авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ  БИБЛИОТЕКА

АВТОРЕФЕРАТЫ КАНДИДАТСКИХ, ДОКТОРСКИХ ДИССЕРТАЦИЙ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ

Pages:   || 2 |

Емкостная спектроскопия электронных состояний в гетероструктурах с квантовыми ямами и квантовыми точками (

-- [ Страница 1 ] --
РОСCИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А.Ф. ИОФФЕ

На правах рукописи

БРУНКОВ Павел Николаевич

ЕМКОСТНАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ЭЛЕКТРОННЫХ СОСТОЯНИЙ В

ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ

И КВАНТОВЫМИ ТОЧКАМИ

(специальность: 01.04.10 - физика полупроводников)

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени

доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 2007

Работа выполнена в Физико-техническом институте имени А.Ф. Иоффе Российской академии наук

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор В.А. Гергель доктор физико-математических наук, профессор В.И. Иванов-Омский доктор физико-математических наук, профессор А.В. Соломонов

Ведущая организация: Санкт-Петербургский Госу дарственный Политехнический Университет

Защита состоится “1” ноября_2007 г. в часов на за седании диссертационного совета Д 002.205.02 при Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе РАН по адресу:

194021, Санкт-Петербург, Политехническая, д.26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Физико технического института им. А.Ф.Иоффе РАН.

Автореферат разослан “_” 2007 г.

Ученый секретарь диссертационного совета Д 002.205. доктор физико-математических наук Л.М. Сорокин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Бурный прогресс информационных технологий в значительной мере определяется достижениями в физике и технологии полупроводниковых гетероструктур [1,2]. Применение полупроводнико вых гетероструктур с квантоворазмерными слоями позволило создать ши рокий спектр новых приборов опто- и наноэлектроники, таких как полу проводниковые лазерные диоды с квантовыми ямами и квантовыми точ ками в качестве активной области;

транзисторы с высокой подвижностью электронов на основе двумерного электронного газа, локализованного на гетерогранице;

резонансно-туннельные диоды;

фотоприемники и светоиз лучающие приборы на основе межзонных и межподзонных переходов в квантоворазмерных слоях. Параметры этих приборов в значительной сте пени определяются энергетическим спектром и волновыми функциями уровней размерного квантования, распределением электронной плотности по толщине гетероструктуры, разрывами зон на гетерограницах, а также темпами эмиссии и захвата носителей заряда на уровни размерного кван тования. Таким образом, возникает необходимость в интенсивном изуче нии фундаментальных физических свойств полупроводниковых гетерост руктур с квантовыми ямами и квантовыми точками и разработке новых методов их исследования.

Метод вольт-емкостного профилирования широко используется для опре деления распределения концентрации свободных носителей заряда в по лупроводниковых материалах [3]. Было обнаружено, что присутствие в однородно легированной полупроводниковой структуре гетерограницы [4,5] или квантовой ямы [6-8] приводит к искажению профиля распределе ния свободных носителей из-за перераспределения носителей между объ емом и квантовыми состояниями и последующего электростатического взаимодействия между ними. В дифференциальной емкости диода Шоттки или p-n-перехода на основе такой гетероструктуры появляется составляю щая, которая определяется изменением заряда на квантовых состояниях при изменении напряжения смещения. Исследование емкости, связанной с квантовыми состояниями, позволит определить основные фундаменталь ные физические свойства квантоворазмерных слоев. Для анализа вольт емкостных характеристик диодов Шоттки, содержащих слои пониженной размерности, использовались различные приближенные методы, основан ные на аналитическом решении уравнения Пуассона [4-8]. Однако за гра ницами данного рассмотрения оставались изменения формы волновых функций квантоворазмерных состояний под действием электрического поля, что дает существенный вклад в емкость при исследовании одиноч ных гетерограниц, широких квантовых ям и слоев с -легированием. Кро ме того, как правило, рассматривалось заполнение носителями заряда только основного состояния в квантоворазмерном слое. Было показано [9], что для учета заполнения нескольких подзон в квантоворазмерном слое необходимо проведение самосогласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера. Однако применение данного подхода было затруднено ввиду отсутствия эффективных методов численного решения этой системы уравнений. Кроме того, к моменту начала данной работы отсутствовали методы емкостной спектроскопии для исследования электронной структу ры и динамики носителей в полупроводниковых гетероструктурах с кван товыми точками (КТ). Настоящая диссертационная работа в значительной степени восполняет этот пробел.

Целью работы является исследование фундаментальных свойств кванто воразмерных состояний в полупроводниковых гетероструктурах с кванто выми ямами и квантовыми точками методами емкостной спектроскопии.

Объекты и методы исследования. Объектом исследования были полу проводниковые гетероструктуры с квантовыми ямами (на основе систем InGaAs/InAlAs и GaAs/AlGaAs) и гетероструктуры с квантовыми точками (на основе систем InAs/GaAs и низкотемпературного GaAs), выращенные методом молекулярно пучковой эпитаксии (МПЭ). В ходе выполнения диссертационной работы были разработаны методы емкостной спектро скопии для исследования фундаментальных свойств квантоворазмерных слоев.



Научная новизна работы состоит в следующем:

1. Разработана модель для численного анализа вольт-емкостных характе ристик полупроводниковых гетероструктур с квантовыми ямами на ос нове самосогласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера, которая позволяет определять геометрическое положение квантовораз мерных слоев и их толщину, электронную структуру и распределение электронной плотности по толщине в квантовых ямах, а также разрывы зон на гетерограницах.

2. Разработана модель для численного анализа вольт-емкостных характе ристик полупроводниковых гетероструктур с квантовыми точками, ко торая позволяет определять электронную структуру массива квантовых точек.

3. Проведено исследование механизмов эмиссии носителей заряда из са моорганизованных квантовых точек InAs в матрицу GaAs под действи ем электрического и магнитных полей и оптического возбуждения.

4. При Т 100 K обнаружен эффект фотофизического «выжигания дыры»

в неоднородно уширенном спектре поглощения массива самоорганизо ванных КТ InAs/GaAs, где самоорганизованные КТ используются в ка честве оптически и электрически управляемых ловушек носителей заря да.

Практическая значимость работы состоит в следующем:

1. Разработан метод анализа вольт-емкостных характеристик полупро водниковых гетероструктур с квантовыми ямами для определения раз рывов зон на гетерограницах, электронной структуры и волновых функций состояний в квантовых ямах.

2. Разработан комплекс методов емкостной спектроскопии полупровод никовых гетероструктур с квантовыми точками для определения энер гетического спектра состояний массива квантовых точек и исследова ния механизмов эмиссии носителей заряда из квантовых точек.

3. Обнаружен эффект фотофизического «выжигания дыры» в неодно родно уширенном спектре поглощения массива самоорганизованных КТ InAs/GaAs, где самоорганизованные КТ используются в качестве оптически и электрически управляемых ловушек носителей заряда, который указывает на возможность использования таких структур в качестве нового типа элемента памяти высокой плотности, где нали чие или отсутствие дыры в спектре поглощения системы КТ может быть использовано для бинарного представления данных. Кроме того, данная система может быть использована в качестве нелинейного оп тического устройства.

Все полученные автором научные результаты, вынесенные на защиту яв ляются новыми.

В результате проведенного исследования развито новое научное направление в физике полупроводников – емкостная спектроскопия по лупроводниковых гетероструктур с квантоворазмерными слоями.

Научные положения, выносимые на защиту.

ПОЛОЖЕНИЕ 1. Численное моделирование экспериментальных квази статических вольт-емкостных характеристик полупроводниковых гетеро структур с квантовыми ямами на основе самосогласованного решения дифференциальных уравнений Пуассона и Шредингера позволяет опреде лять геометрическое положение квантоворазмерных слоев и их толщину, электронную структуру и волновые функции состояний в квантовых ямах, распределение электронной плотности по толщине структуры и разрывы зон на гетерограницах. Необходимым условием при измерении вольт емкостных характеристик полупроводниковых гетероструктур является минимизация в полном импедансе структуры вкладов от дефектов с глу бокими уровнями и активных потерь, которые не учитываются при мо дельных расчетах. Это достигается выбором температуры и частоты изме рительного сигнала.

ПОЛОЖЕНИЕ 2. Численное моделирование экспериментальных квази статических вольт-емкостных характеристик полупроводниковых гетеро структур, содержащих один или несколько слоев квантовых точек, на ос нове решения уравнения Пуассона в предположении, что плоскость кван товых точек представляет набор одиночных изолированных центров с не однородно уширенной плотностью электронных состояний из-за разброса квантовых точек по составу и размеру, позволяет определять геометриче ское положение слоя квантовых точек и энергетический спектр состояний массива квантовых точек.

ПОЛОЖЕНИЕ 3. Полуширина эффективного профиля распределения концентрации свободных носителей в квантовой яме определяется тепло вым уширением края Фермиевского распределения и не связана с полуши риной волновой функции электронов в квантовой яме.

ПОЛОЖЕНИЕ 4. В электрическом поле эмиссия носителей заряда из самоорганизованных квантовых точек InAs в матрицу GaAs осуществля ется путем термически активированного туннелирования. Наличие стадии туннелирования в процессе эмиссии приводит к тому, что темп эмиссии электронов из квантовых точек на несколько порядков превышает темп эмиссии дырок, поскольку эффективная масса электронов значительно ниже, чем у дырок.

ПОЛОЖЕНИЕ 5. Внешнее магнитное поле (до 10 Т) приводит к умень шению темпа эмиссии электронов из InAs квантовых точек в GaAs мат рицу из-за эффективного понижения электронного уровня в квантовых точках, вызванного формированием уровней Ландау в зоне проводимости GaAs. Этот эффект не зависит от ориентации магнитного поля относи тельно плоскости квантовых точек, что является проявлением нуль-мерной природы квантовых точек.

ПОЛОЖЕНИЕ 6. В области температур ниже 80 К полупроводниковые гетероструктуры с самоорганизованными InAs квантовыми точками в GaAs матрице проявляют эффект "выжигания дыр" в неоднородно уши ренном спектре поглощения ансамбля квантовых точек. Резонансное оп тическое возбуждение в области основных оптических переходов в InAs квантовых точках приводит к накоплению в них дырок, которые блокиру ют поглощение света. Этот нелинейный оптический эффект имеет немо нотонную зависимость от электрического поля в области объемного заряда структуры, содержащей квантовые точки. В слабых электрических полях эффект "выжигания дыр" не наблюдается, т.к. темп туннельной эмиссии электронов ниже темпа рекомбинации фотовозбужденных носителей в квантовых точках. В сильных электрических полях данный эффект не на блюдается из-за увеличения темпа туннельной эмиссии фотовозбужден ных дырок из квантовых точек.

