«Кинетика релаксации носителей в фотовозбужденных гетероструктурах 2-го типа ...»

ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ НАУКИ

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК

На правах рукописи

Филатов Евгений Васильевич

Кинетика релаксации носителей

в фотовозбужденных

гетероструктурах 2-го типа

01.04.07 - физика конденсированного состояния Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук И. И. Тартаковский Черноголовка Содержание ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. Литературный обзор

§ 1.1. Гетероструктуры 1-го и 2-го типа

§ 1.2. Надбарьерные состояния в гетероструктурах

§ 1.2.1. Модель периодического потенциала

§ 1.2.2. Экспериментальные исследования надбарьерных состояний.............. § 1.3. Зонная структура ZnSe/BeTe

§ 1.4. Изгиб зон в гетероструктурах 2-го типа

§ 1.5. Межслойная релаксация носителей в гетероструктурах 2-го типа............ § 1.5.1. Времена релаксации надбарьерных носителей заряда

§ 1.5.2. Эффект ширины барьера в гетероструктурах 2-го типа

§ 1.5.3. Начальная заселенность надбарьерных состояний

§ 1.6. Влияние изгиба зон на релаксацию носителей

§ 1.7. Влияние внешнего электрического поля на релаксацию носителей.......... § 1.7.1. Случай гетероструктуры первого типа

§ 1.7.2. Случай гетероструктуры второго типа

§ 1.7.2.1. Влияние на пространственно непрямые переходы

ГЛАВА 2. Образцы и экспериментальная техника

§ 2.1. Исследуемые образцы

§ 2.2. Методика регистрации фотолюминесценции

§ 2.2.1. Параметры оптического возбуждения

§ 2.2.2. Методика измерений с временным разрешением

§ 2.3. Экспериментальная установка

§ 2.3.1. Время-разрешенные измерения

§ 2.3.2. Время-интегрированные измерения

ГЛАВА 3. Кинетика релаксации фотовозбужденных носителей в условиях изгиба зон

§ 3.1. Введение

§ 3.2. Измерения времени жизни фотовозбужденных дырок в слое ZnSe........... § 3.3. Численный расчет зонных схем

§ 3.3.1. Резонансные условия туннелирования надбарьерных дырок............... § 3.4. Образование метастабильного состояния для дырок в слое ZnSe в структуре S10 (10/5 нм)

§ 3.5. Удлинение времени излучательной рекомбинации носителей в слое ZnSe в структурах S15 (15/7.5 нм) и S20 (20/10 нм)

§ 3.6. Нагрев марганцевой подсистемы в гетероструктурах (Zn,Mn)Se / (Be,Mn)Te

§ 3.7. Выводы

ГЛАВА 4. Процессы формирования изгиба зон при высокой плотности оптического возбуждения

§ 4.1. Введение

§ 4.2. Быстрая релаксация фотовозбужденных дырок

§ 4.3. Кинетика пространственного разделения дырок

§ 4.3.1. Модельный расчет для структуры S10 (10/5 нм)

§ 4.4. Особенности кинетики ФЛ при высокой плотности разделенных носителей

§ 4.5. Выводы

ГЛАВА 5. Особенности спектров фотолюминесценции при приложении внешнего электрического поля

§ 5.1. Введение

§ 5.2. Кинетика релаксации фотовозбужденных носителей при приложении внешнего электрического поля

§ 5.2.1. Постановка задачи

§ 5.2.2. Экспериментальные данные

§ 5.2.3. Расчеты времен релаксации

§ 5.2.4. Обсуждение

§ 5.3. Определение величины разрыва валентной зоны в ZnSe/BeTe................ § 5.3.1. Постановка задачи

§ 5.3.2. Результаты эксперимента

§ 5.3.3. Сравнение величины фиолетового сдвига с расчетами

§ 5.4. Выводы

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Список публикаций

Литература

ВВЕДЕНИЕ

Развитие технологий эпитаксиального роста в последние десятилетия позволило выращивать полупроводниковые структуры высокого качества, характерные размеры которых имеют масштаб нанометров в одном, двух или трех пространственных измерениях. Уменьшение размеров структуры приводит к пространственному квантованию энергетического спектра носителей заряда (электронов и дырок), что выражается в существенном изменении физических свойств таких систем по сравнению с объемными полупроводниками. Выделяют следующие классы наноструктур: в квантовых ямах (КЯ) движение носителей заряда ограничено в одном направлении, в квантовых проволоках — в двух, и, наконец, в квантовых точках (КТ) носители заряда локализованы сразу в трех пространственных измерениях.

Интерес к физике наноструктур во многом обусловлен возможностью их практического применения. Так, использование КЯ либо КТ в качестве активной среды лазерного диода позволяет снизить пороговую плотность тока и обеспечить работу лазера при комнатной температуре [1]. Широкая область поглощения и узкие полосы фотолюминесценции (ФЛ), а также возможность варьировать энергию ФЛ за счет изменения размера ядра КТ вместе с высокими значениями квантового выхода сделали КТ удобной заменой люминесцентных красителей в биологических исследованиях [2]. Фотоприемники на основе КТ обладают преимуществами низких значений темнового тока, работы при нормальном падении света и высокой рабочей температуры [3].

В зависимости от схемы зон наноструктуры относят к 1-му или 2-му типу. В КЯ, являющихся гетероструктурами 1-го типа, электрон и дырка локализованы внутри ямы, ограниченной барьером. Это приводит к хорошему перекрытию их волновых функций и высоким значениям квантового выхода, что позволяет эффективно использовать КЯ в лазерах и светодиодах. Устройства на основе полупроводников A3B5 применяются наиболее широко. Так, лазеры на основе гетероструктур GaAs/(Al,Ga)As [1], GaInP/AlGaInP [4] и GaN/(In,Al)GaN [5] позволяют генерировать излучение с длиной волны 780 нм, 650 нм и 405 нм, соответственно. Однако для лазерных диодов в области длин волн 520 нм перспективными считаются гетероструктуры на основе полупроводников A2B6 [6].

В гетероструктурах 2-го типа основные состояния электрона и дырки расположены в различных слоях, т.е., яма для электрона является барьером для дырки (и наоборот). Такая схема зон приводит к тому, что электрон и дырка в основном состоянии рекомбинируют в оптическом переходе, который является непрямым в пространстве. Это позволяет генерировать излучение с энергией, меньшей ширины запрещенной зоны каждого из полупроводников, составляющих гетероструктуру 2-го типа [7]. Однако низкое перекрытие волновых функций электрона и дырки в основном состоянии затрудняет использование таких структур в качестве источников излучения. С другой стороны, длительные времена жизни носителей в основном состоянии делают гетероструктуры 2-го типа перспективными в качестве элементов оптической памяти [8], включая устройства спиновой памяти [9]. Основное применение гетероструктур 2-го типа связано с использованием этих структур в качестве фотоприемников и фотоэлементов [10].

При оптическом возбуждении гетероструктур 2-го типа последующая релаксация электронов и дырок по энергии приводит к их пространственному разделению. При разделении носителей заряда разного знака в пространстве в структуре возникают электрические поля, которые при высокой концентрации разделенных носителей вызывают изгиб зон. В свою очередь, изгиб зон приводит к сдвигу уровней энергии электронов и дырок в основном состоянии, увеличивающему энергию пространственно непрямого оптического перехода.

Эффект фиолетового сдвига непрямого перехода при увеличении мощности оптической накачки является характерным свойством всех гетероструктур 2-го типа.

В гетероструктуре 2-го типа ZnSe/BeTe глубокие потенциальные ямы для электронов и для дырок в основном состоянии (2.2 и 0.9 эВ, соответственно) [11] приводят к длительным временам пространственно непрямого оптического перехода, позволяющим накапливать значительные концентрации разделенных электронов и дырок (до n ~ 1013 см-2). Поэтому эффект фиолетового сдвига непрямого перехода в этой структуре ярко выражен — величина сдвига достигает рекордных значений ~ 0.5 эВ [12, 13].

Помимо пространственно непрямых оптических переходов между носителями в основном состоянии, в гетероструктурах 2-го типа наблюдаются пространственно прямые оптические переходы. При этом один из пары рекомбинирующих носителей заряда находится в основном состоянии, а другой — в надбарьерном состоянии [14-16]. Время жизни носителя заряда в надбарьерном состоянии определяется двумя процессами — излучательной рекомбинацией в пространственно прямом переходе и межслойной релаксацией носителя в основное состояние в соседнем слое. Доминирующий процесс определяется шириной барьера для носителя заряда в надбарьерном состоянии. В структурах с узкими барьерами наиболее быстрым процессом является межслойная релаксация носителей. Увеличение толщины барьера приводит к удлинению времени жизни носителя заряда в надбарьерном состоянии, т.е., к увеличению вероятности его релаксации по каналу излучательной рекомбинации [17-20].

Естественно ожидать, что эффект изгиба зон в структурах 2-го типа, вызванный ростом концентрации разделенных носителей при увеличении мощности оптической накачки, оказывает влияние на кинетику релаксации носителей в надбарьерном состоянии. Этот вопрос подробно рассматривается в данной диссертации на примере гетероструктуры ZnSe/BeTe, в которой эффекты изгиба зон проявляются особенно ярко.

Оптическое возбуждение структуры 2-го типа ZnSe/BeTe позволяет генерировать пары электронов и дырок в слое ZnSe, который является ямой для электронов и барьером для дырок. ФЛ пространственно прямого перехода, в котором участвуют носители в слое ZnSe, служит «маркером» наличия надбарьерных дырок в слое ZnSe. В системе ZnSe/BeTe наблюдается сверхлинейный рост интенсивности ФЛ пространственно прямого перехода при увеличении мощности оптической накачки [18, 19]. Этот эффект объясняется замедлением темпов релаксации надбарьерных дырок в основное состояние в слое BeTe за счет формирования барьера для дырок в слое ZnSe при изгибе зон [19]. В настоящей диссертации прямые измерения длительности свечения пространственно прямого перехода в структуре ZnSe/BeTe были впервые проведены в широком диапазоне плотности мощности оптической накачки, что позволило исследовать влияние изгиба зон на времена релаксации фотовозбужденных дырок в надбарьерном состоянии.

