Энергетический спектр и оптические свойства водородоподобных примесных центров в квантовых точках (стр. 2 из 7)

Массивы полупроводниковых квантовых точек перспективны для применений в инжекционных лазерах. В частности, было предсказано значительное уменьшение пророговой плотности тока и снижение ее температурной зависимости. Одним из наиболее перспективных способов создания массивов квантовых точек является метод, основанный на эффектах самоорганизации, наблюдаемых при осаждении методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) сильно напряженного слоя. К настоящему времени структурные и оптические свойства массивов квантовых точек (In,Ga)As, помещенных в матрицу (Al,Ga)As, а также инжекционных лазеров на их основе достаточно хорошо изучены. Применение их в качестве активной области инжекционного лазера позволило достичь непрерывного режима генерации через основное состояние квантовой точки вплоть до комнатной температуры при выходной мощности около 1 Вт и пороговой плотности тока менее 100 А/см2.

Большинство лазеров на основе квантовых точек (In,Ga)As изучали в диапазоне от 0.9 до 1.1 мкм. Проведенные исследования показали, что длина волны излучения квантовых точек, полученных на подложках GaAs, ограничена в длинноволновом пределе значениями от 1.27 до 1.3 мкм. Увеличение диапазона излучения, достижимого в структурах с квантовыми точками, вплоть до 2 мкм является актуальной задачей для применений в системах волоконной оптической связи и контроля загрязнения окружающей среды.

Продвинуться в интересующий диапазон длин волн позволяет использование массивов квантовых островков InAs, помещенных в матрицу (In,Ga)As, выращенную на подложке InP(100). Подобные структуры представляют также интерес с точки зрения фундаментальных исследований спонтанного формирования объектов с пониженной размерностью, дополняя исследования, проводимые в системе материалов (In,Ga)As/(Al,Ga)As. Кроме того, управляемое изменение степени согласования матрицы и подложки позволяет изучить влияние остаточного напряжения на процесс формирования трехмерных зародышей.

Массивы квантовых точек InAs выращены методом МПЭ с твердотельным источником As4 в установке Riber-32P на полуизолирующих подложках InP(100). В середину слоя (In,Ga)As толщиной 0.15 мкм, выращенного на буферном слое толщиной 0.2 мкм и ограниченного со стороны подложки и поверхности короткопериодными сверхрешетками InAlAs–InGaAs толщинами по 2 нм, помещают массив островков InAs. Эффективное количество осажденного InAs в активной области QInAs варьируют в различных образцах в пределах от 0до 13 монослоев (МС). Температура осаждения составляет 500 ◦C, а скорость роста приблизительно 10 нм/мин для слоев InGa(Al)As и 15 нм/мин при осаждении InAs в активной области. Рост проводится в условиях обогащения мышьяком.

Степень согласования постоянных решетки материалов матрицы и подложки InP определяют методом двухкристальной рентгеновской дифракции на тестовых слоях толщиной 1мкм. Величина рассогласования составляет менее 10-3, что обеспечивает псевдоморфный рост слоев InGa(Al)As вплоть до толщины 1 мкм.

Переход от двумерного к трехмерному режиму роста InAs определяется по изменению в наблюдаемой картине дифракции быстрых электронов (ДБЭ) на отражение. Образование трехмерных зародышей приводило к возникновению штриховой картины дифракции[4].

1.2 Методы описания примесных центров в полупроводниковых низкоразмерных структурах

Локальные электронные состояния, наведенные дефектами, лежащими внутри квантовых ям, в настоящее время интенсивно изучаются в связи с развитием технологии δ-легирования. Теоретические работы, посвященные анализу и объяснению экспериментальных данных, относящихся к таким состояниям, в большинстве своем основываются на различных модификациях вариационного численного анализа.

В работе [5] для потенциала дефекта в квантовых ямах используется модель потенциала нулевого радиуса. Авторами [5] показано, что эта модель позволяет получить аналитическое решение для волновой функции локализованного носителя и проанализировать уравнение, определяющее зависимость локальных энергетических уровней от положения дефекта в квантовых ямах и его характеристик в объемном материале. Полученные в работе [5] результаты могут быть использованы для изучения D(-)-состояний в квантовых ямах, т. е. электронных состояний, соответствующих присоединению дополнительного электрона к мелкому донору. Такие состояния в объемных полупроводниках существуют только в неравновесных условиях, например, при фотовозбуждении. В случае доноров, лежащих в квантовых ямах, они могут существовать и в равновесных условиях, так как избыточные носители прибывают в квантовых ямах при легировании барьерных слоев мелкими примесями. Важным является то, что энергия связи D(-)-состояний существенно возрастает за счет размерного квантования.