ПОЛОЖЕНИЕ 7. Наноразмерные кластеры мышьяка (с характерным размером менее 10 нм), сформированные в результате высокотемператур ного отжига в матрице низкотемпературного арсенида галлия (температу ра роста ниже 3000С), ведут себя как амфотерные глубокие центры, кото рые захватывают электроны в n-матрице, заряжаясь отрицательно, и дырки в p-матрице, заряжаясь положительно.

Результаты исследований, выполненных в диссертационной рабо те, представляют фундаментальный интерес и могут быть использованы при разработке новых приборов оптоэлектроники, а также при фундамен тальных исследованиях других гетероструктур с квантовыми ямами и квантовыми точками. Результаты исследований могут быть использованы в различных организациях Российской Академии наук (ФТИ им. А.Ф.

Иоффе, Санкт-Петербург;

ФИАН им. П.Н. Лебедева, Москва;

ИФТТ, Чер ноголовка;

ИПП, Новосибирск;

Институт физики микроструктур, Нижний Новгород;

Институт общей физики, Москва;

ИРЭ, Москва), в ГОИ им.

С.И. Вавилова, Санкт-Петербург, в Санкт-Петербургском Государствен ном Политехническом университете и др.

Апробация работы. Основные результаты работы докладывались на:

2,3,4,5,6,8 Российских конференциях по физике полупроводников (Зелено горск, 1997;

Москва, 1998;

Новосибирск, 1999;

Нижний Новгород, 2001;

2003 Санкт-Петербург;

2007 Екатеринбург);

3-11 Международных симпо зиумах “Наноструктуры: Физика и Технология” (Санкт-Петербург, 1995, 1996, 1997, 1998, 1999, 2000, 2001, 2002, 2003, 2004);

23-27 Международ ных конференциях по физике полупроводников (Берлин, Германия, 1996;

Иерусалим, Израиль, 1998;

Осака, Япония, 2000;

Эдинбург, Великобрита ния, 2002;

Флагстафф, США, 2004);

международной осенней конференции Общества исследования материалов (MRS) (Бостон, США, 2001 );

3 меж дународной конференции по Физике низко-размерных структур (Дубна, 1995);

9 и 11 международных конференциях по Сверхрешеткам, микро структурам и микроприборам (Льеж, Бельгия, 1996;

Хургада, Египет, 1998);

23 международном симпозиуме по Полупроводниковым соединени ям (Санкт-Петербург, 1996);

40 международной конференции по Элек тронным материалам (Шарлоттсвиль, США, 1998);

конференции по Физике твердого тела и материалам (Эксетер, Великобритания, 1997);

12 конферен ции по Электронным свойствам двумерных систем (EP2DS-12) (Токио, Япо ния, 1997);

международных конференциях по Физике полупроводниковых квантовых точек (QD2000 - Мюнхен, Германия, 2000;

QD2002 - Токио, Япония 2002);

3 симпозиуме по Нестехиометрическим соединениям AIII-BV (Эрланген, Германия, 2001);

совещаниях по Нанофотонике (Нижний Новго род 2002, 2003, 2004);

11 международной конференции по Модулированным Полупроводниковым Структурам (MSS-11 - Нара, Япония 2003);

13 между народной конференции по Динамике Неравновесных Носителей в Полупро водниках (Модена, Италия 2003).

Результаты работы, как в целом, так и отдельные ее части доклады вались также на физических семинарах в ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, в Техническом университете г. Берлин, Германия, университете г. Ноттин гем, Великобритания, институте Прикладных Наук г. Лион, Франция.

Публикации. По теме диссертации имеется 59 публикаций в научных жур налах и трудах российских и международных конференций, основные из которых приведены в конце автореферата.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, глав, заключения и списка цитируемой литературы, содержит 335 страниц, 119 рисунков, 14 таблиц. Список литературы состоит из 59 наименований авторских публикаций и списка цитируемой литературы, включающего 135 наименований.

Во введении обосновывается актуальность темы исследования, сформу лированы цели и задачи работы, ее научная новизна и практическая зна чимость, а также положения, выносимые на защиту.

В первой главе рассматриваются физические основы метода емкостной спектроскопии полупроводниковых гетероструктур, основанный на изме рении барьерной емкости диода Шоттки, p-n-перехода или структуры Ме талл-Диэлектрик-Полупроводник (МДП). Для таких структур характерно отсутствие пропорциональности между зарядом конденсатора Q и напря жением V на его обкладках, поэтому используется понятие дифференци альной емкости, являющейся коэффициентом пропорциональности между изменением заряда dQ и изменением напряжения dV [3]:

dQ = C dV. (1) Далее рассматривается барьерная емкость диода Шоттки на основе полу проводниковой гетероструктуры n-типа проводимости с квантовой ямой (КЯ). При отсутствии обратного смещения под барьером Шоттки под дей ствием поверхностного потенциала qb формируется область пространст венного заряда Wd(0) (Рис.1а). Уровень размерного квантования E0 в слое КЯ находится ниже дна зоны проводимости матрицы EС, поэтому часть свободных носителей перетекает в (а) КЯ из прилегающих к квантовой qb яме n-слоев. В КЯ накапливается E C E d отрицательный заряд электронов, E E E FMe F который индуцирует область W W 0 пространственного заряда W0 с E обеих сторон от слоя квантовой FMe ямы (Рис.1а). Показано, что в (б) данной структуре существует два q - V b типа распределения заряда:

E двумерный заряд электронов (Q2D), E C E d расположенных на уровнях (Ei) в E F квантовой яме, и трехмерный заряд свободных электронов в зоне z W (0) W (V) проводимости и ионизованных d d Рис.1 Энергетическая диаграмма доноров (Q3D) в n-матрице. При диода Шоттки на структуре с кванто- изменении напряжения смещения вой ямой: а) при отсутствии внешнего dV в такой структуре происходит напряжения смещения, б) при прило изменение заряда dQ3D, связанное с женном обратном смещении V.

движением края области про странственного заряда (ОПЗ) барьера Шоттки от Wd(0) до Wd(V) (Рис.1б). Кроме того, изменяется заряд в квантовой яме dQ2D, а, следовательно, и заряд, индуцированный вокруг квантовой ямы. Показано, что барьерная емкость CQW данной структуры имеет две компоненты – трехмерную (С3D) и двумерную (С2D):

[ ] Q2 D (EF Ei ), i, (2) Q C = C + C = 3D + QW 3D 2D V V i где суммирование проводится по всем подзонам состояний в квантовой яме. Вторая компонента C2D в выражении (2) отражает изменение двумер ного заряда электронов в квантовой яме Q2D, связанное с изменением от носительного положения уровня Ферми EF и энергетического положения подзоны E0 в квантовой яме, а также с изменением квадрата волновой функции |0 |2 электронов в квантовой яме из-за квантового эффекта Штарка. Заряд Q2D, аккумулированный в квантовой яме, зависит от таких параметров, как разрыв зон на гетерогранице EC, эффективная массы но сителей и ширина квантовой ямы, которые, в свою очередь, определяют положение энергетических уровней Ei и волновые функции локализован ных состояний i в квантовой яме. Поэтому анализ емкости C2D, связан ной с квантовой ямой, позволит определить все эти параметры. Вводится понятие емкостной спектроскопии квантоворазмерных состояний, когда, увеличивая напряжение обратного смещения на барьере Шоттки, запол ненные электронами энергетические уровни Ei в слое КЯ последовательно опустошаются при прохождении через уровень Ферми EF матрицы (Рис.1а,б).

Следует отметить, что выражение (2) для емкости диода Шоттки с кванто вой ямой написано в частных производных, потому что необходимо учи тывать тот факт, что изменение заряда в квантовой яме приводит к изме нению заряда, индуцированного вокруг квантовой ямы, поэтому двумер ная C2D и трехмерная C3D компоненты емкости CQW оказываются взаимо связанными. Последнее обстоятельство в значительной степени затрудняет анализ емкости диода Шоттки с квантовой ямой.

Для расчета C-V характеристик диодов Шоттки, изготовленных на основе полупроводниковых гетероструктур, была разработана модель самосогла сованного решения одномерных уравнений Пуассона и Шредингера. Из решения уравнения Пуассона получаем распределение по толщине струк туры электростатического потенциала U(z). Уравнение Шредингера ре шается для эффективного потенциала V(z), который учитывает форму дна зоны проводимости EC(z) нелегированной гетероструктуры с учетом раз рывов зон на границах квантовой ямы, влияние свободных электронов в зоне проводимости и ионизованных доноров, а также внешнее напряжение смещения Vrev прикладываемое к структуре:





V ( z ) = q U ( z ) + Ec (z ). (3) Заряд в области квантовой ямы Q2D(z) представляет собой распределение плотности двумерного электронного газа, которое зависит от волновых функций i(z) и собственных значений энергии Ei, полученных из уравне ния Шредингера:

m ( z ) kT (4) ln{1 + exp [(E E ) kT ] } ( z ) Q (z ) = q h 2D F i i.

i Система взаимодействующих дифференциальных уравнений Пуассона и Шредингера не может быть решена аналитически, поэтому использовался численный подход на основе метода конечных разностей (МКР). Для дис кретизации дифференциальных уравнений Пуассона и Шредингера реаль ное пространство было разбито узлами сетки с однородным размером ячей ки. С помощью интерполяционного полинома второй степени были полу чены приближенные выражения для производных первого и второго поряд ка искомых функций U(z) и (z) по трем точкам, так называемые цен тральные разностные отношения. Решение системы дифференциальных уравнений Пуассона и Шредингера было сведено к решению систем линей ных уравнений с матрицами высокой размерности (более 1000х1000 эле ментов). Использование схемы Холецкого при решении таких систем по зволило значительно повысить скорость вычислений. Для получения само согласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера использова лась итеративная процедура.

Самосогласованное решение уравнений Пуассона и Шредингера позволяет определить форму эффективного потенциала V(z) как функцию напряже ния смещения Vrev, приложенного к диоду Шоттки. Согласно теореме Га усса, для данного напряжения смещения Vrev полный заряд в структуре про порционален величине электрического поля на поверхности образца Esurf :

dV ( z ) Q = 0 E =, E surf surf d z surface. (5) Для расчета емкости данной структуры используется квазистатическое при ближение, т.е.:

Q C V =V = rev V V = V, (6) rev где Q есть полное изменение заряда, обусловленное изменением обратно го смещения V около статической точки Vrev.

