная кривая поляритона содержит две ветви, однако, поскольку A, B, и C экситоны в GaN расположены в 30-40 мэВ энергетическом интервале, экситон-поляритонные ветви разных экситонных серий не могут рассматриваться раздельно. Совместное решение системы уравнений Максвелла для трех экситонов наглядно демонстрирует формирование объединенных поляритонных ветвей внутри энергетического интервала, занимаемого экситонами [15]. Эффекты, обусловленные существованием смешанных мод и рассеянием между объединенными ветвями, наблюдались экспериментально в GaN и ZnO, в частности, в рамках данной работы [3,4].

Среди экситон-примесных комплексов наибольший интерес представляет экситон, связанный на нейтральном доноре (BX), излучательная рекомбинация которого доминирует в низкотемпературных спектрах ФЛ [16*]. Нижнее возбужденное состояние BX сдвинуто относительно основного состояния на энергию порядка 3/4 от энергии связи донорных состояний, что позволяет определять энергию связи путем анализа спектров ФЛ. В спектрах излучения качественных кристаллов можно наблюдать сопутствующие линии двухэлектронных переходов (TET). Эти сателлиты появляются, когда соответствующий нейтральный донор после акта рекомбинации остается в возбужденном состоянии. Важным следствием сильной связи экситонов с LO-фононами является появление фононных реплик, т.е. линий, соответствующих рекомбинации экситона, сопровождаемой испусканием оптического фонона. Вероятность излучения различна для первой (1LO) и второй (2LO) реплики вследствие различных правил отбора по импульсу для этих переходов [17*]. Форма фононных реплик, в первую очередь 2LO реплики, отражает распределение экситонов по кинетической энергии. Четкая интерпретация линий излучения с участием фононов предполагает применение поляризационной микроспектроскопии для идентификации переходов в соответствии с правилами отбора [5].

Исследование кинетики экситонной рекомбинации в GaN позволяет получить важную информацию о транспорте носителей, локализации экситонов и влиянии дефектов. Спектры ФЛ, снятые с временным разрешением, демонстрируют спад интенсивности, который на определенной частоте может быть аппроксимирован двумя экспонентами: A1e-t t1 + A2e-t t2.

Времена t1 и t2 интерпретируются как характеристические времена затухания быстрой и медленной компонент. Важными целями анализа кинетики рекомбинации является определение излучательного времени жизни свободного и связанного экситонов, затрудненного недостаточностью данных о механизме переноса излучения в GaN и о влиянии поверхности [6].

Третий параграф данной главы посвящен экситонам и экситон-поляритонам в ZnO.

Отличительными особенностями ZnO являются гигантская энергия связи экситона (~60 мэВ) и уникально большая величина продольно-поперечного расщепления ~1.5, 11 и 13 мэВ для А, В и C экситонов, соответственно. Неприводимые представления, соответствующие валентным зонам А, В и С, определялись ранее как 7, 9 и 7 в порядке роста энергии соответствующих переходов, что возможно только при отрицательной константе спин-орбитального взаимодействия. Позднее эти данные были ревизованы и полного согласия по этому вопросу нет до настоящего времени. Экситно-поляритонные эффекты в ZnO исследовались при измерении поглощения в магнитном поле [18*]. Анализ данных по наблюдению стимулированного излучения в слоях и квантоворазмерных структурах на основе ZnO [10*] позволил сделать вывод о двух возможных механизмах возникновения стимулированного излучения – экситонэкситонного рассеяния и электрон-дырочной рекомбинацией. Причем, рекомбинация электрондырочной плазмы считается характерной для эпитаксиальных слоев, тогда как экситонное рассеяние доминирует в низкоразмерных структурах, где имеет место дополнительное увеличение энергии связи экситона. Взаимосвязь кинетики излучения, дефектов и стимулированного излучения до работы [7] не рассматривалась.

Четвертый параграф первой главы посвящен явлениям, обусловленным пьезоэлектрической и спонтанной поляризацией в вюрцитных структурах. При рассмотрении GaN/AlGaN квантовых ям сначала принимались во внимание только встроенные электрические поля, возникающие вследствие пьезоэлектрической поляризации [12*]. Позднее Бернардини с соавторами [19*] указали на то, что спонтанная поляризация столь же существенна для возникновения электрических полей. Однако экспериментальные исследования выявили, что предложенные ими теоретические значения констант поляризации нитридных компаундов существенно завышены. Среди причин, вызывающих расхождение, рассматривались нелинейная зависимость поляризации от напряжений, экранировка полей носителями, поверхностный потенциал. Влияние смешанной полярности, а именно появление инверсных доменов, которые представляют собой районы противоположной полярности размером 3-30 нм, вплоть до работ [8,9] не изучалось.

Пятый параграф первой главы посвящен плазмонным эффектам в металлполупроводниковых нанокомпозитах. Впервые многомодовые возбуждения электронов в металлических частицах, распределенных в диэлектрической среде, были рассмотрены Г. Ми в 1908 г. [20*]. Свойства локальных плазмонов, возникающих в металлических кластерах [21*], существенно отличаются от свойств поверхностных плазмонных волн, распространяющихся вдоль границы металл-диэлектрик, т.к. нарушение трансляционной симметрии приводит к отмене правила отбора по импульсу и разрешает взаимодействие с излучательными электромагнитными модами. При возбуждении плазмонов концентрация электромагнитного поля около металлической поверхности приводит к усилению оптических процессов. Этот эффект принято рассматривать в рамках электромагнитного механизма [22*], который предполагает, что напряженность электрического поля Е вблизи поверхности может значительно превышать напряженность падающей световой волны Е0. Эффективность, как люминесценции, так и поглощения, при наличии усиления описывается квадратичной зависимостью от коэффициента усиления поля Е/Е0.

Плазмонная мода может затухать радиационно с излучением энергии и нерадиационно с преобразованием энергии в тепло. Оптические процессы в паре излучающий диполь – плазмон составляют единое целое, поскольку существует обмен электромагнитной энергией между ними.

При радиационном затухании плазмона металлическая частица играет роль излучающей антенны для связанного состояния, а при нерадиационном плазмон может гасить возбуждение в излучающем диполе. Баланс между этими составляющими зависит от ряда факторов – размеров, поляризации, разницы резонансных частот, взаимной ориентации и т. п., которые определяют все разнообразие наблюдаемых эффектов от полного гашения до усиления на несколько порядков. Для поддержания плазмонных мод диэлектрическая функция () = Re + i Im металла должна удовлетворять следующим условиям: Re < 0 и | Re | /Im >>1 [23*]. Хотя In и не относится к числу широко используемых плазмонных материалов, его свойства позволяют наблюдение плазмонных эффектов в инфракрасной спектральной области. Отличительной особенностью структуры электронных зон In, как и ряда других поливалентных металлов, является наличие параллельных участков электронных зон в определенных кристаллических направлениях [24*], между которыми возможны интенсивные оптические переходы. Влияние подобных переходов на плазмонные резонансы ранее не рассматривалось.

Последний раздел параграфа рассматривает основные свойства InN как возможной полупроводниковой матрицы для создания нанокомпозитов. До 2002 г. InN относился к широкозонным соединениям (Eg~2 эВ). В настоящее время его, с определенными основаниями [25*], рассматривают как узкозонный полупроводник (Еg~0.7 эВ), несмотря на ряд необычных свойств. Нитрид индия имеет тенденцию к нестихиометрическому росту и преципитации In.

Фундаментальная причина этого заключается в малой энергией формирования и, следовательно, легкости диссоциации InN [26*]. Слабые связи In-In наряду с сильными связями N-N зачастую приводят к выделению металлической фазы, а низкое давление паров In над жидкой фазой не позволяет удалить кластеры In с ростовой поверхности [10]. Этот процесс сопровождается отклонением матрицы от стехиометрии [11]. Оборотная сторона нестабильности соединения – легкость создания металл-полупроводниковых нанокомпозитов на оcнове InN, пригодных для исследования плазмонных эффектов. Поскольку существуют определенные сложности в проведении квалифицированных исследований методом просвечивающей электронной микроскопии из-за нестабильности InN [12], представляется результативным подход, развитый в работе – создание и исследование InN/In нанокомпозитов с известным количеством специально внедренного In.

Вторая глава “Перенос излучения и медленный свет в GaN” посвящена проблеме формирования медленного света в GaN. §2.1 описывает подход к отбору образцов с заданными свойствами, в основе которого лежит рентгеновское измерение тензора микродисторсии и анализ на его основе дефектной структуры слоев. Применение этого метода позволило сделать заключение о типах и геометрии расположения протяженных дефектов, а также отобрать наиболее качественные образцы для исследований [13-15]. Исследование -ФЛ вдоль сколотых торцов слоев показало резкое снижение интенсивностей желтой и красной полос ФЛ, связанных с дефектами, вблизи поверхности [16]. Поэтому именно приповерхностная область использовалась для исследования экситонных эффектов. Наиболее качественные образцы получались при росте газофазной эпитаксией слоев толщиной до нескольких миллиметров с последующим удалением подложки и прилегающей интерфейсной области. Оставшаяся часть имела крайне низкий уровень протяженных дефектов (<106 см-2). Такие образцы по ряду параметров являются лучшими в мире в настоящее время (концентрация свободных носителей менее 1017 см-3) и могут рассматриваться как объемные монокристаллы, где доминирует один вид дефектов – нейтральные доноры. Именно эти кристаллы использовались для исследования переноса излучения в GaN.

Рис. 1. Диаграммы изменения ФЛ во времени, измеренные в геометрии обратного рассеяния (а) и в геометрии, соответствующей времяпролетным измерениям (b).

Интегрированные спектры ФЛ, измеренные в 1-мм образце (1) с поверхности и (2) на пролет, а также в 2-мм образце (3), приведены на вставке [1].

