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

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

РОССИЙСКАЯ 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 Государ ственный Политехнический Университет

Защита состоится “1” ноября_2007 г. в часов на заседа нии диссертационного совета Д 002.205.02 при Физико-техническом институ те 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 зна чительной мере определяется достижениями в физике и технологии полупро водниковых гетероструктур [1,2]. Применение полупроводниковых гетерост руктур с квантоворазмерными слоями позволило создать широкий спектр новых приборов опто- и наноэлектроники, таких как полупроводниковые ла зерные диоды с квантовыми ямами и квантовыми точками в качестве актив ной области;

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

резонанс но-туннельные диоды;

фотоприемники и светоизлучающие приборы на осно ве межзонных и межподзонных переходов в квантоворазмерных слоях. Пара метры этих приборов в значительной степени определяются энергетическим спектром и волновыми функциями уровней размерного квантования, рас пределением электронной плотности по толщине гетероструктуры, разрывами зон на гетерограницах, а также темпами эмиссии и захвата носителей заряда на уровни размерного квантования. Таким образом, возникает необходимость в интенсивном изучении фундаментальных физических свойств полупровод никовых гетероструктур с квантовыми ямами и квантовыми точками и разра ботке новых методов их исследования.

Метод вольт-емкостного профилирования широко используется для опреде ления распределения концентрации свободных носителей заряда в полупро водниковых материалах [3]. Было обнаружено, что присутствие в однородно легированной полупроводниковой структуре гетерограницы [4,5] или кванто вой ямы [6-8] приводит к искажению профиля распределения свободных но сителей из-за перераспределения носителей между объемом и квантовыми состояниями и последующего электростатического взаимодействия между ними. В дифференциальной емкости диода Шоттки или p-n-перехода на осно ве такой гетероструктуры появляется составляющая, которая определяется изменением заряда на квантовых состояниях при изменении напряжения смещения. Исследование емкости, связанной с квантовыми состояниями, по зволит определить основные фундаментальные физические свойства кванто воразмерных слоев. Для анализа вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки, содержащих слои пониженной размерности, использовались различ ные приближенные методы, основанные на аналитическом решении уравне ния Пуассона [4-8]. Однако за границами данного рассмотрения оставались изменения формы волновых функций квантоворазмерных состояний под дей ствием электрического поля, что дает существенный вклад в емкость при ис следовании одиночных гетерограниц, широких квантовых ям и слоев с легированием. Кроме того, как правило, рассматривалось заполнение носите лями заряда только основного состояния в квантоворазмерном слое. Было показано [9], что для учета заполнения нескольких подзон в квантоворазмер ном слое необходимо проведение самосогласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера. Однако применение данного подхода было затруд нено ввиду отсутствия эффективных методов численного решения этой сис темы уравнений. Кроме того, к моменту начала данной работы отсутствовали методы емкостной спектроскопии для исследования электронной структуры и динамики носителей в полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми точками (КТ). Настоящая диссертационная работа в значительной степени восполняет этот пробел.

Целью работы является исследование фундаментальных свойств квантово размерных состояний в полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми ямами и квантовыми точками методами емкостной спектроскопии.

Объекты и методы исследования. Объектом исследования были полупро водниковые 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 мето дом молекулярно пучковой эпитаксии (МПЭ). В ходе выполнения диссерта ционной работы были разработаны методы емкостной спектроскопии для ис следования фундаментальных свойств квантоворазмерных слоев.



Научная новизна работы состоит в следующем:

1. Разработана модель для численного анализа вольт-емкостных характери стик полупроводниковых гетероструктур с квантовыми ямами на основе самосогласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера, которая позволяет определять геометрическое положение квантоворазмерных слоев и их толщину, электронную структуру и распределение электронной плот ности по толщине в квантовых ямах, а также разрывы зон на гетерограни цах.

2. Разработана модель для численного анализа вольт-емкостных характери стик полупроводниковых гетероструктур с квантовыми точками, которая позволяет определять электронную структуру массива квантовых точек.

3. Проведено исследование механизмов эмиссии носителей заряда из самоор ганизованных квантовых точек InAs в матрицу GaAs под действием элек трического и магнитных полей и оптического возбуждения.

4. При Т 100 K обнаружен эффект фотофизического «выжигания дыры» в неоднородно уширенном спектре поглощения массива самоорганизованных КТ InAs/GaAs, где самоорганизованные КТ используются в качестве опти чески и электрически управляемых ловушек носителей заряда.

Практическая значимость работы состоит в следующем:

1. Разработан метод анализа вольт-емкостных характеристик полупровод никовых гетероструктур с квантовыми ямами для определения разрывов зон на гетерограницах, электронной структуры и волновых функций со стояний в квантовых ямах.

2. Разработан комплекс методов емкостной спектроскопии полупроводни ковых гетероструктур с квантовыми точками для определения энергети ческого спектра состояний массива квантовых точек и исследования ме ханизмов эмиссии носителей заряда из квантовых точек.

3. Обнаружен эффект фотофизического «выжигания дыры» в неоднородно уширенном спектре поглощения массива самоорганизованных КТ InAs/GaAs, где самоорганизованные КТ используются в качестве оптиче ски и электрически управляемых ловушек носителей заряда, который ука зывает на возможность использования таких структур в качестве нового типа элемента памяти высокой плотности, где наличие 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 оптического устройства.

Все полученные автором научные результаты, вынесенные на защиту являют ся новыми.

В результате проведенного исследования развито новое научное на правление в физике полупроводников – емкостная спектроскопия полупро водниковых гетероструктур с квантоворазмерными слоями.

Научные положения, выносимые на защиту.

ПОЛОЖЕНИЕ 1. Численное моделирование экспериментальных квазиста тических вольт-емкостных характеристик полупроводниковых гетероструктур с квантовыми ямами на основе самосогласованного решения дифференциаль ных уравнений Пуассона и Шредингера позволяет определять геометриче ское положение квантоворазмерных слоев и их толщину, электронную струк туру и волновые функции состояний в квантовых ямах, распределение элек тронной плотности по толщине структуры и разрывы зон на гетерограницах.

Необходимым условием при измерении вольт-емкостных характеристик по лупроводниковых гетероструктур является минимизация в полном импедансе структуры вкладов от дефектов с глубокими уровнями и активных потерь, которые не учитываются при модельных расчетах. Это достигается выбором температуры и частоты измерительного сигнала.

ПОЛОЖЕНИЕ 2. Численное моделирование экспериментальных квазиста тических вольт-емкостных характеристик полупроводниковых гетерострук тур, содержащих один или несколько слоев квантовых точек, на основе ре шения уравнения Пуассона в предположении, что плоскость квантовых точек представляет набор одиночных изолированных центров с неоднородно уши ренной плотностью электронных состояний из-за разброса квантовых точек по составу и размеру, позволяет определять геометрическое положение слоя квантовых точек и энергетический спектр состояний массива квантовых то чек.

ПОЛОЖЕНИЕ 3. Полуширина эффективного профиля распределения кон центрации свободных носителей в квантовой яме определяется тепловым уширением края Фермиевского распределения и не связана с полушириной волновой функции электронов в квантовой яме.

ПОЛОЖЕНИЕ 4. В электрическом поле эмиссия носителей заряда из само организованных квантовых точек InAs в матрицу GaAs осуществляется путем термически активированного туннелирования. Наличие стадии туннелирова ния в процессе эмиссии приводит к тому, что темп эмиссии электронов из квантовых точек на несколько порядков превышает темп эмиссии дырок, по скольку эффективная масса электронов значительно ниже, чем у дырок.

ПОЛОЖЕНИЕ 5. Внешнее магнитное поле (до 10 Т) приводит к уменьше нию темпа эмиссии электронов из InAs квантовых точек в GaAs матрицу из за эффективного понижения электронного уровня в квантовых точках, вы званного формированием уровней Ландау в зоне проводимости GaAs. Этот эффект не зависит от ориентации магнитного поля относительно плоскости квантовых точек, что является проявлением нуль-мерной природы квантовых точек.

ПОЛОЖЕНИЕ 6. В области температур ниже 80 К полупроводниковые ге тероструктуры с самоорганизованными InAs квантовыми точками в GaAs матрице проявляют эффект "выжигания дыр" в неоднородно уширенном спектре поглощения ансамбля квантовых точек. Резонансное оптическое воз буждение в области основных оптических переходов в InAs квантовых точ ках приводит к накоплению в них дырок, которые блокируют поглощение света. Этот нелинейный оптический эффект имеет немонотонную зависи мость от электрического поля в области объемного заряда структуры, содер жащей 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 наблюдается из-за увеличения темпа туннельной эмиссии фотовозбужденных дырок из квантовых точек.

