Эффект Штарка

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

Введение

Эффект Штарка - расщепление спектральных линий испускания при воздействии сильного электрического поля на источник излучения. Поле может быть либо внешним по отношению к источнику, либо внутренним, создаваемым соседними атомами или ионами. Эффект назван по имени Й. Штарка, впервые наблюдавшего его в 1913. Он аналогичен эффекту, обнаруженному П. Зееманом в 1896 и состоящему в расщеплении спектральных линий магнитным полем. Эффект Штарка обусловлен тем, что под действием электрического поля облако электронов, окружающих ядро излучающего атома, изменяет свое положение относительно ядра. В результате изменяются энергетические уровни электронов в атоме. Поскольку свет испускается при переходе электрона с одного энергетического уровня на другой, изменение энергетических уровней приводит к изменению спектра испускаемого света. Эффект Штарка - одно из наиболее убедительных подтверждений квантовой теории строения вещества.

Бурное развитие беспроводных широкополосных технологий передачи данных, казалось бы, отодвинуло на второй план традиционные проводные телекоммуникационные решения. Однако не секрет, что мир куда в большей степени «опутан» проводами, кабелями и оптическими линиями, чем беспроводными сетями. Основная масса данных до сих пор передается по кабелям, ведь это гарантирует не только надежность связи, но и более высокую пропускную способность.

Именно поэтому ученые разных стран продолжают работы в области проводных технологий, и одно из последних открытий, сделанных в конце 2005 года, может в корне изменить представление о сетях на основе оптических кабелей. Профессора Дэвид Миллер и Джеймс Харрис из Стэнфордского университета, расположенного в американском штате Калифорнии, при поддержке корпорации Intel и американского правительственного Агентства по оборонным проектам, создали специальный модулятор, позволяющий существенно повысить скорость передачи данных по оптическим сетям.

Свет может передавать данные с гораздо большей скоростью, чем электричество, однако всегда существовали как технические, так и материальные трудности, препятствующие использованию света для передачи данных между кремниевыми микросхемами электронных устройств. В Стэнфорде нашли решение главной проблемы: инженеры университета изобрели ключевой компонент для обмена данными, который можно с легкостью встраивать в микрочипы. Этот компонент - модулятор, способный разбивать лазерный луч на «понятный» чипам двоичный код со скоростью несколько миллиардов бит в секунду. Столь многообещающее изобретение потенциально позволит в несколько раз увеличить скорость передачи данных.

Созданный ими модулятор, представляющий собой твердотельный световой затвор, изготовлен из кремния и германия - элементов, широко распространенных в микроэлектронике. Поэтому такой модулятор будет не только дешев в производстве, но и идеально совместим с любыми современными микросхемами.

1. Модуляторы

Модуляция излучения является непременным условием эффективного использования лазеров и других генераторов света в оптоэлектронике. Лишь с помощью модуляции возможен высокоскоростной ввод полезной информации в световой луч.

Модулироваться могут амплитуда, частота, фаза и направление вектора поляризации. Однако, поскольку все известные фотоприемники реагируют только на изменение амплитуды колебаний (через интенсивность), то в конечном счете все виды модуляции должны быть переведены в амплитудную модуляцию.

Применительно к лазерам выделяют внутреннюю и внешнюю модуляцию. Внутренняя модуляция осуществляется в самом излучателе за счет изменения режима возбуждения (полупроводниковые лазеры) или изменения добротности резонатора (газовые лазеры). Следует отметить, что при этом, как правило, возникают нежелательные побочные эффекты, приводящие к ухудшению когерентности излучения. Даже в полупроводниковых лазерах, у которых внутреннее управление интенсивностью известные фотоприемники реагируют только на изменение амплитуды колебаний (через интенсивность), то в конечном счете все виды модуляции должны быть переведены в амплитудную модуляцию света наиболее просто и эффективно, модуляция в гигагерцевом диапазоне вызывает трудности: возрастает порог генерации, ухудшается модовый состав излучения и т.п.

Внешняя модуляция лазерного излучения может осуществляться с помощью специальных устройств - модуляторов, в которых осуществляется управление темя или иными параметрами светового колебания. Для прогресса оптоэлектроники необходимы высокоэффективные быстродействующие модуляторы.

О важности развития этих приборов свидетельствует тот факт, что при разработке и производстве лазеров значительный объем затрат (до 25%) приходится на создание так называемого сопутствующего оборудования - модуляторов и высоковольтных источников питания.

2. Модуляция частоты в полупроводниковых лазерах

Коэффициент модуляции и фазовый сдвиг

На рис. 1.1 приведена зависимость сдвига длины волны излучения полупроводникового лазера от силы тока инжекции.