Второй параграф этой главы посвящен экспериментальному наблюдению задержки света методами спектроскопии с временным разрешением. Впервые это явление было обнаружено при возбуждении ФЛ на одной грани кристалла и регистрации ее с противоположной стороны.

Спектры ФЛ, прошедшей через образец, резко отличаются от спектров, регистрируемых в геометрии обратного рассеяния (Рис. 1). Выше границы, совпадающей с линией связанного на доноре экситона, люминесценция отсутствует. Сигнал ФЛ изгибается по направлению к этой границе, что означает нарастание задержки при приближении к BX резонансу. Перестройка длины волны лазера позволила наблюдать аналогичную картину при прохождении светового импульса с энергией ниже энергии ВХ, когда ФЛ не возбуждалась (Рис. 2). При исследовании образцов различных длин было найдено, что максимальная задержка сигнала практически линейно зависит от длины образца L. Измерения, проведенные при разных температурах, показали сдвиг резонансной границы, воспроизводящей температурный сдвиг зон.

Третий параграф главы описывает исследования, направленные на то, чтобы определить, какой механизм – баллистический или диффузионный, доминирует в переносе излучения и определяет замедление света. В изображениях с временным разрешением, полученных на лучших образцах, регистрировались слабые рефлексы, времена задержки которых четко соответствовали n-кратному прохождению света с отражением от границ кристалла (Рис. 2, b).

Эти рефлексы свидетельствуют о баллистическом прохождении определенной доли сигнала, поскольку при диффузном прохождении фотон теряет память о первоначальном направлении после нескольких актов рассеяния (это было проверено соответствующими расчетами).

Рис. 2. Время-разрешенные изображения импульса (3.486 эВ), зарегистрированные (a) до и (b) после прохождения через образец длиной 1 мм. (с) Угловые диаграммы интенсивности света, прошедшего через образец, измеренные на различных энергиях. Вставка показывает разложение на две компоненты, соответствующие баллистическому (узкая) и диффузионному прохождению света [1].

Доказательство существования диффузной компоненты было получено измерением угловых зависимостей дальнего поля прошедшего излучения. При постановке эксперимента предполагалось, что баллистическая компонента будет давать узкое угловое распределение, тогда как диффузионное прохождение сигнала будет приводить к рассеянию в широкий телесный угол. В угловых диаграммах обнаружено наличие двух компонент (Рис. 2, с), причем диффузная компонента усиливается при приближении к энергии BX. Cосуществование двух возможных механизмов распространения света при отсутствии заметного расплывания волнового пакета означает, что диффузия фотонов обеспечивает зависимость задержки от длины образца близкую к линейной, а не квадратичной.

Моделирование процессов прохождения света в полупроводнике с несколькими резонансными линиями представлено в §2.4. Задержка при баллистическом прохождении сигнала определялась как T = L / v, где L – длина образца. Групповая скорость B g vg () = d / dk, где волновой вектор k() = ( / c) (). Частотно-зависимая проницаемость среды с несколькими резонансами записывалась в виде fi0, j 1 2 () =b + (2) + -ij - j exp j2 d, j 0, j где b есть фоновая диэлектрическая константа, j=A, B, C или BX обозначает соответствующий экситонный резонанс с силой осциллятора f, резонансной частотой 0, j и параметром j затухания . В выражении (2) каждый резонанс предполагается неоднородно уширенным. В j данной записи это достигается сверткой лоренциана с затуханием , характеризующим j однородное уширение резонансной линии, с гауссовым распределением с шириной , j характеризующим неоднородное уширение. Выбор такого подхода определяется тем, что только с его помощью удалось описать с использованием одних и тех же экситонных параметров спектры отражения, пропускания и задержки. Исходя из ожидаемого влияния плотности донорных центров на нормированную силу осциллятора связанного экситона, предложено оценивать ее величину при концентрации доноров N как e 4 N cv (3) f = (r,0)dr, m 0,BX 0 0,BX где m есть масса свободного электрона, e - элементарный заряд, межзонный матричный 0 cv элемент, r, есть огибающая волновой функции электрон-дырочной пары, зависящая от ( ) положения центра масс r и вектора относительного движения электрона и дырки .

При рассмотрении диффузии полагалось, что она вызвана упругим рассеянием фотонов на экситон-донорных комплексах, базируясь на резонансном возрастании времени задержки при приближении к линии ВХ. Решение уравнения диффузии для концентрации фотонов n(x,,t) с частотой позволило получить выражение для задержки ()2 L2 () () TD() =+-, (4) 16 4D() где D() и () есть частотно-зависимые коэффициент диффузии и время жизни фотонов.

Анализ выражения (4) показал, что в условиях сильного поглощения около резонансной линии, когда () L2 / D(), задержка пропорциональна длине образца, как и при баллистическом прохождении: TD() = (L / 2) () / D(). Результаты моделирования спектральных зависимостей с использованием двух моделей приведены на Рис. 3. Обе модели дают хорошее согласие с экспериментом, что согласуется с комплексным характером прохождения света в GaN.

Последний параграф главы посвящен анализу полученных результатов. Важными параметрами для практического применения явления медленного света в GaN являются:

скорость переноса излучения, которая вблизи экситонных резонансов была оценена как 21км/с ( ~0.7% от скорости света в вакууме); соотношение ширины выходного импульса и времени задержки (1:10), и уменьшение интенсивности прошедшего света (~102 на 1 мм длины).

Рассеяние на донорных центрах приводит к тому, что длина свободного пробега фотонов падает до 1 м в окрестности резонансной линии связанного экситона. Подгонка спектральных зависимостей задержки рефлексов, которые наиболее точно описываются баллистической моделью, совместно со спектрами отражения и поглощения дала величины сил осциллятора свободных экситонов в ~1.5 раз меньше ранее используемых [17], что может быть использовано в последующих модельных расчетах.

Рис. 3. Спектральные зависимости задержки света, измеренные в образцах различной длины: 1-мм (черные квадраты – основной сигнал, белые – 3-х кратный рефлекс), 2-мм (звезды) и 0.3-мм (треугольники). Теоретические кривые получены при расчете в баллистической (сплошные линии) и диффузионной модели (пунктир). Вставка иллюстрирует подгонку спектров отражения (R) и пропускания (Т) [1].

Третья глава “Экситон-поляритоны в GaN и ZnO. Смешанные поляритонные моды” посвящена исследованию экситон-поляритонных спектров в GaN и ZnO. §3.1 описывает методику поляризационной микроспектроскопии c пространственным разрешением ~1-1.микрона, которая позволяет проводить исследования, как с поверхности, так и со стороны сколотых краев тонких пленок [18,19]. Таким образом, для исследования линейной поляризации могут быть использованы все три поляризационные конфигурации: одна с поверхности [: kIIc, Ec] и две со скола [: (kc, Ec) и : (kc, EIIc)], где k есть волновой вектор света, E – вектор электрического поля, с –полярная ось. §3.2 посвящен исследованию этим методом поляритонных мод в слоях GaN. Слои демонстрировали каноническую структуру и поляризацию экситонных контуров в спектрах отражении, тогда как в спектрах -ФЛ была обнаружена уникальная особенность – аномальный пик Х() в окрестности А экситона, имеющий -поляризацию, что запрещено правилами отбора (Рис. 4).

Рис. 4. Спектры (а) -ФЛ и (b) микро-отражения слоя GaN, измеренные при 5К в различных поляризациях - : kIIc, Ec, : (kc, Ec) и : (kc, EIIc). Аномальный пик X в -поляризацованном спектре показан стрелкой. (с) Схема экситон-поляритонных ветвей при kIIc и kc; наблюдаемые в -поляризации моды показаны сплошными линиями, в – прерывистыми; продольные поляритоны – пунктиром [3].

Температурные и мощностные измерения, а также исследования фононных реплик [3,1922] позволили доказать, что этот пик не имеет отношения ни к связанному В, ни к запрещенному 6 А экситону. Основная причина появления аномально поляризованного пика состоит в возможности наблюдения смешанных продольно-поперечных поляритонных мод в геометрии необыкновенного луча при kc [27*], которая реализуется как за счет использования фокусирующей оптики с большой апертурой, так и локальных отклонений полярной оси.

Дополнительным фактором, увеличивающим интенсивность -поляризованной компоненты, является сложная структура поляритонных мод в этой спектральной области, допускающая рассеяние из близколежащих ветвей в нижнюю свето-подобную ветвь (Рис. 4, с). Последующее исследование более совершенных образцов позволило обнаружить дублетную структуру пика и уточнить продольно-поперечное расщепление в GaN как ~1-1.5 мэВ [6].

В §3.3 приводятся результаты исследования этого эффекта в ZnO [4,23,24]. Две линейнополяризованные линии хорошо разрешимы в окрестности А экситона в спектре слоя ZnO толщиной 1.2 м. Этот дублет возникает вследствие излучения смешанных продольнопоперечных поляритонных мод, аналогично тому, как это происходит в GaN. Подобный дублет линий, несколько более сглаженный, был обнаружен в спектре образца с наноколоннами.

Наблюдение смешанных мод в геометрии необыкновенного луча в ZnOб наряду с меньшим показателем преломления, облегчено большей величиной продольно-поперечного расщепления, которое было определено как 2-3 мэВ для А экситона. Рассчитанная структура поляритонных дисперсионных кривых для А и В экситонов в ZnO приведена на Рис. 5, где резонансные энергии 5 экситонов брались из низкотемпературных спектров возбуждения ФЛ. В целом, можно заключить, что в ZnO, как и в GaN, процесс поляритонного излучения является комплексным, зависящим от структуры поляритонных ветвей, рассеяния между ветвями и замешивания экситонных состояний.

a) b) c) d) UPBB B 5L 60K 70K 80K 3, 3,B 5T L B A LPBB 3,38 UPBA A A 5T LPBA PL intensity (arb. units) k Рис. 5. Поляритонные дисперсные кривые в ZnO в районе А и В экситонов. Пунктир - Ес; сплошные и штриховые линии - смешанные моды в геометрии необыкновенного луча для двух углов . (b-d) Спектры ФЛ, измеренные в (сплошные линии) и (пунктир) поляризациях при различных температурах (сдвинуты по шкале энергии) [4].