ПОЛОЖЕНИЕ 7. Наноразмерные кластеры мышьяка (с характерным разме ром менее 10 нм), сформированные в результате высокотемпературного от жига в матрице низкотемпературного арсенида галлия (температура роста ниже 3000С), ведут себя как амфотерные глубокие центры, которые захваты вают электроны в n-матрице, заряжаясь отрицательно, и дырки в p-матрице, заряжаясь положительно.

Результаты исследований, выполненных в диссертационной работе, представляют фундаментальный интерес и могут быть использованы при раз работке новых приборов оптоэлектроники, а также при фундаментальных 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, Черноголовка;

ИПП, Новосибирск;

Институт физики микроструктур, Нижний Новгород;

Институт общей физики, Москва;

ИРЭ, Москва), в ГОИ им. С.В.Вавилова, Санкт Петербург, в Санкт-Петербургском Государственном Политехническом уни верситете 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;

Санкт-Петербург;

2007 Екатеринбург);

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

23-27 Международных конференци ях по физике полупроводников (Берлин, Германия, 1996;

Иерусалим, Израиль, 1998;

Осака, Япония, 2000;

Эдинбург, Великобритания, 2002;

Флагстафф, США, 2004);

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

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

9 и 11 международных кон ференциях по Сверхрешеткам, микроструктурам и микроприборам (Льеж, Бельгия, 1996;

Хургада, Египет, 1998);

23 международном симпозиуме по По лупроводниковым соединениям (Санкт-Петербург, 1996);

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

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

12 конференции по Электронным свойствам двумерных систем (EP2DS 12) (Токио, Япония, 1997);

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

QD2002 Токио, Япония 2002);

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

совещаниях по Нанофотонике (Нижний Новгород 2002, 2003, 2004);

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

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

Результаты работы, как в целом, так и отдельные ее части докладыва лись также на физических семинарах в ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, в Техниче ском университете г. Берлин, Германия, университете г. Ноттингем, Велико британия, институте Прикладных Наук г. Лион, Франция.

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

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 4 глав, заключения и списка цитируемой литературы, содержит 335 страниц, 119 ри сунков, 14 таблиц. Список литературы состоит из 59 наименований авторских публикаций и списка цитируемой литературы, включающего 135 наименова ний.

Во введении обосновывается актуальность темы исследования, сформулиро ваны цели и задачи работы, ее научная новизна и практическая значимость, а также положения, выносимые на защиту.

В первой главе рассматриваются физические основы метода емкостной спек троскопии полупроводниковых гетероструктур, основанный на измерении барьерной емкости диода Шоттки, p-n-перехода или структуры Металл Диэлектрик-Полупроводник (МДП). Для таких структур характерно отсутст вие пропорциональности между зарядом конденсатора Q и напряжением V на его обкладках, поэтому используется понятие дифференциальной 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 полупро водниковой гетероструктуры n-типа проводимости с квантовой ямой (КЯ). При отсутствии обратного смещения под барьером Шоттки под действием поверх ностного потенциала qb формируется область пространственного заряда Wd(0) (Рис.1а). Уровень размерного квантования E0 в слое КЯ находится ниже дна зоны проводимости матрицы EС, поэтому часть свободных носителей пе ретекает в КЯ из прилегающих к квантовой яме n-слоев. В КЯ накапливается отрицательный заряд электронов, который индуцирует область пространствен ного заряда W0 с обеих сторон от слоя квантовой ямы (Рис.1а). Показано, что в данной структуре существует два типа распределения заряда: двумерный заряд электронов (Q2D), расположенных на уровнях (Ei) в квантовой яме, и трехмер ный заряд свободных электронов в зоне проводимости и ионизованных доно ров (Q3D) в n-матрице. При изменении напряжения смещения dV в такой структуре происходит изменение (а) заряда dQ3D, связанное с движением qb края области пространственного заряда EC Ed (ОПЗ) барьера Шоттки от Wd(0) до EFMe EF E Wd(V) (Рис.1б). Кроме того, изменяется W0 W заряд в квантовой яме dQ2D, а, следова EFMe тельно, и заряд, индуцированный вокруг квантовой ямы. Показано, что (б) барьерная емкость CQW данной qb - V структуры имеет две компоненты – EC трехмерную (С3D) и двумерную (С2D):

E Ed EF [ ], (2) Q (E E ), i Q3D + 2 D F i CQW = C3D + C2 D = V V z i Wd(0) Wd(V) Рис.1 Энергетическая диаграмма где суммирование проводится по всем диода Шоттки на структуре с кванто подзонам состояний в квантовой яме.

вой ямой: а) при отсутствии внешнего Вторая компонента C2D в выражении напряжения смещения, б) при прило (2) отражает изменение двумерного женном обратном смещении V.

заряда электронов в квантовой яме Q2D, связанное с изменением относительного положения уровня Ферми EF и энергетического положения подзоны E0 в квантовой яме, а также с изменени ем квадрата волновой функции |0 |2 электронов в квантовой яме из-за кван тового эффекта Штарка. Заряд Q2D, аккумулированный в квантовой яме, зави сит от таких параметров, как разрыв зон на гетерогранице EC, эффективная массы носителей и ширина квантовой ямы, которые, в свою очередь, опреде ляют положение энергетических уровней Ei и волновые функции локализо ванных состояний i в квантовой яме. Поэтому анализ емкости C2D, связан ной с квантовой ямой, позволит определить все эти параметры. Вводится по нятие емкостной спектроскопии квантоворазмерных состояний, когда, увели чивая напряжение обратного смещения на барьере Шоттки, заполненные электронами энергетические уровни Ei в слое КЯ последовательно опустоша ются при прохождении через уровень Ферми EF матрицы (Рис.1а,б).

Следует отметить, что выражение (2) для емкости диода Шоттки с квантовой ямой написано в частных производных, потому что необходимо учитывать тот факт, что изменение заряда в квантовой яме приводит к изменению заря да, индуцированного вокруг квантовой ямы, поэтому двумерная C2D и трех мерная C3D компоненты емкости CQW оказываются взаимосвязанными. По следнее обстоятельство в значительной степени затрудняет анализ емкости диода Шоттки с квантовой ямой.

Для расчета C-V характеристик диодов Шоттки, изготовленных на основе по лупроводниковых гетероструктур, была разработана модель самосогласован ного решения одномерных уравнений Пуассона и Шредингера. Из решения уравнения Пуассона получаем распределение по толщине структуры элек тростатического потенциала U(z). Уравнение Шредингера решается для эф фективного потенциала V(z), который учитывает форму дна зоны проводимо сти EC(z) нелегированной гетероструктуры с учетом разрывов зон на грани цах квантовой ямы, влияние свободных электронов в зоне проводимости и ионизованных доноров, а также внешнее напряжение смещения Vrev прикла дываемое к структуре:

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

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 Шре дингера не может быть решена аналитически, поэтому использовался числен ный подход на основе метода конечных разностей (МКР). Для дискретизации дифференциальных уравнений Пуассона и Шредингера реальное пространство было разбито узлами сетки с однородным размером ячейки. С помощью ин терполяционного полинома второй степени были получены приближенные выражения для производных первого и второго порядка искомых функций U(z) и (z) по трем точкам, так называемые центральные разностные отноше ния. Решение системы дифференциальных уравнений Пуассона и Шредингера было сведено к решению систем линейных уравнений с матрицами высокой размерности (более 1000х1000 элементов). Использование схемы Холецкого при решении таких систем позволило значительно повысить скорость вычис лений. Для получения самосогласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера использовалась итеративная процедура.





Самосогласованное решение уравнений Пуассона и Шредингера позволяет определить форму эффективного потенциала V(z) как функцию напряжения смещения Vrev, приложенного к диоду Шоттки. Согласно теореме Гаусса, для данного напряжения смещения Vrev полный заряд в структуре пропорционален 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 обратного смещения V около статической точки Vrev.

