WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

импульса обратного смещения Ur и импульса заполнения Uf, В диапазоне изменения Ur = 5.3-7.2 В наблюдалось но при фиксированном значении U = Ur - Uf = 0.5В. Знапоявление еще одного пика в спектре DLTS, обозначенного как HD4, положение которого с ростом Ur чения Ur, В: 1 —2.7, 2 —3.2, 3 —3.7, 4 —4.2, 5 —4.7, 6 —5.3, 7 —5.8, 8 —6.3, 9 —6.8, 10 — 7.2. Все спектры смещалось в сторону высоких температур, а амплитуда получены для окна темпов эмиссии 200 с-1 и длительности уменьшалась. В этом диапазоне изменения Ur в завиимпульса заполнения 25 мкс.

симости p(Ur ) обнаруживается третий пик опустошения дырок, аккумулированных, по-видимому, на третьем состоянии КТ. Параметры уровня, соответствующего пику HD4, были надежно определены только для двух значений Ur = 5.3 и 5.8 В. Эти параметры были равны соответственно: Ea = 287 мэВ, p = 1.2 · 10-15 сми Ea = 300 мэВ, p = 1.3 · 10-17 см2. В этом диапазоне изменения Ur было обнаружено еще три пика DLTS:

HD5, HD6 и HD7, которые надежно идентифицировались с известными дефектами и примесями, характерными для GaAs (см. таблицу).

Были проведены исследования зависимости спектров DLTS от условий предварительного изохронного отжига (Ura < 0 или Ura = 0), а также при трех различных значениях Ur. Величины U соответствовали тем значениям, при которых наблюдались характерные изменения в поведении спектров DLTS, отмеченные ранее. На рис. 4 представлены спектры, измеренные Рис. 4. То же, что и на рис. 3, но после предварительного после предвательного изохронного отжига при темпеизохронного отжига образца при Ta = 400 K и при услоратуре Ta = 400 K с приложенным напряжением обратвиях преварительного охлаждения с Ura = 0 (кривые 1, 3, 5) ного смещения Ura < 0 или выключенным (Ura = 0) и с и Ura < 0 (2, 4, 6, 7). Значения Ur, В: 1, 2 — 3.3; 3, 4 — 4.2;

различными значениями напряжения импульса обратно- 5–7 —6.3. Спектр 7 в отличие от 6 получен при освещении го смещения Ur. Эти измерения показали, что отжиг белым светом в процессе измерения.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Исследования эффекта Штарка вертикально сопряженных квантовых точек... пературную часть спектра. Изменения сопровождались HD1 и HD2, второму — HD3 и третьему — HD4.

существенным ростом амплитуд пиков HD1, HD2, HD3 Попытаемся определить природу этих уровней.

и HD4. Для примера на рис. 4 показана оптическая Ранее мы уже неоднократно писали [1–4,9,10] о том, трансформация только пика HD4 в HD4(o). Аналогич- что одним из отличительных и характерных признаков, служащих для идентификации пиков DLTS с квантоные изменения при изохронных отжигах отмечаются и для всех трех пиков опустошения дырок, аккумулиро- выми состояниями точек, является изменение их положения по температуре после изохронных отжигов ванных на состояниях КТ в зависимости p(Ur ) (рис. 2).