Четвертая глава “Экситонный спектр и кинетика излучательной рекомбинации в GaN” посвящена исследованию экситонных переходов с участием примесей и оптических фононов. В §4.1 показано, что оптические переходы экситонов, связанных на Si и O, подчиняются правилам отбора, соответствующим группе симметрии C3v, что позволяет определить эти примеси как примеси замещения. В спектрах высококачественных кристаллов удалось наблюдать ТЕТ линии, соответствующие переходам, оставляющим доноры в 2s, 3s и 4s возбужденных состояниях. Наблюдение возбужденных состояний позволило уточнить энергию связи O и Si доноров как 33.2±0.мэВ и 30.4±0.4 мэВ, соответственно [25-28]. §4.2 рассматривает переходы свободных и связанных экситонов с участием оптических фононов. Идентификация линий в спектрах проводилась посредством вычитания известных энергий оптических фононов из энергии соответствующего связанного экситона (см. маркировку на Рис. 6), а также сравнением характерных времен затухания безфононных линий и фононных реплик. LO-фононные реплики связанных на доноре экситонов, расположенные ~90 мэВ ниже безфононных линий, оказались, по-преимуществу, -поляризованы. Cтепень поляризации не превышает 60% и варьируется вдоль контура ФЛ, отражая снятие строгих правил отбора Energy (eV) по импульсу вследствие локализации экситона на примеси. Было найдено, что, помимо LO фононных мод (А1 и Е1), есть определенная примесь излучения реплики с участием оптически неактивной “немой” моды В1(high). Уширение фононных реплик по сравнению с основными линиями отражает тот факт, что наличие примесей нарушает трансляционную симметрию решетки и что фононы с k 0 участвуют в данных переходах.

1.b) 0.2K 0.0.0.0.-0.-0.DO,SiXA a) E2(high) DO,SiXA E1(TO) DO,SiXB A1(TO) DO,SiXA 3.400 3.4Photon energy (eV) Рис. 7. Затухание линии ФЛ экситона, Рис. 6. (a) 1-я фононная реплика для TO-фононов и E2(high) связанного на Si доноре и 2LO реплики при фонона, измеренная в и поляризациях. b) Степень 2 К [6].

линейной поляризации [5].

Линии люминесценции А экситона, связанного на нейтральных донорах, вовлекающие поперечные оптические (ТО) фононы А1 и Е1 и неполярную E2(high) оптическую моду, практически не исследовались ранее. Оказалось, что этот набор реплик содержит сильно поляризованную -компоненту, соответствующую Е1(TO) фононной реплике (Рис. 6). Данные поляризационной спектроскопии оказались полезными для проведения симметрийного анализа переходов связанного экситона и его фононных реплик (выполнен Китаевым Ю.Э).

Сопоставление эксперимента и теории позволило заключить, что наблюдение переходов с участием немых фононных мод свидетельствует о локальном характере экситон-фононного взаимодействия, а также, что линейная поляризация переходов с участием фононов чувствительна к положению атома примеси в кристаллической решетке, т.е. к его расположению в узле или в междоузлиях.

§4.3 посвящен исследованию кинетики экситонной люминесценции в GaN. Обнаружено, что она различна для безфононных линий, их фононных реплик (Рис. 7) и ТЕТ [3,28]. Используя данные, полученные в Главе 2, был сделан вывод, что это несоответствие определяется polarization Degree of linear PL intensity (arb. units) различной длиной поглощения и сечением рассеяния на частоте данных переходов. На энергии максимума ВХ резонанса средняя длина свободного пробега фотона составляет ~150 нм при концентрации рассеивающих донорных центров 5*1016 см-3, тогда как в области ТЕТ и фононных реплик она равна 1-2 см. Рассеяние фотонов сопровождается их поглощением, которое особенно сильно в области резонансов свободных экситонов вследствие дисперсии среды. Поэтому фотон с энергией свободных экситонов, имеет мало шансов излучиться из глубины кристалла. Значительная часть переходов, дающая вклад в безфононную ФЛ, происходит в приповерхностной области, где плотность безызлучательных дефектов высока.

Взаимодействие с дефектами приводит к появлению быстрозатухающих компонент ФЛ.

Поэтому кинетика рекомбинации экситонов в толще материала наиболее адекватно описывается кинетикой фононных реплик и ТЕТ,.

a) MQW 3QWs b) xxx1.3 xxxРис. 8. (a) Темнопольные ПЭМ изображения 3.4 3.5 3.6 3.7 3.4 3.5 3.6 3.центральной (а) и периферических (b) областей Energy (eV) структуры с МQW, имеющими разную плотность Рис. 9. (a) Изменение спектров -ФЛ вдоль градиента инверсных доменов (указанные стрелками), плотности инверсных доменов в (a) MQW и (b) 3-QW полученные при g=(0002) [8].

образцах. Направление стрелок дает уменьшение плотности доменов [8].

Пятая глава “Нанометрическая флуктуация внутренних полей и напряжений в структурах c инверсными доменами” посвящена исследованию основных свойств структур смешанной полярности. §5.1 представляет результаты исследования экситонных переходов в GaN/AlGaN структурах с доминирующей N-полярностью [8,29,30]. Структуры содержали множественные квантовые ямы (MQW) или три ямы различных толщин (3-OW). Обнаружено, что при наличии инверсных доменов из каждой ямы регистрируется двухполосное излучение. Сопоставление с данными ПЭМ выявило увеличение интенсивности нижней компоненты ФЛ при возрастании плотности инверсных доменов (Рис. 8, 9), сопровождаемое увеличением средних толщин ям и уменьшением величин латеральной деформации, a.

Оценка величин встроенных электрических полей была проведена, используя данные Intensity (arb. units) структурной характеризации и известные выражения для электрических полей, вызванных пьезоэлектрической и спонтанной поляризацией [28*]. Моделирование зависимостей энергий экситонных переходов от ширины квантовых ям проводилось вариационным методом в приближении огибающих волновых функций с однопараметрической вариационной функцией квазидвумерного экситона. Наилучшее совпадение теоретических и экспериментальных зависимостей (энергий пиков ФЛ, отражения, величины сдвига пиков ФЛ при экранировании фото-возбужденными носителями) было получено при значениях полей 20 кВ/см и 180 кВ/см для полос люминесценции, соответствующих основной поверхности и инверсным доменам (Рис.

10). В данных структурах уменьшение полей в областях N-полярности связано со свойственной ей нарушением кристаллической структуры. Значения полей в Ga-полярных инверсных доменах, имеющих лучшее структурное качество, тем не менее, оказались в ~2 раза меньше ранее опубликованных величин для однородных квантовых ям Ga-полярности. Малые величины полей в квантовых ямах, наряду с локализацией носителей в инверсных доменах, обеспечивают возможность наблюдения яркой ФЛ из широких ям вплоть до комнатной температуры.

Рис.10. Энергии пиков ФЛ МQW образца (светлые 3.квадраты), пиков ФЛ (темные круги) и особенностей в отражении (звезды) 3-QW образца. Рассчитанные зависимости энергий экситонов от ширины КЯ 3.6 приведены для: 1) E = 20 кВ/см, Eg= 3.570 эВ, a = 0.0058; 2) E = 120 кВ/см, Eg= 3.570 эВ, a = -0.0058; 3) 3.E = 240 кВ/см, Eg= 3.541 эВ, a = -0.0027; 4) E = 13.4 5 кВ/см, Eg = 3.504 эВ, a = 0. Опубликованные данные по ФЛ энергии в ямах Ga-полярности в зависимости от ширины аппроксимированы зависимостью 5) E = 3.390 кВ/см, Eg= 3.504 эВ, a = 0 [8].

0 2 4 6 8 Well width (nm) §5.2 рассматривает инверсные домены как возможную причину возникновения излучения с энергией 3.42-эВ в слоях и наноколоннах, которое в отдельных случаях превосходит краевую ФЛ по интенсивности [31-33]. В отличие от электрических полей, которые важны для КЯ, механические напряжения действуют в любых структурах с инверсными доменами, обеспечивая энергетический зазор между линиями 100-200 мэВ. Это обеспечивает дополнительный край поглощения и изменение интенсивности полос -ФЛ в плоскости роста и вдоль колонн.

Интересным фактом является смена типа поляризации. Линия на 3.42 эВ оказалась поляризованной, тогда как краевая 3.47 эВ линия -поляризована. Изменение знака поляризации Energy (eV) происходит в районе 3.45 эВ. Можно предположить, что это изменение связано с ожидаемым изменением порядка следования 9 и 7 экситонов [29*] вследствие иных напряжений в инверсных доменах по сравнению с остальной областью.

Шестая глава “Локализация экситонов в наноструктурах с инверсными доменами” рассмотривает эффекты трехмерной локализации экситонов в специфических местах, образуемых на пересечении квантовых ям и инверсных доменов, которые могут рассматриваться как квантовые точки. В §6.1 приводятся данные о наблюдении узких линий экситонной ФЛ в GaN/AlGaN квантовых ямах методом микро-спектроскопии при фокусировке на скопления инверсных доменов [9,34]. Спектры -ФЛ, измеренные с поверхности, содержали две серии узких линий. Верхний набор линий был приписан возбужденным состояниям в квантовых точках, поскольку он исчезал при измерении со сколотых граней, что было вызвано понижением высоты барьеров вследствие релаксации механических напряжений. Приводятся также данные о наблюдении аналогичных узких экситонных линий в GaN наноколоннах [31].