Представленная модель для расчета емкости диода Шоттки основана на квази статическом приближении, т.е. не учитывается временная зависимость изме нения заряда dQ, вызванного изменением напряжения смещения dV. На прак тике, для измерения дифференциальной емкости к барьеру Шоттки (или p-n переходу) прикладывается напряжение, состоящее из двух компонент: посто янного напряжения смещения Vrev и гармонического сигнала 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 гармоническом воздействии (выр.7) следует, что его эквивалентная схема может быть сведе на к параллельному соединению емкости Cm и проводимости Gm, которые и измеряются в эксперименте. Показано, что наличие в полупроводниковом материале дефектов с глубокими уровнями может приводить к появлению дополнительного вклада в полную емкость структуры, если частота измере ний будет много меньше темпа термической эмиссии 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 проводимо сти Gm. Показано, что для подавления вклада в емкость структуры Cm от глу боких уровней необходимо выбирать условия измерения, когда en. Од нако, повышение частоты измерительного сигнала f может привести 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 проводимости Gm. Показано, что для минимизации искажений емкости структуры Cm необходимо выби рать условия измерения, когда величина Cm на порядок превышает приведен ную 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].

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 ) f = 100 kHz в) rev 10 f = 500 Hz в) f = 5 kHz Simulation f = 1 MHz Simulation Ncv ( cm ) - Ncv ( cm ) - 10 0.00 0.10 0.20 0.30 0.40 0.50 0.60 0. W ( m ) 0.30 0.40 0.50 0.60 0. W ( m ) Рис.2 C-V (а), G-V (б) и NCV-W (в) харак- Рис.3 C-V (а), G-V (б) и NCV-W (в) теристики диода Шоттки с квантовой характеристики диода Шоттки с ямой, измеренные при Т = 300К на разных квантовой ямой, измеренные при Т = частотах f. Сплошная линия – результаты 86 К на разных частотах f. Сплошная расчетов. линия – результаты расчетов.

Предложенная квазистатическая модель была использована для анализа экс периментальных вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки на основе полупроводниковых гетероструктур с одиночными и повторяющимися кван товыми ямами на основе систем InGaAs/InAlAs и GaAs/AlGaAs.

На Рис.2а и 2б представлены результаты измерений при Т = 300 К частотной зависимости емкости C и проводимости G от напряжения обратного смеще ния для диода Шоттки на основе гетероструктуры с одиночной квантовой ямой In0.47Ga0.53As с шириной 5 нм в матрице In0.52Al0.48As n-типа проводи мости. 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 -13 дефектов с глубокими уровнями (с ET = 0.64 эВ и = 5.3x10 см ), типич ными для слоев In0.52Al0.48As, выращенных методом МПЭ. В соответствии с выр.8 для минимизации вклада в емкость от этих электронных ловушек при Т = 300К измерительная частота f должна быть значительно выше 200 Гц.

Совпадение экспериментальных C-V характеристик структуры MBE779, из меренных при f = 100 кГц и f = 1 МГц (Рис.2а) указывает на то, что глубокие ловушки не вносят искажений в C-V характеристики в этом диапазоне частот измерительного сигнала. При этих частотах приведенная проводимость G/2f находится на уровне нескольких пФ (Рис.2б), что значительно ниже измеря мой емкости структуры.

При Т=86 К с повышением измерительной частоты f от 5кГц до 1 МГц стано вится существенным влияние последовательного сопротивления структуры Rs, что приводит уменьшению емкости структуры (Рис.3а) и появлению зна чительного сигнала приведенной проводимости G/2f (Рис.3б). Совпадение C-V характеристик структуры при f = 5 кГц и f = 500 Гц (Рис.3а) и малый сиг нал приведенной проводимости G/2f на уровне нескольких пФ (Рис.3б) по зволяют нам сделать заключение, что в этом диапазоне частот влияние после довательного сопротивления Rs на емкость структуры становится незначи тельным. Таким образом, для моделирования C-V характеристик структуры с квантовой ямой с помощью квази-статической модели на основе самосогласо ванного решения уравнений Пуассона и Шредингера были выбраны измере ния, сделанные при Т=300 К на частоте 100 кГц (Рис.2а) и при Т=86 К на час тоте 5кГц (Рис.3а). Как видно из Рис.2а и 3а, модельные расчеты достаточно хорошо описывают экспериментальные данные, полученные при минимиза ции сигнала приведенной проводимости G/2f.

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

Установлено, что разрыв зоны проводимости в квантовой яме для согласован ной по параметру решетки гетерограницы In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As равен Ec = 0.49 эВ. Это достаточно хорошо согласуется с величиной Ec = 0.50 эВ, по лученной из анализа вольт-емкостной характеристики одиночной гетерогра ницы In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As [5]. Наблюдается также хорошее соответствие с модельными расчетами на основе теории фунционала плотности локальных псевдопотенциалов [12], которые тоже дают величину Ec = 0.50 эВ для гете рограницы In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As.

Из анализа вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки с упруго напря женным слоем квантовой ямы на основе рассогласованной по параметру решетки системы In0.52Al0.48As/In0.60Ga0.40As а) T = 300 K было установлено, что в дан 0.4 1x E ) ном случае величина разрыва - V ( eV ) EF 0.2 зон проводимости составляет 5x NS ( cm EC = 0.53 эВ, что также E 0.0 согласуется с расчетами на основе теории функционала T = 86 K б) плотности локальных 0.4 E1 1x ) псевдопотенциалов [12].

V ( eV ) - EF 0.2 NS ( cm 5x Следует отметить, что данный E0 метод определения разрывов 0.0 зон на гетерограницах имеет 1. в) высокое разрешение по энергии (до 20 мэВ), и в от NCV ( a.u. ) личие от оптических методов 0. позволяет независимо определять разрывы зон 0. проводимости и валентных 0.34 0.35 0.36 0.37 0.38 0.39 0. зон на гетерогранице, W ( m ) используя структуры n- и p Рис.4 Эффективный потенциал V (сплошная типа проводимости. Кроме линия) и распределение электронной плотно того, исследование структур с сти в структуре с квантовой ямой, рассчитан квантовыми ямами позволяет ные при Т=300 К (а) и Т=86 К (б). Горизон определять величину разрыва тальные линии в слое КЯ отражают положение энергетических уровней (E0 = 97.9 мэВ E1 = зон проводимости в 407.6 мэВ). На рисунке (б) приведено сравне- структурах с упруго ние NCV-W профилей в области квантовой напряженными слоями, ямы: экспериментальных ( - Т = 86 К и f = 5 которые не могут иметь кГц ;

- Т = 300 К и f = 100 кГц) и теоретиче- большую толщину из-за ских (сплошная линия – Т = 86 К и пунктирная релаксации механических линия – Т = 300 К).

напряжений с образованием дислокаций и дефектов.

На рис.2в и 3в представлены эффективные профили распределения концен трации 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 геометрического положения слоя квантовой ямы связан с аккумуляцией там электронов на уровнях размерного квантования (Рис.2в, 3в). Кроме того, из сравнения с мо дельными расчетами было показано, что профиль распределения концентра ции свободных носителей заряда NCV-W не описывает форму распределения электронной плотности в области КЯ (Рис.4а,б,в). Это связано с тем, что вы ражение (9) для расчета распределения концентрации NCV-W было получено для трехмерного распределения заряда в структуре. Установлено, что в облас ти квазипостоянной емкости (Рис.2а и 3а) определяющим является изменение двумерного заряда dQ2D в квантовой яме (выр.(4)), поэтому сильная темпера турная зависимость полуширины пика NCV-W в квантовой яме (Рис.4в) опре деляется тепловым уширением края Фермиевского распределения.

На основе анализа вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки на базе полупроводниковых структур с широкими квантовыми ямами (25 нм) на ос нове 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 сверх решеток со слабосвязанными квантовыми ямами на основе системы In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As. Установлено, что из-за высокой концентрации но сителей в квантовых ямах с ростом напряжения обратного смещения V проис ходит 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 напряжения сме щения 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 урав нений Шредингера и Пуассона с помощью метода конечных разностей. По казано, что данная модель позволяет определить параметры квантоворазмер ных слоев при условии, что учтено влияние на емкость гетроструктуры де фектов с глубокими уровнями и активных потерь.

