WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 | 4 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 9 Эффект ”кулоновской ямы” в спектрах поглощения и магнитопоглощения напряженных гетероструктур (In,Ga)As/GaAs © А.В. Кавокин, С.И. Кохановский, А.И. Несвижский, М.Э. Сасин, Р.П. Сейсян, В.М. Устинов, А.Ю. Егоров, А.Е. Жуков, С.В. Гупалов Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 5 декабря 1996 г. Принята к печати 20 февраля 1997 г.) При T = 1.7 K и в магнитном поле B 7.5 Тл выполнено оптическое и магнитнооптическое исследование напряженной гетероструктуры с квантовыми ямами в системе (In,Ga)As/GaAs, выращенной методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Хорошо разрешаемая осцилляционная структура спектров магнитопоглощения позволяет восстанавливать ”веерные диаграммы” для переходов между уровнями Ландау квантоворазмерных состояний HH1E1 при учете энергий связи экситонов, вычисленных вариационным методом. На основании этого получены приведенные циклотронные массы носителей для квантовых ям с различным содержанием индия. Самосогласованное вариационное решение экситонной задачи в изучаемой структуре показывает, что при слабом потенциале типа II эффект кулоновской локализации дырки приводит к относительному увеличению силы осциллятора экситонного перехода LH1E1, притом экситонные переходы LH1E1 и LH3E1 остаются пространственно прямыми и сохраняют существенную интенсивность. Расщепление 9 мэВ между этими двумя состояниями в нулевом магнитном поле находится в согласии с экспериментом.

Существенная сила осциллятора экситонов с легкой дыркой наряду с дублетной структурой являются экспериментальным подтверждением преобразования невысокого барьера для легкой дырки в типе II электронным притяжением в квантовую яму с параболическим ”кулоновским” профилем вблизи вершины, или же ”кулоновскую яму”.

1. Введение типа I. Насколько нам известно, ранее для этой системы не предпринималось попыток теоретически описать эксиВ физике низкоразмерных гетероструктур обычно истонные состояния вблизи точки перехода тип I–тип II, следовались квантовые ямы и сверхрешетки типа I, где принимая во внимание ”составной” энергетический проносители ограничены в одном слое. В последние годы, филь для дырки, возникающий из потенциала квантовой однако, большое внимание уделяется гетероструктурам ямы и кулоновского потенциала. В результате остается типа II и системам, в которых осуществляется переход открытым вопрос — является ли наблюдаемый в спектип I–тип II, когда потенциальная яма становится для трах экситон пространственно прямым или непрямым.

одного сорта носителей барьером. В последних системах Цель данной работы состоит в исследовании энерспектр экситона существенно изменяется по сравнению гетического профиля и экситонных состояний в гетесо случаем квантовых ям типа I, что позволяет наблюроструктурах с квантовыми ямами (In,Ga)As/GaAs по дать уникальные явления. Одной из множества подобных спектрам поглощения и осциллирующего магнитопоглоперспективных гетеросистем является (In, Ga)As/GaAs, щения. Сравнение экспериментальных данных с распринадлежащая к так называемому смешанному типу в четными энергиями и силами осциллятора различных смысле пространственного разделения носителей. Блаэкситонных состояний вблизи перехода тип I–тип II годаря механическому напряжению, вызванному несоотпозволяет нам предположить модель превращения советствием постоянных решетки барьерного слоя и слоя стояний LH1E1 и LH3E1 в гетероструктуре типа II ямы, квантовые ямы для экситона с тяжелой дыркой в пространственно непрямое и прямое надбарьерное имеют энергетический профиль типа I, в то время как экситонные состояния соответственно.

для экситона с легкой дыркой квантовая яма преобразуется в невысокий барьер, что соответствует слабо 2. Образцы и техника эксперимента выраженному типу II. Соответственно предполагается, что переходы из состояний легкой дырки принадлежат Гетероструктуры InxGa1-xAs/GaAs были выращены пространственно непрямым экситонам, связывающим методом молекулярно-пучковой эпитаксии. В качестве дырку из ”барьерного” слоя GaAs, преобразовавшегося подложки использовались пластины GaAs с ориентацией для легких дырок в потенциальную яму, с электроном поверхности (100). Структуры состояли из 20 изоликвантовой ямы из (In, Ga)As.

рованных квантово-размерных слоев InxGa1-xAs, раздеВместе с тем спектральная особенность, наблюдаемая в поглощении [1], фотопроводимости [2], и электроотра- ленных барьерами из GaAs (x = 0.15, 0.2; ширина ямы жении [3], которая обычно связывается с пространствен- Lz = 80 ; толщины барьеров Lb = 400, 800 ).

но непрямым экситонным переходом LH1E1, не имеет Оптические измерения выполнялись при температуре существенных отличий в сравнении с другими линиями, T = 1.7 K в откачиваемом гелиевом криостате со сверхсвязываемыми с пространственно прямыми экситонами проводящим соленоидом, который позволял получать по1110 А.В. Кавокин, С.И. Кохановский, А.И. Несвижский, М.Э. Сасин, Р.П. Сейсян, В.М. Устинов...