Представленная модель для расчета емкости диода Шоттки основана на квази-статическом приближении, т.е. не учитывается временная зависи мость изменения заряда dQ, вызванного изменением напряжения смещения dV. На практике, для измерения дифференциальной емкости к барьеру Шоттки (или p-n-переходу) прикладывается напряжение, состоящее из двух компонент: постоянного напряжения смещения Vrev и гармонического сиг нала Vosc на частоте f:

V (t ) = Vrev + Vosc, Vosc = V exp( j t ), (7) где = 2 f, t – время, V – амплитуда модулирующего сигнала.

Из рассмотрения полного импеданса Z барьера Шоттки при гармониче ском воздействии (выр.7) следует, что его эквивалентная схема может быть сведена к параллельному соединению емкости Cm и проводимости Gm, которые и измеряются в эксперименте. Показано, что наличие в полу проводниковом материале дефектов с глубокими уровнями может приво дить к появлению дополнительного вклада в полную емкость структуры, если частота измерений будет много меньше темпа термической эмис сии en носителей заряда с глубокого уровня:

. (8) exp ET et = V N kT n th n C g При условии en наблюдается увеличение амплитуды сигнала проводи мости Gm. Показано, что для подавления вклада в емкость структуры Cm от глубоких уровней необходимо выбирать условия измерения, когда en. Однако, повышение частоты измерительного сигнала f может при вести к уменьшению величины измеряемой емкости Cm из-за появления вклада от последовательного сопротивления Rs в эквивалентной схеме барьера Шоттки. При этом наблюдается рост амплитуды сигнала прово а) а) f = 1 MHz f = 500 Hz f = 100 kHz f = 5 kHz f = 500 Hz f = 1 MHz Simulation Simulation C ( pF ) C ( pF ) б) б) G / (2 f ) (pF) G / (2 f ) (pF) f = 1 MHz f = 100 kHz f = 500 Hz 10 f = 500 Hz f = 5 kHz f = 1 MHz 1 -5 -4 -3 -2 -1 -4 -3 -2 -1 0 Vrev ( V ) Vrev ( V ) в) f = 100 kHz rev 10 f = 500 Hz f = 5 kHz Simulation f = 1 MHz в) Simulation Ncv ( cm ) - Ncv ( cm ) - 10 0.00 0.10 0.20 0.30 0.40 0.50 0.60 0.70 0.30 0.40 0.50 0.60 0. W ( m ) W ( m ) Рис.3 C-V (а), G-V (б) и NCV-W (в) Рис.2 C-V (а), G-V (б) и NCV-W (в) ха характеристики диода Шоттки с рактеристики диода Шоттки с кванто квантовой ямой, измеренные при Т = вой ямой, измеренные при Т = 300К на 86 К на разных частотах f. Сплошная разных частотах f. Сплошная линия – линия – результаты расчетов.

результаты расчетов.

димости Gm. Показано, что для минимизации искажений емкости структу ры Cm необходимо выбирать условия измерения, когда величина Cm на порядок превышает приведенную проводимость Gm/.

Далее в работе рассматриваются методы измерения параметров дефектов с глубокими уровнями, такие как нестационарная спектроскопия глубоких уровней (НСГУ) [10] и спектроскопия полной проводимости [11].

Предложенная квазистатическая модель была использована для анализа экспериментальных вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки на основе полупроводниковых гетероструктур с одиночными и повторяющи мися квантовыми ямами на основе систем InGaAs/InAlAs и GaAs/AlGaAs.

На Рис.2а и 2б представлены результаты измерений при Т = 300 К частот ной зависимости емкости C и проводимости G от напряжения обратного смещения для диода Шоттки на основе гетероструктуры с одиночной квантовой ямой In0.47Ga0.53As с шириной 5 нм в матрице In0.52Al0.48As n типа проводимости. При уменьшении частоты измерений от 1 МГц до 500 Гц происходит повышение измеряемой емкости структуры (Рис.2а), которое сопровождается значительным ростом проводимости G (Рис.2б).

С помощью метода НСГУ было установлено, что это связано с вкладом в емкость и проводимость от дефектов с глубокими уровнями (с ET = 0.64 эВ -13 и = 5.3x10 см ), типичными для слоев In0.52Al0.48As, выращенных ме тодом МПЭ. В соответствии с выр.8 для минимизации вклада в емкость от этих электронных ловушек при Т = 300 К измерительная частота f должна быть значительно выше 200 Гц. Совпадение экспериментальных C-V характеристик структуры MBE779, измеренных при f = 100 кГц и f = 1 МГц (Рис.2а) указывает на то, что глубокие ловушки не вносят искаже ний в C-V характеристики в этом диапазоне частот измерительного сигна ла. При этих частотах приведенная проводимость G/2f находится на уровне нескольких пФ (Рис.2б), что значительно ниже измеряемой емко сти структуры.

При Т=86 К с повышением измерительной частоты f от 5кГц до 1 МГц становится существенным влияние последовательного сопротивления структуры Rs, что приводит уменьшению емкости структуры (Рис.3а) и появлению значительного сигнала приведенной проводимости G/2f (Рис.3б). Совпадение C-V характеристик структуры при f = 5 кГц и f = 500 Гц (Рис.3а) и малый сигнал приведенной проводимости G/2f на уров не нескольких пФ (Рис.3б) позволяют нам сделать заключение, что в этом диапазоне частот влияние последовательного сопротивления Rs на емкость структуры становится незначительным. Таким образом, для моделирова ния C-V характеристик структуры с квантовой ямой с помощью квази статической модели на основе самосогласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера были выбраны измерения, сделанные при Т=300 К на частоте 100 кГц (Рис.2а) и при Т=86 К на частоте 5кГц (Рис.3а). Как видно из Рис.2а и 3а, модельные расчеты достаточно хорошо описывают экспериментальные данные, полученные при минимизации сигнала приве денной проводимости G/2f.

Показано, что из анализа вольт-емкостных характеристик может быть оп ределен разрыв зон на гетерогранице EC, а также энергетический спектр уровней Ei и волновые функции локализованных состояний i в кванто вой яме (Рис.4а,б).

Установлено, что разрыв зоны проводимости в квантовой яме для согласо ванной по параметру решетки гетерограницы In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As равен Ec = 0.49 эВ. Это а) достаточно хорошо T = 300 K 0.4 согласуется с величиной 1x E ) Ec = 0.50 эВ, полученной - V ( eV ) EF 0.2 5x NS ( cm из анализа вольт E емкостной характеристики 0.0 одиночной гетерограницы T = 86 K б) In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As 0.4 E1 1x [5]. Наблюдается также ) V ( eV ) - EF хорошее соответствие с 0.2 NS ( cm 5x модельными расчетами на E 0.0 основе теории функци онала плотности локаль 1. в) ных псевдопотенциалов NCV ( a.u. ) [12], которые тоже дают 0. величину Ec = 0.50 эВ для гетерограницы 0. In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As.

0.34 0.35 0.36 0.37 0.38 0.39 0. Из анализа вольт W ( m ) емкостных характеристик Рис.4 Эффективный потенциал V (сплошная диодов Шоттки с упруго линия) и распределение электронной плотно напряженным слоем сти в структуре с квантовой ямой, рассчитан квантовой ямы на основе ные при Т=300 К (а) и Т=86 К (б). Горизон рассогласованной по пара тальные линии в слое КЯ отражают положение метру решетки системы энергетических уровней (E0 = 97.9 мэВ E1 = 407.6 мэВ). На рисунке (б) приведено сравне- In0.52Al0.48As/In0.60Ga0.40As ние NCV-W профилей в области квантовой было установлено, что в ямы: экспериментальных ( - Т = 86 К и f = 5 данном случае величина кГц ;

- Т = 300 К и f = 100 кГц) и теоретиче- разрыва зон проводимости ских (сплошная линия – Т = 86 К и пунктирная составляет EC = 0.53 эВ, линия – Т = 300 К).

что также согласуется с расчетами на основе теории функционала плотности локальных псевдопотенциалов [12].

Следует отметить, что данный метод определения разрывов зон на гетеро границах имеет высокое разрешение по энергии (до 20 мэВ), и в отличие от оптических методов позволяет независимо определять разрывы зон проводимости и валентных зон на гетерогранице, используя структуры n и p-типа проводимости. Кроме того, исследование структур с квантовыми ямами позволяет определять величину разрыва зон проводимости в струк турах с упруго напряженными слоями, которые не могут иметь большую толщину из-за релаксации механических напряжений с образованием дис локаций и дефектов.

На рис.2в и 3в представлены эффективные профили распределения кон центрации свободных носителей заряда NCV-W, рассчитанные из вольт емкостных характеристик (Рис.2а и 3а) в приближении обедненного слоя [3]:

S C N CV (Wd ) = (9) Wd =, q 0 S (dC dV ) C Установлено, что максимум NCV-W характеристики в области геометриче ского положения слоя квантовой ямы связан с аккумуляцией там электро нов на уровнях размерного квантования (Рис.2в, 3в). Кроме того, из срав нения с модельными расчетами было показано, что профиль распределе ния концентрации свободных носителей заряда NCV-W не описывает фор му распределения электронной плотности в области КЯ (Рис.4а,б,в). Это связано с тем, что выражение (9) для расчета распределения концентрации NCV-W было получено для трехмерного распределения заряда в структуре.

Установлено, что в области квазипостоянной емкости (Рис.2а и 3а) опре деляющим является изменение двумерного заряда dQ2D в квантовой яме (выр.(4)), поэтому сильная температурная зависимость полуширины пика NCV-W в квантовой яме (Рис.4в) определяется тепловым уширением края Фермиевского распределения.

На основе анализа вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки на базе полупроводниковых структур с широкими квантовыми ямами (25 нм) на основе системы In0.52Al0.48As/In0.6Ga0.4As показано, что при температуре 60 К два нижних энергетических состояния в КЯ заполнены электронами.

Далее приведены результаты анализа вольт-емкостных характеристик сверхрешеток со слабосвязанными квантовыми ямами на основе системы In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As. Установлено, что из-за высокой концентрации носителей в квантовых ямах с ростом напряжения обратного смещения V происходит их последовательное опустошение от электронов. Изменение ширины ОПЗ барьера Шоттки блокируется ближайшей заполненной КЯ, и емкость структуры не зависит от напряжения. Как только с ростом напря жения смещения V концентрация электронов в КЯ становится менее 1x1010 см-2, край ОПЗ барьера Шоттки перескакивает к следующей КЯ, что сопровождается скачкообразным изменением емкости структуры.