Ниже порога генерации наблюдается смещение в сторону высоких частот, обусловленное увеличением концентрации носителей: рост тока инжекции приводит к росту концентрации носителей, что в свою очередь вызывает уменьшение показателя преломления и увеличение частоты продольной резонансной моды. Выше порога генерации из-за насыщения усиления концентрация носителей оказывается «привязанной» к пороговому уровню (хотя и не жестко), и в отличие от допорогового режима главную роль играют тепловые эффекты, которые приводят к сдвигу в сторону низких частот: рост тока инжекции сопровождается повышением температуры лазерного диода, что вызывает рост показателя преломления и длины резонатора, а следовательно, и уменьшение частоты генерации.

Так выглядит зависимость длины волны от величины постоянного тока. Рассмотрим теперь случай высокочастотной модуляции тока инжекции. Тепловые эффекты имеют верхние граничные частоты порядка 10-100 кГц . С другой стороны, эффекты, связанные с носителями, на, низких частотах настолько малы, что ими можно пренебречь, но с увеличением частоты модуляции, они становятся все более существенными. Отклик системы, включая запаздывание насыщения коэффициента усиления и эффекты релаксационных колебаний, можно описать с помощью простого скоростного уравнения, в котором не учитывается вклад спонтанного излучения в лазерные моды.

Рис. 1.1. Зависимость сдвига длины волны () в максимуме излучения от тока инжекции в лазере на основе GaAs.

Пусть скорость инжекции носителей:

(1.1)

а угловая частота генерации: (1.2)

тогда из уравнений для фурье-амплитуд при малом уровне сигнала можно получить следующее выражение для комплексной амплитуды модуляции частоты :

(1.1)

Рис. 1.2. Модуль и фаза коэффициента частотной модуляции полупроводникового лазера (штриховая линия отвечает однородной задаче, сплошная - неоднородной).

Рис. 1.3. Зависимость коэффициента частотной модуляции от частоты модуляции f_m в лазере на основе GaAs . ВН-лазер па зарощенных гетероструктурах

Здесь - полное число фотонов в резонаторе лазера;

- вероятность вынужденного излучения; - нерезонансный показатель преломления; - мнимая часть нелинейной диэлектрической восприимчивости, которая зависит от общего числа носителей ;

Рис. 1.4. Фазовая зависимость коэффициента частотной модуляции для CSP-лазера па основе GaAs.

- отношение времени жизни носителей , обусловленного процессами спонтанного испускания и безызлучательной рекомбинации, к времени жизни носителей , связанному с вынужденным испусканием; параметр характеризует аномальную дисперсию, - вещественная часть нелинейной диэлектрической восприимчивости.

В области низких частот абсолютная величина коэффициента частотной модуляции прямо пропорциональна частоте модуляции, а фазовый сдвиг составляет 90° и не зависит от частоты. При дальнейшем увеличении амплитуда модуляции частоты достигает максимума на частоте релаксационных колебаний, а затем спадает, как , при этом фаза меняется от +90 до -90° (расчетные характеристики показаны на рис. 1.2 штриховыми линиями). Такое теоретическое предсказание действительно подтвердилось для некоторых лазеров на зарощенных гетероструктурах, однако для лазеров других типов, например лазеров с каналом в подложке (CSP-лазеров) и лазеров с поперечным - переходом (TJS-лазеров), оно противоречит экспериментальным данным. В частности, на рис. 1.3, представлены результаты измерения коэффициента частотной модуляции для CSP-, TJS-лазеров и лазеров на зарощенных гетероструктурах как функции частоты модуляции, из которых видно, что у CSP- и TJS-лазеров выше частот отсечки тепловых эффектов и вплоть до частоты релаксационных колебаний коэффициент частотной модуляции не зависит от . Фазовая характеристика коэффициента частотной модуляции для CSP-лазера приведена на рис. 1.4 . Из нее видно, что выше частот отсечки тепловых эффектов фазовый сдвиг возвращается к нулю и величина сдвига нигде не достигает 90°. К подобным же выводам можно прийти и из анализа откликов частоты на импульсы тока.

а б в

Рис. 1.5. Отклики частоты CSP-лазера на основе GaAs (верхние осциллограммы) на импульсы тока. Длительность импульсов составляет соответственно 2,5 мкс (а), 250 нс (б), 25 нс (в).

На рис. 1.5, а - в показано изменение частоты после подачи импульса тока длительностью соответственно 2,5 мкс (в этом случае определяющими являются тепловые эффекты), 250 нс (когда сказывается как, нагрев, так и изменение концентрации) и 25 нс (когда отклик определяется только носителями) . Во всех рассмотренных случаях сдвиг происходит в длинноволновую сторону, в частности на рис. 1.5, б, причем как быстрый отклик из-за изменения концентрации, так и более медленный, но более эффективный нагрев смещают частоту генерации в одном и том же направлении.