ля до 7.5 Тл. Образцы были погружены в жидкий гелий в Здесь f () — волновая функция двумерного электронсвободном виде. Спектры получены в геометрии Фарадея дырочного относительного движения, являющаяся в напри левоциркулярной и правоциркулярной поляризациях шей задаче пробной функцией. Ее удобно выбрать в света с помощью светосильного дифракционного моно- виде f () = 2/a-1 exp(-/a). В случае электрон хроматора. ного потенциала Ve(ze) в (2) требуется вместо Ue(ze) подставить Uh(zh) и интегрирование выполнять по zh.

В наиболее общем случае, выполняя самосогласован3. Теория ный вариационный расчет энергетических уровней, мы учтем электростатические эффекты кулоновского поля Величины энергий связи различных состояний экситоавтоматически. Аналитические выражения для эффектов на (RB) в квантовой яме в присутствии внешнего магкулоновской ямы в рамках теории возмущений были нитного поля (B) могут быть получены вариационным получены впервые в [5], однако аналитическое решерешением соответствующего уравнения Шредингера [4]:

ние потребовало приближения бесконечных барьеров.

2 3 a2 4 В этом приближении спектр собственных состояний, RB = + + d e-2/aV() возникающий в бесконечной кулоновской яме, иденти16 µL4 2µa2 a чен спектру одномерного гармонического осциллятора 1 и представляет собой эквидистантные осцилляторные e h - c le + - c lh +, (1) 2 2 уровни с осцилляторным квантовым числом n = 0, 1....

В общем случае исходный и кулоновский потенциалы где складываются. При существенном преобладании энер 2 2 гии размерного квантования энергия состояния в яме e2 Ue (ze)Uh (zh) V() =- dzedzh. (1а) комбинируется с энергией осцилляторного состояния, 2 +(ze -zh)- - и состояние оказывается вне параболической области кулоновского потенциала. В результате можно ожидать Здесь L — магнитная длина, a — боровский радиус лишь незначительное общее смещение энергий уровней.

экситона в плоскости квантовой ямы, µ — приведенная Однако в тех случаях, когда высота барьера и глубина масса экситона в плоскости ямы, — диэлектрическая ямы выравниваются друг с другом и далее яма станопроницаемость, Ue(h)(ze(h)) — волновая функция электровится барьером, Vh,e(zh,e) оказывается больше исходного на (дырки) в нормальном к плоскости квантовой ямы потенциала, и тогда роль кулоновской ямы становитe(h) направлении, c — электронная (дырочная) циклося доминирующей, предопределяя как энергетический тронная частота, — координата электрон-дырочного спектр состояний, так и силу осциллятора переходов.

относительного движения в плоскости квантовой ямы.

Здесь a является вариационным параметром, который находится минимизацией RB(a). Массы тяжелой и легкой дырок в плоскости слоя даются хорошо известными параметрами Латтинжера для GaAs и InAs. Использовалось сферическое приближение и предположение о линейности зависимости параметров от x. Энергии связи, полученные из (1), показаны на рис. 1.

Помимо экситона в размерно-ограниченных структурах существует еще одно последствие кулоновского взаимодействия при оптическом переходе, состоящее в электростатическом влиянии носителей заряда на форму потенциала для носителей заряда противоположного знака в тех случаях, когда движение первых пространственно ограничено. Эффект состоит в искривлении исходного потенциала и образовании в общем случае ямы с дном в центре квантово-размерной структуры. В гетероструктурах типа I такая яма возникает и для электронной, и для дырочной зон. Однако она редко принимается во Рис. 1. Энергии связи диамагнитных экситонов (RB) в гетеровнимание, так как глубина такой ”кулоновской ямы” не структурах In0.2Ga0.8As/GaAs с квантовыми ямами (Lz = 80 ) превышает 1 2 десятков мэВ.

в зависимости от магнитного поля B, для переходов между В общем случае для дырочной зоны кулоновскую яму различными подзонами Ландау с квантовыми числами l на разможно описать следующим потенциалом: личных уровнях размерного квантования. HH1L1, lc = 0 (a), 1 (b), 2 (c), 3 (d), 4 (e), 5 (f ), 6 (g); HH2E2, lc = 0 (h);

2 LH(n)E1, n = 0 (i), 2 (j). lc соответствует номеру элекe2 f ()Ue (ze) Vh(zh) =- 2d dze. (2) тронного уровня Ландау, на которой осуществляется переход, 2 +(ze -zh)n — номеру ”осцилляторного” уровня ”кулоновской ямы”.