§6.2 посвящен описанию дублетов узких линий, 2.5 nm 4K 5nm X* воспроизводимо наблюдаемых в спектрах -ФЛ.

8nm X Верхняя компонента X появляется первой в спектрах, однако ее рост быстро насыщается с 28 K увеличением мощности, тогда как X * 0.5 meV 15 продолжает расти. Подобный рост интенсивности нижнеэнергетических компонент 50 K обычно ассоциируется с экситонными комплексами, причем энергетическое расстояние между линиями соответствует образованию 3.45 3.50 3.трионов. Эта трактовка была подтверждена Energy (eV) температурными измерениями (Рис. 11). При Рис. 11. Спектры -ФЛ, зарегистрированные со увеличении температуры происходит сколотого торца образца с 3 КЯ при различных температурах. Пунктирные линии отмечают увеличение концентрации свободных носителей дублет линий [9].

в ямах, что приводит к увеличению вероятности формирования заряженного экситона, и как следствие, росту нижней линии в дублете.

§6.3 рассматривает локализацию носителей и стимулированное излучение в структурах с ZnO/ZnMgO квантовыми ямами, выращенными методом молекулярно-пучковой эпитаксии [7,35]. Энергия линий ФЛ из квантовых ям демонстрировала последовательный сдвиг в сторону низких энергий при увеличении их ширины, следуя расчетной зависимости. Изменение же Intensity (arb. units) характерных времен затухания ФЛ зависело немонотонно от ширины квантовой ямы, уменьшаясь в узких и широких ямах вследствие ослабления локализации и увеличения плотности дефектов, соответственно. Характеристические времена затухания ФЛ были максимальны (~1 нс) в квантовых ямах шириной 2-3 нм, в них же была наиболее интенсивна ФЛ.

Такие ямы были использованы в качестве активной области двойных гетероструктур, предназначенных для оптической накачки. Стимулированное излучение было получено при комнатной температуре в структурах с отчетливыми экситонными особенностями в спектрах возбуждения ФЛ при пороговых плотностях накачки ~650 кВт/см2. Проведенное сопоставление оптических данных с данными ПЭМ показало, что стимулированное излучение возникает только в структурах, в которых отсутствует перекрытие статистически распределенных плотностей состояний в ямах и барьерах на флуктуациях потенциала, вносимых инверсными доменами. Это обстоятельство является существенным для ZnO/ZnMgO структур с одиночными квантовыми ямами при низкой концентрации Mg в барьерах.

Седьмая глава “Основные свойства металл-полупроводникового нанокомпозита InN/In” посвящена исследованию слоев InN с кластерами In [2,11,33,36-49]. В §7.1 дана общая характеристика применяемых методик и исследуемых образцов, общим числом около 250, выращенных в ФТИ и других научных центров. Исследовались образцы двух типов 1) со спонтанно формируемыми кластерами и 2) со специально сформированными периодическими металлическими вставками различных толщин. Последняя серия структур позволяла проследить закономерности изменения оптических свойств в зависимости от количества введенного металла.

Наличие металлических кластеров в композитах подтверждалось рентгеновской дифрактометрией, просвечивающей электронной микроскопией (ПЭМ), микроструктурным анализом (по характеристическому излучению In) и исследованиями распределения интенсивности отраженных электронов при сканирующей электронной микроскопии (СЭМ).

Поглощение в нанокомпозитах исследовалось как обычным методом оптического пропускания, так и методом ТДОП. Исследование люминесцентных свойств проводилось при возбуждении как оптически, лазерами, так и электронным лучом при КЛ.

В §7.2 рассмотрены эффективные фундаментальные параметры нестехиометрической матрицы InN (N/In 1). Эффективная ширина запрещенной зоны при отклонении от стехиометрии определялась, исходя из того, что энергетический зазор в точке прямозонных полупроводников есть функция атомных орбитальных энергий, которые сильно отличаются для N и In. Для расчетов использовалось эмпирическое приближение сильной связи для ближайших атомов [30*], согласно которому:

Es,a + Es,c - Ep,a - Ep,c + (Es,a - Es,c)2 + 4Vs2 + (Ep,a - Ep,c)2 + 4Vpp Eg = (5) s Здесь Esa, Esc, Epa, Epc есть s- и p-орбитальные энергии для анионов и катионов, соответственно, известные как диагональные компоненты энергий; Vss и Vpp есть элементы матрицы переноса между s- и p-орбиталями ближайших соседей. Следует отметить, что действительная ширина запрещенной зоны не важна для этого рассмотрения, поскольку ее величина не входит в уравнение (5). Изменение ширины запрещенной зоны нестехиометрического компаунда было также оценено с использованием модели орбитальных связей Харрисона [31*], которая дала близкие результаты. Зависимости для наиболее важных дефектов показывают, что 5-10% избыток атомов одного типа может привести к увеличению эффективной ширины запрещенной зоны до 1.5 эВ (Рис. 12). В целом, полученные зависимости для ширины оптической щели, а также эффективной массы и диэлектрической проницаемости, согласуются с экспериментальными данными [11,38,39]. Для учета влияние концентрации носителей и сопутствующего явления компенсации на спектр поглощения было проведено обобщение формализма Эфроса-Шкловского для плотности состояний в сильнолегированном компенсированном полупроводнике [32*] на случай соединений с непараболической зонной структурой [36,37].

Рис. 12. Эффективная ширина оптической щели нестехиометрического InN, рассчитанная в приближении сильной связи для ближайших атомов (сплошные линии) и в модели орбитальных связей (пунктир) для основных типов дефектов [37].

В §7.3 приводятся данные просвечивающей электронной микроскопии специально адаптированной для исследования кластеров In в нестабильной матрице InN [12]. Показано, что характерные размеры кластеров зависят от температуры роста (Рис. 13). Структура решеточных рефлексов соответствует псевдоморфному характеру встраивания In кластеров в матрицу InN (без релаксации напряжений).

Рис. 13. ПЭМ изображения, полученные с одного и того же слоя, выращенного с градиентом температуры вдоль подложки. Образцы с размерами кластеров 5-10 нм (а) и 20 нм (b) были приготовлены из областей с низкой и высокой температурой роста (Т=20°С) из одной и той же структуры [12].

§7.4 посвящен описанию основных люминесцентных свойств слоев InN c металлическими кластерами. Исследованные образцы демонстрировали достаточно яркую люминесценцию, интенсивность которой, как правило, превышала интенсивность в слоях, где следы металлической фазы не были обнаружены [2]. Была отмечена определенная зависимость интенсивности от размеров кластеров. К примеру, образец с 20-нм кластерами демонстрировал излучение в районе 0.7 эВ, сопоставимое по интенсивности с люминесценцией из прямозонного полупроводника GaSb, несмотря на большую плотность дефектов (концентрация свободных носителей – 2*1019 см-3). Излучение из образца с 5-нм кластерами было на порядок слабее по интенсивности. В целом, это согласуется с известным фактом, что в крупных кластерах доминирует радиационный распад плазмонов, способный увеличить интенсивность ФЛ, тогда как в маленьких кластерах преобладает нерадиационный распад с превращением энергии плазмонов в тепло [33*]. Также было найдено, что в слоях со спонтанно образуемыми плоскими включениями ФЛ имеет р-поляризацию, характерную для процессов, происходящих с участием поверхностных плазмонов.

§7.5 приводит результаты экспериментального наблюдения Ми резонансов в спектрах ТДОП слоев с кластерами (Рис. 14), измеренных при экстремально низких температурах 0.35 К.

Обнаружена корреляция между интенсивностью Ми резонансов в поглощении и количеством In (в первом приближении пропорционального интенсивности рефлексов In(101) в рентгеновских сканах). Было подтверждено соответствие между энергиями Ми резонансов в поглощении и рассеянии. Моделирование оптических параметров было проведено в приближении эффективной среды при аппроксимации кластера эллипсоидом вращения, полярная ось с которого совпадает с направлением роста, а оси a = b лежат в плоскости слоя. Частотнозависимая диэлектрическая функция композита в этом случае записывается как [34*] () - () () - () k 1 = (1- f ). (6) L () + (1- L ) () L () + (1 - L ) () i k i 1 i i Здесь, () и () обозначают диэлектрические проницаемости металла и среды, f – долю металла, Li – коэффициент деполяризации, зависящий от c / a. Результаты расчета показывают, что даже 1% металла существенно изменяет все оптические константы (Рис. 15), в частности увеличивает функцию потерь = 2k() / c в два раза на энергии 0.7 эВ по сравнению с 1 эВ.

Приближение эффективной среды позволо осуществлять в ряде случаев подгонку спектров поглощения при замене реальных кластеров набором, состоящим из одинаковых частиц с коэффициентом деполяризации репрезентативного эллипсоида в диапазоне 0.05-0.1.

Рис. 14. Термическиa) 300 d) InN (0002) 1.детектируемое оптическое 2поглощение (сплошные линии) и 0.5 In (101) 1инфракрасная люминесценция 0.(точки) в слоях с высоким (а), средним (b) и (с) малым 31.b) e) содержанием In.

2Соответствующие сканы 0.x1рентгеновской дифракции показаны на (d)-(f). Одинарные 0.стрелки указывают 81.c) f) дополнительные пики в 6поглощении, двойные отмечают 40.ориентировочно край 2поглощения в InN матрице [2].

0.x 10.5 1.0 1.5 2.0 2.-10 0 10 20 Energy (eV) Diffraction angle (arcsec) Последний параграф этой главы посвящен рассмотрению характерного свойства металлполупроводниковых нанокомпозитов – пространственного разделения различных оптических процессов в этих неоднородных средах. Наиболее отчетливые результаты были получены при сопоставлении спектров поглощения и фототока в системе InN/In [47]. Оба процесса отражают оптические потери, однако природа их существенно разнится, поскольку поглощение света, помимо межзонного поглощения в матрице, включает оптические потери на возбуждение плазмонов. Спектрально, плазмонная компонента сигнала усилена в области ниже фундаментального края поглощения в полупроводниковой матрице, поскольку выше него резонансы подавлены межзонными переходами [48]. Она особенно выражена в спектрах ТДОП, которые отражают повышение температуры образца, вызванного распадом плазмонов.