и последующего охлаждения образца при одном из условий: Ura < 0 или Ura = 0. Изменения спектров DLTS в этих случаях определяются электростатическим ди4. Обсуждение результатов полем, образуемым локализованными в КТ носителями и ионизованными глубокими дефектами. При изохронРезультаты, полученные с помощью просвечивающей ном отжиге при температуре 400 K и последующем электронной микроскопии и представленные на рис. 1, охлаждении с Ura < 0 до 80 K, после подачи импульса демонстрируют наличие 6 островков InAs, разделенных заполнения происходит образование диполя, электричеузкими прослойками GaAs около dGaAs 40. В раское поле которого направлено в ту же сторону, что ботах [11,12] было показано, что „складированные“ и поле p-n-перехода. Энергия термической активации таких образом квантовые точки являются многослойдырок с квантовых состояний уменьшается в результате ными системами — электронно-сопряженными в вертидействия полевого эффекта и пик DLTS смещается в кальном направлении КТ. Волновые функции верхних низкотемпературную область спектра. При изохронном и нижних островков перекрываются, и электронные отжиге с Ura = 0 образования диполя не происходит свойства ВСКТ представляют собой единый объект. Для и пик DLTS остается на своем месте. Аналогичные таких систем, как было определено в теоретической изменения в спектрах DLTS при изохронных отжигах работе [8], должны образовываться связанные и антисвяс Ura < 0 или Ura = 0 могут происходить и для струкзанные, основные и возбужденные квантовые состояния, тур, содержащих вертикально сопряженные квантовые которые в отсутствие электрического поля идентифициточки, в ближайших окрестностях которых располоруются как 1s+, 1s-, 2p+, 2p-, 3d+ и т. д., где верхние жены дефекты с глубокими уровнями [1,2]. Подобные индексы +(-) определяют связанное (антисвязанное) изменения при отжигах наблюдались для всех четырех состояния. Основному состоянию такой ВСКТ системы, пиков DLTS. С учетом их соответствия трем пикам как было показано в [8], являющемуся расщепленным в зависимости p(Ur) мы отождествляем пики HD1, связанным 1s-состоянием, должно быть присуще красHD2, HD3 и HD4 с квантовыми состояниями ВСКТ.

ное смещение по энергии под воздействием электриКак уже отмечалось выше, для всех четырех пиков ческого поля. Подобного рода зависимости получили наблюдалось значительное уширение формы и размынаименование квантово-размерного эффекта Штарка.

тие их максимумов, что может быть связано с рядом Аналогичные зависимости от величины электрического причин, среди которых: 1) туннельный эффект убегания поля должны проявлять и другие состояния ВСКТ.

дырок через возбужденные состояния ВСКТ в валентКроме того, было установлено [8], что для такой синую зону и 2) флуктуация размеров квантовых точек.

стемы максимум спектра энергии основного состояния Вклад туннельного эффекта будет значительным при будет смещен в сторону положения при нулевом поле, более низких температурах DLTS-измерений. В этом в том случае, когда латеральные размеры островков случае спектры DLTS должны демонстрировать вместо каждого последующего ряда постепенно увеличиваются.

пика, связанного с термоэмиссией носителей, плато, Все возбужденные состояния будут пересекающимикоторое образуется при условии, что темп эмиссии ся (crossings) или антипересекающимися (anticrossing) постоянен и независим от температуры [17]. При бос другими состояниями, что должно привести к пелее высоких температурах DLTS-измерений эмиссия реупорядочению состояний в сильном электрическом определяется процессами термоионизации носителей из поле.

состояний КТ [17,18]. Эти условия измерения реалиИсследования C-V -характеристик образца (рис. 2, a), зуются в наших исследованиях, причем термоэмиссия измеренных при температуре 82 K, показали налиносителей может происходить из основного состояния чие трех плато, которые связываются с уходом носразу в соответствующую зону или через возбужденные сителей, аккумулированных на квантовых состоянисостояния с участием состояний смачивающего слоя.

ях ВСКТ. В распределениях концентрации свободных ды- С возбужденных состояний в валентную зону они могут рок p(Ur ) наблюдается соответственно один острый и попасть путем термоэмиссии либо посредством тунвысокий пик при Ur 3.0 В и два менее высоких и более нелирования через треугольный барьер [19]. Участие широких пика при Ur 5.0В и Ur 6.8В (рис. 2, b).

