Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 6)

Кроме этого, с практической точки зрения нелинейные элементы на основе квазипериодических СР могут оказаться и более надежными, чем традиционные РТД на основе двухбарьерных гетероструктур по причине резкого уменьшения долинного тока. Это связано с немонотонным поведением пиков туннельной прозрачности при постепенном увеличении внешнего электрического поля. Падающие участки на ВАХ квазипериодических СР не обязательно связаны с уходом первой минизоны туннельного спектра электронов ниже дна зоны проводимости эмиттера, как это происходит в РТД с ростом внешнего поля. Напротив состояний в запрещенной зоне эмиттера квазипериодической СР может не оказаться разрешенных состояний, пропускающих электроны в сторону коллектора. Из-за таких препятствий возникновению долинного тока падающие участки ВАХ диодов на основе квазипериодических СР могут оказаться более воспроизводимыми при изготовлении диодов, чем падающий участок ВАХ РТД. По этой причине многообещающе выглядит замена РТД на квазипериодические СР во всех резонансно-туннельных устройствах, использующих N-образный вид ВАХ.

5.1.Лабораторная работа «Исследование вольтамперных характеристик AlGaAs сверхрешеток методом Цу-Есаки»

Расчет параметров слоев для калибровочной AlGaAs сверхрешетки и выбранной сверхрешетки. Оценка характеристик других параметров, связанных с методом Цу-Есаки. Запуск программы расчета и задание требуемых электрических и геометрических параметров сверхрешетки и окружающей среды. Калибровка программы на примере вольтамперной характеристики эталонной AlGaAs сверхрешетки. Расчет вольтамперной характеристики выбранной сверхрешетки. Построение графиков и анализ полученных результатов. (рис. 3-рис. 4).

6.Частотно-полевые характеристики квантового каскадного лазера

В последние годы терагерцовые квантовые каскадные лазеры (ККЛ) находят все больше применений в самых разнообразных областях - от медицины и биологии до астрономии и техники связи [1]. Особенно интенсивны поиски многоцветного лазера такого типа.

Наиболее изучены терагерцовые ККЛ на основе полупроводниковых AlGaAs -гетероструктур. В них электроны движутся поперек слоев под действием внешнего электрического поля в сложном потенциальном профиле. Этот профиль образован чередованием потенциальных ям и барьеров, отличающихся долей X алюминия в составе слоев Al_XGa_1–XAs. Способы построения периодически повторяющихся ячеек для активной области терагерцового ККЛ развиваются по двум основным направлениям (см., напр., [2], p.265, а также [3]). В первом направлении применяются короткие гетероструктуры, содержащие 2-4 барьерных слоя на каждый период ККЛ. Их длина менее 50 нм, и основную роль в них играют переходы электронов между малым числом резонансных энергетических уровней в соседних слоях потенциальных ям. Эти резонансно-туннельные переходы сопровождаются рассеянием электронов на продольных оптических фононах (resonant-LO-phonon design). Во втором направлении применяются длинные гетероструктуры (длина более 100 нм). В них важны переходы электронов между большим числом близко расположенных резонансных уровней (bound-to-continuum design), причем электронная плотность распределена по многим слоям. В конце каждого периода ККЛ электроны попадают в легированный слой потенциальной ямы, где приходят в равновесие с решеткой. Это препятствует образованию доменов сильного электрического поля, нарушающего работу ККЛ в стандартном режиме.

В последние годы интенсивно исследуются полупроводниковые квазипериодические сверхрешетки (СР) [4]. Набор их возможных структур заполняет всю широкую область между идеально упорядоченными и полностью разупорядоченными структурами, поэтому они отличаются большим разнообразием резонансно-туннельных свойств. Квазипериодические решетки уже проявили себя в инфракрасной фотонике. Построенные на основе числовых последовательностей Фибоначчи оптические структуры оказались перспективными для создания многоцветных инфракрасных отражателей. У этих отражателей спектр состоит из нескольких резонансных линий примерно одинаковой высоты. Исследовалось также сочетание активной области обычного терагерцового ККЛ с квазипериодической оптической фибоначчиевой СР [5]. В такой решетке по закону Фибоначчи меняется показатель преломления слоев оптического резонатора. Характерный пространственный масштаб в этих фотонных квазикристаллических структурах равен половине длины электромагнитной волны (примерно 500 нм). В отличие от таких оптических структур в данной работе в виде квазипериодической СР выполняется сама активная излучающая область ККЛ. Характерный пространственный масштаб в этих структурах равен длине волны де-Бройля электрона проводимости (примерно 5 нм).

