WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 9 |

оптимальной дефокусировки, при толщине пленки не На рис. 12 [6] представлена зависимость энергии более двух латеральных размеров КТ и при условии, основного состояния электрона и основного и возбучто КТ целиком захвачена пленкой [91,92]. В против- жденных состояний дырки, как функция размера осноном случае пирамидальная квантовая точка выглядит вания пирамиды. Основное состояние дырки имеет пеусеченной и ее реальный размер может быть как за- рекрытие волновых функций с основным состоянием нижен, так и завышен полями напряжений в матрице, электрона 88%. В отличие от кубической или обусловленными КТ. В электронно-микроскопических сферической квантовой точки значительное перекрытие изображениях на просвет (не высокого разрешения) волновых функций с основным электронным состоянием изображения пирамидальных КТ всегда имеют форму порядка 34% (11%) имеют также возбужденные дыроч”линз” или ”усеченных пирамид” вне зависимости от ные состояния |001 (|002 ), образуя таким образом условий визуализации [92]. разрешенный переход. Небольшое конечное перекрытие Детальные теоретические расчеты полей напряжений волновых функций основного состояния электрона |и электронной структуры пирамидальной КТ с учетом с дырочными состояниями |010 (0.5%) и |110 (2.5%) пьезоэлектрических и экситонных эффектов, выполнен- связано с пьезоэлектрическими эффектами у боковых ные в наших работах [93–95], и сопоставление этих ребер пирамид типа {112}. Энергия связи экситона расчетов с экспериментальными данными показали, что в КТ близка к 20 мэВ, т. е. более чем на порядок один электронный, но несколько дырочных уровней су- величины превышает энергию связи экситона в объемществует в пирамидальной КТ с латеральным размером ном InAs.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Гетероструктуры с квантовыми точками: получение, свойства, лазеры. О б з о р Спектры фотолюминесценции КТ InAs с основани|001 |002 and hWL ем 120 в матрице GaAs представлены на рис. 13.

|В спектрах доминирует полоса основного состояния tav = 1.0 nm экситона КТ, имеющая полную ширину на половине 104 T = 8 K высоты 40-50 мэВ. Интенсивность ФЛ этой полосы насыщается при больших плотностях возбуждения, и в спектре появляются линии, связанные с возбужденными 500 W/cmдырочными состояниями |001 и |002. Все три пика, а также особенность, связанная с переходом, обусловлен- ным смачивающим слоем InAs, наблюдаются также в 0.спектре калориметрического поглощения. Рассчитанные положения соответствующих переходов показаны стрелками. Ширина пика основного состояния (40 мэВ) примерно соответствует изменению латерального размера КТ на 1 нм, как это следует из рис. 12. Последний 0.9 1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 1.факт свидетельствует о том, что средняя флуктуация Energy, eV характерного латерального размера КТ не превышает Рис. 13. Зависимости спектров фотолюминесценции кванто2 монослоев.

вых точек InAs в матрице GaAs от мощности возбуждения.

Возбужденные состояния к КТ появляются только При малых мощностях доминирует полоса основного состопри больших плотностях возбуждения, когда основное яния экситона. При больших мощностях интенсивность этой полосы насыщается и в спектре появляются линии, связанные с возбужденными состояниями экситона с участием тяжелой дырки.

WL -состояние КТ насыщено. Этот факт свидетельствует о |том, что релаксация экситона в основное состояние -осуществляется очень быстро. При этом время захвата в КТ было оценено в работе [90] как меньшее или близкое к 1 пс, а время межуровневой релаксации было -оценено как 25-40 пс [74] (в зависимости от наличия Electrons или отсутствия резонанса с кратным числом LO-фононов -400 соответственно). Время излучательной рекомбинации экситона в основном состоянии соответствует примерно 1.5 нс и слабо зависит от размера КТ [6,74].

| 3.6. Фононный спектр и резонансная -люминесценция КТ WL | На рис. 14 приведены спектры ФЛ структуры с кванто выми точками при резонансном возбуждении, с энергией -кванта 1.165 эВ, в возбужденное состояние экситона в || КТ [6,96]. Для сравнения приведен также спектр ФЛ при нерезонансном возбуждении с энергией кванта, большей -ширины запрещенной зоны матрицы (GaAs). Из рисунка видно, что при резонансном возбуждении спектр Holes ФЛ разбивается на серию относительно узких линий, где спектральное распределение интенсивности линий -6 8 10 12 14 16 18 20 примерно соответствует спектру ФЛ при нерезонансPyramyd base length, nm ном возбуждении. Энергии наблюдаемых пиков согласуются с кратным числом GaAs- и InAs-обусловленных Рис. 12. Энергии основного состояния электрона, основного и LO-фононов и их комбинациями, включая LO-фононы возбужденных состояний дырки в квантовой точке InAs, имеюобъема GaAs (36.6 мэВ), интерфейсные моды (34 мэВ), щей форму пирамиды с квадратным основанием в плоскости (001) и боковыми гранями 101 и находящейся в матрице фононы смачивающего слоя InAs (29.5 мэВ) и фононы GaAs. Энергии приведены в зависимости от длины основания КТ InAs (31.9 мэВ). Если энергия возбуждающего кванта пирамиды.