Таким образом, в данной главе была представлена модель для расчета C-V и NCV-W характеристик полупроводниковых многослойных гетероструктур с квантовыми ямами на основе численного решения самосогласованных уравнений Шредингера и Пуассона с помощью метода конечных разно стей. Показано, что данная модель позволяет определить параметры квантоворазмерных слоев при условии, что учтено влияние на емкость гетероструктуры дефектов с глубокими уровнями и активных потерь.

Во второй главе представлены результаты исследований самоорганизо ванных квантовых точек InAs в матрице GaAs.

Во введении к данной главе сделан краткий обзор сведений о самооргани зованных КТ. Поскольку гетеросистема InAs/GaAs характеризуется доста точно большим рассогласованием постоянных решеток (около 7 %), то при эпитаксиальном осаждении сильно напряженного слоя InAs на поверхно сти GaAs происходит изменение характера роста от двумерного к трех мерному, когда на планарной поверхности GaAs образуются островки InAs [13]. Эти островки лежат на остаточном двумерном слое InAs с толщиной порядка 1 монослоя, который называется смачивающим слоем (WL). Та кой механизм роста, где сочетается образование трехмерных островков и остаточного смачивающего слоя, называется механизмом Странски Крастанова. Последующее заращивание островков InAs слоем GaAs при водит к образованию структуры, где слой островков из узкозонного мате риала InAs находится внутри слоя широкозонного материала GaAs. Харак терный размер островков InAs - порядка 10 нм, что сравнимо с длиной волны ДеБройля в данном материале. Кроме того, система InAs/GaAs представляет собой гетеропереход первого рода. Таким образом, InAs квантовые точки в GaAs матрице представляют собой нуль-мерную атомо подобную структуру с уровнями размерного квантования для электронов и дырок [14,15].

В этой главе представлена, основанная на решении уравнения Пуассона модель, для расчета квазистатических C-V-характеристик структур n- или p-типа проводимости, содержащих плоскость квантовых точек, ориенти рованную параллельно плоскости барьера Шоттки. Эта модель позволяет определять расстояние от слоя квантовых точек до поверхности образца, двумерную концентрацию квантовых точек (Nqd), энергетическое положе ние уровня электрона в квантовой точке (Eqd) и степень заполнения кван товых точек электронами в зависимости от температуры. Использование матриц n- и p-типа проводимости позволяет проводить раздельное иссле дование дырочных и электронных состояний в квантовых точках.

Показано, что емкость диода Шоттки с плоскостью КТ, как и в случае структур с квантовыми ямами (выр.2), состоит из двух компонент: объем ной С3D и двумерной Cqd, связанной с изменением заряда в КТ:

Qqd (Eqd EF ).

Q3 D (W ) (10) C = C +C = + 3D qd V V Исследования с помощью просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) показали, что между квантовыми точками InAs/GaAs в плоскости имеется достаточно большое расстояние (порядка 10 нм). В то же время, из теоретических расчетов следует, что волновые функции электронов и дырок практически полностью локализованы внутри КТ. Поэтому было предложено, что плоскость КТ InAs/GaAs может быть рассмотрена как набор невзаимодействующих центров, способных захватить несколько носителей заряда, где каждая отдельная КТ характеризуется -образной функцией плотности состояний. Кроме того, ПЭМ исследования показали, что самоорганизованные КТ характеризуются незначительным разбросом по размерам, а, следовательно, и по энергиям квантоворазмерных состоя ний. Это подтверждается спектрами микрокатодо- и микрофотолюминес ценции, из которых следует, что широкий пик ФЛ из большого ансамбля КТ состоит из набора узких линий, связанных с люминесценцией из от дельных КТ. Было показано, что для учета неоднородности размера КТ плотность состояний NqdG в слое КТ может быть описана нормальным рас пределением. Тогда заряд, накопленный в слое КТ, с учетом Фермиевской функции распределения может быть представлен в следующей форме:

2 (E Eei ) exp (E ) gi N qd dE Qqd = q E EF E 1 + exp i 2 kT. (11) Рассмотрение полного импеданса диода Шоттки, содержащего плоскость самоорганизованных КТ, при воздействии гармонического сигнала Vosc на частоте f (выр.7) показало, что эквивалентная электрическая схема такой структуры может сведена к параллельному соединению емкости CmG и проводимости GmG :

CqdG (EF ) ( ) arctan m, CmG = C3 D + m CqdG (EF ) [ ] ln 1 + ( m ), CqdG (EF ) = q N qdG (EF ). (12) GmG = 2 m Здесь m –постоянная времени эмиссии носителей заряда из КТ. Показано, что из соотношения частоты измерительного сигнала и времени m можно определить три режима измерений:

1. m 1.98 – это режим квазистатических измерений: в этом случае адмитанс структуры с КТ является чисто емкостным и проводимость GmG близка к нулю. Поэтому уменьшение до нуля активной компонен ты в адмитансе (выр.12) при уменьшении m может служить мерой равновесия в измеряемой системе.

2. m 1.98 – сигнал проводимости GmG максимален, и по его величине из выр.12 можно определить величину плотности состояний в КТ в точке пересечения с уровнем Ферми EF. Поскольку точка пересечения уровня Ферми EF с плотностью состояний NqdG в плоскости КТ зависит от величины обратного смещения на барьере Шоттки (Рис.1), то, из меняя напряжение смещения, можно изучать форму плотности энерге тических состояний в КТ.

3. m 1.98 – режим «вымораживания» носителей в КТ, т.к. обе со ставляющие адмитанса (выр.12), связанные с КТ, близки к нулю.

Следует отметить, что применение дополнительных методов исследования позволяет значительно сократить число параметров, варьируемых в мо дельных расчетах квазистатических вольт-емкостных характеристик дио дов Шоттки на основе структур с КТ. Так, геометрическое положение слоя КТ и двумерная концентрация квантовых точек Nqd могут быть изме рены с помощью ПЭМ. Величина среднего квадратического отклонения E функции плотности состояний в КТ может быть определена из анализа пика ФЛ, связанного с электронно-дырочной рекомбинацией в КТ. Поэто му концентрация электронов, локализованных в плоскости КТ, определя ется формой плотности состояний в плоскости КТ (Eei, Eei) и положени ем уровня Ферми EF в матрице GaAs. Таким образом, из анализа C-V ха рактеристик диодов Шоттки с самоорганизованными КТ можно опреде лить электронную структуру энергетических состояний в КТ. Показано, что в соответствии с выр.11 разрешение метода по энергии повышается при понижении температуры из-за уменьшения теплового размытия края Фермиевского распределения.

Показано, что, измеряя частотную и температурную зависимости функции GmG/, которая имеет максимум при m=1.98 (выр.12), можно опреде лить температурную зависимость постоянной времени эмиссии из КТ, а затем и энергию активации этого процесса. Кроме того, функция GmG/ в максимуме 0.8 СqdG /2, что позволяет оценить форму плотности энерге тических состояний в КТ из измерения проводимости GmG/ в зависимо сти от обратного смещения и величины m.

Таким образом, разработан комплекс методов емкостной спектроскопии для исследования энергетических состояний в КТ.

Данный комплекс методов был применен для проведения исследований диодов Шоттки на основе гетероструктур n-типа и p-типа проводимости с КТ, сформированными после нанесения 1.7 и 4 монослоев (МС) InAs на поверхность GaAs. ПЭМ исследования показали, что увеличение эффек тивной толщины слоя InAs от 1.7 МС до 4 МС приводит к увеличению среднего характерного размера базы КТ от 8-9 нм до 15-17 нм.

Исследование температурной и частотной зависимостей C-V и G-V харак теристик структуры n-типа проводимости с КТ, сформированными после нанесения 4 МС InAs, показало, что квазистатические условия измерения могут быть получены при Т = 80 К на частотах измерительного сигнала f менее 10 кГц, когда m 1.98 (Рис.5а,б). Из модельных расчетов уста новлено, что в КТ имеется два заполненных электронных состояния Ee1 и Ee2, расположенных ниже дна зоны проводимости GaAs на 140 мэВ (Ee0 = 45 мэВ) и 60 мэВ (E1 = 45 мэВ), соответственно. Установлено, что при увеличении величины обратного смещения происходит последовательное опустошение уровней Ee2 и Ee1 от электронов, при этом в C-V характери стике наблюдается две ступеньки (Рис.6а), которым соответствуют два пика на эффективном профиле распределения концентрации свободных носителей заряда NCV-W (Рис.6б). Исследования структуры p-типа прово димости с такими же КТ показало, что основное энергетическое состояние для дырок в КТ расположено на 230 мэВ выше потолка валентной зоны GaAs.

Установлено, что уменьшение размеров базы КТ InAs/GaAs с 15-17 нм до 8-9 нм приводит к уменьшению глубины залегания электронных и дыроч ных состояний в КТ по отношению к краю соответствующей зоны до 80 мэВ и 170мэВ, соответственно.

Следует отметить, что сумма энергий локализации а) 35 f = 1 MHz электронов и дырок в КТ с f = 100 kHz f = 10 kHz энергией пика ФЛ при 10 К f = 1 kHz через основные состояния дает C ( pF ) значения в диапазоне 1.480 1.520 эВ, что с учетом энергии связи экситона в КТ достаточно хорошо согласуется с шириной за 0. б) прещенной зоны GaAs (Eg GaAs G / ( 2 f ) ( pF ) 0. = 1.519 эВ).

Было обнаружено, что при 0. понижении температуры 0. происходит подавление 0. квантовой составляющей емкости Cqd, связанное с тем, -3.0 -2.5 -2.0 -1.5 -1. V (V) что темп термической эмиссии rev en электронов из КТ Рис.5 C-V (а) и G-V (б) характеристики становится значительно структуры с КТ, полученные при Т = 80К меньше угловой частоты для разных частот измерительного сигна ла f.