Генерация же носителей заряда при возбуждении светом возникает, наоборот, в области межзонного поглощения, поэтому измерение фототока есть один из методов определения края поглощения полупроводника.

Diffraction intensity (counts) Absorption and PL intensity (arb. units) Рис. 15. Параметры композита InN:In с 1% In и Li=0.05: (a) реальная и (b) мнимая части диэлектрической проницаемости; коэффициенты (c) преломления и (d) поглощения. Для сравнения, параметры исходного полупроводника показаны пунктиром. В расчетах использовалась экспериментальная диэлектрическая функция In, измеренная при 4 К [24] и диэлектрическая функция InN, соответствующая краю поглощения около 1 эВ.

Спектры фототока в InN/In (Рис. 16) были зарегистрированы при возбуждении полупроводниковыми лазерами со средней мощностью 100 мВт, имеющими различную длину волны. Край фототока был обнаружен в области 1.0-1.5 эВ, что существенно выше как края оптического поглощения, так и ТДОП, регистрируемого в диапазоне 0.7-0.8 эВ. Разница в краях ТДОП и фототока является доказательством существования плазмонных резонансов в нанокомпозитах, поскольку в полупроводниках без металлических кластеров эти края всегда совпадают, что было проверено на GaN и GaAs в тех же экспериментальных условиях, причем фототок в них легко возбуждался светом лампы.

Рис. 16. Спектры фототока (25 К) и ТДОП в двух InN/In структурах.

Сдвиг края вототока зависит от нестехиометрии. Вставка показывает спектры ТДОП и фототока в эпитаксиальном слое GaN.

Обнаруженное несоответствие в нанокомпозитах носит общий характер. Следствием из него является то, что характерные энергии различных оптических зависимостей, совпадающие в обычном полупроводнике, могут различаться в нанокомпозитах.

Восьмая глава “Усиление оптических процессов локальными плазмонами в нанокомпозитах InN/In” рассматривает основные эффекты - усиление люминесценции и поглощения света плазмонными резонансами, возбуждаемыми в металлических кластерах [2,4246]. В §8.1 приводятся основные соотношения для определения усиления при аппроксимации металлического кластера сфероидом вращения. Локальный коэффициент усиления поля в окрестности i-го полюса равен:

() g () =. (7) i () + L () - () () 1 i На резонансной частоте локальный коэффициент g () достигает значения i i -L | Re | / Im >> 1. Коэффициент усиления | g (,r) | как функция положения r i i относительно сфероида варьируется от значения, задаваемого выражением (7) до -L | Re | / Im ~1 на другом полюсе. Эта же величина характеризует поле внутри сфероида, i где оно однородно. Как усиление, так и резонансная частота i зависят от соотношения осей a / c посредством Li. Для InN/In может быть в инфракрасном диапазоне при поляризации i плазмона вдоль длинной оси сфероида, что для сплюснутого (вытянутого) сфероида соответствует большим (малым) значениям a / c.

В §8.2 приводятся экспериментальные свидетельства усиления излучения около кластеров и пор в слоях InN, полученные методом -КЛ с использованием аналитического сканирующего электронного микроскопа. Исследование проводилось при 5 К и сопровождалось регистрацией спектров излучения. Показано, что значительная часть инфракрасного излучения (~0.7 эВ) рождается в областях, содержащих кластеры индия (Рис. 17). Также систематически регистрировалось усиление интенсивности люминесценции вокруг пор, окруженных преципитатами In. Кластеры In зачастую формируются на интерфейсе с сапфиром, вследствие сильных механических напряжений. Исследование снятой с подложки пленки InN с двух сторон [43] показало, что интенсивность люминесценции со стороны, содержащей кластеры, в несколько раз выше, чем с гладкой бездефектной стороны. Спектры возбуждения ФЛ в такой пленке демонстрируют интересную особенность – пик с монотонно возрастающим высокоэнергетическим краем, что хорошо согласуется с характером излучения, зависящим от плазмонных резонансов, когда ожидается их усиление за счет изменения | Re()| /Im().

Рис. 17. InN со спонтанно образуемыми кластерами In. Изображения зафиксированы с одного и того же места пленки с использованием следующих методик: (a) регистрация вторичных электронов при 5 кэВ; (b) -КЛ, 4.3 кэВ;

(c) регистрация отраженных электронов, 20 кэВ, (d) регистрация InLa1 и InLbхарактеристического излучения. Светлые области в (c) и (d) обогащены In; пятна катодолюминесценции располагаются в их пределах. Для сравнения приведены изображения (e) вторичных электронов и (f) отраженных электронов, полученные при 20 кэВ в слое, где отсутствовали, как кластеры In, так и люминесценция [2].

Аналогичные данные по усилению люминесценции около кластеров In были получены при исследовании структур с периодическими металлическими вставками. Вставки имели номинальную толщину 0, 2, 4, 8, 16 и 48 монослоев (ML). Число вставок в образцах было 20, за исключением 48-МL образца (6 вставок). С увеличением толщины планарные вставки трансформировались в агломераты кластеров, около которых и концентрировались пятна яркой люминесценции. Их интенсивность в 70 раз превышала интенсивность излучения из рядом расположенных областей. При увеличении количества металла наблюдался сдвиг пика люминесценции в сторону меньших энергий, тогда как основной пик ТДОП сдвигался в противоположном направлении. В рамках концепции нанокомпозита как неоднородной системы, можно предположить, что излучение и нагрев структуры имеет место в пространственно различных областях и определяется кластерами разного размера. В частности, сдвиг в сторону меньших энергий на несколько десятков мэВ возможен в агломератах кластеров за счет коллективного взаимодействия плазмонных мод.

Параграф 8.3 посвящен расчету спектров усредненного усиления поглощения в нанокомпозитах. Для этого была рассмотрена модель сфероидов со случайным отношением a / c, имеющих равный (единичный) объем. Неоднородно уширенный спектр усиления G() = g(,r), определяемый полным набором плазмонов, был получен усреднением по форме кластеров, задаваемой a / c. При этом проводился учет изменения соотношения площадей областей с малой и большой кривизной поверхности и изменение глубины проникновения поля в полупроводник в этих областях посредством соответствующих угловых зависимостей. При расчетах учитывались особенности зонной электронной структуры индия, а именно переходы между параллельными зонами.

Рис. 17. (а) Усредненные спектры усиления g(), рассчитанные для различных значений . (b) Спектры поглощения в 48-ML образце: (1) – = расчетный при, где вклады от кластеров (2) и полупроводниковой матрицы (3) показаны тонкими линиями; (4) – экспериментальный спектр ТДОП.

Было найдено, что максимальное значение коэффициента усиления для элементарного плазмонного возбуждения соответствует g( ) ~ 103 -104 на поверхности сфероида с i наибольшой кривизной. Однако из-за малого объема таких участков и разброса формы сфероидов среднее значение усиления не превышает 102 на энергии 0.7 эВ. Эта величина хорошо согласуется с усилением интенсивности излучения около кластеров, обнаруженном при исследовании -КЛ. Ширина статистического распределения формы кластеров (соотношение осей) является наиболее важным параметром, определяющим положение пика в спектрах ТДОП.

Переходы между параллельными зонами в In селективно подавляют плазмонное усиление. Это проявляется, в частности, в появлении провала на энергии 1.5 эВ, неоднократно регистрируемого в ТДОП различных образцов.

В Заключении приводятся основные результаты диссертационной работы:

1. Выполнен цикл работ по исследованию “медленного” света в высококачественных объемных кристаллах GaN:

- впервые проведено экспериментальное наблюдение задержки света в GaN в окрестности экситонных резонансов, показавшее возможность уменьшения скорости света до значений менее 1% от скорости света в вакууме (2100 км/с);

- впервые продемонстрирована задержка света за счет диффузии фотонов, возникающая при упругом резонансном рассеянии на донорных центрах в GaN;

- предложены модели, описывающие спектральные зависимости при баллистическом и диффузионном механизмах переноса излучения, показавшие хорошее согласие с экспериментом;

- рассмотрение спектров задержки света совместно со спектрами отражения и пропускания позволило уточнить ряд экситонных параметров GaN (силу осциллятора свободных и связанных экситонов и однородную ширину резонансных линий).

2. Выполнен цикл работ по исследованию тонкой структуры экситонного и экситонполяритонного спектра излучения в GaN и ZnO:

- впервые обнаружен аномально поляризованный пик ФЛ в окрестности А экситона, служащий подтверждением сложной структуры поляритонных ветвей в GaN и ZnO, которая содержит смешанные поляритонные моды и допускает рассеяние поляритонов с перераспределением плотности состояний между поляритонными ветвями;

- показано, что продольно-поперечные смешанные поляритонные моды возникают не только в совершенных кристаллах, но также в наноколоннах и в эпитаксиальных слоях с заметной плотностью протяженных дефектов;

- проведена оценка продольно-поперечного расщепления для 1 и 5 экситонных состояний А экситон-поляритонной серии, составляющего 1-1.5 мэВ в GaN и 2-3 мэВ в ZnO.