состояний смачивающих слоев в нашем случае исклюКаждому из трех пиков в профиле p(Ur ), как показали чается, так как в качестве подложки мы использовали результаты наших исследований, соответствует один из n+-GaAs. Эти слои расположены ближе к n-слою GaAs, четырех глубоких уровней: первому пику уровни — а убегание дырок направлено в сторону p-слоя GaAs.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 1094 М.М. Соболев, В.М. Устинов, А.Е. Жуков, Ю.Г. Мусихин, Н.Н. Леденцов Кроме того, в работе [20] было показано, что двухступенчатый процесс с участием состояний смачивающего слоя является маловероятным и может быть исключен из рассмотрения. К аналогичному заключению пришли и авторы работы [21] при исследовании процессов эмиссии дырок с квантовых состояний точек. Можно также предположить, что в нашей структуре ВСКТ с прослойками GaAs около dGaAs 40 реализуется неполное сопряжение квантовых точек в одну систему и для носителей возможен процесс туннелирования между состояниями точек при приложении электрического поля. Возможно, что имеется еще одна причина уширения спектров DLTS — чередующиеся тонкие слои GaAs и квантовые точки InAs образуют сверхрешетку, где происходит гибридизация квантовых состояний в минизоны. В любом случае уширение наших Рис. 5. Зависимости температурного положения максимумов пиков DLTS дает основание предполагать, что опредепиков DLTS HD1 и HD2 (1), HD3 (2) и HD4 (3) от величины ленный вклад в процесс убегания носителей из ВСКТ напряжения импульса обратного смещения Ur.

вносит туннельный процесс, но он не является основным и определяющим. Для пиков DLTS HD1, HD2, HDи HD4 были построены зависимости температурного положения их максимумов от величины напряжения импульса обратного смещения Ur, при котором измерялся данный пик DLTS. Эти зависимости представлены на рис. 5. Оказалось, что такая зависимость для пика HD(рис. 5, кривая 1) является продолжением зависимости для пика HD1. Отсюда мы предположили, что эти два пика DLTS являются отображением одного и того же квантового состояния ВСКТ, проявляющего сильную полевую зависимость. Энергия термической активации дырок из этого квантового состояния в исследуемом диапазоне Ur изменялась от 110 до 240 мэВ. При этом Рис. 6. Диаграмма валентной зоны p-n-структуры при припроизведенные оценки величины электрического поля ложении напряжения обратного смещения для случая эмиссии p-n-перехода во всем диапазоне варьирования Ur пока- дырок с 1s+-состояния ВСКТ.

зывают, что ее величина изменялась от 54 до 98 кВ/см.

Для пиков DLTS HD3 (кривая 2) и HD4 (кривая 3) также наблюдались зависимости от величины электрического состояний в сторону больших значений энергий [8]. Криполя. Кривые 2 (пик HD3) и 1 (пики HD1 и HD2), вые 1 и 2, показанные на рис. 5 (согласно теоретическим показанные на рис. 5, эквидистантны друг другу. При результатам, полученным в работе [8]), по-видимому, исследовании зависимости эмиссии носителей из квантоотображают зависимости величин, являющихся функвых состояний ВСКТ от величины электрического поля циями энергии связанных 2p+- и 1s+-состояний ВСКТ возможно наблюдение следующих эффектов, связанных соответственно, от величины электрического поля. Крис изменением темпов эмиссии носителей: 1) понижение вая 3 (пик HD3) пересекается при Ur 5.25 В с кривысоты барьера для термоэмиссии [22], 2) увеличение вой 1, и она, по-видимому (также в согласии с теоретивероятности туннелирования носителей через треугольческими результатами работы [8]), отображает зависиный барьер [23] и 3) проявление квантово-размерного мость величины, являющейся функцией антисвязанного эффекта Штарка [8,18]. В работах [22,23] приведены 1s--состояния ВСКТ, от электрического поля.

результаты, связанные с исследованием влияния первых На рис. 6 приведена схема валентной зоны p-n-струкдвух эффектов на величину энергии термоэмиссии носителей из квантовой точки и квантовой ямы соответ- туры при напряжении обратного смещения, когда дырки начинают эмиттировать из 1s+-состояния ВСКТ, но ственно. Для обоих этих эффектов характерно смещение положения пиков DLTS, определяемых эмиссией носи- уже произошло опустошение 2p+- и 1s--состояний.