измерительного сигнала (или m а) dC/dV ( arb.u.) 1.98), т.е. происходит «выморажи- 2. вание» электронов на уровнях в КТ at f = 1 kHz 2. 35 simulation (Рис.7а). При этом появляется пик 1. C ( pF ) проводимости G (Рис.7б), связанный с 25 1. возрастанием активных потерь в 20 0. структуре из-за перезарядки КТ. Этот 15 0. эффект связан с отсутствием транс- -4 -3 -2 -1 Vrev ( V ) порта в плоскости КТ и является б) 10 проявлением нуль-мерной природы состояний в КТ и поэтому не ) - наблюдается в структурах с NCV ( cm квантовыми ямами. 0.30 0.35 0.40 0.45 0.50 0. Обнаружение эффекта «выморажи- W ( m ) вания» позволило применить для Рис.6 C-V (а) и NCV-W (б) харак исследования динамических свойств теристики структуры с КТ при Т = КТ методы спектроскопии полной 80К: экспериментальные резуль проводимости и НСГУ, используемые таты (открытые символы), изме для определения параметров дефектов ренные на частоте измерительно с глубокими уровнями. Темп эмиссии го сигнала f = 1кГц, и модельные расчеты (сплошные линии).

en=1/m носителей заряда из КТ экспоненциально зависит от тем пературы и энергии электронного уровня Eei в КТ относительно дна а) зоны проводимости EС: f = 1 MHz T = 200 K 40 T = 80 K T = 45 K EC Eei T = 4.2 K (13).

en = en exp ( C ( pF ) ) kT Аналогичное выражение может быть написано для темпа эмиссии дырок из КТ. Таким образом, соотношение б) темпа эмиссии en и частоты измери- G ( S ) тельного сигнала =2f будет зави- сеть от температуры. Из выражений (12) для полного адмитанса диода Шоттки с КТ следует, что с ростом -4 -3 -2 -1 температуры при переходе от режима Vrev ( V ) «вымораживания» к квазистатическо Рис.7 C-V (а) и G-V (б) характе му режиму на температурной зависи ристики структуры с КТ, изме мости емкости C(T) должна наблю ренные на частоте f = 1 МГц при даться ступенька, которой соответст различных температурах.

вует пик на температурной зависимости проводимости G(T)/ (Рис.8а) при условии m 1.98. Показано, что, изменяя напряжение смещения, можно изучать форму плотности энергетических состояний в КТ по амплитуде пика на температурной зависимости G(T)/ (Рис.8а), поскольку точка пе ресечения уровня Ферми EF с плотностью состояний NqdG в плоскости КТ зависит от величины обратного смещения на барьере Шоттки (выр.12). На Рис.8б зависимость G(T)/ для частоты измерительного сигнала f = 1 МГц как функция напряжения обратного смещения V и температуры представ лена в виде двумерного графика, который показывает, что, выбирая на пряжение обратного смещения V и температуру, можно раздельно изучать эмиссию из основного и первого возбужденного электронных состояний в КТ.

Из квазистатических расчетов вольт-емкостной характеристики структуры с КТ была получена зависимость от напряжения смещения для емкости СqdG, связанной с перезарядкой КТ (Рис.9а), форма которой достаточно хорошо совпадает с зависимостью амплитуды пика G(T)/ от напряжения смещения (Рис.9б), что является экспериментальным подтверждением по а) а) 0.8 V rev ( V ) -1.4 V -1,6 V 0.6 -1,8 V -2,0 V CQD (pF) G/(2f ) (pF) -2,2 V -2,4 V 0.4 -2,6 V -2,8 V -3,0 V 0. 0.0 б) 0. 0 20 40 60 80 100 120 Gmax /(2 f ) (pF) Temperature ( K ) 0.6 б) act ( meV) -3.00 G/(2f ) ( 0.4 0. -2. 0. 0. 0. -2. V rev ( V ) 0. 0. -2.25 0. -4 -3 -2 -1 0. -2. Vrev ( V ) 0. 0. -1. -1. Рис.9 Расчетная Cqd-V характери 20 40 60 80 100 120 Temperature ( K ) стика структуры с КТ (а). Зависи Рис.8 G-T характеристики мость амплитуды сигнала прово структуры с КТ, полученные на димости Gmax (- -), измеренного частоте измерительного сигнала f при f = 1 МГц, и энергии активации = 1 МГц, в зависимости от напря темпа эмиссии act (- -) от напря жения обратного смещения V.

жения обратного смещения V (б).

лученных выр.12.

Было установлено, что энергия активации темпа эмиссии электронов из КТ растет с увеличением напряжении обратного смещения V (Рис.9б), т.к.

уровень Ферми EF пересекает все более глубокие (относительно дна про водимости EC матрицы GaAs) электронные состояния в плоскости КТ.

Максимуму плотности состояний основного электронного уровня Ee0 в КТ соответствует энергия активации actEe0 = 76 мэВ, а для первого возбуж денного состояния Ee1 эта величина составляет actEe1 = 15 мэВ (Рис.9б). В обоих случаях эта величина значительно ниже значений Ee0 = 140 мэВ и Ee1 = 60 мэВ, определенных из квази-статического анализа C-V характери стик. Предлагается модель, согласно которой эмиссия электронов из InAs КТ в зону проводимости EC матрицы GaAs идет в несколько этапов через промежуточные состояния. Из основного электронного состояния Ee электрон термически забрасывается на виртуальное возбужденное состоя ние, а затем туннелирует через узкий треугольный барьер в зону проводи мости EC матрицы GaAs (Рис.10а).

Было показано, что приложение внешнего магнитного поля (с а) величиной магнитной индукции до 10 Т) приводит к уменьшению темпа эмиссии электронов из InAs квантовых точек в GaAs матрицу Ee из-за формирования уровней Лан act дау в зоне проводимости GaAs, Ee0 Ec GaAs которые приводят к увеличению EF эффективной толщины туннельно го барьера (Рис.10а). Было проде EF монстрировано, что этот эффект не зависит от ориентации магнитного Ev GaAs поля относительно плоскости Ehi квантовых точек, что является про act явлением нуль-мерной природы квантовых точек. Следует б) отметить, что магнитное поле с величиной магнитной индукции до 10 Т не влияет на электронную Рис.10 Механизмы эмиссии элек структуру КТ InAs/GaAs, т.к.

тронов (а) и дырок (б) из КТ в GaAs матрицу. Горизонтальные линии по- магнитная длина в этом случае казывают энергетические уровни для значительно больше характерного электронов Eei для дырок Ehi в КТ. размера КТ.

С помощью метода НСГУ были проведены исследования темпов эмиссии электронов и дырок из КТ с использованием структур n- и p-типа прово димости, соответственно. Следует отметить, что энергия активации эмис сии электронов из КТ InAs (EaN 82 мэВ), полученная из НСГУ измере ний, достаточно хорошо согласуется с данными спектроскопии полной проводимости этих же структур в максимуме плотности состояний основ ного уровня электронов в КТ InAs EaN 74 мэВ (Рис.9б). Наличие посто янного сигнала в НСГУ спектре при температурах ниже 30 К (Рис.11а) связано с тем, что в этой области температур темп термической эмиссии электронов из основного состояния Ee0 КТ незначителен, и основным ме ханизмом эмиссии электронов из КТ является туннелирование из основно го состояния в барьер GaAs (Рис.10а). Темп туннелирования не зависит от температуры, поэтому постоянная времени релаксации емкости, связанной с эмиссией электронов из КТ, тоже не зависит от температуры, что приво дит к появлению постоянного сигнала на выходе двухстробного интегра тора НСГУ (Рис.11а). Показано, что с повышением температуры идет тер мически активированное туннелирование электронов из InAs КТ в зону проводимости GaAs (Рис.10а).

Тот факт, что эффективная масса а) - e = 16 sec n дырок выше, чем у электронов E QD приводит к уменьшению туннель DLTS Signal C (arb. u.) H QD ной прозрачности GaAs барьера, поэтому требуется бльшая энер гия для термической активации туннелирования дырок из InAs КТ в валентную зону GaAs (Рис.10б). Кроме того, дырочные состояния 25 50 75 Temperature (K) InAs КТ лежат глубже, чем элек б) тронные по отношению к соответ ствующему краю запрещенной зоны GaAs. Показано, что при из- E QD H e(s ) QD - мерении НСГУ спектров с ростом напряжения смещения Vrev энергия термической активации уровня HQD линейно уменьшается с на- 12 14 16 18 20 22 24 26 клоном около –9 мэВ/В. Экстрапо- - 1000/T ( K ) ляция к нулевому напряжению Рис.11 НСГУ спектры (а) и график смещения Vrev дает величину энер- Аррениуса (б) для темпов эмиссии электронов EQD и дырок HQD из само гии активации равную Eap организованных КТ InAs/GaAs, изме 194 мэВ, что достаточно хорошо ренные на структурах n- и p-типа, согласуется с положением основ соответственно.

ного дырочного уровня в КТ Eh0 = 230 мэВ, определенным из анализа C V характеристик структуры р-типа проводимости с КТ. Исследование тем пературной зависимости темпов эмиссии носителей из КТ показало, что темп эмиссии электронов из КТ на несколько порядков превышает темп эмиссии дырок (рис.11б).

В третьей главе представлены результаты исследований оптических свойств самоорганизованных квантовых точек InAs в матрице GaAs с по мощью фототоковой спектроскопии. Показано, что интенсивность сигнала фототока IPC в спектральной области поглощения КТ зависит от соотно шения темпа рекомбинации и темпов эмиссии носителей заряда, фотовоз бужденных в КТ.

Для описания сигнала фототока IPC от КТ была предложена модель на ос нове системы динамических уравнений, описывающих все возможные состояния КТ при оптическом возбуждении. При этом задача была сведена к рассмотрению лишь основных электронных и дырочных состояний в КТ.

Показано, что фототок IPC, протекающий в структуре с КТ, в стационарном режиме определяется темпом генерации (g) электронно-дырочных пар в КТ, соотношением темпов эмиссии электронов (1/e) и дырок (1/h) из КТ, темпом рекомбинации (1/r) электронно-дырочных пар в КТ и количеством КТ (NQDh), оптически активных в спектральном диапазоне линии оптиче ского возбуждения. Кроме того, как было показано ранее в Главе 2, для InAs/GaAs КТ темп эмиссии дырок значительно ниже темпа эмиссии элек тронов, поэтому:

. (14) h q g N QD I PC = е 1+g h + r Было продемонстрировано, что, управляя равновесным заполнением элек тронных состояний в КТ с помощью внешнего напряжения смещения, можно модулировать поглощение фотонов в КТ и, следовательно, сигнал фототока IPC от КТ. Далее на основании исследований температурной за висимости фототока IPC от КТ InAs/GaAs при малых уровнях возбуждения (g 1/h ) было показано, что величина сигнала фототока IPC действи тельно контролируется температурной зависимостью темпа эмиссии 1/e фотовозбужденных электронов из КТ. Показано, что сигнал фототока IPC от КТ подавляется, если темп эмиссии 1/e электронов из КТ ниже темпа рекомбинации экситона 1/r 109 сек-1 для КТ InAs/GaAs. Продемонст рировано, что при этих условиях измерения фототока IPC большая часть КТ была нейтральной, так что положительный заряд фотовозбужденных дырок в КТ, остававшихся после быстрого ухода электронов, не оказывал значительного влияния на динамику носителей и интенсивность оптиче ского поглощения в КТ.

