WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 1 Квантовые точки Ge/Si во внешних электрическом и магнитном полях © А.В. Двуреченский, А.И. Якимов, А.В. Ненашев, А.Ф. Зиновьева Институт физики полупроводников Сибирского отделения Российской академии наук, 630090 Новосибирск, Россия E-mail: dvurech@isp.nsc.ru Обнаружено расщепление линий оптических переходов экситонных состояний на два пика в системе Ge/Si с квантовыми точками при наложении электрического поля. При увеличении напряженности поля один из пиков смещается в область больших энергий оптических переходов (синее смещение), другой —в область меньших энергий (красное смещение). Результаты объясняются на основе представления об образовании диполей электрон-дырка двух типов, различающихся направлением дипольного момента и возникающих за счет локализации одного электрона в области вершины Ge пирамиды, а другого электрона — под основанием пирамиды.

На основе метода сильной связи определены главные значения g-фактора дырочных состояний в квантовых точках Ge/Si. Показано, что g-фактор является сильно анизотропным, анизотропия ослабевает при уменьшении размера квантовых точек. Физические основы зависимости g-фактора от размеров квантовой точки заключаются в изменении вкладов в полную волновую функцию состояний с различными проекциями угловых моментов при вариации размеров. Расчеты показывают, что с уменьшением размера квантовых точек уменьшается вклад состояний тяжелых дырок с проекцией углового момента ±3/2 и возрастает вклад состояний легких дырок и состояний спин-отщепленной зоны с проекцией углового момента ±1/2.

Работа выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (гранты № 02-0216020, 03-02-16526), программы „Университеты России“ (грант № УР.01.01.019) и INTAS (грант N 20010615).

1. Квантовые точки двух условий. Размеры нанокристаллов Ge должны быть достаточно малыми, чтобы обеспечить формирование в электрическом поле дискретного спектра электронных состояний. Второе Наложение электрического поля на систему кванто- условие заключается в необходимости пространственвых точек приводит к сдвигу уровней энергии оптиче- ного разделения электрона и дырки на расстояние, обеспечивающее формирование достаточно большого ских переходов (эффект Штарка в квантово-размерных дипольного момента. Для выполнения этих условий был системах, см., например, [1,2]). Большинство работ по исследованию эффекта Штарка выполнено на гетеро- развит метод гетероэпитаксии Ge на Si с добавлением кислорода перед осаждением Ge [4]. Этот метод обесструктурах типа 1 (InAs/GaAs). Был обнаружен красный сдвиг оптических переходов в электрическом поле. В ге- печил возможность формирования островков Ge полусферической формы с размером основания нанокластера тероструктурах типа 2 электроны и дырки локализованы около 6 и высотой 3-4nm.

по разные стороны от гетерограницы, и при достаточно большом их пространственном разделении можно ожи- Электрическое поле достигало 100 kV/cm. Для малых значений электрического поля в исследуемых структудать сильного проявления эффекта Штарка.

Структуры Ge/Si с квантовыми точками образуют рах в области 1040 meV наблюдался пик фототока симгетеропереходы типа 2. При фотогенерации электрон- метричной формы, связанный с непрямым экситонным но-дырочной пары дырка локализуется в Ge, в то переходом между основным состоянием дырки в Ge и время как электрон находится в потенциальной яме, основным состоянием электрона, локализованного в Si образующейся в Si вблизи вершины Ge пирамиды. Такое вблизи гетерограницы Ge/Si. Электронно-дырочная пара, возбуждение называют пространственно-непрямым экси- образующаяся при фотовозбуждении, распадается на тоном. При образовании биэкситона дырки по-прежнему составляющие за счет тепловых флуктуаций (измереостаются локализованными в Ge; что касается второго ния при комнатной температуре) и вносит вклад в электрона, то для него энергетически более выгодной фототок. По мере того как величина электрического оказывается локализация под основанием Ge пирами- поля возрастает, ширина пика фототока увеличивается ды [3]. Такая геометрическая конфигурация приводит и, наконец, пик расщепляется на две составляющие.

к противоположному направлению диполей в электри- Появившиеся два пика смещаются по шкале энергий ческом поле, направленном вдоль оси симметрии Ge пи- в противоположные стороны с ростом электрического рамиды (вдоль оси роста) (рис. 1). поля: один из пиков демонстрирует красное смещение, Исследования межзонных оптических переходов в другой — синее (рис. 2).