Резюмируя, можно сказать, что с увеличением тока в области ниже порога генерации происходит рост частоты, обусловленный ростом концентрации носителей, а выше порога частота уменьшается. Экспериментальные частотные характеристики CSP-и TJS-лазеров, представленные на рис. 1.3 и 1.4, с точки зрения применения лазеров даже лучше, чем предсказываемые теорией. Естественно, что установление причины описанного выше расхождения теории и эксперимента может помочь созданию полупроводниковых лазеров с более высокой эффективностью частотной модуляции.

Зависимость параметра от концентрации носителей

Концентрация носителей и распределение амплитуды излучения являются пространственно-однородными. Однако отклик частоты можно рассчитать и для пространственно-неоднородной задачи, если принять, что изменение эффективного коэффициента усиления генерируемой моды обусловлено изменением эффективной длины резонатора (и, следовательно, частоты) через параметр с помощью соотношения

(1.2)

Соответствующие графики изображены на рис. 1.2 сплошными линиями.

В формуле (1.2) от пространственных переменных зависит практически только параметр , изменения эффективного коэффициента усиления моды и эффективной длины резонатора можно считать не зависящими от местоположения. В CSP-и TJS-лазерах, у которых активный слой однороден по составу, для того чтобы параметр менялся от точки, к точке, он должен зависеть от концентрации носителей.

Рис. 1.6. Зависимость параметра от приведенной плотности тока , рассчитанная по изменению частоты и коэффициента усиления при изменении тока в области ниже пороговой

Необходимо заметить, что параметр даже при фиксированной частоте не является константой, а представляет собой возрастающую функцию концентрации носителей. Эту зависимость не следует смешивать с изменениями параметра , возникающими из-за того, что с ростом концентрации носителей пик усиления смещается в сторону высоких энергий; в последнем случае параметр есть убывающая функция концентрации. При фиксированной частоте генерации именно изменения параметра из-за пространственной неоднородности концентрации носителей могут влиять на характеристики частотной модуляции. Как видно из рис. 1.7, тот факт, что при фиксированной частоте параметр становится возрастающей функцией концентрации носителей.

Пространственная неоднородность параметра и характеристики частотной модуляции

Одна из замечательных особенностей, отличающих CSP- и TJS-лазер от лазеров на зарощенных гетероструктурах, состоит в том, что концентрация носителей в них неоднородна в боковом направлении полосковой структуры (рис. 1.7, а). Значение в центральной части полоски будет больше, чем на ее периферии. Для упрощения задачи разделим активную область полоскового лазера на три части (I и II) и будем считать, что в каждой из них концентрация носителей, следовательно, и значение параметра являются постоянными (рис. 1. 7,6).

В предположении, что вкладом спонтанного излучения в лазерные моды можно пренебречь, скоростные уравнения для числа носителей в области I и II и и числа фотонов внутри лазерного резонатора принимают следующий вид:

(1.5)

(1.6)

(1.7)

Если амплитуды модуляции числа носителей, инжектируемых в области I и II, обозначить соответственно через и , то девиация частоты будет определяться следующим соотношением:

(1.8)

В формулах величины , , , , определяются так же, как и в формуле -, но отдельно для областей I и II, a . Поскольку концентрация фотонов в области I значительно выше, чем в области II, имеет место неравенство ( включают в себя коэффициенты оптического ограничения мод в каждой из областей). Будем считать, что , , ; тогда из (1.7) следует, что в низкочастотном пределе, модуляция определяется в основном членом . Точнее говоря, при модуляции действует сильный эффект подавления из-за насыщения усиления, вызванного резкой зависимостью концентрации фотонов от . При модуляции концентрация фотонов в области II остается низкой, поэтому насыщения усиления не происходит; при в боковых областях концентрация носителей возрастает, а в центральной, наоборот, уменьшается, так что эффективное усиление поддерживается постоянным. Параметр больше в центральной части полоски, и модуляция частоты определяется в основном вариациями концентрации носителей именно в этой области. Вследствие этого эффект, обусловленный носителями, в отличие от допорогового режима реализуется следующим образом: увеличение числа инжектируемых носителей вызывает уменьшение концентрации носителей в центральной части прибора, которое приводит к росту показателя преломления и уменьшению частоты.

а б

Рис. 1.7. а - пространственное распределение концентрации носителей в CSP-лазере па основе GaAs, вычисленное по распределению ТМ-компоненты спонтанного излучения в ближней зоне [1]; б - модель, принятая для теоретических расчетов

Сплошные кривые на рис. 1.2 представляют амплитудные и фазовые характеристики частотной модуляции. На основе представленной модели, учитывающей зависимость параметра от концентрации носителей, можно объяснить и результаты экспериментов, приведенные на рис. 1.3-1.5. Плоские участки зависимостей модуля коэффициента частотной модуляции (на всех частотах модуляции частота генерации уменьшается одинаковым образом) и фазового сдвига (в этой области сдвиг равен нулю) возникают главным образом благодаря тому члену в формуле (1.8), который пропорционален ; этот же член задает и граничную частоту, определяемую временем жизни носителей. В высокочастотной области амплитудно-частотную характеристику определяет слагаемое, пропорциональное ; именно оно дает значение релаксационного пика и зависимость на спадающем крыле характеристики.