Наиболее интересной и важной с практической точки является ситуация высокого уровня возбуждения, когда g 1/h. В этом случае будут про являться нелинейные оптические свойства полупроводниковых гетерост руктур с КТ. Ранее было показано, что поскольку для формирования КТ используются процессы самоорганизации, то электронный спектр массива КТ имеет значительное неоднородное уширение (I ~ 50 мэВ) из-за разбро са КТ по составу и размерам. С другой стороны, самоорганизованные КТ характеризуются атомо-подобной электронной структурой с малым одно родным уширением (h 100 мкэВ). Поэтому данная система может быть использована для реализации эффекта фотофизического «выжигания ды ры» в спектре поглощения КТ, где самоорганизованные КТ можно ис пользовать в качестве оптически и электрически управляемых ловушек носителей заряда. Наличие носителя заряда (электрона или дырки) в КТ будет модифицировать поглощение данной КТ, при этом свойства осталь ных КТ массива останутся без изменений. Тогда по изменению неодно родно уширенного спектра поглощения системы самоорганизованных КТ можно будет детектировать заполнение КТ носителями заряда, так назы ваемый эффект «выжигания дыры» в спектре поглощения. Наличие или отсутствие спектральной дыры в спектре поглощения системы КТ может быть использовано для бинарного представления данных. Таким образом, на основе самоорганизованных КТ можно создать новый тип элемента па мяти. Кроме того, данная система может быть использована в качестве нелинейного оптического устройства.

Исследования эффекта «выжигания дыры» в спектрах поглощения самоор ганизованных КТ проводились на полупроводниковых гетероструктурах, где слой самоорганизованных КТ InAs был вставлен в середину i-слоя p-i n-структуры на основе GaAs (Рис.12а). Спектральные зависимости фото тока измерялись при низких температурах, когда термическая активация подавлена, и основным механизмом выхода носителей заряда из КТ явля ется туннелирование.

Для записи спектров фототока IPC в качестве источника возбуждения ис пользовалась галогеновая лампа в комбинации с монохроматором. Для резонансного возбуждения КТ использовался перестраиваемый Ti сапфировый лазер.

Показано, что при низких температурах (Т 10 K) амплитуда фототока IPC, связанного с поглощением в КТ, зависит от электрического поля в p-i n-структуре, которое контролирует темп туннелирования (tunn)-1 носите лей заряда из КТ через треугольный барьер (Рис.12а). При большом на пряжении обратного смещения амплитуда фототока IPC от КТ насыщается, т.к. практически все фотовозбужденные в КТ носители заряда разделяются и дают вклад в фототок IPC. При уменьшении напряжения обратного а) InAs QDs смещения падает темп туннелирования (tunn)-1 носителей заряда из КТ, поэтому при этих условиях etunn Ee0 p+ практически все фотовозбужденные rec носители заряда рекомбинируют в КТ Eh0 и не дают вклада в фототок IPC.

htunn n+ На Рис.12б представлена зависимость сигнала фототока IPC от КТ при T = 7 K, от наличия подсветки (PTiSa) Ti GaAs б) T = 7 K сапфирового лазера в непрерывном - 1x режиме с энергией кванта света WL e -h Photocurrent ( A ) 1.37 эВ. Пики фототока, расположен 1 e -h ные при энергиях фотона 1.37 эВ и 1. -8 0 1x эВ, связаны с поглощением фотонов между основными и возбужденными P = 0 mW - 1x10 TiSa состояниями в КТ, соответственно.

P = 530 mW TiSa Резкое увеличение фототока 1.30 1.35 1.40 1.45 1.50 1.55 1.60 1. наблюдается при поглощении фотонов Energy ( eV ) в смачивающем слое InAs (1.49 эВ) в Рис.12 (а) Энергетическая диа матрице GaAs (1.51 эВ). Это связано со грамма p-i-n-структуры с КТ. (б) значительным увеличением плотности Спектры фототока IPC структуры состояний в этих слоях по сравнению с КТ.

со слоем самоорганизованных КТ.

Исследования показали, что подавление сигнала фототока IPC наблюдает ся не только для основного состояния КТ (переход e0-h0), соответствующе го энергии кванта Ti-сапфирового лазера, но и для возбужденного состоя ния КТ (переход e1-h1) (Рис.12б). Следует отметить, что «выжигание ды ры» в спектре поглощения КТ началось только при мощности возбужде ния Ti-сапфирового лазера выше 100мВт. Это связано с тем, что данный тип КТ InGaAs/GaAs характеризуется высокой плотностью (порядка 1011 см-2) и достаточно мелкими энергетическими состояниями электронов и дырок по отношению к соответствующему краю запрещенной зоны GaAs и уровням в смачивающем слое InAs. Поэтому возможен транспорт носителей заряда между КТ в плоскости, и дырки, возбужденные лазер ным излучением, будут распределены по основным состояниям всего мас сива КТ.

Для понижения темпа генерации g, необходимого для наблюдения эффек та «выжигание дыры», было предложено использовать структуры с КТ бльшего размера, которые характеризуются более глубокими энергиями локализации носителей в КТ. Для дополнительного понижения темпа тун нельной эмиссии дырок из КТ в p-i-n-структуре с одной стороны от слоя КТ был вставлен барьер i GaAs Al0.3Ga0.7As с толщиной T=7K WL 300 (Рис.13). Исполь зование этой структуры 10 e -h2 позволило на несколько e -h 1 порядков снизить мощ AlGaAs barrier e -h IPC (nA) 1 0 InAs QDs ность оптического p+ возбуждения от Ti e tunn Ee сапфирового лазера для 10 rec Eh наблюдения эффекта h n+ tunn «выжигание дыры» в - 1.1 1.2 1.3 1.4 1.5 1. спектрах фототока IPC photon energy (eV) структуры с КТ. На Рис. Рис.13 Спектры фототока IPC структуры с в спектре фототока IPC КТ, измеренные с и без оптического возбуж структуры с КТ отчетливо дения от Ti-сапфирового лазера.

наблюдается спектральная дыра при энергии кванта Ti-сапфирового лазера 1.1322 эВ. Следует отме тить, что мощность возбуждения Ti-сапфирового лазера была примерно 6 мВт (0.5 Вт/см2).

Установлено, что с повышением температуры глубина «дыры» постепен но уменьшается и при Т = E (meV) 100 К исчезает вообще.

-6 -4 -2 0 2 4 6 Это связано с ростом темпа 5. + термической эмиссии thermh X 4. T = 4.6 K 4. фотовозбужденных дырок 4. из КТ. Кроме того, при 4. температурах ниже 40 К за IPC (pA) 4. пределами диапазона, 190 eV 3. соответствующего линии 3. Ti-сапфирового лазера, 3. наблюдается усиление 3. сигнала фототока IPC в 3. области основного 1.126 1.128 1.130 1.132 1.134 1.136 1.138 1.140 1. поглощения КТ (Рис.13).

photon energy (eV) Рис.14 Спектр фототока IPC структуры с КТ, Показано, что это явление измеренный с оптическим возбуждением от связано с оптически Ti-сапфирового лазера. активированной эмиссией фотовозбужденных дырок из КТ. Были проведены измерения температурной зависимости фототока IPC при лазерном возбуждении с энергией фотона 0.980 эВ, что значитель но ниже, чем энергия основного состояния в КТ. Установлено, что при температурах ниже 60 К с ростом интенсивности лазерной подсветки на блюдается усиление сигнала фототока IPC в области основного поглощения КТ. При температурах выше 60 К эффект оптической активации эмиссии дырок из КТ не наблюдается, так как значительно возрастает темп терми ческой эмиссии дырок.

Из измерений насыщения спектра фототока IPC от КТ при Т = 7 К в зави симости от электрического поля и интенсивности оптического возбужде ния при записи IPC установлено, что в электрическом поле 100 кВ/см по стоянная времени туннелирования дырок из КТ составляет 1.5 мсек. Оп тимальное соотношение между электрическим полем и интенсивностью оптического возбуждения для записи «выжигания дыры» в спектре погло щения КТ было получено при T = 4.6 K в электрическом поле 100 кВ/см при мощности оптического излучения для записи спектра фототока IPC на уровне 100 нВт. При этом для формирования «спектральной дыры»

(Рис.14) использовалось возбуждение от Ti-сапфирового лазера с энергией фотона Epump = 1.1323 эВ и мощностью 9 мкВт ( 0.5 мВт/см2). Было обна ружено, что в спектре фототока IPC наблюдается также увеличение погло щения с высокоэнергетичной стороны от «спектральной дыры», сдвинутое примерно на 1 мэВ (Рис.14). Это связано с накоплением дырок в КТ, резо нансно возбужденных лазерным излучением, которое приводит к сдвигу поглощения в этих КТ из-за образования положительно заряженного трио на (X+). Следует отметить, что величина и направление этого сдвига хоро шо согласуются с энергиями связи триона в диапазоне 1 3.3 мэВ, изме ренными на изолированных КТ.

В четвертой главе представлены результаты исследований эпитаксиаль ных слоев низкотемпературного GaAs с наноразмерными кластерами мышьяка методом емкостной спектроскопии. Арсенид галлия, выращи ваемый методом МПЭ при низких температурах T300oC (LT-GaAs), при влекает большое внимание благодаря своим уникальным свойствам, таким как высокое удельное электрическое сопротивление и фемтосекундные времена жизни неравновесных носителей заряда. Главной особенностью LT-GaAs является избыток мышьяка As (до 1.5 ат. %), захватываемый в растущий слой при низкотемпературной эпитаксии. При этом создается высокая концентрация точечных дефектов типа антиструктурного дефекта AsGa, междоузельного мышьяка Asi, вакансии галлия VGa и их комплексов.

В процессе отжига LT-GaAs при высокой температуре (T500 oC) проис ходит формирование наноразмерных кластеров As, встроенных в матрицу GaAs. Несмотря на то, что этот материал уже нашел целый ряд приборных применений, природа его электронных свойств до сих пор является пред метом дискуссии.