3. Проведено сопоставление поляризационных характеристик и кинетики рекомбинации свободных и связанных экситонов в GaN, их фононных реплик, а также двухэлектронных сателлитов:

- в результате исследования возбужденных состояний и двухэлектронных сателлитов линий экситонов, связанных на нейтральном доноре, уточнены энергии связи O и Si доноров, составляющие 33.2±0.4 мэВ и 30.4±0.4 мэВ, соответственно;

- исследование поляризации фононных реплик позволило определить, что i) экситонфононное взаимодействие в случае связанного экситона имеет локальный характер, ii) поляризация фононной реплики перехода экситона, связанного на примеси, чувствительна к положению атома примеси в кристаллической решетке и к симметрии вовлеченного фонона;

- сопоставление характерных времен жизни излучения бесфононных линий свободных и связанных экситонов с временами жизни соответствующих фононных реплик и двухэлектронных сателитов показало, что медленное время затухания ФЛ связано с истинным радиационным временем жизни экситонов, тогда как быстрое затухание определяется захватом на центры безызлучательной рекомбинации вблизи поверхности.

4. Впервые проведен цикл исследований GaN слоев, наноколонн и квантовых ям с инверсными доменами:

-обнаружено расщепление полосы ФЛ на две и появление дополнительного края поглощения вследствие различных деформаций, электрических полей и ширин КЯ в районах различной полярности, причем нижний пик ФЛ в структурах N-полярности относится к инверсным доменам;

- путем сопоставления экспериментальных данных с результатами вариационного расчета определены электрические поля в КЯ структурах с инверсными доменами, величины которых оказались сравнительно малы (<180 кВ/см), что обеспечивает яркую ФЛ в квантовой яме N-полярности шириной 8-9 нм вплоть до комнатной температуры;

- исследование двух полос ФЛ с максимумами на 3.42 эВ и 3.47 эВ, регистрируемых в GaN слоях и наноколоннах с инверсными доменами, показало, что природа этих линий одинакова (краевая), а разница энергий переходов определяется различием в упругих напряжениях областей с разной полярностью.

5. Рассмотрены эффекты локализации экситонов в специфических местах, образуемых на пересечении квантовых ям и инверсных доменов, а также в наноколоннах:

- обнаружен трехмерный характер ограничения экситонов в местах пересечений КЯ инверсными доменами, что приводит к появлению в спектрах микро-люминесценции узких линий одиночных локализованных экситонов; характерная дублетная структура этих линий, обнаруженная в GaN/AlGaN квантовых ямах, свидетельствует о формировании экситонных комплексов – трионов;

- при наличии подобной локализации носителей в области инверсных доменов возможность достижения стимулированного излучения в гетероструктурах с квантовыми ямами определяется перекрытием распределений плотностей состояний в ямах и барьерах, что является существенным для ZnO/ZnMgO двойных гетероструктур с одиночными квантовыми ямами при концентрации Mg в барьерах менее 12-14 %.

6. Проведен цикл исследований базовых свойств нанокомпозитов InN/In:

- показано, что свойства металл-полупроводниковых нанокомпозитов радикально отличаются от свойств полупроводниковой матрицы, а именно: i) нанокомпозиты характеризуются эффективной диэлектрической функцией среды, которая зависит от плазмонных резонансов в металлических кластерах, ii) процессы люминесценции, поглощения света и генерации фототока в нанокомпозитах преимущественно протекают в пространственно разделенных областях, отличающихся плотностью, формой и размерами металлических кластеров и, как следствие, различными проявлениями плазмонных эффектов;

- проанализировано влияние нестехиометрии (отношения N/In) на основные свойства InN матрицы, включая ширину оптической щели, которая может изменяться на величину до 1.эВ при значительном отклонении от стехиометрии, а также рассмотрено влияние компенсации на край поглощения в модели Эфроса-Шкловского для сильнолегированного полупроводника;

- зарегистрированы диэлектрические аномалии (Ми резонансы) в спектрах термически детектируемого оптического поглощения в слоях InN/In, моделирование которых в приближении эффективной среды показало существенное изменение всех оптических констант даже при незначительных количествах введенного In (~1%);

7. Изучены эффекты плазмонного усиления в InN/In нанокомпозитах, в том числе с периодическими вставками In:

- исследования катодолюминесценции, выполненные с высоким пространственным разрешением, выявили локальное усиление инфракрасного излучения (~0.7 эВ) около металлических кластеров и пор, окруженных металлическими преципитатами, а также обнаружили зависимость энергии излучения от количества введенного металла;

- предложена модель для определения усредненного усиления в нанокомпозитах, учитывающая статистический разброс формы кластеров, а также особенности электронной структуры In; применение модели к анализу экспериментальных данных показало, что i) рассчетное среднее усиление в InN/In (~102) согласуется с разницой в интенсивности -КЛ вблизи и вдали от кластеров (~70), ii) межзонные переходы между параллельными зонами в In, также как и межзонные переходы в полупроводниковой матрице, селективно подавляют плазмонные резонансы.

Результаты работы изложены в следующих основных публикациях (тезисы докладов не приводятся):

1. T. V. Shubina, M. M. Glazov, A. A. Toropov, N. A. Gippius, A. Vasson, J. Leymarie, A. Kavokin, A. Usui, J. P. Bergman, G. Pozina, and B. Monemar, Resonant light delay in GaN with ballistic and diffusive propagation, // Phys. Rev. Lett. – 2008 – Vol. 100 – P. 087402.

2. T. V. Shubina, S. V. Ivanov, V. N. Jmerik, D. D. Solnyshkov, V. A. Vekshin, P. S. Kop’ev, A.

Vasson, J. Leymarie, A. Kavokin, H. Amano, K. Shimono, A. Kasic and B. Monemar, Mie Resonances, Infrared Emission, and the Band Gap of InN // Phys. Rev. Lett. – 2004 – Vol. 92 – P.

117407.

3. T. V. Shubina, T. Paskova, A. A. Toropov, S. V. Ivanov, and B. Monemar, Polarised microphotoluminescence and reflectance spectroscopy of GaN with kc: strongly -polarized line near the A exciton // Phys. Rev. B – 2002 – Vol. 65 – P. 075212.

4. A. A. Toropov, O. V. Nekrutkina, T. V. Shubina, Th. Gruber, C. Kirchner, A. Waag, K. F. Karlsson, P. O. Holtz, and B. Monemar, Temperature-dependent exciton polariton photoluminescence in ZnO films // Phys. Rev. B – 2004 – Vol. 69 – P. 165205.

5. A. A. Toropov, Yu. E. Kitaev, T. V. Shubina, P. P. Paskov, J. P. Bergman, B. Monemar, and A.

Usui, Polarization-resolved phonon-assisted optical transitions of bound excitons in wurtzite GaN // Phys. Rev. B. – 2008 – Vol. 77 – P. 195201.

6. B. Monemar, P.P. Paskov, J.P. Bergman, A. A. Toropov, T. V. Shubina, T. Malinauskas, and A.

Usui, Recombination of free and bound excitons in GaN // Phys. Stat. Sol. (b) –2008 – Vol. 245, No. 9 – P. 1723–1740.

7. T. V. Shubina, A. A. Toropov, O. G. Lublinskaya, P. S. Kop’ev, S. V. Ivanov, A. El-Shaer, M. AlSuleiman, A. Bakin, A. Waag, A. Voinilovich, E. V. Lutsenko, G. P. Yablonskii, J. P. Bergman, G.

Pozina, and B. Monemar, Recombination dynamics and lasing in ZnO/ZnMgO single quantum well structures // Appl. Phys. Lett. – 2007 – Vol. 91 – P. 201104.

8. T. V. Shubina, A. A. Toropov, V. N. Jmerik, M. G. Tkachman, A. V. Lebedev, V. V. Ratnikov, A.

A. Sitnikova, V. A. Vekshin, S. V. Ivanov, P. S. Kop’ev, P. Bigenwald, J. P. Bergman, P. O. Holtz, and B. Monemar, Intrinsic electric fields in N-polarity GaN/AlGaN quantum wells with inversion domains // Phys. Rev. B – 2003 – Vol. 67 – P. 195310.

9. T. V. Shubina, V. N. Jmerik, S. V. Ivanov, P. S. Kop'ev A. Kavokin, K. F. Karlsson, P. O. Holtz, and B. Monemar, Narrow-line excitonic photoluminescence in GaN/AlxGa1–xN quantum well structures with inversion domains // Phys. Rev. B –2003 – Vol. 67 – P. 241306 (R).

10. S. V. Ivanov, T. V. Shubina, V. N. Jmerik, V. A. Vekshin, P. S. Kop'ev, and B. Monemar, Plasmaassisted MBE growth and characterization of InN on sapphire // J. Crystal Growth – 2004 – Vol.

269 – P. 1-9.

11. T. V. Shubina, S. V. Ivanov, V. N. Jmerik, M. M. Glazov, A. P. Kalvarskii, M. G. Tkachman, A.

Vasson, J. Leymarie, A. Kavokin, H. Amano, I. Akasaki, K. S. A. Butcher, Q. Guo, B. Monemar, and P. S. Kop’ev, Optical properties of InN with stoichoimetry violation and indium clustering // Phys. Stat. Sol. (a) – 2005 – Vol. 202, no. 3 – P. 377–382.

12. T.P. Bartel, C. Kisielowski, P. Specht, T.V. Shubina, V.N. Jmerik, and S.V. Ivanov, High resolution transmission electron microscopy of InN // Appl. Phys. Lett. – 2007 – Vol. 91 – P.

101908.

13. В.В.Ратников, Р.Н.Кютт, Т.В.Шубина, Рентгеновское измерение тензора микродисторсии и анализ на его основе дислокационной структуры толстых слоев GaN, полученных методом хлоргидридной газофазной эпитаксии // ФТТ – 2000 – Т. 42, вып. 12 – С. 2140-2146.

14. V. V. Ratnikov, T. V. Shubina, R. N. Kyutt, T. Paskova, E. Valcheva, and B. Monemar, Bragg and Laue x-ray diffraction study of dislocations in thick hydride vapor phase epitaxy GaN films // J.

Appl. Phys. – 2000 – Vol. 88 – P. 6252-6254.