системе Ge/Si с квантовыми точками, помещенной в Полученные результаты имеют достаточно наглядэлектрическое поле, были проведены методом фото- ное объяснение на основе концентрации двух диполей, токовой спектроскопии [4]. Для экспериментального образовавшихся на квантовых точках Ge и имеющих наблюдения эффекта Штарка необходимо выполнение противоположное направление по отношению к приКвантовые точки Ge/Si во внешних электрическом и магнитном полях ослабляться, что приведет к уменьшению энергии связи и красному смещению пика фототока.

Проведенные оценки пространственных разделений электронов и дырок на основе теории возмущений и полученных экспериментально данных по зависимости пиков фототока от величины электрического поля дают значения, согласующиеся с геометрической конфигурацией квантовых точек, полученной с помощью электронно-микроскопических исследований.

2. Квантовые точки в магнитном поле Расщепление дискретных уровней атома (или искусственного атома — квантовой точки) в магнитном поле (эффект Зеемана) определяется проекцией магнитного момента на направление поля. В свою очередь магнитный момент связан с угловым моментом фактором Ланде, фактически определяющим величину расщепления дискретных уровней. Фактор Ланде спинового расщепления свободного электрона ( 2) описывает взаимодействие электронных состояний ±1/2 с внешним магнитным полем. В твердых телах взаимодействие с потенциалом решетки приводит к существенному отличию g-фактора от g-фактора свободного электрона.

Рис. 1. a — зонная структура гетеросистемы типа 2 Ge/Si При понижении размерности системы от трехмерновдоль направления роста через центр симметрии Ge квантовой го (3D) случая к двумерному (2D) и далее эффекты точки; b — схематичная зонная структура обратно смещенного размерного квантования приводят к новым изменениp-i-n диода.

ям g-фактора носителей заряда. Так, для электронов в низкоразмерных системах квантование приводит к существенной перенормировке значения g-фактора [5] и его сильной анизотропии [6]. Фактор Ланде несет численную информацию об изменении зонной структуры полупроводника при понижении размерности, поэтому его исследованию посвящено достаточно большое количество экспериментальных и теоретических работ.

Для электронных состояний существуют работы, в которых развиты теории, позволяющие рассчитать g-фактор электрона в квантовых ямах и квантовых точках [7].

Для дырочных состояний эффект Зеемана исследовался теоретически и экспериментально для структур с квантовыми ямами.

В случае квантовых точек к существенной перенормировке g-фактора дырочных состояний должно привести появление квантующего потенциала не только в направлении роста, как в случае 2D структур, но и столь же сильного квантования в латеральном направлении.

Кроме того, в квантовых точках, созданных на основе Рис. 2. Спектры фототока в зависимости от приложенного напряженных гетероструктур, к значительному изменеобратного смещения.

нию g-фактора приводит неоднородность деформаций внутри квантовых точек. Если сравнить квантовую точку и квантовую яму, выращенные вдоль направления 100, ложенному электрическому полю. Для одного из ди- то в последней будут отсутствовать деформации сдвиполей внешнее поле будет способствовать увеличению га xy, xz, yz (здесь z — направление роста; x и y — перекрытия волновых функций электронов и дырки и, лежат в плоскости основания пирамиды), приводящие следовательно, росту энергии связи экситона и синему к перемешиванию состояний легкой, тяжелой дырок и смещению в спектре фототока. В диполе противополож- спин-отщепленной зоны [8]. В квантовой точке такие ного направления перекрытие волновых функций будет деформации присутствуют. Итак, в случае квантовых Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 62 А.В. Двуреченский, А.И. Якимов, А.В. Ненашев, А.Ф. Зиновьева момента Jz = ±3/2 на ось симметрии Ge островка (рис. 3).

Вероятность зеемановских переходов напрямую связана с характером волновой функции. Для состояния с Jz = ±3/2 в магнитном поле H z индуцированные переходы между зеемановскими подуровнями с Jz =+3/2 и Jz = -3/2 запрещены правилами отбора:

для разрешенных переходов должно выполняться условие Jz = ±1. Подмешивание состояния с Jz = ±1/облегчает переходы между зеемановскими подуровнями основного состояния в островке Ge, поэтому с уменьшением размера островков запрет на зеемановские переходы ослабевает.