К семейству квазипериодических СР в последнее время добавились фигурные СР [6]. Символьные последовательности для этих структур образуются на основе разложения чисел Фибоначчи S_N по фигурным числам F_MLN и сохраняют стохастические фибоначчиевы свойства. При этом два добавочных индекса M и L приводят к большому разнообразию резонансно-туннельных свойств соответствующих полупроводниковых СР.

Таким образом, разнообразные квазипериодические СР в качестве активного элемента ККЛ могут оказаться полезными при разработке многоцветных терагерцовых ККЛ. У таких ККЛ спектральные линии излучения имели бы примерно одинаковую интенсивность сразу на нескольких частотах. Эта многоцветность по происхождению была бы не «оптической», а «электронной», т.к. возникала бы за счет электронной инверсии заселенностей сразу на нескольких парах резонансных уровней с примерно одинаковыми энергетическими зазорами порядка 10 мэВ.

Разработка AlGaAs -СР для ККЛ сводится к подбору таких параметров AlGaAs -слоев, которые обеспечивают значение коэффициента оптического усиления G(f) активной области, превышающее потери на поглощение в остальных слоях ККЛ. Обычно требуется G > 20 1/см в диапазоне частот f =2 – 4 ТГц в умеренном электрическом поле порядка 10 кВ/см. При толщине 10 мкм всей слоистой структуры, насчитывающей примерно 100 периодов ККЛ, это соответствует рабочим напряжениям порядка 10 В.

Положение резонансных энергетических уровней и соответствующие им волновые функции находились по заданному потенциальному профилю энергии поперек слоев СР с помощью традиционного метода матриц переноса, как описано, напр., в [8]. В качестве граничных условий на амплитуды волновых функций в виде плоских волн брались условия нулевых потоков, падающих на слоистую структуру снаружи. Эти граничные условия приводят к уравнению M₂₂(Е_n) = 0, где M₂₂- правый нижний элемент полной матрицы переноса. Искомые резонансные энергетические уровни Е_n находились с помощью численного решения этого уравнения. Для устранения краевых эффектов при расчете Е_n слоистая структура состояла из 4 периодов ККЛ. Все расчеты проводились в среде МатLab.

Сначала по заданному профилю дна зоны проводимости поперек слоев СР методом матрицы переноса вычислялись энергии резонансных уровней E_n и соответствующие им волновые функции Ψ_n(x), где x – координата поперек слоев. Длина участка разбиения по x составляла 1 монослой GaAs (МС), т.е. 0,565 нм. Для поиска уровней E_n как корней уравнения M₂₂(Е_n) = 0 сначала сканировали весь диапазон энергий с шагом 0,1 мэВ, пока не встречался участок, на концах которого величина M₂₂(Е_n) имела разные знаки. Затем к этому участку применяли функцию «fzero» пакета МатLab. После нахождения всех уровней E_n и соответствующих им состояний Ψ_n(x) вычислялись дипольные матричные элементы D_nm по формуле D_nm= ∫dx·Ψ_m*(x)·x·Ψ_n(x). Затем вычислялись скорости переходов W_nm между состояниями вниз по энергии (n>m) с помощью формулы W_nm= K(E_nm)·|D_nm|², где K(Е) – феноменологический частотный множитель, заданный в исходной методике [6] в виде немонотонной зависимости от энергии перехода E_nm =E_n - E_m. После этого скорости переходов W_nm вверх по энергии (n<m) находили из условия W_nm.= W_km, где k = (n+M)mod(M), M – число уровней. Это условие означает, что в каждом периоде ККЛ уровни заполняются электронами, приходящими либо с вышележащих уровней этого же периода, либо из соседнего периода, расположенного выше по энергии. Затем по найденным скоростям перехода W_nm вычисляли парциальные лоренцевские ширины спектральных линий G_n как скорости уходов электрона из состояния n в любое другое состояние по формуле G_n.= h∑_mW_nm., где h - постоянная Планка. Отсюда находили полуширины спектральных линий переходов G_nm= G_n.+G_m. Далее по найденным скоростям W_nm решали стандартную систему кинетических уравнений dN_m/dt = ∑_nW_nmN_n для заселенностей N_m, пользуясь функцией «ode15s» пакета МатLab. Начальное равномерное распределение вычислялось как заданная слоевая концентрация легирующей примеси (3.6·10^‑4 1/нм²), деленная на число M уровней. Наконец, все найденные величины подставлялись в формулу (1) для нахождения коэффициента оптического усиления G(f) на заданной частоте f при заданной напряженности электростатического поля F