Полученные экспериментальные зависимости (рис. 5) телей с квантовых состояний, в низкотемпературную область спектра, соответствующее увеличению темпов являются подтверждением того факта, что для ВСКТ эмиссии и уменьшение энергии термоактивации. Более должно происходить расщепление основного 1s- и возвероятным представляется, что мы наблюдаем проявле- бужденного 2p-состояния и для них должно наблюние КЭШ, приводящего к смещению уровней квантовых даться красное смещение по энергии под воздействиФизика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Исследования эффекта Штарка вертикально сопряженных квантовых точек... ем электрического поля. Эти зависимости отобража- Список литературы ют также факт экспериментального наблюдения нами [1] М.М. Соболев, Ф.Р. Ковш, В.М. Устинов, А.Ю. Егоров, квантово-размерного эффекта Штарка для ВСКТ, для А.Е. Жуков, М.В. Максимов, Н.Н. Леденцов. ФТП, 31, проявления которого не требуется выращивания струк1249 (1997).

тур на подложках с высоким индексом Мюллера [5–7].

[2] M.M. Sobolev, A.R. Kovsh, V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, Следует отметить, что впервые полевую зависимость A.E. Shukov, M.V. Maximov, N.N. Ledentsov. Proc. 19th Int.

энергии термической активации носителей из основноConf. on Defects in Semiconductors, July 21-25, го квантового состояния ВСКТ мы наблюдали ранее (Aveiro, Portugal). [Material Sci. Forum, 258–263, pt. 3, при проведении DLTS-исследований лазерных структур (1997)].

InAs/GaAs с ВСКТ [1,2]. Наблюдаемый нами эффект не [3] M.M. Sobolev, I.V. Kochnev, V.M. Lantratov, N.A. Cherбыл обозначен тогда как КЭШ. Этот эффект, так же kashin, V.V. Emtsev. Physica B: Condens. Matter., 273–274, как и эффект кулоновского взаимодействия электронных 959 (1999).

[4] М.М. Соболев, И.В. Кочнев, В.М. Лантратов, Н.А. Берт, состояний в квантовых точках и дефектах, открывает Н.А. Черкашин, Н.Н. Леденцов, Д.А. Бедарев. ФТП, 34, новые возможности по управлению зонной структурой 200 (2000).

и электрооптическими свойствами полупроводниковых [5] A. Patan, A. Levin, A. Polimeny, F. Schindler, P.C. Main, гетероструктур с вертикально сопряженными квантовыL. Eaves, M. Henini. Appl. Phys. Lett., 77, 2979 (2000).

ми точками с помощью внешнего электрического поля [6] M. Gurioli, S. Sanguinetti, M. Henini. Appl. Phys. Lett., 78, и изохронных отжигов.

931 (2001).

[7] A. Lemaitre, A.D. Ashmore, J.J. Finley, D.J. Mowbray, M.S. Skolnic, M. Hopkinson, T.F. Lrauss. Phys. Rev. B, 63, 5. Заключение 161 309 (R) (2001).

[8] W. Sheng, J.-P. Leburton. Appl. Phys. Lett., 78, 1258 (2001).

[9] М.М. Соболев, И.В. Кочнев, В.М. Лантратов, Н.Н. ЛеденМы провели детальные DLTS-исследования эмиссии цов. ФТП, 35, 1228 (2001).

дырок из квантовых состояний вертикально сопряжен[10] M.M. Sobolev, V.M. Lantratov. Physica B: Condens. Matter., ных квантовых точек в зависимости от величины на308–310, 1113 (2002).

пряжения обратного смещения Ur, а также влияния [11] N.N. Ledentsov, V.A. Shchukin, M. Grundmann, N. Kirsна эти процессы электростатического взаимодействия taedter, J. Bhrer, O. Schmidt, D. Bimberg, V.M. Ustinov, между носителями, локализованными в ВСКТ, и иониA.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, P.S. Kop’ev, S.V. Zaitsev, зованными дефектами решетки в полупроводниковых N.Yu. Gordeev, Zh.I. Alferov, A.I. Borovkov, A.O. Kosogov, гетероструктурах InAs/GaAs. Исследованная структура S.S. Ruvimov, P. Werner, U. Gsele, J. Heydenrech. Phys. Rev.

B, 54, 8743 (1996).

Pages:     | 1 || 3 |



© 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.