Помимо эффекта изгиба зон, на зонную структуру ZnSe/BeTe можно повлиять с помощью приложения поперечного электрического поля. Влияние приложенного электрического поля на кинетику релаксации надбарьерных дырок также изучено в данной диссертации.

Другим вопросом, рассмотренным в настоящей диссертации, является уточнение величины разрыва валентной зоны в гетероструктуре ZnSe/BeTe, что важно для разработки эффективных оптоэлектронных устройств.

Отметим, что исторически исследования гетероструктур мотивировались новыми возможностями конструирования схемы зон полупроводниковых структур, которые давало использование разрывов зон на гетеропереходах [21].

Данная диссертация развивает эту традицию, исследуя эффекты, связанные со значительными модификациями схемы зон, которые можно реализовать в гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe.

Целью данной диссертационной работы является изучение процессов релаксации фотовозбужденных носителей в гетероструктурах 2-го типа на примере системы ZnSe/BeTe при различных сценариях модификации зонной структуры. Изменение зонной структуры может быть вызвано сильными внутренними электрическими полями за счет эффекта изгиба зон, или приложением к структуре внешних электрических полей.

полупроводниковых гетероструктурах 2-го типа с большой величиной разрыва зон исследована кинетика пространственно прямого перехода при различных значениях концентрации пространственно разделенных носителей, а также напряженности приложенного внешнего электрического поля, на примере системы ZnSe/BeTe. Сопоставление полученных экспериментальных данных с расчетами позволило описать кинетику релаксации надбарьерной дырки.

Уточнена также величина разрыва валентной зоны ZnSe/BeTe при гелиевых температурах.

Практическая ценность работы состоит в том, что в ней изучены процессы релаксации фотовозбужденных носителей в гетероструктурах 2-го типа при различных модификациях зонной структуры. На основании полученных зависимостей времен жизни надбарьерных дырок от концентрации разделенных фотовозбужденных дырок в надбарьерном состоянии путем изменения мощности оптической накачки. Это позволило определить время разогрева подсистемы спинов марганца при оптическом возбуждении полумагнитных гетероструктур (Zn,Mn)Se/(Be,Mn)Te [A4]. Исследованная зависимость времени жизни надбарьерной дырки от величины напряженности приложенного внешнего электрического поля открывает возможность управлять намагниченностью оптически возбуждаемых полумагнитных гетероструктур за счет изменения напряженности прикладываемого электрического поля.

Основные положения, выносимые на защиту:

фотолюминесценции (ФЛ) гетероструктур ZnSe/BeTe с различными толщинами слоев при импульсном возбуждении фемтосекундным лазером. Обнаружено существенное (более чем на порядок) увеличение увеличением мощности оптической накачки. Проведенные расчеты факторами:

разделенных носителей n ~ 10111012 см-2, приводит к существенному локализованного в слое ZnSe состояния в основное состояние в BeTe — фактически, к превращению надбарьерного дырочного состояния в состояние, ограниченное барьером.

• б) Во-вторых, при высоких концентрациях разделенных носителей изгиб зон приводит к уменьшению перекрытия волновых функций электрона в основном и дырки в локализованном в слое ZnSe состоянии, а, следовательно, к удлинению времени излучательной рекомбинации носителей.

2. Проведены модельные расчеты кинетики релаксации фотовозбужденных дырок при импульсном нерезонансном возбуждении. Показано, что при низкой начальной концентрации дырок концентрация разделенных надбарьерных дырок в основное состояние в слое BeTe. При высокой начальной концентрации дырок концентрация разделенных носителей не увеличивается после начального периода быстрого расселения носителей заряда. Однако в структурах с широкими слоями высокая начальная концентрация дырок приводит к существенному вкладу кулоновского взаимодействия электронов и дырок в слое ZnSe в формирование изгиба зон. Моделирование кинетики релаксации дырок позволяет качественно объяснить наблюдаемую в эксперименте пространственно прямого перехода от времени.

3. Проведены измерения зависимости интенсивности пространственного прямого перехода от приложенного внешнего электрического поля для структуры ZnSe/BeTe при возбуждении непрерывным лазером и измерения длительности свечения пространственно прямого перехода при возбуждении импульсным лазером в зависимости от приложенного поля. Установлено, что приложение электрического поля к ZnSe/BeTe приводит к уменьшению интенсивности пространственно прямого перехода и к уменьшению длительности его свечения. Наблюдаемый эффект связан с двумя факторами:

• во-первых, с увеличением времени излучательной рекомбинации для электрона и дырки в надбарьерном состоянии, • во-вторых, с уменьшением времени ухода дырки из надбарьерного состояния в основное состояние в BeTe. Проведены расчеты, которые показывают хорошее согласие с данными эксперимента.

4. Исследованы спектры ФЛ гетероструктур ZnSe/BeTe с широкими слоями в зависимости от мощности оптического возбуждения, что позволило уточнить величину разрыва валентной зоны гетероструктуры ZnSe/BeTe.

Личный вклад автора. Автор непосредственно участвовал в постановке исследовательской задачи, проведении измерений и обсуждении результатов.

Работа была выполнена в лаборатории неравновесных электронных процессов ИФТТ РАН в период с 2007 по 2014 г.

Апробация работы. Результаты работы докладывались конференциях "Новые материалы и структуры" (Черноголовка, 2007), VIII Российской конференции по физике полупроводников (Екатеринбург, 2007), "14th International Conference on II-VI Compounds" (St. Peterburg, Russia), X Российской конференции по физике полупроводников (Н. Новгород, 2011), XI Российской конференции по физике полупроводников (Санкт-Петербург, 2013).

Публикации. Результаты исследований, проведенных в диссертации, отражены в 4 работах [A1-A4].

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из Введения, пяти глав, Заключения и списка литературы.

В первой главе диссертации приведен обзор работ, в которых изучаются процессы релаксации носителей в гетероструктурах 2-го типа.

Во второй главе диссертации приведено описание структур образцов и схемы экспериментальной установки, которые использовались для получения результатов, освещенных в данной работе.

В третьей главе диссертации представлены основные результаты, связанные с исследованием процессов релаксации фотовозбужденных дырок в пикосекундном масштабе времен при высокой концентрации разделенных носителей для структур ZnSe/BeTe с различной толщиной слоев.

В четвертой главе диссертации приведены результаты расчетов и их сопоставления с экспериментальными данными, позволяющие описать временные зависимости величины изгиба зон после импульсного оптического возбуждения.

В пятой главе диссертации рассмотрены результаты, связанные с исследованием процессов релаксации фотовозбужденных дырок при приложении внешнего электрического поля к структуре ZnSe/BeTe, а также приведены данные, позволяющие уточнить величину разрыва валентной зоны в гетероструктуре ZnSe/BeTe.

исследований, изложенных в данной работе.

Метод молекулярно-лучевой эпитаксии, предложенный А. Чо в 1971 г. [22], позволил выращивать полупроводниковые гетероструктуры, состоящие из чередующихся слоев различных композиционных материалов, с высоким структурным совершенством.

Область контакта двух слоев, состоящих из различных материалов, называется гетеропереходом. В зависимости от взаимного расположения зон контактирующих материалов выделяют следующие типы гетеропереходов. В гетеропереходе 1-го типа потолок валентной зоны и дно зоны проводимости одного из материалов находятся внутри запрещенной зоны другого материала (рис. 1a). В гетеропереходе 2-го типа внутри запрещенной зоны каждого из пары материалов находится либо потолок валентной зоны, либо дно зоны проводимости другого материала (рис. 1b). Наконец, в гетеропереходе 3-го типа запрещенная зона одного материала находится вне запрещенной зоны другого материала (рис. 1c).

Гетеропереход 1-го типа формируют, к примеру, пары материалов InAs/GaAs и ZnS/CdSe, 2-го типа — InAs/AlSb и ZnSe/BeTe, и, наконец, к гетеропереходам 3-го типа относятся InAs/GaSb и HgTe/CdTe.

Если толщины слоев, из которых состоит гетероструктура, соизмеримы с длиной волны де Бройля электрона или дырки, существенную роль начинает играть размерное квантование. Примером такого объекта служит квантовая яма — гетероструктура 1-го типа, один из слоев которой является потенциальной ямой как для электрона, так и для дырки. В этом случае квантование движения носителей заряда в направлении оси роста приводит к возникновению изолированных уровней энергии, которые за счет свободного движения носителей заряда в двух других направлениях образуют квазидвумерные подзоны.

Данная диссертация посвящена гетероструктурам 2-го типа — это значит, что гетеропереходы в исследуемых структурах относятся ко 2-му типу.

Минимумы потенциальной энергии для электронов и для дырок в структурах 2-го типа находятся в различных слоях.

В 1970 г. Есаки и Тсу предложили термин «сверхрешетка» для гетероструктуры с периодическим потенциалом, слои которой достаточно тонкие для возникновения заметного интеграла перекрытия волновых функций носителей, локализованных в соседних ямах. В таких структурах размерное квантование в направлении оси роста приводит к образованию минизон, а не изолированных уровней энергии [23].

Рисунок 1. Зонная структура гетеропереходов (a) — 1-го типа, (b) — 2-го типа, (c) — 3-го типа. Горизонтальное направление отвечает оси роста структуры. В каждом из случаев для материала слева от гетероперехода символом EC отмечено дно зоны проводимости, а символом EV — потолок валентной зоны § 1.2. Надбарьерные состояния в гетероструктурах § 1.2.1. Модель периодического потенциала Основные состояния носителей заряда в сверхрешетках локализованы в слоях, которые представляют собой потенциальную яму, ограниченную барьером.

Однако, существуют возбужденные состояния, локализованные над барьером.

Для периодического потенциала задача сводится к широко известной модели Кронига-Пенни. Напомним основные выводы, связанные с надбарьерными состояниями, следуя изложению в монографии [24].

На рис. 2 приведен профиль потенциальной энергии для носителей одного знака в сверхрешетке вдоль оси z роста структуры.