При направлении постоянного магнитного поля H z осциллирующее СВЧ поле H лежит в плоскости залеРис. 3. Зависимость вклада состояний с Jz = ±3/2 в основное гания квантовых точек и вероятность зеемановского педырочное состояние от латерального размера островка гермарехода пропорциональна квадрату матричного элемента ния высотой 1.5 nm.

компоненты магнитного момента частицы µ в направлении СВЧ поля. В частном случае при направлении СВЧ поля H вдоль [110] компонента магнитного момента точек квантование во всех трех направлениях и неод- частицы µ пропорциональна главному значению g-тен нородность деформаций должны приводить к значитель- зора gxx, при H [110] компонента магнитного момента частицы µ пропорциональна gyy. Соответственно ному изменению g-фактора дырочных состояний за счет вероятности переходов определяются квадратами этих перемешивания энергетических зон.

В работе [9] в рамках подхода сильной связи пред- компонент g-тензора: g2 (H [110]) и g2 (H [110]).

xx yy ложен метод расчета g-фактора для дырочных состоя- При направлении постоянного магнитного поля H z компонента магнитного момента µ лежит в плоскости, ний в квантовых точках. Этот метод позволяет учесть перпендикулярной плоскости основания, и в частном конкретный вид квантующего потенциала (не только случае при направлении СВЧ поля H вдоль [100] описываемый аналитической функцией) и вычислить пропорциональна главному значению g-тензора gzz. Веg-фактор для квантовой точки любой формы и сколь роятность перехода в этом случае пропорциональна g2.

угодно малого размера. Предложенный метод также zz Для полученных значений g-фактора вероятности инможет быть применен и к электронным состояниям в дуцированных переходов для двух направлений магнитквантовых точках.

ного поля (H z и H z) отличаются приблизительно В условиях когда зеемановское расщепление уровней в 100 раз.

мало по сравнению с энергией размерного квантования, g-фактор зависит только от направления магнитного поля и может быть вычислен в первом порядке теории Список литературы возмущений [1] J.A. Barker, E.P. O’Reilly. Phys. Rev. B 61, 13 840 (2000).

2 [2] P.W. Fry, I.E. Itskevich, D.J. Mowbray, M.S. Skolnick, J.J. Finley, |g| = 2 |nMQD| + |nMQD|, J.A. Barker, E.P. O’Reilly, L.R. Wilson, I.A. Larkin, P.A. Maksym, M. Hopkinson, M. Al-Khafaji, J.P.R. David, A.G. Cullis, где n — единичный вектор в направлении магнитного G. Hill, J.C. Clark. Phys. Rev. Lett. 84, 733 (2000).

поля;, — волновые функции данного уровня;

[3] А.И. Якимов, А.В. Двуреченский, А.И. Никифоров. Письма MQD — оператор магнитного момента дырки.

в ЖЭТФ 73, 10, 598 (2001).

Проведенные расчеты в системе Ge/Si с квантовыми [4] A.I. Yakimov, A.V. Dvurechenskii, A.I. Nikiforov, V.V. Ul’yaточками показали, что g-фактор дырки в основном nov, A.G. Milekhin, S. Schulze, D.R.T. Zahn. Phys. Rev. B 67, состоянии является сильно анизотропной величиной, а 12, 1253 (2003).

продольная компонента g-фактора gzz на порядок пре[5] M. Bayer, V.B. Timofeev, T. Gutbrod, A. Forchel, R. Steffen, восходит поперечные gxx, gyy. Например, для типичного J. Oshinovo. Phys. Rev. B 52, R11 623 (1995).

Ge островка с размером основания l = 15 и высотой [6] В.К. Калевич, Б.П. Захарченя, О.М. Федорова. ФТТ 37, (1995).

h = 1.5 nm значения g-фактора составили: gzz = 12.28, [7] A.A. Kiselev, E.L. Ivchenko, U. Rssler. Phys. Rev. B 58, 16 gxx = 0.69, gyy = 1.59.

(1998).

Получена зависимость g-фактора от размера [8] Г.Л. Бир, Г.Е. Пикус. Симметрия и деформационные эффекGe островка и показано, что с увеличением размеров ты в полупроводниках. Наука, М. (1972).

островка анизотропия g-фактора возрастает. Такая [9] А.В. Ненашев, А.В. Двуреченский, А.Ф. Зиновьева. ЖЭТФ зависимость g-фактора определяется главным образом 123, 2, 362 (2003).

возрастанием вклада состояния с проекцией углового Физика твердого тела, 2004, том 46, вып.




© 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.