3. Фазовая модуляция в полупроводниковых лазерах

Пусть полупроводниковый лазер синхронизируется излучением постоянной частоты, подаваемым в него от внешнего задающего генератора, и одновременно с этим модулируется его ток накачки (рис. ЗЛО).

Рис. 1.8. Полупроводниковый лазер, в котором с помощью раздельных электродов создаются разные значения параметра .

В этом случае классическое уравнение ван дер Поля для комплексной амплитуды А электрического поля в лазере ;

 ()

где - собственная угловая частота генерации (в отсутствие инжекции внешнего поля и модуляции), ,

- константа связи между внутренней лазерной модой и инжектируемой извне модой излучения Т - время наблюдения [13], и - добротности, связанные соответственно с внешними зеркалами и внутренними потерями, - частота задающего генератора.

Рис. 1.9 Фазовая модуляция в полупроводниковом лазере с использованием синхронизации внешним генератором. 1-задающий генератор; 2-_: оптический изолятор; 3-полупроводниковый лазер с модуляцией тока накачки; 4 - модуляция; 5 - излучение с модулированной фазой.

Модуляция частоты из-за инжекции тока в полупроводниковый лазер дается равенством . Если пренебречь модуляцией амплитуды и положить , то из уравнения (1.10) имеем [12]

При значениях расстройки (1.11), для которых формально , частота генерации синхронизируется внешним генератором, так что ширина полосы синхронизации (половина области захвата) определяется аналогичной формулой:

где и - соответственно входная и выходная мощности излучения. Из условия (1.11) следует также, что если собственная частота близка к частоте задающего генератора , то фазы входного и выходного сигналов будут примерно одинаковы; если же собственная частота находится на краю области захвата, т.е. , то .

Зависимости частоты генерации и фазы от расстройки показаны на рис. 1.10, из которого видно, что собственная частота может модулироваться только в пределах , вследствие чего максимальное отклонение фазы не превышает .

При синхронизации внешним генератором частотный диапазон фазовой модуляции определяется не только шириной полосы модуляции полупроводникового лазера, но и шириной полосы синхронизации. Из соотношения (1.12) следует, что коэффициент фазовой модуляции

и в случае полной синхронизации кривая идет на 3 дБ ниже граничной характеристики; если же то модуляция прекращается на еще более низких частотах.

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

а б

Рис. 10. Зависимости частоты и фазы генерации лазера с синхронизацией внешним источником от собственной частоты ,(- частота излучения внешнего источника, - ширина полосы синхронизации) [12].

Результаты измерений зависимости коэффициента фазовой модуляции в полупроводниковом лазере с внешней синхронизацией от частоты модуляции приведены на рис. 1.11

Рис. 1.11. Зависимость коэффициента фазовой модуляции лазера на основе GaAs от частоты модуляции (- ширина полосы синхронизации)

4. Исследования эффекта Штарка вертикально сопряженных квантовых точек в гетероструктурах InAs/GaAs

штарк модулятор эффект спектральный

В последнее время наблюдается возрастающий интерес - имеющий как фундаментальное, так и прикладное значение - к исследованию влияния эффектов электрического поля на электронные свойства полупроводниковых систем с нулевой размерностью. Такие системы с квантовыми точками (КТ), образованными методом самоорганизованного роста гетероэпитаксиальных напряженных слоев, как показали результаты исследований, проведенных в целом ряде лабораторий, имеют высокую степень свободы в управлении зонной структурой и электрооптическими свойствами с помощью как внешнего, так и внутреннего встроенного электрических полей. Впервые на возможность управления зонной структурой систем с КТ было обращено внимание в работах авторов данной статьи, где наблюдалось влияние встроенного электрического поля бистабильного диполя, образованного локализованными в КТ носителями и ионизованными точечными дефектами, расположенными в ближайшей окрестности КТ. Генерация дефектов происходила в процессах формирования КТ In(GaAs) и роста эпитаксиальных слоев GaAs. Образование диполя зависело от условий изохронного термического отжига при включенном или выключенном напряжении обратного смещения и от условий освещения белым светом.

Исследования проводились на структурах InAs/GaAs как с вертикально сопряженными (coupled) квантовыми точками (ВСКТ), так и с одиночными КТ методами нестационарной спектроскопии глубоких уровней (DLTS). После проведения отжига при одном из упомянутых условий в спектрах DLTS наблюдались изменения положения пиков, связанных с эмиссией носителей из квантовых состояний точек. Кроме того, при исследовании структур InAs/GaAs с ВСКТ мы наблюдали смещение положения пика в спектре DLTS, определяемого процессом эмиссии носителей из квантового состояния ВСКТ, в высокотемпературную область спектра с возрастанием величины электрического поля.