Для исследования использовались структуры с барьером Шоттки Au/GaAs, в которых тонкий слой LT-GaAs (с толщиной 100 нм), содержащий кла стеры As, был вставлен между двумя однородно легированными слоями GaAs n- или p-типа f = 10 kHz проводимости (далее 1x simulation ) N- и P-структуры, - 1x LT-GaAs NCV ( cm C (pF) соответственно), выра 1x щенными при стан 1x дартных температурах.

а) б) 20 1x Для оценки заряда, 0 1 2 0.3 0.6 0. аккумулированного в Vrev (V) W ( m ) слое LT-GaAs, было Рис.15 C-V (a) и NCV-W (б) характеристики P проведено моделиро структуры, измеренные на частоте 10 кГц при 77 К Сплошные линии - модельные расчеты. вание C-V характерис тик и профиля распределения концентрации свободных носителей NCV-W для P- и N структур при низких температурах. Модельные расчеты основаны на чис ленном решении одномерного уравнения Пуассона методом конечных разностей. При этом предполагалось, что темп эмиссии аккумулированных носителей незначителен, так что концентрация электронов или дырок (NQLT), локализованных в слое LT-GaAs, не зависит от обратного напряже ния Vrev на структуре.

Из количественного анализа C-V и NCV-W характеристик P-структуры при Т= 77 К было установлено (Рис.15а,б), что в слое LT-GaAs аккумулируется заряд, соответствующий слоевой концентрации дырок NQLT=0.81011 см-2.

Сравнение расчетов с экспериментальными результатами для N-структуры показало, что наилучшее совпадение наблюдается при NQLT=1.01012 см-2.

С помощью ПЭМ было показано, что концентрации кластеров мышьяка сравнимы с концентрацией аккумулированных в LT-GaAs носителей заря да (NCL 41011 см-2 для N-структуры и NCL 61011 см-2 для P-структуры) при этом средний диаметр кластеров мышьяка лежит в диапазоне от 5 до 7 нм.

Численный анализ C-V и NCV-W характеристик на основе одномерного решения уравнения Пуассона показал, что и электроны, и дырки аккуму лируются на локальных уровнях, расположенных несколько выше середи ны запрещенной зоны GaAs.

Установлено, что при приложении обратного напряжения темп эмиссии дырок из слоя LT-GaAs в P-структуре значительно ниже темпа эмиссии электронов из слоя LT-GaAs в N-структуре.

Проведенные исследования показали, что присутствие тонкого слоя LT GaAs приводит к значительному увеличению напряжения электрического пробоя диода Шоттки. Средняя по структуре напряженность электриче ского поля пробоя составляет ~230 В/см, что соответствует значениям, характерным для толстых слоев LT-GaAs, и существенно превышает вели чины, характерные для обычного n-GaAs и стехиометрического полуизо лирующего GaAs.

Таким образом, установлено, что слой LT-GaAs, содержащий кластеры мышьяка, аккумулирует электроны, если он помещен между слоями n GaAs, и аккумулирует дырки, если он помещен между слоями p-GaAs.

При этом вокруг слоя LT-GaAs происходит образование широкой области пространственного заряда (Рис.15б). Проведенные исследования CV характеристик n-LT-n и p-LT-p структур с барьером Шоттки позволяют заключить, что наноразмерные кластеры мышьяка, сформированные в ре зультате высокотемпературного отжига в матрице LT-GaAs, ведут себя как амфотерные глубокие центры, которые захватывают электроны в n матрице, заряжаясь отрицательно, и дырки в p-матрице, заряжаясь поло жительно.

В Заключении отмечено, что в диссертационной работе с помощью емко стной спектроскопии проведены исследования широкого круга полупро водниковых гетероструктур с квантоворазмерными слоями. Исследования объединены единым подходом, основанном на анализе емкостных харак теристик полупроводниковых гетероструктур с квантовыми ямами и кван товыми точками.

В заключении также сформулированы основные результаты работы :

1. Разработана модель для численного расчета квазистатических вольт емкостных характеристик полупроводниковых гетероструктур с кван товыми ямами. Эта модель основана на самосогласованном решении одномерных уравнений Шредингера и Пуассона методом конечных разностей и не имеет ограничения на количество слоев в гетерострук туре.

2. Показано, что для минимизации искажений емкости Cm полупровод никовых гетероструктур необходимо выбирать такие условия измере ния (температура и частота измерительного сигнала), когда в полном импедансе структуры величина Cm на порядок превышает приведен ную проводимость Gm/, которая определяется вкладом от дефектов с глубокими уровнями и активных потерь, не учитываемых при мо дельных расчетах вольт-емкостных характеристик.

3. На примере диодов Шоттки на основе полупроводниковых гетерост руктур с одиночными и повторяющимися квантовыми ямами с ис пользованием систем InGaAs/InAlAs и GaAs/AlGaAs показано, что численное моделирование экспериментальных квазистатических вольт-емкостных характеристик этих структур на основе самосогласо ванного решения дифференциальных уравнений Пуассона и Шредин гера позволяет определять геометрическое положение квантовораз мерных слоев и их толщину, электронную структуру и волновые функции состояний в квантовых ямах, распределение электронной плотности по толщине структуры и разрывы зон на гетерограницах.

4. Анализ вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки на основе полупроводниковых гетероструктур с одиночными квантовыми ямами на основе систем In0.47Ga0.53As/In0.52Al0.48As и In0.40Ga0.60As/In0.52Al0.48As показано, что модельные расчеты позволя ет с точностью до 20 мэВ определять величину разрыва зон на гетеро границе. Данный метод позволяет определять величину разрыва зон проводимости в структурах с упруго напряженными слоями, которые не могут иметь большую толщину из-за релаксации механических на пряжений с образованием дислокаций и дефектов.

5. Установлено, что распределение концентрации свободных носителей заряда, полученное из вольт-емкостной характеристики гетерострук туры с квантовой ямой в приближении обедненного слоя, не описыва ет распределение плотности заряда в квантоворазмерном слое. При этом полуширина эффективного профиля распределения концентра ции свободных носителей в квантовой яме сильно зависит от темпера туры и определяется тепловым уширением края Фермиевского рас пределения.

6. Разработана модель для численного расчета квазистатических вольт емкостных характеристик полупроводниковых гетероструктур, содер жащих слой с квантовыми точками. Показано, что плоскость самоор ганизованных КТ может быть рассмотрена как набор невзаимодейст вующих центров. Из-за разброса самоорганизованных КТ по размеру и составу плотность состояний в плоскости КТ может быть представле на в виде нормального распределения. Установлено, что среднее квадратическое отклонение плотности электронных состояний масси ва КТ, определенное из анализа вольт-емкостных характеристик гете роструктур с КТ, согласуется с шириной линии фотолюминесценции из КТ.

7. Обнаружено, что при понижении температуры происходит «вымора живание» носителей заряда на электронных уровнях в КТ InAs/GaAs, связанное с тем, что темп эмиссии носителей заряда из КТ становится значительно меньше угловой частоты измерительного сигнала. Этот эффект связан с отсутствием транспорта в плоскости КТ и является проявлением нуль-мерной природы состояний в КТ и поэтому не на блюдается в структурах с квантовыми ямами, которые характеризу ются высокой проводимостью в плоскости квантовой ямы.

8. Показано, что в электрическом поле эмиссия носителей заряда из са моорганизованных квантовых точек InAs в матрицу GaAs осуществ ляется путем термически активированного туннелирования. Наличие стадии туннелирования в процессе эмиссии приводит к тому, что темп эмиссии электронов из квантовых точек на несколько порядков пре вышает темп эмиссии дырок, поскольку эффективная масса электро нов значительно ниже, чем дырок.

9. Показано, что при измерении спектров полной проводимости на структурах с КТ амплитуда пика на температурной зависимости G(T)/ зависит от величины плотности энергетических состояний NqdG в КТ в точке пересечения с уровнем Ферми EF. Поскольку точка пере сечения уровня Ферми EF с плотностью состояний NqdG в плоскости КТ зависит от величины обратного смещения на барьере Шоттки, то, изменяя напряжение смещения, можно определять форму плотности энергетических состояний в КТ.

10. Показано, что приложение магнитного поля до 10 Т приводит к уменьшению темпа эмиссии электронов из КТ InAs/GaAs из-за эффек тивного заглубления электронного уровня в КТ, вызванного формиро ванием уровней Ландау в зоне проводимости GaAs. Этот эффект не зависит от ориентации магнитного поля относительно плоскости КТ, что связано с нуль-мерной природой квантовых состояний в КТ.

11. При Т 100 K обнаружен эффект фотофизического «выжигания ды ры» в неоднородно уширенном спектре поглощения массива самоор ганизованных КТ InAs/GaAs, где самоорганизованные КТ использу ются в качестве оптически и электрически управляемых ловушек но сителей заряда. Показано, что эффект «выжигания дыры» связан с ак кумуляцией дырок в КТ. При этом в спектре поглощения КТ появля ется дополнительный пик, связанный с образованием положительно заряженного триона (X+).

12. С помощью моделирования вольт-емкостных характеристик, основан ного на численном решении уравнения Пуассона, показано, что нано размерные кластеры мышьяка, сформированные в результате высоко температурного отжига в матрице LT-GaAs, ведут себя как амфотер ные глубокие центры, которые захватывают электроны в n-матрице, заряжаясь отрицательно, и дырки в p-матрице, заряжаясь положитель но.

Список основных публикаций по теме диссертации:

А1. P.N.Brounkov, S.G.Konnikov, T.Benyattou, G.Guillot, Capacitance voltage characterization of subband levels in quantum wells. // Ab stracts of Invited Lectures and Contributed Papers of The 3rd Interna tional Symposium on Nanostructures : Physics and Technology, June 26-30, St-Petersburg, Russia, p.94-96 (1995).

А2. P.N.Brounkov, S.G.Konnikov, T.Benyattou, G.Guillot, Characteriza tion of subband levels in quantum well using capacitance-voltage tech nique. // Phys. Low-Dim. Struct. 10/11, p.197-207 (1995).

А3. P.N.Brounkov, T. Benyattou, G. Guillot, S.A.Clark, Admittance spec troscopy of InAlAs/InGaAs single-quantum-well structure with high concentration of electron traps in InAlAs layers. // J.Appl.Phys., 77, p.240-243 (1995).

А4. P.N.Brounkov, T. Benyattou, G. Guillot, Simulations of the capaci tance-voltage characteristics of a single-quantum-well structure based on the self-consistent solution of the Schrdinger and Poisson equa tions. // J.Appl.Phys., 80, p. 864-871 (1996).