Рисунок 2. Профиль потенциальной энергии сегмента сверхрешетки, состоящей из бесконечного количества прямоугольных ям (A), разделенных барьерами (B) [24] Период рассматриваемой сверхрешетки составляет d = La + Lb, где La — толщина ям, а Lb — толщина барьеров (рис. 2). Максимум потенциальной энергии принят за 0, а минимум обозначен величиной Vb, масса частицы равна m*.

Поскольку нас интересуют надбарьерные состояния, мы ограничимся случаем положительных энергий >0. В этом случае решение одномерного уравнения Шредингера в слоях A, являющихся ямами, и в слоях B, являющихся барьерами, представляет собой алгебраическую сумму комплексных экспонент.

Для энергий >0 волновая функция (z) в слоях A (ямы) записывается в виде:

а волновая функция (z) в слоях B (барьеры) имеет следующий вид:

где ka и kb — волновые числа функции (z) внутри слоев A и B, соответственно.

Энергия носителя связана с волновыми числами следующим образом:

Поскольку гамильтониан коммутирует с оператором трансляции (на период d сверхрешетки), применима теорема Блоха, т.е., все собственные функции гамильтониана можно представить в виде где q — волновое число. Без потери общности можно ограничить значения q интервалом, +, т.е. первой зоной Бриллюэна.

Используя условия непрерывности самой волновой функции и ее производной на интерфейсах I и II (см. рис. 2), и применяя теорему Блоха, получаем систему из четырех линейных уравнений, связывающих коэффициенты,, и. Нетривиальные решения этой системы существуют лишь при условии:

где Уравнение (5) содержит в неявном виде закон дисперсии (q), связывающий энергию и волновое число q для положительных энергий, >0. Для каждого значения q уравнение допускает бесконечное число решений, которые можно пронумеровать, введя квантовое число n. Для каждого фиксированного n диапазон энергий qn образует разрешенную подзону. Эти подзоны разделены запрещенными зонами, ширина которых убывает с возрастанием n.

Мы провели расчет уровней энергии и волновых функций дырок для гетероструктуры 2-го типа ZnSe/BeTe с шириной слоев ZnSe и BeTe 10 нм и 5 нм, соответственно (рис. 3). На рис. 3 приведены нижние восемь состояний дырки — т.е., состояния с квантовыми числами n в диапазоне от 1 до 8. Для определенности мы рассматривали только состояния с волновым числом q=0 (состояния в центре зоны Бриллюэна). Такое приближение оправданно, так как в рассматриваемой структуре толщина барьера достаточна для того, чтобы ширина минизон была незначительной.

Энергия, эВ Рисунок 3. Профиль валентной зоны сверхрешетки ZnSe/BeTe (черная линия), уровни энергии (синие линии) и волновые функции дырок (красные линии) в центре зоны Бриллюэна Волновые функции дырочных состояний h1…h7 на рис. 3 похожи на волновые функции состояний частицы в потенциальной яме с бесконечными стенками, с тем отличием, что h1(z)…h7(z) принимают ненулевые значения внутри барьера. Однако следующее состояние, h8, оказывается в основном сосредоточенным внутри барьера. Это состояние является нижайшим надбарьерным и обозначается d1. Заметим, что волновая функция d1(z) напоминает волновую функцию основного состояния в потенциальной яме.

Интуитивное представление о механизме локализации носителя над барьером можно получить, считая, что распространяющаяся над барьером волна отражается от границы барьера — подобно тому, как, в случае частицы в потенциальной яме, распространяющаяся волна отражается от стенки ямы [25].

барьером [25]:

Нетрудно видеть, что уравнение (7) эквивалентно условию, задающему уровни энергии частицы в потенциальной яме с бесконечными стенками.

В действительности, степень локализации надбарьерного носителя внутри барьера, которую можно определить как вероятность нахождения носителя внутри барьера, может быть сравнима со степенью локализации носителя в основном состоянии внутри ямы, и в определенных условиях даже превосходить ее [25]. Для приведенной на рис. 3 структуры ZnSe/BeTe вероятность нахождения дырки в надбарьерном состоянии d1 внутри барьера составляет 0.992, что очень близко к вероятности найти дырку в основном состоянии внутри ямы, которая равна 0.998.

§ 1.2.2. Экспериментальные исследования надбарьерных состояний Оптические переходы, отвечающие надбарьерным состояниям, были впервые исследованы в середине 1980-х годов в сверхрешетках GaAs/(Al,Ga)As путем измерения спектров фотолюминесценции (ФЛ) [26] и комбинационного рассеяния [27]. Однако в то время предполагалось, что надбарьерные состояния делокализованы [27].

Лишь в начале 1990-х появился ряд экспериментальных работ, показавших, что надбарьерные состояния в сверхрешетках могут быть, в действительности, локализованы внутри барьеров.

Zn0.86Cd0.14Se/Zn0.75Mn0.25Se. Приложение магнитного поля приводит к гигантскому зеемановскому расщеплению спиновых подзон в полумагнитных слоях Zn0.75Mn0.25Se, являющихся барьерами. Измерения спектров пропускания сверхрешеток в зависимости от величины магнитного поля показали, что величина зеемановского сдвига экситонного перехода, отвечающего электрону и дырке в надбарьерном состоянии, с хорошей точностью совпадает с величиной зеемановского сдвига экситона в эпитаксиальном слое Zn0.75Mn0.25Se. Таким образом, было показано, что носители в надбарьерном состоянии локализованы внутри слоев Zn0.75Mn0.25Se, т.е., внутри барьеров.

Аналогичная методика использовалась для доказательства существования локализованных надбарьерных состояний в сверхрешетках 2-го типа ZnTe/Cd1-xMnxSe [14, 15].

Иной подход использовался в работе [16] при изучении структур, содержащих одиночные барьеры с гетероинтерфейсами 2-го типа — CdSe/ZnTe, и 1-го типа — ZnSe/Zn0.85Mn0.15Se. Работа основывается на том, что, как и в случае основного состояния частицы в потенциальной яме, энергия нижайшего надбарьерного состояния увеличивается при уменьшении толщины барьера. На рис. 4 приведены спектры поглощения для структур с различными толщинами слоя CdSe. Эффекты размерного квантования отсутствуют в случае эпитаксиального слоя CdSe. Но в спектрах структур CdSe/ZnTe с различными толщинами барьера наблюдается сдвиг пика полосы поглощения, отвечающего пространственно прямому оптическому переходу в слое CdSe, между электроном в основном состоянии и дыркой в надбарьерном состоянии. Хорошее совпадение с теорией для величины сдвига пика поглощения послужило подтверждением того, что надбарьерное состояние дырки локализовано внутри барьера.

Рисунок 4. Спектры поглощения эпитаксиального слоя CdSe и двух образцов, содержащих одиночные слои CdSe, заключенные между слоями ZnTe. На вставке приведена схема зон гетероструктуры CdSe/ZnTe, содержащей одиночный барьер [16] Надбарьерные состояния в гетероструктурах изучались также в структурах с малыми величинами разрывов зон. Такие исследования проводились в сверхрешетках с полумагнитными слоями — ZnSe/Zn1-xMnxSe [28] и ZnSe/Zn1xFexSe [29, 30], в которых приложение магнитного поля позволяет управлять величинами разрывов зон. В таких системах реализуются спиновые сверхрешетки, в которых один и тот же слой может быть ямой или барьером для носителей заряда одного знака с разными спиновыми состояниями. Малость разрывов зон приводит к большей роли, которую играют экситонные эффекты, в частности, проявляющиеся в замедлении процессов межслойной релаксации носителей [30].

Среди гетероструктур 2-го типа структура ZnSe/BeTe выделяется большими значениями разрывов зон, что делает эту систему крайне интересной для изучения процессов релаксации фотовозбужденных носителей.

На рис. 5a приведена зонная схема ZnSe/BeTe при низких температурах.

Значения локализующего потенциала в ZnSe/BeTe превышают 2.2 эВ для электронов и 0.9 эВ для дырок [11]. Сильное различие в величине запрещенной зоны для разных слоев (2.8 эВ для ZnSe и 4.5 эВ для BeTe) позволяет при оптическом возбуждении избирательно генерировать электронно-дырочные пары в слоях ZnSe. При последующей релаксации по энергии происходит рассеяние дырок из слоя ZnSe в слой BeTe.

В структурах ZnSe/BeTe реализуются два типа межзонных оптических переходов, которые также показаны на рис. 5a: пространственно прямой (стрелка DT) и пространственно непрямой (стрелка IT).

Прямые переходы происходят между носителями в слое ZnSe, при этом электрон находится в нижайшем состоянии своей ямы, а дырка находится на нижнем надбарьерном уровне. Существование дырки на нижайшем надбарьерном уровне проявляется в наличии полосы в спектре люминесценции в области 2.8 эВ (рис. 5b). Таким образом, измерения длительности свечения прямого перехода позволяют установить время жизни дырки в надбарьерном состоянии.

Непрямые в пространстве оптические переходы, отвечающие рекомбинации дырок в слое BeTe и электронов в слое ZnSe, находятся (в пределе плоских зон) в спектральной области 2.0 эВ (рис. 5b).

Рисунок 5. (a) — зонная структура гетероструктур 2-го типа ZnSe/BeTe, (b) — спектры фотолюминесценции при возбуждении структуры (7.2 / 4.0 нм) непрерывным He-Cd лазером [20] Любопытно, что хотя гетероструктура ZnSe/BeTe относится к структурам 2го типа, при некотором специфическом выборе толщин слоев основное состояние электрона оказывается локализованным не в слое ZnSe, а в слое BeTe.

LZnSe < 23 монослоя и сравнительно широких слоях BeTe. Размерное квантование приводит к выталкиванию основного состояния -электрона в слое ZnSe. При малых значениях ширины LZnSe слоя ZnSe это приводит к тому, что энергия нижайшего Г-электрона в слое ZnSe начинает превышать энергию X-электрона в слое BeTe, т.е., основное состояние электрона находится в слое BeTe. При этом наблюдается резкое уменьшение интенсивности ФЛ пространственно прямого перехода в слое ZnSe [31].