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

Во введении к данной главе сделан краткий обзор сведений о самоорганизо ванных КТ. Поскольку гетеросистема InAs/GaAs характеризуется достаточно большим рассогласованием постоянных решеток (около 7 %), то при эпитак сиальном осаждении сильно напряженного слоя InAs на поверхности GaAs происходит изменение характера роста от двумерного к трехмерному, 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). Такой механизм роста, где сочетается образование трехмерных островков и остаточного смачивающего слоя, называется механизмом Странски-Крастанова. Последующее заращива ние островков InAs слоем GaAs приводит к образованию структуры, где слой островков из узкозонного материала InAs находится внутри слоя широкозон ного материала GaAs. Характерный 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 мо дель, для расчета квазистатических C-V-характеристик структур n- или p-типа проводимости, содержащих плоскость квантовых точек, ориентированную параллельно плоскости барьера Шоттки. Эта модель позволяет определять расстояние от слоя квантовых точек до поверхности образца, двумерную кон центрацию квантовых точек (Nqd), энергетическое положение уровня электро на в квантовой точке (Eqd) и степень заполнения квантовых точек электронами в зависимости от температуры. Использование матриц n- и p-типа проводимо сти позволяет проводить раздельное исследование дырочных и электронных состояний в квантовых точках.

Показано, что емкость диода Шоттки с плоскостью КТ, как и в случае струк тур с квантовыми ямами (выр.2), состоит из двух компонент: объемной 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 теоретиче ских расчетов следует, что волновые функции электронов и дырок практиче ски полностью локализованы внутри КТ. Поэтому было предложено, что плоскость КТ InAs/GaAs может быть рассмотрена как набор невзаимодейст вующих центров, способных захватить несколько носителей заряда, где каж дая отдельная КТ характеризуется -образной функцией плотности состояний.

Кроме того, ПЭМ исследования показали, что самоорганизованные КТ харак теризуются незначительным разбросом по размерам, а, следовательно, и по энергиям квантоворазмерных состояний. Это подтверждается спектрами микрокатодо- и микрофотолюминесценции, из которых следует, что широкий пик ФЛ из большого ансамбля КТ состоит из набора узких линий, связанных с люминесценцией из отдельных КТ. Было показано, что для учета неодно родности размера КТ плотность состояний NqdG в слое КТ может быть описана нормальным распределением. 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 kT i 2. (11) Рассмотрение полного импеданса диода Шоттки, содержащего плоскость са моорганизованных КТ, при воздействии гармонического сигнала Vosc на час тоте f (выр.7) показало, что эквивалентная электрическая схема такой струк туры может сведена к параллельному соединению емкости CmG и проводимо сти GmG :

C (E ),, CqdG (EF ) = q 2 N qdG (EF ). (12) C (E ) G = qdG F ln[ + ( ) ] C = C + qdG F arctan ( ) mG 3D m m 2 m mG m Здесь m –постоянная времени эмиссии носителей заряда из КТ. Показано, что из соотношения частоты измерительного сигнала и времени m можно оп ределить три режима измерений:

1. m 1.98 – это режим квазистатических измерений: в этом случае ад митанс структуры с КТ является чисто емкостным и проводимость GmG близка к нулю. Поэтому уменьшение до нуля активной компоненты в ад митансе (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 вели чины обратного смещения на барьере Шоттки (Рис.1), то, изменяя напря жение смещения, можно изучать форму плотности энергетических со стояний в КТ.

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

Следует отметить, что применение дополнительных методов исследования позволяет значительно сократить число параметров, варьируемых в модель ных расчетах квазистатических вольт-емкостных характеристик диодов Шоттки на основе структур с КТ. Так, геометрическое положение слоя КТ и двумерная концентрация квантовых точек Nqd могут быть измерены с помо щью ПЭМ. Величина среднего квадратического отклонения E функции плотности состояний в КТ может быть определена из анализа пика ФЛ, свя занного с электронно-дырочной рекомбинацией в КТ. Поэтому концентрация электронов, локализованных в плоскости КТ, определяется формой плотности состояний в плоскости КТ (Eei, Eei) и положением уровня Ферми EF в мат рице GaAs. Таким образом, из анализа C-V характеристик диодов Шоттки с самоорганизованными КТ можно определить электронную структуру энерге тических состояний в КТ. Показано, что в соответствии с выр.11 разрешение метода по энергии повышается при понижении температуры из-за уменьше ния теплового размытия края Фермиевского распределения.

Показано, что, измеряя частотную и температурную зависимости функции GmG/, которая имеет максимум при m=1.98 (выр.12), можно определить 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 энергетических состоя ний в КТ из измерения проводимости GmG/ в зависимости 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 дио дов Шоттки на основе гетероструктур n-типа и p-типа проводимости с КТ, сформированными после нанесения 1.7 и 4 монослоев (МС) InAs на поверх ность GaAs. ПЭМ исследования показали, что увеличение эффективной тол щины слоя InAs от 1.7 МС до 4 МС приводит к увеличению среднего харак терного размера базы КТ от 8-9 нм до 15-17 нм.

Исследование температурной и частотной зависимостей C-V и G а) 35 f = 1 MHz f = 100 kHz V характеристик структуры n-типа f = 10 kHz проводимости с КТ, сформиро f = 1 kHz ванными после нанесения 4 МС C ( pF ) InAs, показало, что квазистатиче ские условия измерения могут быть получены при Т = 80 К на частотах измерительного сигнала f менее 10 кГц, когда m 1. б) 0. (Рис.5а,б). Из модельных расчетов G / ( 2 f ) ( pF ) 0. установлено, что в КТ имеется два 0. заполненных электронных со стояния Ee1 и Ee2, расположенных 0. ниже дна зоны проводимости 0. GaAs на 140 мэВ (Ee0 = 45 мэВ) и -3.0 -2.5 -2.0 -1.5 -1. 60 мэВ (E1 = 45 мэВ), соответст V (V) rev венно. Установлено, что при уве Рис.5 C-V (а) и G-V (б) характеристики личении величины обратного структуры с КТ, полученные при Т = 80К смещения происходит последова для разных частот измерительного сигна- тельное опустошение уровней Ee ла f.

и Ee1 от электронов, при этом в C-V характеристике наблюдается две dC/dV ( arb.u.) ступеньки (Рис.6а), которым соответст- 2. а) вуют два пика на эффективном профиле at f = 1 kHz 2. simulation распределения концентрации свободных 1. C ( pF ) носителей заряда NCV-W (Рис.6б). 25 1. Исследования структуры p-типа 20 0. проводимости с такими же КТ показало, 15 0. что основное энергетическое состояние -4 -3 -2 -1 V (V) rev для дырок в КТ расположено на 230 мэВ б) выше потолка валентной зоны GaAs.

Установлено, что уменьшение размеров ) - базы КТ InAs/GaAs с 15-17 нм до 8-9 нм NCV ( cm приводит к уменьшению глубины залегания электронных и дырочных со 0.30 0.35 0.40 0.45 0.50 0. стояний в КТ по отношению к краю W ( m ) соответствующей зоны до 80 мэВ и Рис.6 C-V (а) и NCV-W (б) харак 170мэВ, соответственно.

теристики структуры с КТ при Т = Следует отметить, что сумма энергий 80К: экспериментальные резуль локализации электронов и дырок в КТ с таты (открытые символы), изме энергией пика ФЛ при 10 К через ренные на частоте измерительно основные состояния дает значения в го сигнала f = 1кГц, и модельные диапазоне 1.480-1.520 эВ, что с учетом расчеты (сплошные линии).

энергии связи экситона в КТ достаточно хорошо согласуется с шириной запрещенной зоны GaAs (Eg GaAs = 1.519 эВ).

Было обнаружено, что при понижении температуры происходит подавление f = 1 MHz а) T = 200 K квантовой составляющей емкости Cqd, 40 T = 80 K T = 45 K связанное с тем, что темп термической T = 4.2 K C ( pF ) эмиссии en электронов из КТ становится значительно меньше угловой частоты измерительного сигнала (или m 1.98), т.е. происходит «вымораживание» б) электронов на уровнях в КТ (Рис.7а). При G ( S ) этом появляется пик проводимости G (Рис.7б), связанный с возрастанием ак- тивных потерь в структуре из-за перезарядки КТ. Этот эффект связан с отсутствием транспорта в плоскости КТ и -4 -3 -2 -1 Vrev ( V ) является проявлением нуль-мерной природы состояний в КТ и поэтому не Рис.7 C-V (а) и G-V (б) характе наблюдается в структурах с квантовыми ристики структуры с КТ, изме ямами. ренные на частоте f = 1 МГц при различных температурах.

