Диссертация (1150801), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Так в тонких квантовых ямах, флуктуации толщины ямы в один-два монослоя приводит к локализации экситонов. Это проявляется в виде набора узких линийлюминесценции в спектрах [87]. Направленная диффузия атомов во времяроста (сегрегация) размывает резкий край квантовой ямы и приводит к общей асимметрии профиля потенциала для носителей [88, 89]. В работе [89]исследовался эффект сегрегации в квантовых ямах InGaAs/GaAs малой ширины (до 20 нм) по спектрам люминесценции и данным вторичной ионноймасс-спектрометрии (ВИМС).
Было выращено три образца, два содержалинесколько квантовых ям различной толщины и были выращены при температурах подложки 370 ∘ C и 520 ∘ C, соответственно, а третий содержал несколько ям шириной 4.6 нм, выращенных при разных температурах (от 370 до620 ∘ C). Данные ВИМС позволили восстановить поведение концентрации индия как функции координаты роста. Для моделирования координатной зависимости была предложена модель направленной диффузии более подвижных атомов индия в вышележащие слои выращиваемой гетероструктуры. Этамодель обобщена на случай произвольного потенциала в третьей главе настоящей работы. Сглаживание профиля потенциала в предложенной моделихарактеризуется показателем экспоненты, описывающей спад концентрациииндия при выращивании -слоя InGaAs.
По данным ВИМС было полученозначение длины сегрегации атомов индия как функции температуры подлож-24ки. Было установлено, что линии в спектрах люминесценции исследованныхструктур тем уже, чем больше температура подложки. Это свидетельствуетоб улучшении кристаллической структуры с ростом температуры подложки.Такой эффект вполне ожидаем.
Действительно, с ростом температуры подложки подвижность атомов индия растёт, а значит уменьшается количестводислокаций и кластеров атомов индия в выращенной структуре. Обратнойстороной хорошего кристаллического качества слоёв, как показано в статье,является увеличение длины сегрегации. Наилучшее качество структур достигается при температуре около 550 ∘ C, когда очень быстро начинает растивероятность переиспарения индия. Температура, при которой переиспарениене позволяет вырастить слой InGaAs, зависит от плотности потока атомовмышьяка в камере роста и повышается с ростом этой плотности.
Подчеркнёмещё раз, что высокая температура подложки вблизи температуры переиспарения индия позволяет выращивать структуры исключительного качества,как, например, структура с широкой прямоугольной квантовой ямой, исследованная в настоящей работе (образец P554).Сегрегация и иные причины неидеальности формы потенциала квантовойямы ставят перед исследователем задачу описать экситон в квантовой ямепроизвольного профиля с возможным статистическим разбросом параметров.
Этой задаче посвящена четёртая глава настоящей работы. Помимо учётанеизбежной неидеальности гетероструктуры, описание экситона в квантовойяме произвольного профиля также применимо в исследованиях намеренноасимметричных гетероструктур, привлекающих исследователей своими оригинальными свойствами, такими как большое спин-орбитальное расщеплениеэлектрона [90,91], повышенная оптическая нелинейность [92–94] и взаимодействие с терагерцовым излучением [95, 96].Завершая обзор литературы, следует отметить следующее. Исторически исследование экситонов в полупроводниках следовало общей тенденцииуменьшения размеров исследуемых объектов, от объёмных кристаллов к тонким кристаллам, квантовым ямам и другим объектам пониженной размерности.
Это связано с развитием технологии роста полупроводниковых гетероструктур. По величине магнитного поля исследования можно разделить надве группы: исследование экситонов в малых магнитных полях и исследова-25ния диамагнитных экситонов выше магнитного поля определяемого критерием Эллиотта-Лудона. Исследования экситонов в квантовых ямах, в своюочередь, тоже можно разделить на две группы: исследование широких квантовых ям, где возможно отделение относительного движения электрона идырки от движения центра масс экситона, и исследование экситонов в узких квантовых ямах, где возможна аналитическая запись волновой функцииэкситона в рамках модели квазидвумерного экситона.В приведённой классификации наше исследование можно определить какисследование экситонов в квантовых ямах промежуточной ширины в магнитных полях промежуточной величины.
Разработанные численные методырасчёта волновых функций применимы для ширин ям и величин магнитныхполей недоступных другим применяемым приближённым методам, как, например, теория возмущений. Использованная модель позволяет учитыватьэффекты сложной валентной зоны GaAs. Это позволило описать эффект перенормировки -фактора экситона, обусловленного смешиванием дырочныхсостояний в сложной валентной зоне (Глава 2 настоящей работы). С использованием разработанных численных методов была получена теоретически иисследована экспериментально зависимость скорости радиационного затухания экситона от магнитного поля, описанная в главе 3. Был изучен эффектувеличения силы осциллятора экситона за счёт сжатия его волновой функции магнитным полем. Наконец, с использованием разработанных численныхпроцедур была проанализирована форма экситонных резонансов в спектрахотражения асимметричных квантовых ям.