Интересным эффектом, который долгое время не удавалось обнаружить в гетероструктурах, включая ZnSe/BeTe, является возможность наблюдать в эксперименте заряженные экситонные комплексы, трионы [32]. Энергия связи трионов мала в объемных полупроводниках, но может достигать 2040% энергии связи экситона в гетероструктурах. В спектрах ФЛ пространственно прямого перехода трионы в ZnSe/BeTe проявляются в виде отдельной полосы с энергией, меньшей энергии экситонной полосы. При этом трионы изучались как в допированных структурах ZnSe/BeTe [33], так и в нейтральных (недопированных) структурах с несимметричными ямами [34, 35]. Характерная энергия связи трионов в ZnSe/BeTe составляет 3.15.5 мэВ [33] при том, что энергия связи экситона в ZnSe составляет 20 мэВ.

В данной диссертации мы будем игнорировать многие эффекты, связанные с многочастичными взаимодействиями, поскольку в диссертации исследуются сравнительно сильные эффекты, связанные со значительными перестройками зонной структуры с масштабом в сотни мэВ, что значительно превышает энергию одночастичной задачи для электрона в зоне проводимости и для дырки в валентной зоне.

В пионерской работе 1983 г. Крёмер и Гриффитс предсказали эффект изгиба зон в одиночном гетеропереходе 2-го типа [7]. В гетеропереходах 2-го типа пространственное разделение электронов и дырок в основном состоянии (см.

рис. 6a) приводит к тому, что носители заряда одного знака находятся в электрическом поле, создаваемом носителями заряда другого знака.

Приближенно потенциал, в котором находятся электроны (или дырки), можно считать треугольным — в одном направлении движение носителей заряда ограничено разрывом зон на гетероинтерфейсе, а в противоположном направлении потенциал возрастает по линейному закону (рис. 6b). При увеличении концентрации разделенных носителей возрастает напряженность электрического поля, действующего на электроны и дырки, т.е. увеличивается градиент линейной части потенциала треугольных ям, в которых находятся носители заряда. Это приводит к «выталкиванию» основного уровня энергии электронов и дырок и, как следствие, к увеличению энергии полосы ФЛ пространственно непрямого оптического перехода. В работе [7] приведена оценка, показавшая, что величина сдвига полосы ФЛ в фиолетовую область спектра может достигать 0.2 эВ.

Вскоре после теоретической работы [7] эффект фиолетового сдвига был обнаружен экспериментально в одиночном гетеропереходе (p)(Al,In)As/(n)InP [36]. Эффект не ограничен одиночными гетеропереходами — он присутствует и в сверхрешетках 2-го типа, а также в более низкоразмерных структурах со схемой зон 2-го типа.

В одиночном гетеропереходе форма изгиба зон, по-видимому, наиболее адекватно описывается случаем треугольных ям для носителей, что приводит к степенной зависимости сдвига E энергии полосы ФЛ непрямого перехода от В настоящее время фиолетовый сдвиг энергии пространственно непрямого перехода обнаружен в одиночных гетеропереходах 2-го типа InGaP/AlxGa1-xAs [39] и CdSe/ZnTe [38], и в гетероструктурах 2-го типа GaSb/GaAs [40], InGaAs/AlAsSb [41], InP/InAlAs [42], GaAsSb/GaAs [43], CdS/ZnSe [44], ZnSe0.8Te0.2/ZnSe [45].

Рисунок 6. (a) Схема зон гетероперехода 2-го типа в случае плоских зон, в которой показаны разрывы EC зоны проводимости и EV валентной зоны, а также величина ER, характеризующая перекрытие запрещенных зон на гетероинтерфейсе.

(b) Гетеропереход с легированием n (слева) и p (справа) при приложенном внешнем напряжении, которое приводит к формированию ям для дырок и электронов по разные стороны гетероинтерфейса. Излучательная рекомбинация возможна за счет туннелирования носителей [7] Эффект фиолетового сдвига также изучался в низкоразмерных структурах, а именно, в квантовых точках со схемой зон 2-го типа (In,Al,Ga)Sb/GaAs [46-48], InAs/GaAsSb [49, 50], Si/Ge [51], ZnTe/ZnSe [52] и CdTe/CdSe [53], и в квантовых кольцах GaSb/GaAs [54]. Эффект изучен настолько подробно, что в современных работах он зачастую применяется для характеризации схемы зон изучаемой структуры.

Для возникновения фиолетового сдвига достаточным условием является пространственное разделение электронов и дырок. Такие условия могут быть p-InAs/P-InAsPSb, зонная схема которого приведена на рис. 7, наличие квазистационарного состояния для электронов в области пространственного обеднения, которое возникает из-за эффекта надбарьерного отражения, приводит к пространственному разделению электронов и дырок [37, 55].

Рисунок 7. Схема зон гетероперехода p-InAs / P-InAs0.63Pb0.25Sb0.12.

EF — уровень Ферми дырок, Ec, Ev — разрывы зоны проводимости и валентной зоны, соответственно.

I — эпитаксиальный слой P-InAsPSb, II — обедненный слой, III — слой пространственного заряда, IV — подложка p-InAs [37] Эффект изгиба зон может наиболее ярко проявляться в широкозонных гетероструктурах с большими величинами разрывов зон. На рис. 8 приведены результаты расчетов, показывающие влияние изгиба зон на уровни энергии и волновые функции электронов и дырок в гетероструктуре 2-го типа ZnSe/BeTe [56].

Рисунок 8. Зонная структура, уровни энергии и волновые функции нижайших уровней электронов и дырок в ZnSe/BeTe (7.2/4.0 нм) для случаев средней носителей [56] В структуре ZnSe/BeTe высокие потенциальные барьеры для электронов и дырок в основном состоянии приводят к низкому перекрытию их волновых функций. Это приводит к длинным временам непрямого перехода и позволяет накапливать значительные концентрации разделенных носителей, превышающие n ~ 1013 см-2 [13]. Именно в гетероструктурах ZnSe/BeTe достигнуты рекордные значения фиолетового сдвига пространственно непрямого перехода, на уровне 0.5 эВ (см. рис. 9) [12].

Рисунок 9. Интегрированные по времени спектры ФЛ сверхрешетки ZnSe/BeTe 7.2/4.0 нм при различных мощностях оптической накачки: 1 — 40, 2 — 160, 3 — 460, 4 — 1000 кВт/см2. Точками показана спектральная зависимость времени свечения ФЛ при максимальной накачке [12] На рис. 9 показаны спектры ФЛ в области непрямого перехода для структуры ZnSe/BeTe с толщинами слоев 7.2/4.0 нм при различных мощностях оптической накачки. Полоса ФЛ в области 1.87 эВ связана с дефектами, тогда как межзонный пространственно непрямой переход наблюдается в области энергий выше 1.9 эВ и сдвигается в фиолетовую область спектра на ~ 0.5 эВ при увеличении мощности накачки.

Помимо уже обсуждавшегося эффекта фиолетового сдвига, изгиб зон приводит к увеличению интеграла перекрытия волновых функций электрона и дырки в основном состоянии (см. рис. 8). Вследствие этого, при изгибе зон уменьшается время излучательной рекомбинации носителей в пространственно непрямом переходе [56]. Для структуры ZnSe/BeTe с толщиной слоев 10/5 нм диапазон изменения излучательного времени пространственно непрямого перехода составляет от R 30 нс в пределе нулевых накачек до R 0.1 нс при высоких уровнях возбуждения, соответствующих концентрации разделенных носителей n ~ 1013 см-2 [13].

§ 1.5. Межслойная релаксация носителей в гетероструктурах 2-го При оптическом возбуждении гетероструктур 2-го типа пары носителей заряда генерируются в слое, который является ямой для носителя заряда одного знака и барьером для носителя заряда другого знака. В процессе релаксации носителей по энергии носители заряда, сгенерированные над барьером, уходят в основное состояние в другом слое структуры. При этом существенная часть носителей вначале релаксирует до нижайшего надбарьерного уровня и лишь затем релаксирует в основное состояние.

Зависимость времени ухода носителей заряда, находящихся в нижайшем надбарьерном состоянии, в основное состояние в соседнем слое от толщины барьера исследовалась экспериментально как в узкозонных гетероструктурах 2-го типа — GaAs/Al(Ga)As и InGaAs/AlAsSb — так и в широкозонных структурах CdSe/ZnTe и ZnSe/BeTe. Для всех этих структур характерным эффектом является возрастание времени жизни надбарьерного носителя заряда при увеличении ширины барьеров.

Прежде чем перейти к рассмотрению экспериментальных данных, обсудим подробнее процессы релаксации носителей в надбарьерном состоянии.

§ 1.5.1. Времена релаксации надбарьерных носителей заряда Существуют различные каналы релаксации носителя заряда в надбарьерном состоянии. Время жизни носителя в надбарьерном состоянии определяется временем rel ухода носителя в основное состояние в соседнем слое структуры, временем rad излучательной рекомбинации носителей в пространственно прямом переходе и временем nr безызлучательной рекомбинации носителей [20]:

При низкой плотности оптического возбуждения в ряде гетероструктур 2-го типа выполняется условие rel > rad реализуется в области максимальных плотностей оптической накачки 0.1 G0 G0, где G0 = 200 мкДж/см в импульсе. При этом время жизни локализованной в слое ZnSe дырки превышает 60 пс (см. рис. 27) и определяется процессом излучательной рекомбинации электронов и дырок (см рис. 28): rad.

На рис. 38 показаны зависимости интенсивности ФЛ прямого перехода ID(t) для структуры S20 при накачках G0, 0.5G0 и 0.3G0. Приведенные кривые отличаются от моноэкспоненциальных зависимостей, что можно интерпретировать как изменение времени жизни дырки в слое ZnSe со временем t. Форма кривой затухания интенсивности ФЛ ID(t) позволяет определить время жизни дырки в слое ZnSe (t) в различные моменты времени в соответствии с соотношением ID(t) ~ exp(t/(t)). Зависимость (t) можно получить, определяя угол наклона кривой ln(ID(t)) при различных значениях t [96].