Обнаружение эффекта «вымораживания» позволило применить для исследо вания динамических свойств КТ методы спектроскопии полной проводимости и НСГУ, используемые для определения параметров дефектов с глубокими уровнями. Темп эмиссии en=1/m носителей заряда из КТ экспоненциально зависит от температуры и энергии электронного уровня Eei в КТ относительно дна зоны проводимости EС:

E Eei ). (13) e = e0 exp ( C n n kT Аналогичное выражение может быть написано для темпа эмиссии дырок из КТ. Таким образом, соотношение темпа эмиссии en и частоты измерительного сигнала =2f будет зависеть от температуры. Из выражений (12) для полно го адмитанса диода Шоттки с КТ следует, что с ростом температуры при пе реходе от режима «вымораживания» к квазистатическому режиму на темпе ратурной зависимости емкости C(T) должна наблюдаться ступенька, которой соответствует пик на температурной зависимости проводимости G(T)/ (Рис.8а) при условии m 1.98. Показано, что, изменяя напряжение смеще ния, можно изучать форму плотности энергетических состояний в КТ а) 0.8 V rev ( V ) а) -1.4 V -1,6 V 0.6 -1,8 V CQD (pF) -2,0 V G/(2f ) (pF) -2,2 V -2,4 V 0.4 -2,6 V -2,8 V -3,0 V 0.2 б) 0. Gmax /(2 f ) (pF) 0. 0 20 40 60 80 100 120 0.6 Temperature ( K ) б) act ( meV) 0.4 -3.00 G/(2f ) (pF) 0. 0. -2. 0. 0. 0. -2. V rev ( V ) 0. -4 -3 -2 -1 -2.25 0. Vrev ( V ) 0. -2. 0. 0. -1. Рис.9 Расчетная Cqd-V характери -1. стика структуры с КТ (а). Зависи 20 40 60 80 100 120 Temperature ( K ) мость амплитуды сигнала прово Рис.8 G-T характеристики димости Gmax (- -), измеренного структуры с КТ, полученные на при f = 1 МГц, и энергии активации частоте измерительного сигнала f темпа эмиссии act (- -) от напря = 1 МГц, в зависимости от напря жения обратного смещения V (б).

жения обратного смещения V.

по амплитуде пика на температурной зависимости G(T)/ (Рис.8а), поскольку точка пересечения 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 представлена в виде двумерного графика, который показывает, что, выбирая напряжение 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 полученных выр.12.

Было установлено, что энергия активации темпа эмиссии электронов из КТ растет с увеличением напряжении обратного смещения V (Рис.9б), т.к. уро вень Ферми EF пересекает все более глубокие (относительно дна проводимо сти EC матрицы GaAs) электронные состояния в плоскости КТ. Мак а) симуму плотности состояний основного электронного уровня Ee0 в КТ соответствует энергия активации actEe0 = 76 мэВ, а для первого Ee возбужденного состояния Ee1 эта act Ee0 Ec GaAs величина составляет actEe1 = 15 мэВ (Рис.9б). В обоих случаях эта ве EF личина значительно ниже значений Ee0 = 140 мэВ и Ee1 = 60 мэВ, EF определенных из квази-статического анализа C-V характеристик.

Ev GaAs Ehi Предлагается модель, согласно которой эмиссия электронов из InAs act КТ в зону проводимости EC матрицы GaAs идет в несколько этапов через б) промежуточные состояния. Из основ ного электронного состояния Ee Рис.10 Механизмы эмиссии элек- электрон термически забрасывается на тронов (а) и дырок (б) из КТ в GaAs виртуальное возбужденное состояние, матрицу. Горизонтальные линии по- а затем туннелирует через узкий казывают энергетические уровни для треугольный барьер в зону электронов Eei для дырок Ehi в КТ.

проводимости EC матрицы GaAs (Рис.10а).

Было показано, что приложение внешнего магнитного поля (с величиной маг нитной индукции до 10 Т) приводит к уменьшению темпа эмиссии электронов из InAs квантовых точек в GaAs матрицу из-за формирования уровней Лан дау в зоне проводимости GaAs, которые приводят к увеличению эффективной толщины туннельного барьера (Рис.10а). Было продемонстрировано, что этот эффект не зависит от ориентации магнитного поля относительно плоскости квантовых точек, что является проявлением нуль-мерной природы квантовых точек. Следует отметить, что магнитное поле с величиной магнитной индук ции до 10 Т не влияет на электронную структуру КТ InAs/GaAs, т.к. магнит ная длина в этом случае значительно больше характерного размера КТ.

С помощью метода НСГУ были проведены исследования темпов эмиссии электронов и дырок из КТ с использованием структур n- и p-типа проводимо сти, соответственно. Следует отметить, что энергия активации эмиссии элек тронов из КТ InAs (EaN 82 мэВ), полученная из НСГУ измерений, достаточ но хорошо согласуется с данными спектроскопии полной проводимости этих же структур в максимуме плотности состояний основного уровня электронов в КТ InAs EaN 74 мэВ (Рис.9б). Наличие постоянного сигнала в НСГУ спек тре при температурах ниже 30 К (Рис.11а) связано с тем, что в этой а) - e = 16 sec n области температур темп термической E QD эмиссии электронов из основного DLTS Signal C (arb. u.) H QD состояния Ee0 КТ незначителен, и основным механизмом эмиссии электронов из КТ является туннелирование из основного состояния в барьер GaAs (Рис.10а). Темп туннелирования не зависит от 25 50 75 Temperature (K) б) температуры, поэтому постоянная времени релаксации емкости, связанной с эмиссией электронов из КТ, тоже не зависит от температуры, E QD H e(s ) QD - что приводит к появлению постоянного сигнала на выходе двух стробного интегратора НСГУ (Рис.11а). Показано, что с 12 14 16 18 20 22 24 26 повышением температуры идет - 1000/T ( K ) термически активированное Рис.11 НСГУ спектры (а) и график Аррениуса (б) для темпов эмиссии туннелирование электронов из InAs электронов EQD и дырок HQD из само КТ в зону проводимости GaAs организованных КТ InAs/GaAs, изме (Рис.10а).

ренные на структурах n- и p-типа, Тот факт, что эффективная масса ды соответственно.

рок выше, чем у электронов приводит к уменьшению туннельной прозрач ности GaAs барьера, поэтому требуется бльшая энергия для термической активации туннелирования дырок из InAs КТ в валентную зону GaAs (Рис.10б). Кроме того, дырочные состояния InAs КТ лежат глубже, чем элек тронные по отношению к соответствующему краю запрещенной зоны GaAs.

Показано, что при измерении НСГУ спектров с ростом напряжения смещения Vrev энергия термической активации уровня HQD линейно уменьшается с на клоном около –9 мэВ/В. Экстраполяция к нулевому напряжению смещения Vrev дает величину энергии активации равную Eap 194 мэВ, что достаточно хорошо согласуется с положением основного дырочного уровня в КТ Eh0 = 230 мэВ, определенным из анализа C-V характеристик структуры р-типа про водимости с КТ. Исследование температурной 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 помощью фото токовой спектроскопии. Показано, что интенсивность сигнала фототока IPC в спектральной области поглощения КТ зависит от соотношения темпа реком бинации и темпов эмиссии носителей заряда, фотовозбужденных в КТ.

Для описания сигнала фототока IPC от КТ была предложена модель на основе системы динамических уравнений, описывающих все возможные состояния КТ при оптическом возбуждении. При этом задача была сведена к рассмотре нию лишь основных электронных и дырочных состояний в КТ. Показано, что фототок IPC, протекающий в структуре с КТ, в стационарном режиме опреде ляется 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 оптического возбуждения. Кроме того, как было показано ранее в Главе 2, для InAs/GaAs КТ темп эмиссии ды рок значительно ниже темпа эмиссии электронов, 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 зависимости фо тотока IPC от КТ InAs/GaAs при малых уровнях возбуждения (g 1/h ) было показано, что величина сигнала фототока IPC действительно контролируется температурной зависимостью темпа эмиссии 1/e фотовозбужденных элек тронов 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. Продемонстрировано, что при этих условиях измерения фототока IPC большая часть КТ была нейтральной, так что положи тельный заряд фотовозбужденных дырок в КТ, остававшихся после быстрого ухода электронов, не оказывал значительного влияния на динамику носителей и интенсивность оптического поглощения в КТ.

Наиболее интересной и важной с практической точки является ситуация вы сокого уровня возбуждения, когда g 1/h. В этом случае будут проявляться нелинейные оптические свойства полупроводниковых гетероструктур с КТ.