Известно, что модель потенциала нулевого радиуса хорошо описывает как D(-) - состояния, так и состояния отрицательного иона водорода H-, так как эти состояния являются мелкими (их энергия связи порядка 5 % от боровской энергии) и, следовательно, соответствующий радиус локализации связанного электрона существенно больше эффективного радиуса потенциала, так как последний определяется боровским радиусом. Аналогично можно рассматривать и комплексы: экситон плюс избыточный носитель, энергия связи, которых в квантовых ямам может быть вполне измеримой величиной. Другой объект непосредственного приложения модели потенциала нулевого радиуса - локальные состояния, наводимые изоэлектронными примесями, а также квантовыми точками (квантовых точек) предельно малого радиуса в квантовых слоях. Такие системы изучаются в связи с возможным использованием для создания новых оптоэлектронных приборов.

При использовании метода короткодействующего потенциала необходимо потребовать, чтобы асимптотическое поведение волновой функции при

, было точно таким, как для локализованного состояния на том же потенциале в объемном полупроводнике, так как потенциал дефекта невозмущен потенциалом конфайнмента квантовых ям [6].

В данной работе рассматривается магнитооптика квантовых точек с водородоподобным примесным центром (ВПЦ). Для описания примесного центра воспользуемся водородоподобной моделью, которая в сильном магнитном поле становится одномерной. Для теоретического описания одноэлектронных состояний в полупроводниковых наноструктурах часто используется модель «жестких стенок», т.е. потенциал конфаймента выбирается в виде потенциальной ямы с бесконечно высокими стенками. Данный подход для описания состояний квантовых ям не является точным так, как в этом случае, хотя дно потенциальной ямы является плоским, решение уравнения Шредингера является нерегулярным: электронная плотность в квантовых ям распределена неравномерно. Аппроксимация квантовых ям прямоугольным потенциальным профилем при отсутствии локальной электонейтральности приводит к внутреннему противоречию модели: вид одноэлектронных волновых функций означает неоднородное распределение заряда (и потенциала), в то время как дно ямы остается плоским. Более строгий подход к форме удерживающего потенциала требует нахождение самосогласованного решения уравнений Пуассона и Шредингера.

Как показывает анализ численных решений этих уравнений в случае квантовых ям, потенциал конфайнмента представляет собой почти параболический потенциал, но с отсеченной нижней частью [8].

1.3 Влияние магнитного поля на стабилизацию состояний водородоподобных примесных центров

В лабораторных условиях воздействие магнитного поля на атом приводит к снятию вырождения по направлениям углового момента (эффекты Зеемана и Пашена-Бака), а также к слабому диамагнитному сдвигу высоко лежащих энергетических уровней; однако внутренняя структура атома (распределение электронной плотности) и его энергетический спектр (если не принимать во внимание расщепление уровней в магнитном поле, которое мало по сравнению с энергией связи атомных электронов) при этом практически не изменяются. Действие магнитного поля становится существенным в достаточно сильных полях, таких, когда энергия циклотронного движения свободного электрона

, где т - масса свободного электрона, становится порядка энергии связи частиц в атоме, а магнитная длина - порядка радиуса атома. Для атома водорода, например, это поля напряженностью B ~ 12500 Тл, не достижимой при современных экспериментальных возможностях. Поэтому о свойствах атомов в сильных магнитных полях можно узнать либо из данных астрофизических наблюдений, либо из экспериментов на модельных системах.

По-видимому, наиболее привлекательными объектами для таких исследований являются экситоны и атомы водородоподобных примесей в полупроводниках. Благодаря большой диэлектрической проницаемости среды и малым эффективным массам электронов и дырок типичные значения энергий связи экситонов

и атомов водородоподобных примесей на 3-4 порядка величины меньше, чем атома водорода, а их боровские радиусы больше на 2-3 порядка. В полях одинаковой напряженности циклотронная частота носителей заряда в полупроводнике больше, чем свободного электрона, в т/т* раз, т*- эффективная масса электрона. Поэтому уже магнитное поле напряженностью B ~ 10 - 20 Тл является сильным для экситонов и атомов мелких примесей.

Теоретически поведение атомов водородоподобных примесей в сильных магнитных полях рассмотрено в работах [9-11], экситонов - в [12-14]. Магнитное поле стабилизирует экситонные (атомные) состояния. В слабых полях энергия связи возрастает, так как энергия свободного электрона (циклотронная частота) с ростом напряженности поля увеличивается линейно, а связанного в атоме - квадратично (диамагнитный сдвиг). В сверхсильных полях (

) основной вклад в центростремительную силу при вращении электрона вокруг ядра в плоскости, перпендикулярной направлению поля, дает сила Лоренца (кулоновское взаимодействие электрона с ядром (с дыркой в экситоне) можно рассматривать как возмущение). Экситон (атом) сильно анизотропен; он имеет форму эллипсоида вращения, вытянутого вдоль направления поля, с полуосями аех в продольном направлении и аBв поперечном. Его энергия связи растет пропорционально ln2B при увеличении напряженности поля. Такие экситоны были названы диамагнитными [17].