А5. П. Н. Брунков, С. О. Усов, Ю.Г. Мусихин, А. Е. Жуков, Г.Э.Цырлин, В. М. Устинов, С. Г. Конников, Г.К. Расулова, Опре деление профиля распределения концентрации носителей заряда в слабосвязанных сверхрешетках GaAs/AlGaAs. // ФТП, 32, с.469 472 (2004).

А6. G.K. Rasulova, M. V. Golubkov, A. V. Leonov, P. N. Brunkov, A. E.

Zhukov, V. M. Ustinov, S. O. Usov, S. G. Konnikov, Self-sustained oscillations in weakly coupled GaAs/AlGaAs superlattices. // Semi cond. Sci. Technol. 19, S77–S79 (2004).

А7. G.K. Rasulova, M.V. Golubkov, A.V. Leonov, P.N. Brunkov, A.E.

Zhukov, V.M. Ustinov, S.O. Usov, S.G. Konnikov, Domain boundary instability in weakly coupled GaAs/AlGaAs superlattices. //, Superlat tices Microstruct., 37, p.139-150 (2005).

А8. П.Н.Брунков, С.Г.Конников, В.М.Устинов, А.Е.Жуков, А.Ю.Егоров, М.В.Максимов, Н.Н.Леденцов, П.С.Копьев, Емкостная спектроскопия электронных уровней в квантовых точ ках InAs в матрице GaAs. // ФТП, 30, с.924-933, (1996).

А9. P.N. Brounkov, N.N.Faleev, Yu.G.Musikhin, A.A.Suvorova, A.F.Tsatsul'nikov, V.M.Maximov, A.Yu.Egorov, A.E.Zhukov, V.M.Ustinov, P.S.Kop'ev, S.G. Konnikov, New method for quantita tive characterization of ordered QD arrays. // in Compound Semicon ductors 1996 (Institute of Physics Conference Series 155) ed.by M S Shur and R A Suris Proceedings of the Twenty-Third International Symposium on Compound Semiconductors held in St Petersburg, Rus sia, 23-27 September 1996 (IOP, Bristol 1997) p.841-846.

А10. P.N.Brounkov, N.N.Faleev, A.A.Suvorova, S.G.Konnikov, V.M.Ustinov, A.E.Zhukov, A.Yu.Egorov, V.M.Maximov, A.F.Tsatsul'nikov, N.N.Ledentsov, P.S. Kop'ev, Capacitance spectros copy of electron energy levels in self-organized InAs/GaAs quantum dots. // Abstracts of Invited Lectures and Contributed Papers of The 4th International Symposium on Nanostructures : Physics and technology, June 26-30, St-Petersburg, Russia, p.263-266 (1996).

А11. P.N. Brounkov, N.N.Faleev, Yu.G.Musikhin, A.A.Suvorova, S.G.Konnikov, A.F.Tsatsul'nikov, V.M.Maximov, A.Yu.Egorov, A.E.Zhukov, V.M.Ustinov, P.S.Kop'ev, Capacitance-voltage charac terization of electron and hole energy levels in InAs/GaAs quantum dots grown by MBE. // in Proc. 23rd International Conference on the Physics of Semiconductors (23rd ICPS) ed.M.Scheffler and R.Zimmerman V.2 p.1361-1364 (World Scientific,Singapore, 1996) А12. P.N.Brounkov, A.Polimeni, S.T.Stoddart, M.Henini, L.Eaves, P.C.Main, A.R.Kovsh, Yu.G.Musikhin, S.G.Konnikov, Electronic structure of self-assembled InAs quantum dots in GaAs matrix. // Appl.Phys.Lett. 73, p.1092-1094 (1998) А13. M. Henini, P. N. Brounkov, A. Polimeni, S. T. Stoddart, P. C. Main, L.

Eaves, A. R. Kovsh, Yu. G. Musikhin and S. G. Konnikov, Electron and hole levels of InAs quantum dots in GaAs matrix. // Superlattices & Microstructures 25(1/2), p.105-111 (1999).

А14. П.Н. Брунков, А.А. Суворова, Н.А. Берт, А.Р. Ковш, А.Е. Жуков, А.Ю. Егоров, В.М. Устинов, А.Ф. Цацульников, Н.Н. Леденцов, П.С. Копьев, С.Г. Конников, Л. Ивс, П.С. Майн, Вольтъемкостное профилирование барьеров Шоттки Au / n-GaAs, содержащих слой самоорганизованных квантовых точек InAs. // ФТП, 32, с.1229 1234 (1998).

А15. M.V. Maximov, N.N. Ledentsov, A.F. Tsatsul’nikov, V.M. Ustinov, A.V. Sakharov, B.V. Volovik, I.L. Krestnikov, Zhao Zhen, P.N.Brounkov, S.G.Konnikov, P.S. Kop’ev, M.V. Belousov, V. Turk, D. Bimberg, Optical studies of modulation doped InAs/GaAs quantum dots. // Microelectronic Engineering 43-44, p.71-77 (1998).

А16. P.N. Brunkov, A.R. Kovsh, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, V.M.Ustinov, S.G. Konnikov, L.Eaves, P.C.Main, Electronic structure of self assembled InAs quantum dots in a GaAs matrix. // Proc. 24th Interna tional Conference on the Physics of Semiconductors (24th ICPS), Jeru salem, Israel, August 1998. in The Physics of Semiconductors ed. D.

Gershoni (World Scientific, Singapore, 1999).

А17. P. N. Brunkov, A. Patan, A. Levin, A. Polimeni, L. Eaves, P. C. Main, Yu. G. Musikhin, A. R. Kovsh, V. M. Ustinov, and S. G. Konnikov, Electronic structure of stacked self-organized InAs/GaAs quantum dots. // Proceedings of 7th International Symposium on Nanostruc tures: Physics and Technology, June 14-18, 1999, St-Petersburg, Rus sia, (Ioffe Institute, St-Petersburg, 1999) p.232-235.

А18. V.K. Kalevich, M. Ikezawa, T. Okuno, A.Yu.Shiryaev, A.E. Zhukov, V.M. Ustinov, P.N.Brunkov, Y. Masumoto, Optical spin polarization in negatively charged InAs self-assembled quantum dots under applied electric field. // Physica Status Solidi (b) 238, p.250-253 (2003).

А19. P. N. Brounkov, A. A. Suvorova, M. V. Maximov, A. F. Tsatsul'nikov, A. E. Zhukov, A. Yu. Egorov, A. R. Kovsh, S. G. Konnikov, T. Ihn, S.

T. Stoddart, L. Eaves and P. C. Main, Freezing of electrons in InAs/GaAs VECQDs at low temperatures. // Proceedings of The 5th International Symposium on Nanostructures : Physics and Technol ogy, June, 1997, St-Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St-Petersburg, 1997), 236-239 (1997).

А20. P.N. Brounkov, A.A. Suvorova, A.E.Zhukov, A.Yu.Egorov, A.R.

Kovsh, V.M.Ustinov, S.G. Konnikov, S.T.Stoddart, L.Eaves, and P.C.Main, Admittance spectroscopy of Schottky barrier structures with self-assembled InAs/GaAs quantum dots. // Proceedings of the 6th International Symposium on Nanostructures : Physics and Technol ogy, June 22-26, 1998, St-Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St Petersburg, 1998) p.424-427.

А21. P.N. Brunkov, A.R. Kovsh, V.M.Ustinov, Yu.G. Musikhin, S.G. Kon nikov, M. Henini, A. Polimeni, S.T.Stoddart, P.C.Main, L.Eaves, Elec tron capture and emission dynamics in self-assembled InAs/GaAs quantum dot structures. // Proc. 24th International Conference on the Physics of Semiconductors (24th ICPS), Jerusalem, Israel, August 1998. in The Physics of Semiconductors ed. D. Gershoni (World Sci entific,Singapore, 1999).

А22. P.N. Brounkov, A.A. Suvorova, M.V. Maximov, A.F. Tsatsul'nikov, A.E. Zhukov, A.Yu.Egorov, A.R. Kovsh, S.G. Konnikov, T. Ihn, S.T.

Stoddart, L. Eaves, P.C. Main, Electron escape from self-assembled InAs/GaAs quantum dot stacks. // Physica B: Physics Of Condensed Matter 249-251(1-4), p.267-270 (1998).

А23. P. N. Brunkov, A. R. Kovsh, V. M. Ustinov, Yu. G. Musikhin, N. N.

Ledentsov, S. G. Konnikov, A. Polimeni, A. Patan, P. C. Main, L.

Eaves, C. M. A. Kapteyn, Emission of electrons from the ground and first excited states of self-organized InAs/GaAs quantum dot structures.

// Journal of Electronic Materials 28, p.486-491 (1999).

А24. C. M. A. Kapteyn, M. Lion, R. Heitz, D. Bimberg, P. N. Brunkov, B.

V. Volovik, S. G. Konnikov, A. R. Kovsh, V. M. Ustinov, Comparison of hole and electron emission from InAs quantum dots. // Proceedings of 8th International Symposium on Nanostructures: Physics and Tech nology, June 19-23, 2000, St-Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St Petersburg, 2000) p.375-378.

А25. C. M. A. Kapteyn, M. Lion, R. Heitz, D. Bimberg, P. N. Brunkov, B.

V. Volovik, S. G. Konnikov, A. R. Kovsh, and V. M. Ustinov, Hole and electron emission from InAs quantum dots. // Appl.Phys.Lett. 76, p.1573-1575 (2000).

А26. C. M. A. Kapteyn, M. Lion, R. Heitz, D. Bimberg, P. Brunkov, B. Vo lovik, S. G. Konnikov, A. R. Kovsh, V. M. Ustinov, Carrier escape and level structure of InAs/GaAs quantum dots. // in The Proceedings of The 25th International Conference on the Physics of Semiconductors (ICPS25), September 17-22, 2000,Osaka, Japan, p.1045-1046 eds.

N.Miura, T.Ando, Springer 2001.

А27. C. M. A. Kapteyn, M. Lion, R. Heitz, D. Bimberg, P. Brunkov, B. Vo lovik, S. G. Konnikov, A. R. Kovsh, V. M. Ustinov, Time-Resolved Capacitance Spectroscopy of Hole and Electron Levels in InAs/GaAs Quantum Dots. // Physica Status Solidi (b) 224(1), p.57– 60 (2001).



Pages:   || 2 |
 

Похожие работы:





 
2013 www.netess.ru - «Бесплатная библиотека авторефератов кандидатских и докторских диссертаций»

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.