Ранее было показано, что поскольку для формирования КТ используются процессы самоорганизации, то электронный спектр массива КТ имеет значи тельное неоднородное уширение (I ~ 50 мэВ) из-за разброса КТ по составу и размерам. С другой стороны, самоорганизованные КТ характеризуются ато мо-подобной электронной структурой с малым однородным уширением (h 100 мкэВ). Поэтому данная система может быть использована для реализации эффекта фотофизического «выжигания дыры» в спектре поглощения КТ, где самоорганизованные КТ можно использовать в качестве оптически и элек трически управляемых ловушек носителей заряда. Наличие носителя заряда (электрона или дырки) в КТ будет модифицировать поглощение данной КТ, при этом свойства остальных КТ массива останутся без изменений. Тогда по изменению неоднородно уширенного спектра поглощения системы самоорга низованных КТ можно будет детектировать заполнение КТ носителями заря да, так называемый эффект «выжигания дыры» в спектре поглощения. Нали чие или отсутствие спектральной дыры в спектре поглощения системы КТ может быть использовано для бинарного представления данных. Таким обра зом, на основе самоорганизованных КТ можно создать новый тип элемента памяти. Кроме того, данная система может быть использована в качестве не линейного оптического устройства.

Исследования эффекта «выжигания дыры» в спектрах поглощения самоорга низованных 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 фототока измерялись при низких температурах, когда термическая активация подавле на, и основным механизмом выхода носителей заряда из КТ является тунне лирование.

Для записи спектров фототока IPC в качестве источника возбуждения исполь зовалась галогеновая лампа в комбинации с монохроматором. Для резонанс ного 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 носителей за ряда из КТ через треугольный барьер (Рис.12а). При большом напряжении обратного смещения амплитуда фототока IPC от КТ насыщается, т.к. практически все а) InAs QDs фотовозбужденные в КТ носители заряда разделяются и дают вклад в фототок IPC.

При уменьшении напряжения обратного etunn Ee0 p+ смещения падает темп туннелирования rec (tunn)-1 носителей заряда из КТ, поэтому Eh0 при этих условиях практически все htunn n + фотовозбужденные носители заряда рекомбинируют в КТ и не дают вклада в фототок IPC.

GaAs б) T = 7 K На Рис.12б представлена зависимость - 1x сигнала фототока IPC от КТ при T = 7 K, WL e -h Photocurrent ( A ) от наличия подсветки (PTiSa) Ti 1 e -h сапфирового лазера в непрерывном -8 0 1x режиме с энергией кванта света 1.37 эВ.

Пики фототока, расположенные при P = 0 mW - 1x10 TiSa энергиях фотона 1.37 эВ и 1.46 эВ, P = 530 mW TiSa связаны с поглощением фотонов между 1.30 1.35 1.40 1.45 1.50 1.55 1.60 1. основными и возбужденными Energy ( eV ) состояниями в КТ, соответственно. Резкое Рис.12 (а) Энергетическая диа увеличение фототока наблюдается при грамма p-i-n-структуры с КТ. (б) поглощении фотонов в смачивающем слое Спектры фототока IPC структуры InAs (1.49 эВ) в матрице GaAs (1.51 эВ).

с КТ.

Это связано со значительным увеличением плотности состояний в этих слоях по сравнению со слоем самоорганизован ных КТ.

Исследования показали, что подавление сигнала фототока IPC наблюдается не только для основного состояния КТ (переход e0-h0), соответствующего энер гии кванта Ti-сапфирового лазера, но и для возбужденного состояния КТ (пе реход e1-h1) (Рис.12б). Следует отметить, что «выжигание дыры» в спектре поглощения КТ началось только при мощности возбуждения Ti-сапфирового лазера выше 100мВт. Это связано с тем, что данный тип КТ InGaAs/GaAs ха рактеризуется высокой плотностью (порядка 1011 см-2) и достаточно мелкими энергетическими состояниями электронов и дырок по отношению к соответ ствующему краю запрещенной зоны GaAs и уровням в смачивающем слое InAs. Поэтому возможен транспорт носителей заряда между КТ в плоскости, и дырки, возбужденные лазерным излучением, будут распределены по основ ным состояниям всего массива КТ.

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

Рис.13 Спектры фототока IPC структуры с На Рис.13 в спектре фототока КТ, измеренные с и без оптического возбуж IPC структуры с КТ отчетливо дения от Ti-сапфирового лазера.

наблюдается спектральная дыра при энергии кванта Ti-сапфирового лазера 1.1322 эВ. Следует отметить, что мощность возбуждения Ti-сапфирового лазера была примерно 6 мВт (0. Вт/см2).

Установлено, что с повышением температуры глубина «дыры» постепенно уменьшается и при Т = 100 К E (meV) исчезает вообще. Это связано -6 -4 -2 0 2 4 6 с ростом темпа термической 5. + эмиссии thermh фотовозбуж X 4. T = 4.6 K 4. денных дырок из КТ. Кроме 4. того, при температурах ниже 4. 40 К за пределами диапазона, IPC (pA) 4. соответствующего линии Ti 190 eV 3. сапфирового лазера, 3. наблюдается усиление сигнала 3. фототока IPC в области 3. основного поглощения КТ 3. (Рис.13). Показано, что это 1.126 1.128 1.130 1.132 1.134 1.136 1.138 1.140 1. явление связано с оптически photon energy (eV) Рис.14 Спектр фототока IPC структуры с КТ, активированной эмиссией измеренный с оптическим возбуждением от фотовозбужденных дырок из Ti-сапфирового лазера. КТ. Были проведены измерения температурной зависимости фототока IPC при лазерном возбуждении с энергией фотона 0. эВ, что значительно ниже, чем энергия основного состояния в КТ. Установле но, что при температурах ниже 60 К с ростом интенсивности лазерной под светки наблюдается усиление сигнала фототока IPC в области основного по глощения КТ. При температурах выше 60 К эффект оптической активации эмиссии дырок из КТ не наблюдается, так как значительно возрастает темп термической эмиссии дырок.

Из измерений насыщения спектра фототока IPC от КТ при Т = 7 К в зависимо сти от электрического поля и интенсивности оптического возбуждения при записи IPC установлено, что в электрическом поле 100 кВ/см постоянная вре мени туннелирования дырок из КТ составляет 1.5 мсек. Оптимальное соотно шение между электрическим полем и интенсивностью оптического возбужде ния для записи «выжигания дыры» в спектре поглощения 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 мкВт ( 0.5 мВт/см2). Было обнаружено, что в спектре фототока IPC наблюда ется также увеличение поглощения с высокоэнергетичной стороны от «спек тральной дыры», сдвинутое примерно на 1 мэВ (Рис.14). Это связано с нако плением дырок в КТ, резонансно возбужденных лазерным излучением, кото рое приводит к сдвигу поглощения в этих КТ из-за образования положительно заряженного триона (X+). Следует отметить, что величина и направление это го сдвига хорошо согласуются с энергиями связи триона в диапазоне 1 3. мэВ, измеренными на изолированных КТ.

В четвертой главе представлены результаты исследований эпитаксиальных слоев низкотемпературного GaAs с наноразмерными кластерами мышьяка методом емкостной спектроскопии. Арсенид галлия, выращиваемый методом МПЭ при низких температурах T300oC (LT-GaAs), привлекает большое вни мание благодаря своим уникальным свойствам, таким как высокое удельное электрическое сопротивление и фемтосекундные времена жизни неравновес ных носителей заряда. Главной особенностью LT-GaAs является избыток мышьяка As (до 1.5 ат. %), захватываемый в растущий слой при низкотемпе ратурной эпитаксии. При этом создается высокая концентрация точечных де фектов типа антиструктурного дефекта AsGa, междоузельного мышьяка Asi, вакансии галлия VGa и их комплексов. В процессе отжига LT-GaAs при высо кой температуре (T500 oC) происходит формирование наноразмерных кла стеров 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 предметом дискуссии.

Для исследования использовались структуры с барьером Шоттки Au/GaAs, в которых тонкий слой LT-GaAs (с толщиной 100 нм), содержащий кластеры As, был вставлен между двумя однородно легированными слоями GaAs n- или p-типа проводимости (далее N- и P-структуры, соответственно), выращенны ми при стандартных температурах.