(1)

Здесь e – заряд электрона, с – скорость света, h – постоянная Планка, n_b= √13 – коэффициент преломления GaAs на терагерцовых частотах, L – длина одного периода ККЛ. Суммирование в (1) ведется по всем парам уровней, для которых энергии E_n > E_m. Энергия перехода E_n - E_m обозначена E_nm. Для переходов с энергией E предполагалась традиционная лоренцевская форма спектральной линии R_nm(E) = (G_nm/2π) / [E²+(G_nm/2)²].

В качестве эталонной структуры, а также для проверки правильности расчетных процедур, как и в работе [6], взята классическая трехъямная AlGaAs –структура Luo et. al. [9] с резонансом на продольных оптических фононах. Толщины слоев, (последовательность слева направо), начиная с инжекторного барьера, равнялись 9, 17, 4, 13, 7, 29 МС. Жирным курсивом здесь выделены барьерные слои, а подчеркиванием - легированный слой потенциальной ямы.

При выборе параметров слоев квазипериодических СР за основу брались средние параметры слоев эталонной структуры Luo et. al.

Каждый блок А и В, из которых строились квазипериодические СР, состоял из Al_0.12Ga_0.88As -слоя потенциального барьера высотой 0.15 эВ и толщиной 4- 7 МС, за которым следовал слой потенциальной ямы GaAs толщиной 10 - 40 МС. Во всех СР последний слой потенциальной ямы легировался так же, как в эталонной структуре [9] (слоевая концентрация донорной примеси 3.6·10^‑4 1/нм²). За этим слоем следовал слой потенциального барьера (например, B₁ на вставке рис.1) для инжекции электронов в следующий период ККЛ. Поэтому система кинетических уравнений для заселенностей уровней традиционно предполагала наличие в каждой ячейке только одного равновесного резервуара электронов. Это нижний уровень в последней потенциальной яме, с которого в следующий период ККЛ туннелируют электроны через инжекторный потенциальный барьер.

Один период типичной квазипериодической СР показан на вcтавке рис.1 на примере СР Фибоначчи S₇= BABBABABBABBA в электрическом поле F= 12,7 кВ/см. В отличие от эталонной структуры на квазипериодических СР можно получить линейное поведение коэффициента оптического усиления в широком диапазоне частот и электрического поля (рис.1), что характерно для периодических СР. Но в отличие от периодических СР, у квазипериодических СР нередко положительные и отрицательные пики коэффициента усиления далеко разнесены по частоте. Это должно облегчить приборную реализацию такого терагерцового ККЛ. У СР S₇ на рис.1 толщина барьерного Al_0.12Ga_0.88As -слоя составляла 6 МС, а толщина слоя GaAs-ямы составляла 16 МС для блока B и 33 МС для блока A.

6.1.Лабораторная работа «Исследование частотно-полевых характеристик квантового каскадного лазера методом кинетических уравнений»

Расчет параметров слоев для калибровочной гетероструктуры квантового каскадного лазера и выбранной гетероструктуры. Оценка характеристик других параметров, связанных с методом кинетических уравнений. Запуск программы расчета и задание требуемых электрических и геометрических параметров гетероструктуры квантового каскадного лазера и окружающей среды. Калибровка программы на примере частотно-полевой характеристики эталонной гетероструктуры. Расчет частотно-полевой характеристики выбранной гетероструктуры. Построение графиков и анализ полученных результатов. (рис. 3-рис. 4).