Недавно появились работы по исследованию вида спектров фотолюминесценции и фототока самоорганизованных КТ InGaAs/GaAs, выращенных на подложках с высоким индексом Мюллера, в зависимости от величины электрического поля. В этих работах наблюдали индуцированное встроенным электрическим полем красное смещение энергии оптических переходов. Явление, ответственное за это смещение, получило наименование квантово-размерного эффекта Штарка (КЭШ) и связывалось с присутствием пьезоэлектрического поля и постоянного дипольного момента внутри КТ. В работе при исследовании связи экситона с продольным оптическим фононом в КТ InAs/GaAs было показано, что спектр фотолюминесценции КТ демонстрирует серию новых линий эмиссии. Появление этих линий связывали с возмущением, которое возникает из-за наличия дефектов, локализованных вблизи КТ. В теоретической работе исследовалось проявление КЭШ в электронных свойствах ВСКТ InAs/GaAs в присутствии электрического поля, направленного вдоль оси роста. Было продемонстрировано, что эффект Штарка, так же как и внутризонные переходы в таких системах, гораздо сильнее, чем для одиночных КТ. Кроме того, было показано, что для системы, состоящей из двух сопряженных КТ, должны образовываться связанные и антисвязанные состояния, аналогичные тем, что образуются в молекулах. Первое описание технологии получения массивов электронно-сопряженных КТ и исследование их электрических и оптических свойств было дано в работе, в которой показали, что для этих объектов характерно проявление эффективного туннелирования носителей между точками в соседних рядах, которое отсутствует в случае изолированных КТ. Учитывая, что эффект Штарка в ВСКТ представляет собой новое физическое явление, а также имеет потенциальные возможности применения в устройствах, для которых возможна реализация перестраиваемого с помощью внешнего электрического поля межзонного перехода, представляется интересным экспериментально исследовать этот эффект для ВСКТ InAs/GaAs с помощью метода DLTS.

В данной работе представлены результаты исследований методами DLTS и вольт-фарадных характеристик эмиссии дырок из квантовых состояний вертикально сопряженных квантовых точек полупроводниковых гетероструктур InAs/GaAs в зависимости от величины напряжения обратного смещения . Определено наличие четырех пиков в спектре DLTS, положение которых смещается в высокотемпературную область спектра при приложении внешнего электрического поля. Кроме того, обнаружена зависимость величины энергии термической активации носителей из ВСКТ от условий изохронного отжига при включенном или выключенном напряжении смещения и наличия оптической подсветки. Такая зависимость является отличительной чертой бистабильного электростатического диполя, образованного носителями, локализованными в квантовой точке, и ионизованными точечными дефектами решетки. Эти наблюдения дали основание идентифицировать обнаруженные в спектрах DLTS четыре пика со связанными и антисвязанными и состояниями ВСКТ, а наличие сильной зависимости энергии этих состояний от величины приложенного внешнего электрического поля связать с проявлением эффекта Штарка для состояний вертикально связанных квантовых точек. Исследуемые гетероструктуры InAs/GaAs с вертикально сопряженными квантовыми точками выращивались методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) за счет эффектов самоорганизации.

Образцы и методы исследования

Исследованная в работе гетероструктура InAs/GaAs с вертикально сопряженными квантовыми точками была получена методом МПЭ на подложках с ориентацией (100). Массив КТ был сформирован в результате шестикратного осаждения 2 монослоев , разделенных прослойкой GaAs толщиной в 40. Было продемонстрировано, что такой массив КТ представляет собой систему вертикально сопряженных КТ. ВСКТ были помещены в середину слоя толщиной 0.90 мкм, легированного Be до концентрации . Сверху слой был покрыт , легированным Be до концентрации и толщиной 0.2 мкм. Исследования методом DLTS глубоких ловушек в гетероструктурах производились с помощью спектрометра DL4600 фирмы BIO-RAD, работающего в режиме двухстробного интегрирования. Для измерения емкости С использовался мост Boonton-72B, работающий на частоте 1 МГц. Чувствительность этой установки равна . Для проведения DLTS-измерений на подложку и слой были термически осаждены омические контакты. Перед каждым DLTS-измерением образец изохронно отжигался в течение 1 мин при фиксированной температуре и при одном из условий: включенном или выключенном напряжении обратного смещения. Предварительно образец нагревался до 450 K и выдерживался при этой температуре в течение 1 мин с напряжением обратного смещения , если дальнейший отжиг проводился при . Затем образец охлаждался до температуры отжига. При отжиге с образец предварительно выдерживался в течение 1 мин при 450 K и напряжении . Температура отжига варьировалась в пределах 80?450 K. После этого образец охлаждался до Т = 80 K при одном из условий: или . Далее начинался процесс DLTS-измерений в темноте, если это не оговаривалось предварительно, или при освещении белым светом. Для определения профиля распределения носителей в гетероструктуре были проведены вольтфарадные измерения. Энергия термической активации и сечения захвата на них носителей определялись из зависимости Аррениуса с применением метода «окна темпов» в стандартных DLTS-измерениях.