Для оценки заряда, f = 10 kHz аккумулированного в 1x simulation ) слое LT-GaAs, были - 1x LT-GaAs NCV ( cm C (pF) проведено моделирование 1x C-V характеристик и 1x профиля распределения а) б) 20 1x концентрации свободных 0 1 2 0.3 0.6 0. носителей NCV-W для P- и Vrev (V) W ( m ) Рис.15 C-V (a) и NCV-W (б) характеристики P- N-структур при низких структуры, измеренные на частоте 10 кГц при 77 К температурах. Модельные Сплошные линии - модельные расчеты. расчеты основаны на численном решении одномерного уравнения Пуассона методом конечных разностей. При этом предполагалось, что темп эмиссии аккумулированных носителей незначите лен, так что концентрация электронов или дырок (NQLT), локализованных в слое LT-GaAs, не зависит от обратного напряжения 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 за ряд, 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 срав нимы с концентрацией аккумулированных в LT-GaAs носителей заряда (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 реше ния уравнения Пуассона показал, что и электроны, и дырки аккумулируются на локальных уровнях, расположенных несколько выше середины запрещен ной зоны GaAs.

Установлено, что при приложении обратного напряжения темп эмиссии ды рок из слоя LT-GaAs в P-структуре значительно ниже темпа эмиссии электро нов 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 электрического поля пробоя составляет ~230 В/см, что соответствует значениям, характерным для толстых слоев LT-GaAs, и существенно превышает величины, характерные для обычного n-GaAs и стехиометрического полуизолирующего GaAs.

Таким образом, установлено, что слой LT-GaAs, содержащий кластеры мышь яка, аккумулирует электроны, если он помещен между слоями n-GaAs, и ак кумулирует 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 кла стеры мышьяка, сформированные в результате 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 положительно.

В Заключении отмечено, что в диссертационной работе с помощью емкост ной спектроскопии проведены исследования широкого круга полупроводни ковых гетероструктур с квантоворазмерными слоями. Исследования объеди нены единым подходом, основанном на анализе емкостных характеристик полупроводниковых гетероструктур с квантовыми ямами и квантовыми точ ками.

В заключении также сформулированы основные результаты работы :

1. Разработана модель для численного расчета квазистатических вольт емкостных характеристик полупроводниковых гетероструктур с кванто выми ямами. Эта модель основана на самосогласованном решении одно мерных уравнений Шредингера и Пуассона методом конечных разностей и не имеет ограничения на количество слоев в гетероструктуре.

2. Показано, что для минимизации искажений емкости Cm полупроводнико вых гетероструктур необходимо выбирать такие условия измерения (тем пература и частота измерительного сигнала), когда в полном импедансе структуры величина Cm на порядок превышает приведенную проводи мость Gm/, которая определяется вкладом от дефектов с глубокими уровнями и активных потерь, не учитываемых при модельных расчетах вольт-емкостных характеристик.

3. На примере диодов Шоттки на основе полупроводниковых гетерострук тур с одиночными и повторяющимися квантовыми ямами с использова нием систем InGaAs/InAlAs и GaAs/AlGaAs показано, что численное мо делирование экспериментальных квазистатических вольт-емкостных ха рактеристик этих структур на основе самосогласованного решения диф ференциальных уравнений Пуассона и Шредингера позволяет определять геометрическое положение квантоворазмерных слоев и их толщину, элек тронную 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 полу проводниковых гетероструктур с одиночными квантовыми ямами на со нове систем In0.47Ga0.53As/In0.52Al0.48As и In0.40Ga0.60As/In0.52Al0.48As пока зано, что модельные расчеты позволяет с точностью до 20 мэВ опреде лять величину разрыва зон на гетерогранице. Данный метод позволяет определять величину разрыва зон проводимости в структурах с упруго напряженными слоями, которые не могут иметь большую толщину из-за релаксации механических напряжений с образованием дислокаций и де фектов.

5. Установлено, что распределение концентрации свободных носителей за ряда, полученное из вольт-емкостной характеристики гетероструктуры с квантовой ямой в приближении обедненного слоя, не описывает распре деление плотности заряда в квантоворазмерном слое. При этом полуши рина эффективного профиля распределения концентрации свободных но сителей в квантовой яме сильно зависит от температуры и определяется тепловым уширением края Фермиевского распределения.

6. Разработана модель для численного расчета квазистатических вольт емкостных характеристик полупроводниковых гетероструктур, содержа щих слой с квантовыми точками. Показано, что плоскость самоорганизо ванных КТ может быть рассмотрена как набор невзаимодействующих центров. Из-за разброса самоорганизованных КТ по размеру и составу плотность состояний в плоскости КТ может быть представлена в виде нормального распределения. Установлено, что среднее квадратическое отклонение плотности электронных состояний массива КТ, определенное из анализа вольт-емкостных характеристик гетероструктур с КТ, согласу ется с шириной линии фотолюминесценции из КТ.

7. Обнаружено, что при понижении температуры происходит «выморажива ние» носителей заряда на электронных уровнях в КТ InAs/GaAs, связан ное с тем, что темп эмиссии носителей заряда из КТ становится значи тельно 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 наблюдается в струк турах с квантовыми ямами, которые характеризуются высокой проводи мостью в плоскости квантовой ямы.

8. Показано, что в электрическом поле эмиссия носителей заряда из само организованных квантовых точек InAs в матрицу GaAs осуществляется 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 дырок.

9. Показано, что при измерении спектров полной проводимости на структу рах с КТ амплитуда пика на температурной зависимости G(T)/ зависит от величины плотности энергетических состояний NqdG в КТ в точке пере сечения с уровнем Ферми EF. Поскольку точка пересечения уровня Ферми EF с плотностью состояний NqdG в плоскости КТ зависит от величины об ратного 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 уменьше нию темпа эмиссии электронов из КТ InAs/GaAs из-за эффективного за глубления электронного уровня в КТ, вызванного формированием уров ней Ландау в зоне проводимости GaAs. Этот эффект не зависит от ориен тации магнитного поля относительно плоскости КТ, что связано с нуль мерной природой квантовых состояний в КТ.

11. При Т 100 K обнаружен эффект фотофизического «выжигания дыры» в неоднородно уширенном спектре поглощения массива самоорганизован ных КТ InAs/GaAs, где самоорганизованные КТ используются в качестве оптически и электрически управляемых ловушек носителей заряда. Пока зано, что эффект «выжигания дыры» связан с аккумуляцией дырок в КТ.

При этом в спектре поглощения КТ появляется дополнительный пик, свя занный с образованием положительно заряженного триона (X+).

12. С помощью моделирования вольт-емкостных характеристик, основанного на численном решении уравнения Пуассона, показано, что наноразмер ные кластеры мышьяка, сформированные в результате высокотемпера турного отжига в матрице LT-GaAs, ведут себя как амфотерные глубокие центры, которые захватывают электроны в n-матрице, заряжаясь отрица тельно, и дырки в p-матрице, заряжаясь положительно.

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. // Abstracts of Invited Lectures and Contributed Papers of The 3rd International Sympo sium 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, Characterization of subband levels in quantum well using capacitance-voltage technique. // Phys. Low-Dim. Struct. 10/11, p.197-207 (1995).

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

А4. P.N.Brounkov, T. Benyattou, G. Guillot, Simulations of the capacitance voltage characteristics of a single-quantum-well structure based on the self-consistent solution of the Schrdinger and Poisson equations. // 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, Определение 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 oscil lations in weakly coupled GaAs/AlGaAs superlattices. // Semicond. Sci.

Technol. 19, S77–S79 (2004).

А7. Rasulova,GK;

Golubkov,MV;

Leonov,AV;

Brunkov,PN;

Zhukov,AE;

Ustinov,VM;

Usov,SO;

Konnikov,SG, Domain boundary instability in weakly coupled GaAs/AlGaAs superlattices. //, Superlattices 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 точках 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 quantitative characterization of ordered QD arrays. // in Compound Semiconductors 1996 (Institute of Physics Conference Series 155) ed.by M S Shur and R A Suris Proceedings of the Twenty-Third International Symposium on Com pound Semiconductors held in St Petersburg, Russia, 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 spectroscopy 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, Rus sia, 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 characteriza tion of electron and hole energy levels in InAs/GaAs quantum dots grown by MBE. // in Proc. 23rd International Conference on the Physics of Semi conductors (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 & Mi crostructures 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 профи лирование барьеров Шоттки Au / n-GaAs, содержащих слой самоор ганизованных 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, Opti cal studies of modulation doped InAs/GaAs quantum dots. // Microelec tronic 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 International Confer ence on the Physics of Semiconductors (24th ICPS), Jerusalem, 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, Elec tronic structure of stacked self-organized InAs/GaAs quantum dots. // Pro ceedings of 7th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, June 14-18, 1999, St-Petersburg, Russia, (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 elec tric field. // Physica Status Solidi (b) 238, p.250–253 (2003).