Интенсивность ФЛ (норм.) Рисунок 38. Интенсивность ФЛ ID(t) для структуры S20 (20/10 нм) при энергии в импульсе лазера G0 = 200 мкДж/см2 (тонкая линия), 0.5G0 (штриховая линия), 0.3G0 (штрихпунктирная линия). Расчет ID(t) для накачки G0 (жирная линия) При максимальной накачке G0 время жизни локализованной в слое ZnSe дырки изменяется в два раза, от 90 пс в начале импульса до 180 пс через 400 пс после импульса лазера (см. рис. 39). При накачке 0.5G0 время жизни дырки в слое ZnSe увеличивается от 104 пс до 148 пс, а при накачке 0.3G0 ограничено диапазоном = 106 ± 8 пс.

rad, пс Рисунок 39. Зависимость времени rad(t) излучательной рекомбинации дырки в слое ZnSe от времени для кривых на рис. 38. Экспериментальные значения для накачек G0 (тонкая линия), 0.5G0 (штриховая линия), 0.3G0 (штрихпунктирная линия). Расчет обозначен жирной линией Таким образом, время жизни дырки в слое ZnSe слабо меняется при накачке 0.3G0 (эффект не превышает погрешность измерения ~ 510%), и существенно, в два раза, изменяется при накачке G0 (см. рис. 39). Этот результат прямо противоречит рассмотренной в предыдущем параграфе модели, поскольку в режиме rel >> rad, который реализуется при больших накачках, концентрация разделенных носителей nBeTe не может сколь-нибудь существенно измениться после импульса лазера. Следовательно, время жизни дырки в слое ZnSe (t) rad(nBeTe(t)) должно оставаться постоянным.

Противоречие можно разрешить, если принять во внимание ограничения рассмотренной физической модели. До сих пор мы считали, что изгиб зон определяется электрическим полем, создаваемым пространственно разделенными носителями заряда разных знаков: электронами в слое ZnSe и дырками в слое BeTe. Обратим внимание на то, что при высокой плотности оптического возбуждения изгиб зон приводит к модификации волновых функций электронов и дырок в нижайшем локализованном в слое ZnSe состоянии (см. рис. 32):

электроны локализуются у краев слоя ZnSe, а дырки — в центре слоя ZnSe.

Уменьшение перекрытия волновых функций электрона и дырки в слое ZnSe тождественно их пространственному разделению, и, следовательно, локализованные в слое ZnSe дырки также могут вносить свой вклад в изгиб зон.

Поскольку при высокой плотности оптической накачки в слое ZnSe создаются значительные концентрации дырок, мы должны учитывать электрическое поле, создаваемое как дырками в основном состоянии, так и дырками, локализованными в слое ZnSe. Напомним, что в системе уравнений (16) при расчете плотности электрического заряда (z) использованы величины заполнения электронных и дырочных уровней энергии nei и nhi. Таким образом, необходимо модифицировать расчет заселенностей уровней nei и nhi так, чтобы учитывать заполнение надбарьерных дырочных состояний.

В дальнейшем будем считать, что сумма заселенностей дырочных уровней с энергией ниже энергии первого надбарьерного состояния равна nBeTe, а сумма заселенностей дырочных уровней энергии с энергией равной или выше энергии первого надбарьерного уровня равна nZnSe. Соответственно, сумма заселенностей электронных уровней энергии составляет (nZnSe + nBeTe).

Как и прежде, в нашем анализе мы ограничимся уровнями энергии e1, h1 и d электрона в основном состоянии, дырки в основном и дырки в первом надбарьерном состоянии, соответственно, поскольку они оказывают основное влияние на кинетику релаксации фотовозбужденных носителей.

В системе разделенных электронов и дырок с высокой концентрацией nBeTe и пренебрежимо малой концентрацией nZnSe дырок в слое ZnSe, изгиб зон приводит к локализации электронов в основном состоянии у краев слоя ZnSe и к локализации дырок в нижайшем надбарьерном состоянии в центре слоя ZnSe, и следовательно — к длинному времени rad излучательной рекомбинации электронов и дырок в слое ZnSe. Если в этой системе увеличить концентрацию nZnSe дырок в нижайшем локализованном в слое ZnSe состоянии, то кулоновское взаимодействие между дырками в слое ZnSe и электронами в слое ZnSe приведет к увеличению степени локализации электронов в центре слоя ZnSe. А взаимодействие между локализованными в слое ZnSe дырками приведет к их более предпочтительной локализации у краев слоя ZnSe (см. рис. 40).

Следовательно, перекрытие волновых функций электрона в слое ZnSe и локализованной в слое ZnSe дырки увеличится. А значит, уменьшится время излучательной рекомбинации rad, которое определяет кинетику релаксации надбарьерных дырок в условиях значительного изгиба зон.

При концентрации дырок в слое BeTe на уровне nBeTe = 61012 см-2, добавление концентрации дырок в слое ZnSe nZnSe = 1012 см-2 приводит к появлению локального минимума потенциальной энергии электронов и локального максимума потенциальной энергии дырок в центре слоя ZnSe (см. рис. 40). Из-за модификации волновых функций электрона и дырки в слое ZnSe квадрат интеграла их перекрытия, определяющий вероятность излучательной рекомбинации в прямом переходе rad-1, увеличивается примерно в 2 раза (см. рис. 40).

При фиксированной концентрации дырок в слое BeTe nBeTe эффект от увеличения концентрации дырок в слое ZnSe nZnSe заключается в уменьшении времени излучательной рекомбинации электрона и дырки в слое ZnSe rad и времени ухода локализованной в слое ZnSe дырки в основное состояние в слое BeTe rel (см. рис. 41). В то же время, при рассмотренных значениях nBeTe и nZnSe, условие rel >> rad не нарушается.

Энергия, эВ d1, e Рисунок 40. Расчеты зонной структуры и волновых функций электрона в основном состоянии и дырки в нижайшем локализованном в слое ZnSe состоянии для структуры S20, при фиксированной концентрации дырок в слое BeTe nZnSe = 1012 см-2 и nZnSe = 41010 см- Рисунок 41. Расчетные значения rad (синяя линия) и rel (красная линия) для структуры S20 при фиксированной концентрации дырок в основном состоянии в слое BeTe nBeTe и различных концентрациях дырок в нижайшем локализованном в слое ZnSe состоянии nZnSe Условие rel >> rad позволяет упростить кинетическую модель (19), исключив из нее члены, описывающие процесс ухода дырок из локализованного в слое ZnSe состояние в основное состояние в слое BeTe:

Такая модель использует лишь одну переменную величину для описания состояния системы: концентрацию nZnSe дырок в слое ZnSe. Релаксация локализованных в слое ZnSe дырок по каналу излучательной рекомбинации сопровождается увеличением времени излучательной рекомбинации rad(nZnSe), и, следовательно, кривая затухания интенсивности ФЛ прямого перехода ID(t) становится более пологой со временем.

экспериментальные зависимости ID(t) (см. рис. 38) и rad(t) (см. рис. 39) при максимальной плотности мощности накачки P0. При этом начальные значения заселенности дырками основного и нижайшего локализованного в слое ZnSe состояния составляют nBeTe(0) = 5.71012 см-2 и nZnSe(0) = 0.951012 см-2.

Такое соотношение начальных заселенностей дырками основного и соответствует значению ранее определенного параметра = 0.86.

Предположим, что доля фотовозбужденных дырок, релаксирующих в основное состояние сразу после импульса лазера, составляет 0=0.33, а оставшаяся часть дырок в слое BeTe накапливается за несколько импульсов лазера. В таком случае, характерное время релаксации дырок в слое BeTe можно оценить как импульсами лазера.

определяется изгибом зон, который задает величины rel, rad и может меняться со временем.

При импульсном возбуждении возможны различные сценарии кинетики релаксации носителей в зависимости от начальной концентрации разделенных носителей nBeTe(0), формирующейся за времена меньше времени разрешения регистрирующей системы ~ 2 пс.

При rel < rad уход дырок с локализованного в слое ZnSe состояния приводит к увеличению концентрации разделенных носителей nBeTe как функции от времени t. Это приводит к немоноэкспоненциальным зависимостям интенсивности прямого перехода ID(t) от времени в ситуации, когда время жизни надбарьерной немоноэкспоненциальные зависимости ID(t) наблюдаются для всех трех исследуемых образцов S10, S15 и S20 в области средних плотностей мощности лазерной накачки, но наиболее ярко этот эффект проявляется в образце с тонкими слоями S10.

При rel >> rad процесс ухода дырок с локализованного в слое ZnSe состояния в соседний слой BeTe сильно замедлен. Фактически, надбарьерные дырки «заперты» в слое ZnSe. При этом при высокой плотности мощности накачки в образцах S15 и S20 наблюдается увеличение времени затухания интенсивности ФЛ прямого перехода ID(t) при возрастании t, причем наиболее ярко этот эффект выражен в образце с широкими слоями S20. Данный эффект отражает увеличение времени излучательной рекомбинации электрона и дырки в прямом переходе rad, поскольку при высокой мощности накачки rad. Эффект увеличения rad(t) связан с уменьшением перекрытия волновых функций электрона и дырки, локализованных в слое ZnSe, при уменьшении концентрации nZnSe локализованных в слое ZnSe дырок за счет процесса излучательной рекомбинации электронов и дырок в слое ZnSe.

Отметим, что при количественной оценке начальных концентраций дырок в слоях ZnSe и BeTe при максимальной оптической накачке G0 для структуры S мы пришли к необходимости существенно увеличить параметр — долю фотовозбужденных дырок, релаксирующих в основное состояние в слое BeTe по каналу быстрой релаксации. Либо должны были предположить, что часть разделенных электронов и дырок не успевает релаксировать за интервал времени между импульсами лазера. Вероятно, эти предположения были бы излишни при возможности учета многочастичных процессов. Экранирование кулоновского взаимодействия электронов и дырок в слое ZnSe при высокой концентрации фотовозбужденных носителей в слое ZnSe может привести к тому, что рассмотренный нами сценарий будет реализовываться при более высокой, чем в наших расчетах, начальной концентрации nZnSe(0) дырок в слое ZnSe.