Результаты исследований

На рис. 1 представлена микрофотография образца с 6 слоями КТ InAs, полученная методом просвечивающей электронной микроскопии. Механизм образования ВСКТ InAs/GaAs был подробно исследован. Было показано, что ВСКТ формируются благодаря эффекту самоорганизации, включающему в себя перенос In (Ga, As) от нижних точек к верхним и заменой его на GaAs. Как видно из рис. 1, латеральный размер нижнего островка ВСКТ InAs не превышает 160 . Латеральные размеры островков каждого последующего ряда постепенно увеличиваются, достигая 260 для верхнего островка. Каждая вертикально сопряженная квантовая точка состоит из 6 островков InAs, разделенных узкими прослойками GaAs около 40 (рис. 1).

На рис. 2, a приведена вольт-фарадная характеристика исследуемого образца, измеренная при температуре 82 K. Изменение емкости при напряжениях демонстрирует типичное для пространственно локализованных состояний поведение. На характеристике имеется 3 плато, которые можно связать с опустошением квантовых состояний точек. Распределение концентрации свободных дырок (рис. 2, b) рассчитано с использованием этих данных.

Рис. 1. Микрофотография поперечного сечения образца с 6 слоями квантовых точек InAs, полученная методом просвечивающей электронной микроскопии.

Рис. 2.a - вольт-фарадная характеристика -гетероструктуры с 6 слоями квантовых точек InAs в матрице GaAs, измеренная при Т = 82 K после предварительного изохронного отжига при и с ; b - распределения концентрации дырок , определенные из характеристик при Т = 82 K после предварительного изохронного отжига с условиями: 1 -, 2 - .

При низких температурах наблюдаются один острый и высокий пик при и два менее высоких и более широких пика при и , проявление которых связано с опустошением носителей, аккумулированных на квантовых состояниях точек. С обеих сторон первого пика наблюдаются также области обеднения. Распределения концентрации дырок были получены для двух условий предварительного изохронного отжига: и (рис. 2, b).

Из измерений нами были определены диапазоны напряжений обратного смещения, при которых в спектрах DLTS должны наблюдаться сигналы, связанные с эмиссией носителей из квантовых состояний ВСКТ и глубоких уровней дефектов. Для определения пространственной локализации DLTS-сигналов измерения были проведены при одновременном изменении импульса заполнения , и напряжения импульса обратного смещения но с фиксированным интервалом между ними (рис. 3). При варьировании величины в диапазоне 2,8?3,7 В (который соответствует первому пику опустошения дырок, аккумулированных на одном из состояний КТ, см. зависимость в спектрах DLTS наблюдаются один ярко выраженный пик и его плечо со стороны высоких температур, которые смещаются в высокотемпературную область по мере роста величины . При этом с увеличением наблюдается также и рост амплитуды DLTS-сигналов. Энергия термической активации носителей для этого уровня, соответствующая пику и определенная из зависимости Аррениуса, изменялась с ростом в пределах , а сечение захвата (см. таблицу).

При дальнейшем увеличении величины в диапазоне 4,2?5,1 В положение первого пика в спектре DLTS (кривая 4 на рис. 3), обозначенного нами как , так и второго пика , который проявился со стороны высоких температур, смещалось в сторону высоких температур. Амплитуда пика при этом практически не изменялась до значений . Параметры глубоких уровней дефектов, примесей и квантовых состояний точек.

При высота его значительно уменьшилась, а амплитуда второго пика в спектре DLTS увеличилась. Этому диапазону в зависимости соответствует спад первого пика опустошения дырок, аккумулированных на одном из состояний КТ, и рост второго пика, которому, по-видимому, соответствует опустошение другого состояния КТ. Параметры уровня, соответствующего пику , изменялись в этом диапазоне с ростом соответственно: , . Для пика наблюдалось значительное уширение и размытие, вследствие чего параметры уровня, соответствующие пику , надежно удалось определить только для значения , которые были равны: , .

В диапазоне изменения наблюдалось появление еще одного пика в спектре DLTS, обозначенного как , положение которого с ростом смещалось в сторону высоких температур, а амплитуда уменьшалась. В этом диапазоне изменения в зависимости обнаруживается третий пик опустошения дырок, аккумулированных, по-видимому, на третьем состоянии КТ. Параметры уровня, соответствующего пику , были надежно определены только для двух значений . Эти параметры были равны соответственно: , и , . В этом диапазоне изменения было обнаружено еще три пика DLTS: , и , которые надежно идентифицировались с известными дефектами и примесями, характерными для GaAs (см. таблицу).