0 Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Эффект ”кулоновской ямы” в спектрах поглощения и магнитопоглощения напряженных... Рис. 2. Энергии уровней размерного квантования в напряженных слоях InxGa1-xAs/GaAs. a: энергетическая схема, поясняющая образование барьеров и ям в зависимости от состава (x) и напряжений (). b: тонкие сплошные линии — изменение положения краев зоны проводимости и валентной зоны при увеличении x; щтриховые — изменения с x энергий квантово-размерных состояний электрона (E1, E2) и тяжелой дырки (HH1, HH2, HH3) для Lz = 80 ; толстая сплошная линия (нижняя кривая) — Elh(x).

Именно такую ситуацию мы неизбежно будем наблюдать обратный процесс выравнивания запрещенного зазора, в окрестностях перехода тип I–тип II. и окончательный результат оказывается зависящим уже Очевидно, что в нашем случае квантово-размерных от осевой компоненты, которая расщепляет валентную слоев в гетеросистеме InxGa1-xAs/GaAs увеличение x зону, сдвигая тяжелые дырки в глубь запрещенной зоны.

будет приводить к пропорциональному уменьшению ши- Что же касается легких дырок, для них вершина зоны рины запрещенной зоны Eg(InGaAs). Однако одно- оказывается вытесненной из ямы практически для всех временно возникает увеличивающаяся с x деформация составов твердых растворов с 0 x 0.25 (рис. 2).

= -a/a, где a — постоянная решетки свободного Отметим, что вытеснение легкой дырки из ямы подтвердого раствора с содержанием индия x, а a — тверждается рядом прямых экспериментов (см.. наприразность периодов решетки твердого раствора и базового мер, [2]). Варьирование параметров материалов в предеслоя GaAs. Учет конкретных констант деформацион- лах известных значений слабо влияет на этот результат.

ного потенциала и упругих констант (мы считали их Существеннее оказывается соотношение разрывов зон линейно зависящими от x) приводит к выводу о том, что проводимости и валентной Q = Ec/Ev, которое, диагональная компонента тензора деформаций (”гидро- вообще говоря, тоже зависит от x. Так, для положения статическая” компонента деформации) обусловливает вершины валентной зоны легких дырок можно записать Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1112 А.В. Кавокин, С.И. Кохановский, А.И. Несвижский, М.Э. Сасин, Р.П. Сейсян, В.М. Устинов...

0 ( Elh(x) =Ev (x) +EvH)(x) -(x)/2-(9/16)2(x)/0(x), (3) где Ev (x) — доля изменения ширины запрещенной зоны в зависимости от x, приходящаяся на валентную зону, (H) без учета деформации; Ev — доля гидростатического изменения ширины запрещенной зоны, приходящаяся на валентую зону; (x) — деформационное расщепление валентной зоны и 0(x) — энрегия спин-орбитального расщепления для данного состава. Согласно [6], при T = 2K Eg(x)[эВ] = 1.5192 - 1.5837x + 0.475x2, для Рис. 3. Изменение положения вершины валентной зоны ненапряженного состояния примем Q = 0.85/0.15 [7];

легких дырок Elh в зависимости от x. 1, 2 — два варианта гидростатическую составляющую, пропорциональную расчета гидростатической компоненты деформационного сдвидеформации, в результате сравнения с эксперимен- H га вершины валентной зоны Ev (x), пояснения в тексте.

том в [8] предлагается распределять в отношении Q(H) = 0.89/0.11. Более последовательным было бы считать эту величину соответствующей отношению имеем Elh = 7 ± 3 мэВ. В то же время численный расчет парциальных гидростатических констант деформаципо (2) дает глубину кулоновской ямы для легкой дырки онного потенциала: Q(H)(x) = ac(x)/av(x) и зави (0) Vlh = -(15 20) мэВ. Следовательно, мы имеем дело с сит от x. Для данного состава величина av моявным преобладанием притягивающей кулоновской ямы жет быть оценена в линейном приближении по x как для легкой дырки над отталкивающим барьером и можно av(x)[эВ] = 1.16 - 0.16x [7]. Однако парциальные предположить, что ее роль в рассматриваемом случае параметры трудно измеряемы и не слишком надежны.

окажется существенной.

Таким образом, второй член в (3) мы запишем как Для практического применения представлений о ку(см. [9]) лоновской яме мы должны учесть ограниченную высо(H) Ev (x) =a(x) 2 -(x) (x), (4) ту барьеров, приводящую к тому, что потенциал (2) является не параболическим, как в [5], а колоколообразгде для плоскости (100) (x) =2c12(x)/c11(x). Учитыным и плавно переходит в плоский на расстояниях, вая закон Вегарда, получим (x) =-x/(13.9 + x), а косущественно отдаленных от центра ямы. В общем виде эффициент a(x) запишем двояко: 1) по [8] как 0.11a(x), задача оказывается аналитически трудно разрешимой, где a(x)[эВ] =-8.68 + 2.77x, или 2) как av(x), привои представляется интересным поиск такого аппроксидившееся выше. Константы упругой жесткости примем мирующего потенциала, который был бы максимально равными c12(x) =11.26-2.93x и c11(x) =5.71-1.18x [6].

Pages:     || 2 | 3 | 4 |



© 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.