ГЛАВА 5. Особенности спектров фотолюминесценции при приложении внешнего электрического поля В предыдущих главах диссертации была рассмотрена задача о кинетике релаксации фотовозбужденных дырок при модификациях зонной структуры, вызванных изгибом зон при высокой концентрации разделенных электронов и дырок. Мы полагали, что обратное время жизни дырки в надбарьерном состоянии -1 определяется суммой обратных времен rel-1 ухода надбарьерной дырки в основное состояние в слое BeTe и rad-1 излучательной рекомбинации электрона и дырки в слое ZnSe. Было показано, что изгиб зон приводит к увеличению времен rel и rad и, следовательно, к увеличению времени. Это согласуется с данными эксперимента, свидетельствующими об увеличении длительности свечения пространственно прямого перехода при повышении мощности оптической накачки.

Модификацию зонной структуры можно вызвать и другим способом — прикладывая поперечное электрическое поле к исследуемому образцу. В первой части данной главы мы обсудим данные эксперимента, позволяющие получить гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe при различных напряженностях приложенного электрического поля. Затем мы проанализируем данные эксперимента в терминах изменения времени rel ухода надбарьерной дырки в основное состояние в слое BeTe и времени rad излучательной рекомбинации электрона и дырки в слое ZnSe.

гетероструктурах 2-го типа позволяет с высокой точностью определять значение разрыва зон, которое важно для разработки эффективных полупроводниковых устройств [38]. Определению величины разрыва валентной зоны в образцах ZnSe/BeTe при гелиевых температурах посвящена вторая часть настоящей главы.

Отметим, что в отличие от предыдущих глав мы будем в значительной степени опираться на измерения спектров ФЛ без временного разрешения.

§ 5.2. Кинетика релаксации фотовозбужденных носителей при приложении внешнего электрического поля Известно, что при приложении поперечного электрического поля к одиночной квантовой яме наклон зон приводит к локализации волновых функций электрона и дырки в основном состоянии у различных интерфейсов КЯ [62].

Вследствие уменьшения перекрытия волновых функций электрона и дырки увеличивается время жизни носителей в яме [63].

В гетероструктуре 2-го типа ZnSe/BeTe в случае плоских зон волновая функция надбарьерной дырки практически полностью локализована в слое ZnSe (см. рис. 3). Можно ожидать, что, подобно случаю одиночной КЯ, при приложении поперечного электрического поля будет уменьшаться перекрытие волновых функций электрона в основном состоянии и дырки в первом надбарьерном состоянии. Это, в свою очередь, должно приводить к увеличению времени rad излучательной рекомбинации носителей в слое ZnSe.

В то же время естественно ожидать, что наклон зон при приложении электрического поля приведет к увеличению вероятности ухода надбарьерной дырки в слой BeTe за единицу времени, а значит, к более коротким временам rel ухода надбарьерной дырки в слой BeTe.

На какие измеряемые в эксперименте величины будут оказывать влияние времена rel и rad?

В отличие от одиночной КЯ, в гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe с толщинами слоя ZnSe до 20 нм время жизни дырки в слое ZnSe слабо зависит от времени излучательной рекомбинации rad, но в основном определяется временем rel ухода дырки в слой BeTe [20]:

С другой стороны, интенсивность ФЛ прямого перехода при фиксированной мощности оптической накачки пропорциональна отношению времени жизни дырки в слое ZnSe к времени rad излучательной рекомбинации носителей в ZnSe:

Таким образом, изменения времени rad проявляются только в изменении интенсивности ФЛ прямого перехода ID, тогда как изменения rel влияют как на интенсивность ID, так и на длительность свечения прямого перехода. В свою очередь, для получения информации о временах rel и rad релаксации надбарьерных дырок в ZnSe/BeTe необходимы согласованные измерения как длительности свечения прямого перехода, так и его интенсивности.

Вообще говоря, времена rel и rad являются функциями от концентрации разделенных носителей nBeTe. Мы будем рассматривать эффекты приложения возбуждения и, соответственно, низких концентраций nBeTe, при которых времена rel и rad близки к предельным значениям при nBeTe = 0.

В эксперименте электрическое поле создавалось между подложкой и слоем золота, напыленном на поверхность образца. Напряжение U прикладывалось к слою золота, а подложка была заземлена.

электрического поля внутри гетероструктуры ZnSe/BeTe отлична от нуля из-за барьера Шоттки между слоем золота и структурой. На рис. 42 приведена зонная схема образца S15, учитывающая разрыв зон в контакте ZnSe-Au при нулевом внешнем напряжении. Прямая линия EF показывает положение энергии Ферми, которая в подложке практически совпадает с дном зоны проводимости.

Энергия, эВ Рисунок 42. Схема зон образца S15 (15/7.5 нм) с напыленным слоем золота.

Высота барьера Шоттки для контакта Au-ZnSe принята равной 0.75 В [97] При приложении электрического поля к гетероструктуре необходимо независимым образом оценивать напряженность электрического поля непосредственно внутри структуры. Величину электрического поля на поверхности полупроводника в оптических измерениях можно определять по эффекту Франца-Келдыша, который проявляется в спектрах электроотражения. В частности, этот эффект использовался для определения высоты барьера Шоттки, возникающего при контакте ZnSe с золотом [97, 98].

В гетероструктурах 2-го типа альтернативный способ определения напряженности электрического поля внутри структуры связан с эффектом сдвига энергии полосы ФЛ пространственно непрямого перехода. В гетероструктурах ZnSe/BeTe энергия непрямого перехода может увеличиваться на 100150 мэВ [65] в сильных электрических полях (см. рис. 15a). Поэтому в настоящей работе зависимость сдвига энергии полосы ФЛ непрямого перехода от приложенного электрического поля использовалась в качестве внутреннего «вольтметра», позволяющего определить напряженность электрического поля внутри структуры при различных значениях прикладываемого к образцу напряжения.

На рис. 43 показаны спектры ФЛ в области пространственно прямого (D) и непрямого (ID) оптических переходов для структуры S15 (15/7.5 нм) при возбуждении непрерывным He-Cd лазером при двух значениях приложенного к образцу напряжения: U = 0 В и U = 1 В. В области непрямого перехода наблюдается сильный сдвиг энергии полосы ФЛ, а также изменение интенсивности ФЛ [65]. В то же время, основной эффект в области прямого перехода состоит в изменении интенсивности ФЛ, тогда как сдвиг энергии полосы ФЛ прямого перехода незначителен.

Intensity (arb. units) Рисунок 43. Спектры ФЛ структуры ZnSe/BeTe при T 5 К и возбуждении непрерывным лазером с длиной волны = 325 нм при слабой оптической накачке, при двух значениях приложенного напряжения U: сплошная кривая — U = 0 В, точечная — U = 1 В. Спектры в области пространственно прямого оптического перехода для наглядности умножены на 10. На вставке приведена схема зон исследуемой структуры ZnSe/BeTe, волновые функции электрона в основном пространственно прямого (D) и непрямого (ID) оптических переходов На рис. 44 приведена зависимость энергии края полосы ФЛ непрямого перехода от приложенного внешнего напряжения для структуры S15. При приложении внешнего напряжения в диапазоне от -2.0 V до +0.6 V сдвиг полосы непрямого перехода составлял 100 мэВ.

В данной работе мы не разделяли вклад в ФЛ непрямого перехода от нормальных и обратных интерфейсов. Поэтому измеряемое положение энергии непрямого перехода минимально при приближении к случаю плоских зон, и возрастает при увеличении наклона зон. При этом в указанном диапазоне напряженность электрического поля внутри структуры знакопостоянна.

PL energy (eV) пространственно непрямого оптического перехода от приложенного внешнего напряжения при низкой мощности оптического возбуждения и T 5 К. Символы — результаты эксперимента, сплошная кривая — расчет перехода (рис. 45) от приложенного внешнего напряжения для исследуемой структуры S15. В экспериментальном диапазоне напряжений интенсивность ID прямого перехода изменялась в 240 раз при фиксированной плотности мощности оптической накачки. При этом зависимость интенсивности ID от внешнего поля сохраняла свой вид при увеличении мощности оптической накачки P0 = 0.8 W/cm в 3 раза (см. рис. 45).

PL intensity (arb. units) Рисунок 45. Зависимость интегральной интенсивности ФЛ пространственно прямого оптического перехода напряженности электрического поля E в структуре при низкой мощности оптического возбуждения и T 5 К. Символы — результаты эксперимента, сплошная кривая — расчет Величина напряженности поля внутри структуры калибровалась по спектральному сдвигу полосы ФЛ непрямого перехода. Для определения значения напряженности электрического поля внутри структуры по известному падению напряжения на образце необходимо учесть наличие встроенного поля барьера Шоттки, высота которого принята равной 0.75 В [97, 99], и падение напряжения на контактах к подложке, вследствие чего на структуре падала примерно половина приложенного к образцу напряжения [66]. При этом достигалось хорошее согласие как экспериментальных, так и расчетных значений сдвига энергии полосы ФЛ непрямого перехода (см. рис. 44). Ширину барьера Шоттки для контакта Au-ZnSe можно оценить как d 300 нм при концентрации электронов в ZnSe 1016 см-3 и падении напряжения на контакте 1 V [100].

Таким образом, в первом приближении электрическое поле внутри структуры ZnSe/BeTe можно считать однородным.

Определение напряженности поля внутри структуры позволило построить зависимость интенсивности ID от величины напряженности поля E, приведенную на рис. 45.

Для данной структуры были также проведены время-разрешенные измерения ФЛ в области прямого перехода при импульсном возбуждении фемтосекундным лазером. При этом плотность оптического возбуждения соответствовала концентрации фотовозбужденных носителей n0 7109 см-2 в одном слое ZnSe, что близко к случаю плоских зон [A2].

На графике рис. 46 приведены измеренные длительности свечения прямого перехода в ZnSe/BeTe в зависимости от напряженности поля внутри структуры.

Измеренные времена жизни прямого перехода изменялись от максимального значения 4 пс до значений, меньших временного разрешения измерительной системы 2 пс. Отметим, что настолько короткие по сравнению rad времена жизни прямого перехода определяются непосредственно временем rel ухода надбарьерной дырки в слой BeTe [20].