Были проведены исследования зависимости спектров DLTS от условий предварительного изохронного отжига ( или ), а также при трех различных значениях . Величины U соответствовали тем значениям, при которых наблюдались характерные изменения в поведении спектров DLTS, отмеченные ранее. На рис. 4 представлены спектры, измеренные после предвательного изохронного отжига при температуре Т_а = 400 K с приложенным напряжением обратного смещения или выключенным () и с различными значениями напряжения импульса обратного смещения . Эти измерения показали, что отжиг с приводит к смещению пиков DLTS в высокотемпературную область спектра, которые были обозначены нами на рис. 4 соответственно как ,, и . В случае пика DLTS наблюдалось также уменьшение его амплитуды. Трансформация пиков из состояния , , и в состояния , , и носила обратимый характер. Оптическая подсветка также приводила к изменению положения этих пиков DLTS, но в низкотемпературную часть спектра.

Рис. 3. Спектры DLTS -гетероструктуры с 6 слоями квантовых точек InAs в матрице GaAs при различных напряжениях импульса обратного смещения и импульса заполнения , но при фиксированном значении . Значения , 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 получены для окна темпов эмиссии 200 с^?1 и длительности импульса заполнения 25 мкс.

Рис. 4. То же, что и на рис. 3, но после предварительного изохронного отжига образца при Т_а = 400 K и при условиях предварительного охлаждения с (кривые 1,3, 5) и (2,4,6, 7). Значения , В: 1,2 - 3.3; 3,4 - 4.2; 5-7 - 6.3. Спектр 7 в отличие от 6 получен при освещении белым светом в процессе измерения

Изменения сопровождались существенным ростом амплитуд пиков , HD2, HD3 и HD4. Для примера на рис. 4 показана оптическая трансформация только пика HD4 в HD4 (o). Аналогичные изменения при изохронных отжигах отмечаются и для всех трех пиков опустошения дырок, аккумулированных на состояниях КТ в зависимости (рис. 2).

Обсуждение результатов

Результаты, полученные с помощью просвечивающей электронной микроскопии и представленные на рис. 1, демонстрируют наличие 6 островков InAs, разделенных узкими прослойками GaAs около . Было показано, что «складированные» таким образом квантовые точки являются многослойными системами - электронно-сопряженными в вертикальном направлении КТ. Волновые функции верхних и нижних островков перекрываются, и электронные свойства ВСКТ представляют собой единый объект. Для таких систем должны образовываться связанные и антисвязанные, основные и возбужденные квантовые состояния, которые в отсутствие электрического поля идентифицируются как и т.д., где верхние индексы +(?) определяют связанное (антисвязанное) состояния. Основному состоянию такой ВСКТ системы, являющемуся расщепленным связанным -состоянием, должно быть присуще красное смещение по энергии под воздействием электрического поля. Подобного рода зависимости получили наименование квантово-размерного эффекта Штарка. Аналогичные зависимости от величины электрического поля должны проявлять и другие состояния ВСКТ. Кроме того, для такой системы максимум спектра энергии основного состояния будет смещен в сторону положения при нулевом поле, в том случае, когда латеральные размеры островков каждого последующего ряда постепенно увеличиваются. Все возбужденные состояния будут пересекающимися (crossings) или антипересекающимися (anticrossing) с другими состояниями, что должно привести к переупорядочению состояний в сильном электрическом поле.

Исследования характеристик образца (рис. 2, a), измеренных при температуре 82 K, показали наличие трех плато, которые связываются с уходом носителей, аккумулированных на квантовых состояниях ВСКТ. В распределениях концентрации свободных дырок наблюдается соответственно один острый и высокий пик при и два менее высоких и более широких пика при и (рис. 2, b). Каждому из трех пиков в профиле , как показали результаты наших исследований, соответствует один из четырех глубоких уровней: первому пику уровни - HD1 и HD2, второму - HD3 и третьему - HD4. Попытаемся определить природу этих уровней.