возрастает, линии резонансной ФЛ следуют за энергией 2 Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № PL intensity, arb. units Electron energy, meV Hole energy, meV 402 Н.Н. Леденцов, В.М. Устинов, В.А. Щукин, П.С. Копьев, Ж.И. Алферов, Д. Бимберг спектре калориметрического поглощения. Эффект был T = 1.8 K Eexc. = 1.165 eV наиболее выражен при малых номинальных толщинах Eexc. = 1.959 eV разделяющей прослойки GaAs (рис. 15). Увеличение толщины dGaAs при том же числе циклов приводило к коротковолновому сдвигу линии КТ. Было также показано, что увеличение числа циклов осаждения уменьшает время жизни излучательной рекомбинации в КТ. Таким образом, было впервые продемонстрировано формирование нового квантово-механического объекта, а именно, туннельно-связанных квантовых точек, обладающих свойствами, существенно отличающимися от свойств изолированных КТ. Методом газофазной эпитаксии из металлорганических соединений (ГФЭ МОС) вертикально связанные квантовые точки были впервые получены в работе [75].

100 80 60 40 20 E, meV Рис. 14. Спектры фотолюминесценции квантовых точек InAs n = T = 77 K dGaAs = в матрице GaAs при резонансном (сплошная линия) и нерезонансном (пунктирная линия) возбуждении. Обозначение dInAs = E введено для величины (1165 мэВ - E), где E — энергия n = излучения в (мэВ).

2.1.1.возбуждающего кванта, уширяются и в конечном итоге n = спектр становится близким к спектру ФЛ при нерезо0.dGaAs = нансном возбуждении.

Аналогичная структура выявляется в спектре возбу0 1 2 3 n = Number of periods ждения ФЛ КТ, причем фононы КТ InAs играют до- (a) минирующую роль, что согласуется с тем фактором, 105 PL n = dInAs = что как основное, так и возбужденное состояние КТ в dGaAs = основном локализованы внутри КТ, и только относительно небольшие хвосты волновой функции проникают в QD QD* матрицу GaAs. Следует также отметить, что энергия InAs LO-фонона в КТ (31.9 мэВ) превышает энергию LO-фонона в объемном InAs (29.9 мэВ). Этот факт CAS WL 1.согласуется с теоретическими расчетами распределения напряжений в когерентной InAs КТ и вычисленной на основе учета этих напряжений энергии фонона КТ 0.dGaAs = (32.1 мэВ). Как уже отмечалось, модуляция спектров n = ФЛ и возбуждения ФЛ с частотой, соответствующей 11 12 13 Photon energy, eV (b) целому числу LO-фононов, отражает более эффективную релаксацию носителей в основное состояние КТ 1.2 1.3 1.4 1.Photon energy, eV в случае соответствующего резонанса [53] и, следовательно, меньшую роль безызлучательной рекомбинации Рис. 15. Спектры фотолюминесценции вертикально связанных в возбужденном состоянии. Большая ширина фононных квантовых точек (ВСКТ) InAs с различным числом циклов осаждения (n) и различной толщиной разделяющего слоя GaAs.

линий свидетельствует о заметной роли многофононных a — спектры при одинаковых для каждого цикла толщинах механизмов релаксации с участием акустических фоноосажденных InAs и GaAs и при различном числе циклов осанов [6,53,96].

ждения (n). Время спада ФЛ как функция n показано на вставке справа вверху. Ромб показывает время для dGaAs = 45.

3.7. Люминесценция вертикально связанных КТ b — спектры ФЛ при одинаковом числе циклов осаждения (n = 3), одинаковой толщине осаждения InAs и различных Люминесцентные свойства вертикально связанных КТ толщинах разделяющего слоя GaAs. Спектр ФЛ структуры с исследовались в работах [71–75]. Увеличение числа dGaAs = 15 и числом циклов осаждения n = 2 при мощности возбуждения 500 Вт/см2 и спектр калориметрического циклов осаждения КТ (n) приводило к длинноволновому поглощения струкутры показаны на вставке справа внизу.

сдвигу как линии ФЛ, так и резонансного с нею пика в Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № OD InAs WL GaAs 2LO InAs 2IF 2LO WL GaAs OD IF InAs OD GaAs InAs InAs 3LO 2LO WL LO 3LO Laser InAs GaAs LO 3IF GaAs GaAs LO TA(X) PL decay time, ns Photoluminescence intensity, arb. units Intensity, arb. units P/P, % Гетероструктуры с квантовыми точками: получение, свойства, лазеры. О б з о р 3.8. Люминесценция КТ второго рода неравновесных носителей из области полоска, подавлению безызлучательной рекомбинации на точечных и Квантовые точки второго рода были впервые получепротяженных дефектах и, соответственно, подавлению ны в работе [97] в системе GaSb–GaAs. Ранее было эффекта роста дислокаций, а также подавлению эффекта показано [98,99], что в квантовых ямах, полученных в перегрева зеркал за счет поверхностной рекомбинации.