Рисунок 46. Экспериментальные (символы) и расчетные (сплошная кривая) значения времени rel релаксации фотовозбужденной дырки из надбарьерного состояния в слое ZnSe в основное состояние в слое BeTe, при низких уровнях оптической накачки (концентрация фотовозбужденных носителей n0 ~ 7109 см-2), T 1.5 К электронных и дырочных волновых функций и уровней энергии для структуры электрического поля (см. рис. 47).

E (eV) Рисунок 47. Расчетные волновые функции электрона и дырки при нулевом электрическом поле (a) и поле E = 100 kV/cm (b) — (сплошные кривые); тонкими линиями изображены профили зоны проводимости и валентной зоны в слое ZnSe в сверхрешетке ZnSe/BeTe с толщинами слоев ZnSe 15 нм и BeTe 7.5 нм;

точечные линии — уровни энергии электрона в основном состоянии и дырки в первом надбарьерном состоянии Поскольку концентрация разделенных носителей в интересующем случае слишком мала для модификации зонной структуры, расчеты сводились к решению стационарного уравнения Шредингера в модельном потенциале. На рис. 47 показаны волновые функции электрона в основном и дырки в надбарьерном состоянии при нулевом электрическом поле (рис. 47a) и в поле E = 100 kV/cm (рис. 47b). Расчеты позволили описать количественно кинетику дырочной релаксации в ZnSe/BeTe в зависимости от величины электрического поля внутри структуры.

фотовозбужденные электрон и дырка быстро релаксируют до нижайшего локализованного в слое ZnSe состояния. Дырка в надбарьерном состоянии либо излучательно рекомбинирует с электроном в прямом переходе за время rad, либо релаксирует в основное состояние, локализованное в слое BeTe, за время rel.

Время излучательной рекомбинации rad определяется перекрытием волновой функции электрона и дырки в слое ZnSe:

где 0 — величина rad при полном перекрытии волновых функций электрона и дырки, e1 — волновая функция электрона в основном состоянии, d1 — волновая функция дырки в нижайшем надбарьерном состоянии.

оптимальном перекрытии волновых функций электрона и дырки при нулевой напряженности электрического поля и близко к 0. Время 0 положено равным пс, что соответствует времени излучательной рекомбинации носителей в одиночной квантовой яме первого типа ZnSe [57]. При приложении внешнего электрического поля перекрытие волновых функций электрона в основном и дырки в надбарьерном состоянии уменьшается (см. рис. 47), и это приводит к росту излучательного времени в соответствии с уравнением (25).

Время rel ухода дырки из нижайшего надбарьерного состояния в основное состояние в слое BeTe определяется интегралом квадрата модуля волновой функции надбарьерной дырки в слое BeTe:

При этом максимальное время rel достигается при нулевом электрическом поле, а при приложении поля rel существенно уменьшается, т.к. увеличивается доля волновой функции надбарьерной дырки в слое BeTe (см. рис. 47).

Нормировка расчетной зависимости для rel осуществлена таким образом, что при нулевом электрическом поле rel составило бы 6 пс. Это соответствует экспериментальному значению длительности свечения прямого перехода, измеренному в аналогичном образце ZnSe/BeTe без металлической маски на поверхности, равному 5 ± 1 пс. Отметим, что в расчет введено ограничение минимального значения времени rel, принятое равным 0.9 пс. С помощью данного ограничения мы учитывали, что время дырочной релаксации ограничено снизу временем взаимодействия надбарьерной дырки с LO-фононом.

Расчетные значения времени жизни дырки в надбарьерном состоянии (см.

рис. 46) и интегральной интенсивности ID прямого перехода (см. рис. 45) для структуры S15 показали хорошее согласие с данными эксперимента. Отметим, что изображенная на рис. 46 кривая представляет собой результат свертки расчетных значений rel с приборной функцией. При этом в диапазоне экспериментальных значений приложенного электрического поля основной эффект уменьшения ID ~ / rad достигается за счет роста rad, в то время как в том же диапазоне rel уменьшается всего лишь в 4 раза.

Таким образом, измерены зависимости интенсивности прямого перехода ID ~ / rad, а также времени rel от приложенного к структуре ZnSe/BeTe электрического поля. Сопоставление расчетов с экспериментальными данными позволило количественно описать зависимости от приложенного поля времени rel релаксации дырок по энергии из надбарьерного состояния в основное и времени rad излучательной рекомбинации надбарьерных дырок.

Приложение электрического поля к структуре ZnSe/BeTe приводит, с одной стороны, к уменьшению времени rel за счет увеличения амплитуды осциллирующей части волновой функции надбарьерной дырки в слое BeTe. С другой стороны, к увеличению времени rad за счет уменьшения перекрытия волновой функции дырки в надбарьерном и электрона в основном состоянии.

Соответственно, оба эффекта приводят к уменьшению интенсивности ФЛ полосы пространственно прямого перехода ID. Отметим, что в исследованном диапазоне приложенных напряжений эффект изменения rad выражен сильнее, чем эффект изменения rel.

§ 5.3. Определение величины разрыва валентной зоны в ZnSe/BeTe До настоящего момента в диссертации преимущественно рассматривались эффекты влияния внутренних и внешних электрических полей на ФЛ пространственно прямого перехода. Электрические поля, модифицирующие зонную структуру, также влияют и на ФЛ пространственно непрямого перехода.

Известно, что в структурах ZnSe/BeTe повышение мощности оптической накачки сопровождается увеличением концентрации разделенных электронов и дырок, что приводит к двум эффектам: сверхлинейному росту интенсивности межзонного пространственно непрямого перехода [13] и гигантскому фиолетовому сдвигу энергии непрямого перехода, величина которого может достигать 0.5 эВ при большой мощности оптического возбуждения [12].

В данном параграфе эффект фиолетового сдвига полосы непрямого перехода при изгибе зон применяется для уточнения величины разрыва валентной зоны в гетероструктуре ZnSe/BeTe. Для этого были проведены измерения зависимости энергии ФЛ пространственно непрямого перехода от плотности разделенных носителей, и затем эти данные были сопоставлены с расчетами.

Ранее подобный подход использовался для уточнения величины разрыва зон в гетеропереходе 2-го типа CdSe/ZnTe [38].

Величина разрыва валентной зоны Ev гетероперехода ZnSe/BeTe при низких температурах является важным параметром для моделирования гетеро- и наноструктур 2-го типа, а также для разработки полупроводниковых устройств [101]. Первое известное литературное значение разрыва валентной зоны в ZnSe/BeTe Ev = 0.9 эВ было получено путем измерения энергии ФЛ непрямого перехода [11, 102].

В дальнейшем предпринималась попытка определить значение Ev методом фотоэлектронной спектроскопии для образцов, представлявших собой тонкие пленки BeTe, напыленные на ZnSe. Полученные значения 0.46 эВ и 1.26 эВ для образцов с различными интерфейсами ZnSe/BeTe [103] были впоследствии интерпретированы как величины разрыва зон для гетеропереходов BeSe/ZnSe и ZnTe/ZnSe, соответственно [104].

Расчеты разрыва зон в гетеропереходе ZnSe/BeTe [105], проведенные из первых принципов, позволили получить значение EV = 1.11 эВ.

Остановимся подробнее на методе определения величины разрыва валентной зоны, который позволил получить значение Ev = 0.9 эВ для гетероперехода ZnSe/BeTe в работе [11]. В этой работе исследовались спектры ФЛ гетероструктуры, состоящей из двух слоев BeTe с толщинами Lz=50 нм и Lz=3 нм, каждый из которых заключен между широкими барьерами из ZnSe толщиной 500 нм. Величина Ev определялась как разность между положениями максимумов полосы ФЛ пространственно прямого перехода и полосы пространственно непрямого перехода для слоя BeTe Lz=50 нм (см. рис. 48).

Рисунок 48. Спектр ФЛ при T=2K для структуры ZnSe/BeTe, состоящей из двух слоев BeTe с толщинами 50 нм и 3 нм, каждый из которых заключен между слоями ZnSe толщиной 500 нм [11] интерпретации спектров ФЛ, представленных в работе [11]. Во-первых, при низкой плотности оптической накачки ФЛ в области ~ 1.82.0 эВ может осуществляться за счет дефектов, поскольку дырки в основном состоянии в слое BeTe релаксируют преимущественно по безызлучательному каналу [13]. Вовторых, положение полосы ФЛ может смещаться за счет эффекта фиолетового сдвига [12].

Более аккуратная постановка эксперимента по определению величины разрыва зон в ZnSe/BeTe по энергии пространственно непрямого перехода должна учитывать наличие ФЛ, генерируемой дефектами, а также фиолетовый сдвиг полосы ФЛ непрямого перехода. При этом предпочтительно использовать гетероструктуры с широкими слоями, чтобы минимизировать влияние пространственного квантования на энергию основного состояния электронов и дырок.

На рис. 49 показаны спектры ФЛ в области энергий 1.7 2.2 эВ при возбуждении структуры S25 с широкими слоями ZnSe и BeTe (25/12.5 нм) 3-й гармоникой импульсного Nd:YAG лазера (exc 355 нм), при различных плотностях оптической накачки, которые варьировались в диапазоне, составлявшем порядок по мощности.

Обратим внимание на то, что ФЛ в области спектра с энергией менее 1.85 эВ генерируется дефектами, о чем можно судить по сублинейному росту интенсивности полосы ФЛ при увеличении накачки. В то же время, характерные признаки полосы ФЛ в области спектра с энергией 1.85 2.2 эВ — фиолетовый сдвиг энергии, а также сверхлинейный рост интенсивности полосы ФЛ при пространственно непрямому оптическому переходу [12, 13].

фотовозбужденные носители успевали релаксировать между импульсами.

Длительность импульса лазера не превышала 10 нс, что позволяет считать накачку для подсистемы дырок в основном состоянии в слое BeTe импульсной.