А19. 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, Ad mittance spectroscopy of Schottky barrier structures with self-assembled InAs/GaAs quantum dots. // Proceedings of the 6th International Sympo sium on Nanostructures : Physics and Technology, June 22-26, 1998, St Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St-Petersburg, 1998) pp.424-427.

А20. 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 Technology, June, 1997, St Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St-Petersburg, 1997), 236-239 (1997).

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, Electron capture and emission dynamics in self-assembled InAs/GaAs quantum dot structures. // Proc. 24th International Conference on the Physics of Semi conductors (24th ICPS), Jerusalem, Israel, August 1998. in The Physics of Semiconductors ed. D. Gershoni (World Scientific,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. Le dentsov, 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 Technology, 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 elec tron emission from InAs quantum dots. // Appl.Phys.Lett. 76, p.1573- (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 Ca pacitance Spectroscopy of Hole and Electron Levels in InAs/GaAs Quan tum Dots. // Physica Status Solidi (b) 224(1), p.57– 60 (2001).

А28. P. N. Brunkov, E. V. Monakhov, A. Yu. Kuznetsov, A. A. Gutkin, A. V.

Bobyl, Yu. G. Musikhin, A. E. Zhukov, V. M. Ustinov, and S. G. Kon nikov, Capacitance spectroscopy study of InAs quantum dots and disloca tions in p-GaAs matrix. // Proc. of the 27th International Conf. on Phys. of Semicond.AIP Conference Proceedings - June 30, 2005 - Volume 772, Is sue 1, p. 789- А29. P. N. Brunkov, A. Patan, A. Levin, L. Eaves, and P. C. Main, Yu. G.

Musikhin, B. V. Volovik, A. E. Zhukov, V. M. Ustinov, and S. G. Kon nikov, Photocurrent and capacitance spectroscopy of Schottky barrier structures incorporating InAs/GaAs quantum dots. // Phys.Rev.B 65(8), 085326 (2002).

А30. P.N. Brunkov, A.Patan, A.Levin, L.Eaves, P.C.Main, Yu.G.Musikhin, B.V.Volovik, A.E.Zhukov, V.M.Ustinov, S.G. Konnikov, Modulation of the optical absorption in self-organized InAs/GaAs quantum dots. // Pro ceedings of 9th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, June 18-22, 2001, St-Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St Petersburg, 2001) p.320-323.

А31. P. N. Brunkov, A. Patane, A. Levin, L. Eaves, P. C. Main,Yu. G.

Musikhin, B. V. Volovik, A. E. Zhukov, V. M. Ustinov, and S.G. Kon nikov, Escape of carriers photoexcited in self-organized InAs/GaAs quan tum dots. // Proceedings of 10th International Symposium on Nanostruc tures: Physics and Technology, June 17-21, 2002, St-Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St-Petersburg, 2002) p.275-278.

А32. П.Н.Брунков, A.Levin, Ю.Г.Мусихин, А.Е. Жуков, В.М.Устинов, С.Г.Конников, T. Warming, F. Guffarth, C.M.A. Kapteyn, R.Heitz, D.

Bimberg, A.Patan, L.Eaves, P.C.Main, M.Henini, G.Hill, Исследование спектрального гашения в спектрах поглощения самоорганизованных квантовых точек InGaAs/GaAs. // Известия Академии Наук (сер. фи зическая) 67(2), стр.198-200 (2003).

А33. P.N. Brunkov, Yu.G. Musikhin, A.E. Zhukov, V. M. Ustinov, S. G. Kon nikov, T. Warming, F. Guffarth, C. Kapteyn, R. Heitz, D. Bimberg A.Patan, M.Henini, L.Eaves, P.C.Main, G.Hill, Modulation of the optical absorption of self-organized (InGa)As/GaAs quantum dots. // Proceedings of the 26th International Conference on the Physics of Semiconductors (26th ICPS), Edinburgh, 29 July –2 August 2002, Edinburgh,UK. IOP Conference Series, 171, Edited by: A.R. Long and J.H. Davies, (2003), H150.

А34. T. Warming, P. N. Brunkov, F. Guffarth, C. Kapteyn, R. Heitz, D. Bim berg, Yu. G. Musikhin, A. E. Zhukov, V. M. Ustinov and S. G. Konnikov, Spectral hole burning in the absorption spectrum of self-organized InAs/GaAs quantum dots. // Proceedings of 11th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, June 23–28, 2003, St Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St-Petersburg, 2003) p.356-357.

А35. T. Warming, П.Н.Брунков, А.Е. Жуков, В.М.Устинов, С.Г.Конников, F. Guffarth, C.M.A. Kapteyn, R.Heitz, D. Bimberg, Модификация по глощения самоорганизованных квантовых точек InAs/GaAs в узком спектральном диапазоне. // Известия Академии Наук (сер.

физическая) 68(1), с.48-50 (2004).

А36. T Warming, F Guffarth, R Heitz, C Kapteyn, P Brunkov,V M Ustinov, D Bimberg, Wavelength selective charge accumulation in self-organized InAs/GaAs quantum dots. // Semicond. Sci. Technol. 19, S51–S53 (2004).

А37. R. Heitz, T. Warming, F. Guffarth, C. Kapteyn, P. Brunkov, V. M.

Ustinov and D. Bimberg, Spectral hole burning in self-organized quantum dots. // Physica E 21, p.215-218 (2004).

А38. П.Н. Брунков, В.В. Чалдышев, Н.А. Берт, А.А. Суворова, С.Г. Конни ков, А.В. Черниговский, В.В. Преображенский, М.А. Путято, Б.Р. Се мягин, Аккумуляция электронов в слоях GaAs, выращенных при низ кой температуре и содержащих кластеры мышьяка. // ФТП, 32 с.1170 1174, (1998).

А39. P. N. Brounkov, V. V. Chaldyshev, A. A. Suvorova, N. A. Bert, S. G.

Konnikov, A. V. Chernigovskii, V. V. Preobrazhenskii, M. A. Putyato, and B. R. Semyagin, Bistability of charge accumulated in low-temperature grown GaAs. // Appl.Phys.Lett. 73, p.2796-2798 (1998).

А40. П.Н. Брунков, В.В.Чалдышев, А.В. Черниговский, А.А, Суворова, Н.А.Берт, С.Г.Конников, В.В. Преображенский, М.А. Путято, Б.Р.

Семягин, Аккумуляция основных носителей заряда в слоях GaAs, содержащих кластеры мышьяка. // ФТП, 34, с.1109-1113 (2000).

А41. P. N. Brunkov, V. V. Chaldyshev, A. V. Chernigovskii, A. A. Suvorova, N. A. Bert, S. G. Konnikov, V. V. Preobrazhenskii, M. A. Putyato, B. R.

Semyagin, Carrier accumulation due to insertion of nanoscale As clusters into n- and p-type GaAs. // Proceedings of 8th International Symposium on Nanostructures: Physics and Technology, June 19-23, 2000, St Petersburg, Russia, (Ioffe Institute, St-Petersburg, 2000) p.291-294.

Список цитируемой литературы.

1. Ж.И. Алферов, Нобелевская лекция по физике 2000 // Успехи Физ. Наук, 2002, т.172, с.1068-1086.

2. Г. Крёмер, Нобелевская лекция по физике 2000 // Успехи Физ. Наук, 2002, т.172, с.1091-110.

3. С. Зи. Физика полупроводниковых приборов (М., Мир, 1984).

4. H. Kroemer, et al, Appl.Phys.Lett. 36, p.295 (1980).

5. R.People, et al, Appl.Phys.Lett. 43, p.118 (1983).

6. X. Letartre, et al, J.Appl.Phys. 58, p.1047 (1991).

7. Алешкин В.Я., et al, ФТП 25, с.1047 (1991).

8. Schubert E.F., et al, Appl.Phys. Lett. 57, p.497 (1990).

9. Ando T., et al, Reviews of Modern Physics, 54, p.437 (1982).

10. Lang D.V., J.Appl.Phys. 45, p.3023 (1974).

11. Losee D.L., J.Appl.Phys. 46, p.2204 (1975).

12. Chris G. Van de Walle, Phys. Rev. B 39, p.1871 (1989).

13. Goldstein L., et al, Appl. Phys. Lett. 47, p.1099 (1985).

14. M. Grundmann, et al, Phys. Rev. Lett. 74, p.4043 (1995).

15. J.-Y. Marzin, et al, Phys. Rev. Lett. 73, p.716 (1994).

16. S. Rodt, et al, Phys. Rev. B 71, 155325 (2005).



 

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.