7.Диэлектрофоретическая сборка кластеров из металлических наночастиц

Диэлектрофорез наночастиц – один из перспективных нанотехнологических процессов, пригодный для изготовления изделий из наночастиц по двум основным направлениям нанотехнологии – «сверху-вниз» (нанопинцеты [1]) и «снизу-вверх» (самосборка и самоорганизация [2]). Диэлектрофорез микро- и наночастиц в жидкости образует основу новых технологических областей - микро- и нанофлюидики (см., например [3, р.50]). Зондовый диэлектрофорез относится к зондовым нанотехнологическим методам [4] и применяется, например, для сборки нанонитей из углеродных нанотрубок [5].

Различают два основных режима диэлектрофоретической сборки коллоидных наночастиц в разнообразные структуры – диффузионный и реакционный (D- и R-режимы) [6]. В D-режиме скорость сборки ветвистых структур не зависит от времени, что обычно объясняют большим средним расстоянием между наночастицами (порядка 1 мкм) при характерных концентрациях коллоидных растворов. Это расстояние наночастица должна диффундировать, прежде чем она попадет в область действия диэлектрофоретической силы. R-режим проявляется в пороговом характере начала процесса сборки. На границе своей области действия диэлектрофоретическая сила должна превысить все остальные конкурирующие силы, например, броуновскую силу хаотического теплового движения (порядка 1 пН для частицы радиуса 5 нм).

Для традиционных электродов микронных размеров сборка наночастиц в структуру всегда начинается с зародыша в виде случайного выступа размером с наночастицу. Поэтому добавление зонда с радиусом острия порядка 10 нм к традиционной конфигурации диэлектрофоретической ячейки перспективно для управления диэлектрофорезом наночастиц по принципу «сверху-вниз». С другой стороны, зондовый диэлектрофорез может служить для запуска процессов самосборки и самоорганизации наночастиц, с помощью которых предполагается изготавливать приборы наноэлектроники и нанофотоники [7].

Важнейшей проблемой наносборки является неконтролируемое слипание наночастиц из-за Ван дер Ваальсовского притяжения при сближении до зазора порядка 1 нм. От слипания наночастицы предохраняют тиоловым монослоем толщиной 1 нм вроде додекантиола, содержащего CH₃-группы на тиоловом хвосте, причем хвост направлен к наночастице, а метиловая группа - наружу [8]. Такое покрытие гидрофобно и служит смазкой, облегчая движение наночастиц по граничным поверхностям.

Для описания необратимого связывания наночастиц в кластер известен окислительно-восстановительный механизм c участием двойных электрических слоев на поверхности электродов [9]. Этот механизм дает характерное значение пороговой силы встраивания около 100 пН (для зазора 1 нм между частицами это соответствует энергии связи 1 эВ).

Если удастся собирать кластеры из проводящих наночастиц, связанных с подложкой заранее заданными силами в заранее заданных местах, то откроется возможность создания разнообразных приборов наноэлектроники и нанофотоники. В частности, возможно создание нейронной сети в виде клеточного автомата, в котором нейронами служат наночастицы, разделенные прослойками от 1 нм до 10 нм, а связь между соседями осуществляют плазмоны. Динамика наночастиц в жидкости интересна для создания устройств наномеханики и нанофлюидики. Таким образом, исследование основных стадий образования кластеров при жидкостном диэлектрофорезе проводящих наночастиц актуально как для нанотехнологии, так и для наноэлектроники.

Дипольное приближение, применяемое обычно при вычислении диэлектрофоретической силы, справедливо только при малом изменении напряженности электрического поля на длине наночастицы (см., напр., [3] р.53). Мы рассматривали малые зазоры между зондом и наночастицами, которые сравнимы с размером наночастиц, поэтому дипольное приближение заменили приближением максвелловского тензора напряжений. Таким способом учитывалось и притяжение наночастиц из-за взаимной поляризации (см. [3] р.59)

Характеристики

Список файлов книги