данной системе, дырки локализуются в областях GaSb, в Кроме того, упорядоченный массив квантовых точек, то время как для электронов области GaSb представляют расположенный в оптическом волноводе, может привособой потенциальный барьер. КТ GaSb–GaAs были нами дить к распределенной обратной связи и одномодовой получены при осаждении слоя GaSb со средней толщигенерации. В случае вертикально излучающих лазеров ной порядка 3.5 монослоев. Образование КТ приводило имеется принципиальная возможность создания лазера к появлению, в дополнение к линии люминесценции смана одной квантовой точке, что позволяет избежать неодчивающего слоя, линии, сдвинутой в длинноволновую нородного уширения, характерного для ансамбля квантообласть спектра. Исследование образцов методом элеквых точек, и полностью реализовать преимущества трехтронной микроскопии на просвет позволило определить мерного квантования. Рабочие характеристики лазеров характерный размер квантовых точек GaSb, который на КТ, полученных различными методами, исследовались составил 20-30 нм. В отличие от квантовых точек в работах [100–113].

InAs на подложках GaAs точки GaSb имели прямоугольное, а не квадратное основание [97]. В системе квантовых точек второго рода только дырка квантова- 4.2. Характеристики лазеров на квантовых точках на в слое GaSb, в то время как электрон пространственно отделен от дырки потенциальным барьером в В работе [100] исследовались характеристики лазера, зоне проводимости и удерживается вблизи дырки лишь содержащего одиночную плоскость с квантовыми точкакулоновским взаимодействием. Увеличение плотности ми InGaAs в активной области. При низких температурах возбуждения увеличивает положительный заряд КТ и лазерная генерация начинается при энергиях, близких обусловливает возрастание дипольного момента между к максимуму пика фотолюминесценции, указывая на то, локализованными дырками и электронным облаком вочто за лазерную генерацию ответственны переходы через круг КТ, а также приводит к коротковолновому сдвигу основное состояние квантовых точек. С повышением линии ФЛ КТ [97].

температуры пороговая плотность тока практически не изменялась, сохраняя свое значение 80 А/см2 до температур порядка 180 K. Если аппроксимировать темпера4. Инжекционные лазеры на квантовых турную зависимость пороговой плотности тока выражеточках нием вида J = J0 exp(-T/T0), то в этом температурном диапазоне T0 = 380 K, что выше теоретического предела 4.1. Основные преимущества лазера для лазеров на квантовых ямах. При этом длина волны на квантовых точках генерации находится вблизи максимума пика ФЛ и ЭЛ Преимущества лазера на квантовых точках по срав- при слабом уровне возбуждения. При повышении температуры свыше 180 K пороговая плотность тока начинала нению с лазером на квантовых ямах можно условно разделить на физические и технологические. Физиче- расти, что совпадает с уменьшением интегральной интенсивности фотолюминесценции с энергией активации ские преимущества обусловлены в основном -образным спектром плотности состояний и гигантской силой ос- 80-90 мэВ. Данная величина хорошо согласуется с энергией локализации дырок в квантовых точках и циллятора оптических переходов на единицу объема КТ, обусловленную эффективным перекрытием волно- указывает на то, что причиной роста пороговой плотвых функций электрона и дырки из-за их простран- ности тока является недостаток усиления, связанный с ственной локализации. К таким преимуществам отно- термическим выбросом носителей из квантовых точек.

сят сверхвысокую температурную стабильность порого- Эффект насыщения усиления сопровождается сдвигом длины волны генерации в коротковолновую сторону, вой плотности тока [77,100], гигантские коэффициенты соответствующую области излучения возбужденных сомаксимального удельного усиления материала (material gain) и максимального дифференциального усиления ма- стояний квантовых точек и смачивающего слоя InGaAs.

териала (differential gain), на два-три порядка превы- Таким образом, инжекционные лазеры на квантовых шающие аналогичные значения для лазера на кванто- точках демонстрируют низкие значения пороговой плотвых ямах [101–104]. К преимуществам лазеров на КТ ности тока и рекордную температурную стабильность можно также отнести малое время заселения основного при низких температурах в соответствии с теоретическисостояния и, соответственно, высокие рабочие часто- ми предсказаниями. Однако недостаточная энергия локаты. К технологическим преимуществам можно отнести лизации носителей приводит к сильной температурной отсутствие или подавление диффузии неравновесных зависимости пороговой плотности тока при температуносителей, что приводит к уменьшенному растеканию рах вблизи комнатной.

Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 || 7 | 8 |   ...   | 9 |



© 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.