15. V.V. Ratnikov, R.N. Kyutt, T.V. Shubina, T. Paskova, E. Valcheva, B. Monemar, X-Ray Mesurement of Deformation Tensor and Analysis on its Base of GaN Layer Dislocation Structure // Surface – 2001 – Vol. 10 – P. 101-104.

16. T.V. Shubina, A.A. Toropov, V.V. Ratnikov, R.N. Kyutt, S.V. Ivanov, T. Paskova, E. Valcheva, and B. Monemar, Polarized Photoluminescence Spectroscopy of HVPE GaN with Different Diclocation Structures // J. J. Appl. Phys., Proc. IWN – 2000 – P. 595-598.

17. T. V. Shubina, M. M. Glazov, A. A. Toropov, N. A. Gippius, J. P. Bergman, B. Monemar, A. Usui, A. Vasson, J. Leymarie, S. V. Ivanov, and P. S. Kop'ev, Slow light in GaN // Proc. 16th Int. Symp.

“Nanostructures: Physics and Technology" – Vladivostok, Russia – 2008 – Р. 152-154.

18. Т.В. Шубина, Спектроскопия вюрцитных полупроводников с высоким пространственным и временным разрешением // Труды международной зимней школы по физике полупроводников, – 2005 – С.-Петербург-Зеленогорск – C. 38-43.

19. T. V. Shubina, A. A. Toropov, A. V. Lebedev, S. V. Ivanov, T. Paskova, and B. Monemar, MicroPhotoluminescence Spectroscopy of Exciton-Polaritons in GaN with the Wave Vector K Normal to the C Axis // Phys. Stat. Sol. – 2001 – Vol. 228 (2) – P. 481-484.

20. T. V. Shubina, M.G. Tkachman, A.A. Toropov, A.I. Karlik, S.V. Ivanov, P. S. Kop’ev, T. Paskova and B. Monemar, Dissimilatery between Cleaved Edge and Surface Regions of GaN (0001) Epitaxial Layers Studied by Spatially-Resolved Photoluminescence and Reflectivity // Proc. 9th Int.

Symposium "Nanostructures: Physics and Technology", St. Petersburg, Russia – 2001 – P. 146-147.

21. T. V. Shubina, A. A. Toropov, S. V. Ivanov, T. Paskova, and B. Monemar, Peculiarities of ExcitonPolaritons in GaN at Different Polarizations Studies by -Photoluminescence Spectroscopy // Phys.

Stat. Sol. (a) – 2002 – Vol. 190 – P. 205-208.

22. М.Г. Ткачман, Т.В. Шубина, В.Н. Жмерик, С.В. Иванов, П.С. Копьев, Т. Паскова, Б.

Монемар, Фононная люминесценция экситонов в слоях GaN, выращенных методами молекулярно-пучковой и хлорид-гидридной газофазной эпитаксии // ФТП – 2003 – Т. 37, вып.5 – С. 552-556.

23. A. A. Toropov, O. V. Nekrutkina, T. V. Shubina, Th. Gruber, C. Kirchner, A. Waag, K. F. Karlsson, and B. Monemar, Temperature-dependent polarized luminescence of exciton polaritons in a ZnO film // Phys. Stat. Sol. (a) – 2005 – Vol. 202, no. 3 – P. 392–395.

24. A. A. Toropov, O. V. Nekrutkina, T. V. Shubina, S. V. Ivanov, Th. Gruber, R. Kling, F. Reuss, C.

Kirchner, A. Waag, K. F. Karlsson, J. P. Bergman, and B. Monemar, Excitonic Properties of ZnO Films and Nanorods // AIP Conf. Proc. – 2005 – Vol. 772 – P. 991-992.

25. B. Monemar, P.P. Paskov, J.P. Bergman, A.A. Toropov, T.V. Shubina, Recent developments in the III-nitride materials // Phys. Stat. Sol. (a) –2007– Vol. 244 (6) – P. 1759-1768.

26. B. Monemar, P. P. Paskov, J. P. Bergman, A. A. Toropov, T. V. Shubina, S. Figge, T. Paskova, D.

Hommel, A. Usui, M. Iwaya, S. Kamiyama, H. Amano, I. Akasaki, Optical signatures of dopants in GaN // Materials Science in Semicond. Processing – 2006 –Vol. 9 – P. 168-174.

27. B. Monemar, P.P. Paskov, J.P. Bergman, T. Malinauskas, K. Jarasiunas, A.A. Toropov, T.V.

Shubina, A. Usui, Time-resolved Spectroscopy of Excitons Bound at Shallow Neutral Donors in HVPE GaN // Materials Research Society Symposium Proceedings – 2006 – Vol. 892 – P. 479-484.

28. B. Monemar, P.P. Paskov, J.P. Bergman, A.A. Toropov, T.V. Shubina, A. Usui, Recombination dynamics of free and bound excitons in bulk GaN // Superlattices and Microstructures – 2008 – Vol.

43, no. 5-6 – P. 610-614.

29. T. V. Shubina, V. N. Jmerik, M. G. Tkachman, V. A. Vekshin, V. V. Ratnikov, A. A. Toropov, A.

A. Sitnikova, S. V. Ivanov, J. P. Bergman, P. O. Holtz, and B. Monemar, Nanometric fluctuations of intrinsic electric fields in GaN/AlGaN quantum wells with inversion domains // Phys. Stat. Sol.

(b) – 2002 – Vol. 234, no. 3 – P. 919-923.

30. T. V. Shubina, V. N. Jmerik, M. G. Tkachman, V. A. Vekshin, A. A. Toropov, S. V. Ivanov, P. S.

Kop'ev, J. P. Bergman, F. Karlsson, P. Holtz, and B. Monemar, Optical properties of GaN/AlGaN quantum wells with inversion domains // Phys. Stat. Sol. (a) – 2003 – Vol. 195, no. 3 – P. 537-542.

31. T. V. Shubina, V. N. Jmerik, S. V. Ivanov, D. D. Solnyshkov, N. A. Cherkashin, K. F. Karlsson, P.

O. Holtz, A. Waag, P. S. Kop'ev, and B. Monemar, Polarized micro-photoluminescence spectroscopy of GaN nanocolumns // Phys. Stat. Sol. (c) – 2003 – Vol. 0, No.7 – P. 2602–2605.

32. T.V. Shubina, S.V. Ivanov, V.N. Jmerik, A.A. Toropov, P.O. Holtz, B. Monemar, and P.S. Kop’ev, Role of Inversion Domains in Optical Properties of GaN-based Layers and Nanostructures // Proc.

11th Int. Symposium "Nanostructures: Physics and Technology" – St. Petersburg, Russia – 2003 – P. 42-43.

33. A. Vasson, T. V. Shubina, and J. Leymarie, Thermally detected optical absorption in sophisticated nitride structures // Phys. Stat. Sol. (c) – 2005 – Vol. 2, no. 2 – P. 833–836.

34. T. V. Shubina, F. Karlsson, V. N. Jmerik, S. V. Ivanov, A. Kavokin, P. Holtz, P. S. Kop’ev, and B.

Monemar, Narrow-line excitonic luminescence in GaN/AlGaN nanostructures based on inversion domains // Phys. Stat. Sol. (c) – 2003 – Vol. 0, no. 7 – P. 2716-2720.

35. S.V. Ivanov, A. El-Shaer, T.V. Shubina, S.B. Listoshin, A. Bakin, A. Waag, Growth kinetics and properties of ZnO/ZnMgO heterostructures grown by radical-source molecular beam epitaxy // Phys. Stat. Sol. (c) – 2007 – Vol. 4, no. 1 – P. 154-157.

36. T. V. Shubina and M. M. Glazov, Fundamental parameters of InN versus non-stoichoimetry, Proc.

13 Int. Symposium "Nanostructures: Physics and Technology" – St. Petersburg, Russia – 2005 – P.

292-293.

37. T. V. Shubina, M. M. Glazov, S. V. Ivanov, A. Vasson, J. Leymarie, B. Monemar, T. Araki, H.

Naoi, and Y. Nanishi, Effects of Non-stoichoimetry and Compensation on Fundamental Parameters of Heavily-doped InN // Phys. Stat. Sol. C – 2007 – Vol. 4, no. 7 – P. 2474-2477.

38. K. Scott A. Butcher, Marie Wintrebert-Fouquet, Patrick P.-T. Chen, Kathryn E. Prince, Heiko Timmers, Santosh K. Shrestha, Tatiana V. Shubina, Sergey V. Ivanov, Richard Wuhrer, Matthew R.

Phillips, and Bo Monemar, Non-stoichiometry and Non-homogeneity in InN // Phys. Stat. Sol. (c) – 2005 – Vol. 2, no. 7 – P. 2263–2266.

39. P. S. Kop'ev, T.V. Shubina, S.V. Ivanov, V. N. Jmerik, D. D. Solnyshkov, V. A. Vekshin, Effects of Stoichoimetry Violation and Indium Nano-Clusters Formation on Band Gap of InN // Proc. 12th Int. Symposium "Nanostructures: Physics and Technology" – St. Petersburg, Russia – 2004 – P.

374-375.

40. M. Kuball, J.W. Pomeroy, M. Wintrebert-Fouquet, K.S.A. Butcher, Hai Lu, W.J. Schaff, T.V.

Shubina, and S.V. Ivanov, Resonant Raman Spectroscopy on InN // Phys. Stat. Sol. (a) – 2005 – Vol. 202, no. 5 – P. 763–767.

41. T. V. Shubina, S. V. Ivanov, V. N. Jmerik, A. M. Mizerov, J. Leymarie, A. Vasson, B. Monemar, and P. S. Kop’ev, Inhomogeneous InGaN and InN with In-enriched Nanostructures // AIP Conf.

Proc. – 2007 – Vol. 893 – P. 269-272.