В главе 4 показано, что форма экситонных резонансов в квантовой яме определяется волновой функцией экситона. Полученные численно волновые функции позволили с высокой точностью смоделировать сложные спектры отражения асимметричных квантовыхям. Результаты моделирования хорошо согласуются с экспериментальнымиданными, измеренными на специально выращенных для этой работы образцах.ГЛАВА 2Инверсия зеемановского расщепления экситонных состояний в квантовых ямах InGaAs/GaAsВ этой главе представлены результаты исследования зеемановского расщепления основного и нескольких возбуждённых состояний размерного квантования экситона в квантовых ямах InGaAs/GaAs. Изучены квантовые ямыразличной ширины, в том числе, промежуточной, сравнимой с несколькимиборовскими радиусами экситона. Для теоретического описания зеемановского расщепления в таких ямах непригоден ни один из ранее разработанныхтеоретических методов, поэтому экситон в квантовых ямах промежуточнойширины является наименее изученным объектом.
Нами разработана теория,описывающая зеемановское расщепление основного и возбуждённых состояний в квантовой яме произвольной ширины. Теоретический подход базируется на численном решении трёхмерного уравнения Шрёдингера для экситона.Численная процедура состоит из двух стадий. Сначала рассчитываются отдельные базисы волновых функций экситона с тяжёлой дыркой и экситонас лёгкой дыркой, а затем производится учёт смешивания тяжёлой и лёгкойдырок. Для расчёта смешивания базисных состояний используется гамильтониан Латтинджера для вырожденной валентной зоны в кристалле GaAs.Развитый теоретический подход позволяет точно рассчитать в рамках ограниченного, но достаточно большого базиса, влияние магнитного поля на экситон в квантовой яме произвольной ширины. Сопоставление полученных врасчёте зеемановских расщеплений с определёнными экспериментально показывает убедительное согласие.
Таким образом, мы подтвердили что сильнаязависимость -фактора экситона от номером уровня размерного квантованияв ямах промежуточной ширины действительно обусловлена смешиванием эк2627ситонного состояния с тяжёлой дыркой с экситонным состоянием с лёгкойдыркой. Хорошее согласие с экспериментом также позволяет установить, вкакой степени различные взаимодействия в системе модифицируют -факторэкситона.2.1 Эксперимент2.1.1 Люминесценция в отсутствии магнитного поляМы исследовали наноструктуры InGaAs/GaAs, выращенные методоммолекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ).
Для экспериментальных исследований были отобраны три высококачественные гетероструктуры с одной илинесколькими квантовыми ямами InGaAs в окружении барьеров GaAs. Первый образец, P554, содержит квантовую яму с номинальной шириной 95 нми концентрацией индия около 2%. Второй образец, P592, содержит три одиночных квантовых ямы с номинальными ширинами 30, 36 и 41 нм и концентрацией индия 4, 5 и 7%, соответственно. Наконец, третий образец, P531,содержит четыре одиночных квантовых ямы (4, 7, 10 и 12 нм с концентрацией индия 5%). Из-за наличия латерального градиента толщин слоев реальнаяширина квантовых ям отличалась от номинальной и определялась с помощьюмикроскопического моделирования спектров экситонных состояний. В точкахобразцов, для которых производились измерения в магнитном поле, из моделирования получились следующие величины ширин: 87, 33, 40, и 45 нм –для 95-, 30-, 36- и 41-нанометровых ям, соответственно.
Во время измеренийобразцы были охлаждены до температуры жидкого гелия.Для определения положения экситонной энергии спектры люминесценции особенно удобны по сравнению, например, со спектрами отражения, изза простоты экспериментальной установки и анализа полученного спектра.Похожая схема эксперимента была использована в ряде работ [33, 34, 54, 55,77, 97]. Люминесценция возбуждалась нерезонансно с использованием титансапфирового или гелий-неонового лазера. Спектральное разрешение установки было гораздо лучше типичной ширины особенностей в спектре люминесценции.
В этом разделе мы рассмотрим экспериментальные данные только281ФЛ, отн. ед.2345 Ex2s+14861487Энергия1489, мэВ1488149061491Рисунок 2.1: Типичный спектр люминесценции 87-нанометровой квантовойямы в образце P554 (пустые кружки). Подгонка показана тонкими чёрнымиконтурами Лоренца. Пунктирная красная кривая является суммойлоренцианов. Экситонные состояния пронумерованы; Ex2s+ –люминесценция от 2s и более высоких водородоподобных состоянийэкситона.для первого образца, поскольку они схожи для всех исследованных гетероструктур.Спектры люминесценции подгонялись серией контуров Лоренца, как показано на рисунке 2.1. Малая ширина пиков показывает высокое качествообразца и позволяет однозначно интерпретировать спектр. Пики в спектре соответствуют переходам с экситонных уровней размерного квантования [77].Благодаря высокой скорости радиационного распада и небольшим энергетическим зазорам между состояниями, фононная релаксация на основнойуровень оказывается малоэффективной, что позволяет наблюдать люминесценцию с каждого из них.
Особенность, обозначенная как Ex2s+ , предположительно является люминесценцией возбуждённых s-подобных экситонныхсостояний.29ФЛ149450000Энергия, мэВ149261490543211488148614841000050001000320121Магнитное поле, Тл3Рисунок 2.2: Спектры люминесценции образца P554 как функциямагнитного поля в левоциркулярной ( − ) и правоциркулярной ( + )поляризациях при = 5 . Положительные значения магнитного поляотложены как вправо так и влево от нулевой отметки. Интенсивностьлюминесценции обозначена цветом. Стрелки с номерами соответствуютлиниям люминесценции, пронумерованным на рисунке 2.1.2.1.2 Люминесценция в магнитном полеВлияние магнитного поля изучалось в геометрии Фарадея, то есть магнитное поле было направлено по оси возбуждения и перпендикулярно плоскостиквантовой ямы.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