Ранее мы уже неоднократно писали о том, что одним из отличительных и характерных признаков, служащих для идентификации пиков DLTS с квантовыми состояниями точек, является изменение их положения по температуре после изохронных отжигов и последующего охлаждения образца при одном из условий: или . Изменения спектров DLTS в этих случаях определяются электростатическим диполем, образуемым локализованными в КТ носителями и ионизованными глубокими дефектами. При изохронном отжиге при температуре 400 K и последующем охлаждении с до 80 K, после подачи импульса заполнения происходит образование диполя, электрическое поле которого направлено в ту же сторону, что и поле -перехода. Энергия термической активации дырок с квантовых состояний уменьшается в результате действия полевого эффекта и пик DLTS смещается в низкотемпературную область спектра. При изохронном отжиге с U_m = 0 образования диполя не происходит и пик DLTS остается на своем месте. Аналогичные изменения в спектрах DLTS при изохронных отжигах с или могут происходить и для структур, содержащих вертикально сопряженные квантовые точки, в ближайших окрестностях которых расположены дефекты с глубокими уровнями. Подобные изменения при отжигах наблюдались для всех четырех пиков DLTS. С учетом их соответствия трем пикам в зависимости мы отождествляем пики HD1, HD2, HD3 и HD4 с квантовыми состояниями ВСКТ. Как уже отмечалось выше, для всех четырех пиков наблюдалось значительное уширение формы и размытие их максимумов, что может быть связано с рядом причин, среди которых: 1) туннельный эффект убегания дырок через возбужденные состояния ВСКТ в валентную зону и 2) флуктуация размеров квантовых точек. Вклад туннельного эффекта будет значительным при более низких температурах DLTS-измерений. В этом случае спектры DLTS должны демонстрировать вместо пика, связанного с термоэмиссией носителей, плато, которое образуется при условии, что темп эмиссии постоянен и независим от температуры. При более высоких температурах DLTS-измерений эмиссия определяется процессами термоионизации носителей из состояний КТ. Эти условия измерения реализуются в наших исследованиях, причем термоэмиссия носителей может происходить из основного состояния сразу в соответствующую зону или через возбужденные состояния с участием состояний смачивающего слоя. С возбужденных состояний в валентную зону они могут попасть путем термоэмиссии либо посредством туннелирования через треугольный барьер. Участие состояний смачивающих слоев в нашем случае исключается, так как в качестве подложки мы использовали . Эти слои расположены ближе к -слою GaAs, а убегание дырок направлено в сторону -слоя GaAs. Кроме того было показано, что двухступенчатый процесс с участием состояний смачивающего слоя является маловероятным и может быть исключен из рассмотрения. К аналогичному заключению пришли и при исследовании процессов эмиссии дырок с квантовых состояний точек. Можно также предположить, что в нашей структуре ВСКТ с прослойками GaAs около 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 пиков DLTS дает основание предполагать, что определенный вклад в процесс убегания носителей из ВСКТ вносит туннельный процесс, но он не является основным и определяющим. Для пиков DLTS HD1, HD2, HD3 и HD4 были построены зависимости температурного положения их максимумов от величины напряжения импульса обратного смещения , при котором измерялся данный пик DLTS. Эти зависимости представлены на рис. 5. Оказалось, что такая зависимость для пика HD2 (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 изменялась от 110 до 240мэВ. При этом произведенные оценки величины электрического поля -перехода во всем диапазоне варьирования показывают, что ее величина изменялась от 54 до 98кВ/см. Для пиков DLTS HD3 (кривая 2) и HD4 (кривая 3) также наблюдались зависимости от величины электрического поля. Кривые 2 (пик HD3) и 1 (пики HD1 и HD2), показанные на рис. 5, эквидистантны друг другу.

Рис. 5. Зависимости температурного положения максимумов пиков DLTS HD1 и HD2 (1), HD3 (2) и HD4 (3) от величины напряжения импульса обратного смещения

При исследовании зависимости эмиссии носителей из квантовых состояний ВСКТ от величины электрического поля возможно наблюдение следующих эффектов, связанных с изменением темпов эмиссии носителей: 1) понижение высоты барьера для термоэмиссии, 2) увеличение вероятности туннелирования носителей через треугольный барьер и 3) проявление квантово-размерного эффекта Штарка. Более вероятным представляется, что мы наблюдаем проявление КЭШ, приводящего к смещению уровней квантовых состояний в сторону больших значений энергий.

Рис. 6. Диаграмма валентной зоны -структуры при приложении напряжения обратного смещения для случая эмиссии дырок с -состояния ВСКТ.

Кривые 1 и 2, показанные на рис. 5, по-видимому, отображают зависимости величин, являющихся функциями энергии связанных - и -состояний ВСКТ соответственно, от величины электрического поля. Кривая 3 (пик HD3) пересекается при с кривой 1, и она, по-видимому, отображает зависимость величины, являющейся функцией антисвязанного -состояния ВСКТ, от электрического поля.

На рис. 6 приведена схема валентной зоны -структуры при напряжении обратного смещения, когда дырки начинают эмиттировать из -состояния ВСКТ, но уже произошло опустошение - и -состояний. Полученные экспериментальные зависимости (рис. 5) являются подтверждением того факта, что для ВСКТ должно происходить расщепление основного - и возбужденного -состояния и для них должно наблюдаться красное смещение по энергии под воздействием электрического поля. Эти зависимости отображают также факт экспериментального наблюдения нами квантово-размерного эффекта Штарка для ВСКТ, для проявления которого не требуется выращивания структур на подложках с высоким индексом Мюллера. Этот эффект, так же как и эффект кулоновского взаимодействия электронных состояний в квантовых точках и дефектах, открывает новые возможности по управлению зонной структурой и электрооптическими свойствами полупроводниковых гетероструктур с вертикально сопряженными квантовыми точками с помощью внешнего электрического поля и изохронных отжигов.

Размещено на Allbest.ru