42. T. V. Shubina, D. S. Plotnikov, A. Vasson, J. Leymarie, M. Larsson, P. O. Holtz, B. Monemar, Hai Lu, W. J. Schaff, and P.S. Kop'ev, Surface-Plasmon Resonances in Indium Nitride with MetalEnriched Nanoparticles // Journal of Crystal Growth – 2006 – Vol. 288 – P. 230-235.

43. T. V. Shubina, J. Leymarie, V. N. Jmerik, A. A. Toropov, A. Vasson, H. Amano, W. J.Schaff, Bo Monemar, and S. V. Ivanov, Optical properties of InN related to surface plasmons // Phys. Stat. Sol.

(a) – 2005 – Vol. 202, no. 14 – P. 2633–2641.

44. T. V. Shubina, S. V. Ivanov, V. N. Jmerik, A. A. Toropov, A, Vasson, J. Leymarie, and P. S.

Kop’ev, Plasmonic effects in InN-based structures with nano-clusters of metallic indium // Phys.

Stat. Sol. (a) – 2006 – Vol. 203, no. 1 – P. 13–24.

45. T. V. Shubina, S. V. Ivanov, V. N. Jmerik, D. D. Solnyshkov, P. S. Kop'ev, A. Vasson, J. Leymarie, A. Kavokin, H. Amano, S. Kamiyama, M. Iwaya, I. Akasaki, H. Lu, W. J. Schaff, A. Kasic, and B.

Monemar, Mie Resonant Absorption and Infrared Emission in InN Related to Metallic Indium Clusters // AIP Conf. Proc. – 2005 – Vol. 772 – P. 263-264.

46. T. V. Shubina, J. Leymarie, N. A. Gippius, A. Vasson, V. N. Jmerik, B. Monemar, and S. V. Ivanov, Localized Plasmons at Pores and Clusters within Inhomogeneous Indium Nitride Films // Phys. Stat.

Sol. C –2007 –Vol. 4, no. 7 – P. 2445-2448.

47. T.A. Komissarova, T.V. Shubina, V.N. Jmerik, M.A. Timofeeva, N.A. Pikhtin, L.I. Ryabova, D.R.

Khokhlov, P.S. Kop'ev, and S.V. Ivanov, Photovoltaic effect in InN films with In clusters // Proc.

16th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" – Vladivostok, Russia – 2008 – Р. 64-65.

48. T. V. Shubina, S. V. Ivanov, V. N. Jmerik, P. S. Kop’ev, A. Vasson, J. Leymarie, A. Kavokin, H.

Amano, B. Gil, O. Briot, B. Monemar, Reply on Comment of F. Bechstedt et. al. // Phys. Rev. Lett.

– 2004 – Vol. 93 – P. 269702.

49. D. S. Plotnikov, T. V. Shubina, V. N. Jmerik, A. N. Semenov, and S. V. Ivanov, Optical absorption in periodic InN:In structures // Acta Physica Polonica A – 2007 – Vol. 112, no. 2 – P. 191-196.

Список литературы 1* Е.Ф. Гросс, Экситон и его движение в кристаллической решетке // Успехи физических наук – 1962 – T. LXXVI, no. 3 – C. 433-466.

2* J.J. Hopfield, Fine structure in the optical absorption edge of anisotropic crystals // Journal of Physics and Chemistry of Solids – 1960 – Vol. 15, no. 1-2 – P. 97-107.

3* Г.Л. Бир, Г.Е. Пикус, Симметрия и деформационные эффекты в полупроводниках – М.:

Наука. Главная редакция Физико-математической литературы, 1972.

4* S. Nakamura, G. Fasol, and I. Davies, The Blue Laser Diode: GaN Based Light Emitters and Lasers – Berlin: Springer-Verlag Telos, 1997.

5* E.L. Ivchenko, Optical Spectroscopy of Semiconductor Nanostructures. – Alpha Science, Harrow UK, 2005.

6* R. Loudon, The propagation of electromagnetic energy through an absorbing dielectric // J. Phys. A – 1970 – Vol. 3 – P. 233-245.

7* M. P. van Albada, B. A. Van Tiggelen, A. Lagendijk, and A. Tip, Speed of propagation of classical waves in strongly scattering media // Phys. Rev. Lett. – 1991 – Vol. 66 – P. 3132-3135.

8* A. Kavokin and G. Malpuech, Cavity Polaritons – Elsevier, New York, 2003.

9* M. Bigelow N. N. Lepeshkin, R. W. Boyd, Superluminal and Slow Light Propagation in a RoomTemperature Solid // Science – 2003 – Vol. 301 – P. 200-203.

10*C. Klingshirn, R. Hauschild, J. Fallert, and H. Kalt, Room-temperature stimulated emission of ZnO:

Alternatives to excitonic lasing // Phys. Rev. B – 2007 – Vol. 75, P. 115203-1 – 115203-10.

11*R. Dingle, D. D. Sell, S. E. Stokowski, and M. Ilegems, Absorption, Reflectance, and Luminescence of GaN Epitaxial Layers // Phys. Rev. B 4, 1211-1218 (1971).

12*J. S. Im, H. Kollmer, J. Off, A. Sohmer, F. Scholz, and A. Hangleiter, Reduction of oscillator strength due to piezoelectric fields in GaN/AlxGa1-xN quantum wells // Phys. Rev. B – 1997 – Vol.

57 – P. R9435.

13*E. Ozbay, Plasmonics: Merging Photonics and Electronics at Nanoscale Dimensions – Science – 2006 – Vol. 311 – P. 189-203.

14*С.И. Пекар, Теория электромагнитных волн в кристалле, в котором возникают экситоны // ЖЭТФ – 1957 – Т. 33, вып.4, С. 1022-1036.

15*R. Stepniewski, K. P. Korona, A. Wysmolek, J. M. Baranovski, K. Pakula, M. Potemski, G.

Martinez, I. Grzegory, and S. Porowski, Polariton effects in reflectivity and emission spectra of homoepitaxial GaN // Phys. Rev. B – 1997 – Vol. 56 – P. 15151-15156.

16*B. Monemar, Fundamental energy gap of GaN from photoluminescence excitation spectra // -Phys.

Rev. B – 1974 – Vol. 10 – P. 676-681.

17*С. А. Пермогоров, Экситоны – ред. Е. И. Рашба, М. Д. Стюрге, North-Holand, Amsterdam, 1982.

18*J.J. Hopfield and D.G. Thomas, Polariton absorption lines // Phys. Rev. Lett. – 1965 – Vol. 15 – P.

22-25.

19*F. Bernardini, V. Fiorentini, and D. Vanderbilt, Spontaneous polarization and piezoelectric constants of III-V nitrides // Phys. Rev. B – 1997 – Vol. 56 – P. R 10024.

20*G. Mie, Beitrаge zur optic trber medien, zpeziell kolloidaler metallsungen //Ann. Phys. (Leipzig) – 1908 – Vol. 25 – P. 377-412.

21*U. Kreibig and M. Vollmer, Optical Properties of Metal Clusters – Springer, Berlin, 1995.

22*J. Gersten and A. Nitzan, Electromagnetic theory of enhanced Raman scattering by molecules absorbed on rough surface // J. Chem. Phys. – 1980 Vol. 73 no.7 – P. 3023-3038.

23*В.А. Кособукин, Коллективные эффекты в усилении внешнего электрического поля на поверхности металлов // Известия Академии наук СССР, Серия Физическая – 1985 – T. 49, no. 6 – C. 1111-1120.

24*. И. Головашкин, И. С. Левченко, Г. П. Мотулевич, А. А. Шубин, Оптические свойства индия // Журнал экспериментальной и теоретической физики – 1966 – T. 51, вып. 6 (12) – P. 16231633.

25*V. Yu. Davydov, A. A. Klochikhin, R. P. Seisyan, V. V. Emtsev, S. V. Ivanov, F. Bechstedt, J.

Furthmuller, H. Harima, A. V. Mudryi, J. Aderhold, O. Semchinova, and J. Graul, Absorption and Emission of Hexagonal InN. Evidence of Narrow Fundamental Band Gap // phys. status sol. (b) – 2002 – Vol. 229 – P. R1-5.

26*C. Stampfl, C. G. Van de Walle, D. Vogel, P. Krьger, and J. Pollmann, Native defects and impurities in InN: First-principles studies using the local-density approximation and self-interaction and relaxation-corrected pseudopotentials // Phys. Rev. B – 2000 – Vol. 61 – P. R7847-R7850.

27*C. Benoit a la Guillaume, A. Bonnot, and J.M. Debever, Luminescence from polaritons // Phys. Rev.

Lett. – 1970 – Vol. 24 – P.1235-1238.

28*V. Fiorentini, F. Bernardini, F. Della Sala, A. Di Carlo, and P.Lugli, Effects of macroscopic polarization in III-V nitride multiple quantum wells // Phys. Rev. B – 1999 – Vol. 60 – P. 88498858.

29*B. Gil, Group III Nitride Semiconductor Compounds: Physics and Applications – Series on Semiconductor Science and Technology, Vol. 6, Oxford University Press, 1998.

30*D. W. Jenkins and J. D. Dow, Electronic structures and doping of InN, InxGa1-xN, and InxAl1-xN // Phys. Rev. B – 1989 – Vol. 39 – P. 3317-29.

31*W. A. Harrison, Bond-Orbital Model and the Properties of Tetrahedrally Coordinated Solids // Phys.

Rev. B – 1973 – Vol. 8 – P. 4487-4498.

32*A. L. Efros and B. L. Shklovskii, Electronic Properties of Doped Semiconductors – Springer, Heidelberg, 1989.

33*J. Crowell and R. H. Ritchie, Radiative Decay of Coulomb-Stimulated Plasmons in Spheres // Phys.

Rev. – 1968 – Vol. 172 – P. 436.

34*R. W. Cohen, G. D. Cody, M. D. Coutts, and B. Abeles, Optical properties of granular silver and gold films // Phys. Rev. B –1973 – Vol. 8 – P. 3689-3704.







© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.