Интенсивность ФЛ, cps Рисунок 49. Спектры ФЛ в области пространственно-непрямого перехода для структуры S25 (ZnSe/BeTe с толщиной слоев 25/12.5 нм) при T 5 К и различных плотностях мощности оптической накачки Концентрацию разделенных носителей nBeTe, которая генерировалась после каждого импульса лазера, можно оценить следующим образом:

где — доля дырок, релаксирующих в основное состояние в слое BeTe по быстрому каналу релаксации, принятая равной 1/3, — коэффициент поглощения в одном слое ZnSe, который составляет 0.24 при толщине слоя ZnSe 25 нм и длине волны лазера exc 355 нм [94], Pexc — мощность 3-й гармоники лазера, варьировавшаяся в диапазоне Pexc 0.15 1.45 мВт, S — площадь пятна возбуждения, S 600600 мкм2.

§ 5.3.3. Сравнение величины фиолетового сдвига с расчетами Расчетные значения энергии EID(0) пространственно непрямого перехода в пределе плоских зон для широких слоев ZnSe определяются разностью ширины запрещенной зоны ZnSe и величины разрыва валентной зоны Ev. В случае изгиба зон при концентрации разделенных носителей nBeTe энергия EID(nBeTe) возрастает относительно ее значения в пределе плоских зон (nBeTe = 0). Определить величину EID(0), а значит, и разрыв валентной зоны EV, мы можем, сравнивая зависимость разделенных носителей nBeTe с зависимостью экспериментальных значений EID от мощности оптической накачки Pexc. Для этого необходимо знать связь величин nBeTe и Pexc, которая задается уравнением (27).

На рис. 50 cимволами показаны измеренные зависимости энергии максимума полосы пространственно непрямого перехода EID в образцах S20 и S соответствии с уравнением (27) по измеренной мощности оптической накачки Pexc.

Рисунок 50. Экспериментальные (символы) и расчетные (линии) положения максимумов полосы ФЛ пространственно непрямого перехода в зависимости от концентрации разделенных носителей для структур S25 (a) и S20 (b), при T 5 K.

Величине ошибки соответствует полуширина полосы ФЛ на половине высоты Сплошными линиями на рис. 50 изображены расчетные значения энергии экспериментальных значений EID, которое достигается при величине разрыва зон Ev = 960 ± 30 мэВ. При этом энергия пространственно непрямого перехода в пределе плоских зон составляет EID(0) = 1.847 ± 0.03 эВ. Отметим, что данная оценка энергии максимума непрямого перехода в плоских зонах согласуется со значениями EID(0), полученными в работе [67] при приложении электрического поля (см. рис. 15).

Погрешность определения величины Ev определяется точностью оценки концентрации разделенных носителей nBeTe, а также ограничениями рассматриваемой модели, которая не учитывает сдвиг полосы пространственно непрямого перехода вследствие заполнения двумерной зоны электронов и дырок [106].

Более высокая по сравнению с работой [38] погрешность величины разрыва валентной зоны объясняется тем, что в ФЛ пространственно непрямого перехода ZnSe/BeTe значительный вклад дают дефекты. Поэтому измерения полосы ФЛ непрямого перехода в пределе плоских зон и при слабых значениях изгиба зон, проведенные для структуры CdSe/ZnTe в работе [38], затруднены при изучении структуры ZnSe/BeTe.

Исследовано влияние модификации зонной структуры ZnSe/BeTe при фотовозбужденных дырок. Экспериментально наблюдаемый эффект состоит в значительном уменьшении интенсивности ФЛ и уменьшении длительности увеличивающего степень наклона зон. Показано, что наблюдаемое уменьшение интенсивности ФЛ и длительности свечения прямого перехода связано как с возрастанием времени rad излучательной рекомбинации, так и с уменьшением времени rel ухода фотовозбужденных дырок из слоя ZnSe в слой BeTe.

Экспериментальные данные хорошо согласуются с проведенными численными расчетами.

Эффект изгиба зон при увеличении концентрации разделенных носителей был применен для определения величины разрыва валентной зоны в гетеропереходе ZnSe/BeTe. Для этого были проведены измерения сдвига полосы ФЛ пространственно непрямого перехода в образцах S20 и S25 при различных значениях энергии импульсной накачки. Полученная оценка величины разрыва валентной зоны ZnSe/BeTe при низкой температуре составила Ev = 960 ± 30 мэВ, что на 60 мэВ выше, чем известное литературное значение Ev = 0.9 эВ [11].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В настоящей диссертационной работе исследован круг явлений, связанных с релаксацией фотовозбужденных носителей в широкозонных гетероструктурах 2го типа ZnSe/BeTe при различных модификациях зонной структуры.

Получены следующие результаты:

1. При высокой концентрации разделенных носителей обнаружено пространственно прямого перехода. Это связано с двумя эффектами, возникающими при значительных величинах изгиба зон:

Во-первых, надбарьерное состояние для дырки в слое ZnSe превращается в состояние, ограниченное реальным барьером, что приводит к резкому замедлению процесса ухода локализованной в слое ZnSe дырки в основное состояние.

Во-вторых, изгиб зон приводит к удлинению времени излучательной рекомбинации электрона и дырки в слое ZnSe из-за уменьшения перекрытия волновых функций электрона в основном состоянии и дырки в состоянии, локализованном в слое ZnSe.

2. Отличия временной зависимости интенсивности кривой затухания ФЛ в области пространственно прямого перехода от моноэкспоненты позволили изучить особенности формирования электрического поля внутри структуры ZnSe/BeTe при различных режимах импульсного фотовозбуждения.

При низкой плотности мощности оптической накачки релаксация локализованных в слое ZnSe дырок происходит преимущественно по каналу ухода из слоя ZnSe в основное состояние в слое BeTe, что сопровождается увеличением концентрации пространственно разделенных носителей.

При высокой мощности оптического возбуждения основным каналом релаксации локализованных в слое ZnSe дырок является излучательная рекомбинация с электронами в слое ZnSe, поэтому концентрация разделенных носителей не возрастает после начального периода быстрого разделения электронов и дырок. Однако в структурах ZnSe/BeTe с существенный вклад в формирование изгиба зон вносит кулоновское взаимодействие локализованных в слое ZnSe электронов и дырок, что приводит к более быстрым временам излучательной рекомбинации электронов и дырок в слое ZnSe сразу после импульса лазера.

3. Изучены эффекты модификации схемы зон за счет приложения внешнего электрического поля при низкой плотности оптического возбуждения.

При этом основным процессом релаксации надбарьерной дырки является уход в основное состояние в слое BeTe, а эффект от приложения электрического поля приводит к уменьшению перекрытия волновых функций электрона в основном и дырки в нижайшем надбарьерном состоянии, что проявляется в резком уменьшении интенсивности ФЛ прямого перехода за счет увеличения отношения времени излучательной рекомбинации к времени ухода надбарьерной дырки в основное состояние.

4. Измерения фиолетового сдвига энергии пространственно непрямого перехода в широких структурах позволили получить новую оценку температурах.

В заключение хочу выразить глубокую признательность своему научному руководителю, Илье Иосифовичу Тартаковскому, а также Андрею Анатольевичу Максимову, за плодотворные обсуждения, а также всестороннюю помощь и поддержку на всех этапах исследовательской работы. Хочу поблагодарить Сергея Владимировича Зайцева за помощь в освоении экспериментальной техники, а также всех сотрудников Лаборатории неравновесных электронных процессов ИФТТ РАН за теплую и дружескую атмосферу.

Список публикаций автора, вошедших в данную диссертацию Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

A1. Максимов, А.А. Формирование надбарьерных дырочных состояний в гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe / А.А. Максимов, С.В. Зайцев, Е.В.

Филатов, А.В. Ларионов, И.И. Тартаковский, Д.Р. Яковлев, А. Вааг // Письма в ЖЭТФ. — 2008. — Т. 88. — С. 587-591.

A2. Filatov, E.V. Picosecond kinetics of the electron-hole layers formation in wide-bandgap II-VI type-II heterostructures / E.V. Filatov, S.V. Zaitsev, I.I.

Tartakovskii, A.A. Maksimov, D.R. Yakovlev, A. Waag // Phys. Stat. Sol. (c). — 2010.

— V. 7. — P. 1533-1535.

A3. Филатов, Е.В. Влияние внешнего электрического поля на кинетику релаксации фотовозбужденных носителей в гетероструктуре 2-го типа ZnSe/BeTe / Е.В. Филатов, А.А. Максимов, И.И. Тартаковский, Д.Р. Яковлев, А. Вааг // Письма в ЖЭТФ. — 2011. — Т. 94. — С. 939-944.

A4. Debus, J. Heating of the Mn spin system by photoexcited holes in type-II (Zn,Mn)Se/(Be,Mn)Te quantum wells / J. Debus, A.A. Maksimov, D. Dunker, D.R.

Yakovlev, E.V. Filatov, I.I. Tartakovskii, V.Yu. Ivanov, A. Waag, M. Bayer // Phys.

Stat. Sol (b). — 2014. — DOI: 10.1002/pssb.201350320.

Результаты диссертации докладывалась на следующих конференциях:

1. Максимов, А.А., С.В. Зайцев, И.И. Тартаковский, Е.В. Филатов. // «Пикосекундная релаксация носителей в широкозонных гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe». // VIII Российская конференция по физике полупроводников, г. Екатеринбург, 30 сентября – 5 октября 2007 г.

2. Максимов, А.А., С.В. Зайцев, И.И. Тартаковский, Е.В. Филатов. // «Пикосекундная релаксация носителей в широкозонных гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe». // Новые материалы и структуры, Черноголовка, 6- декабря 2007 года.

3. Tartakovskii, I.I., A.A. Maksimov, E.V. Filatov, S.V. Zaitsev, D.R. Yakovlev, A.

Waag. // «Picosecond kinetics of the electron-hole layers formation in widebandgap II-VI type-II heterostructures». // 14th International Conference on II-VI Compounds, St.Peterburg, Russia, August 23-28, 2009.

4. Максимов А.А., И.И. Тартаковский, Е.В. Филатов, Д.Р. Яковлев. // «Влияние внешнего электрического поля на кинетику фотолюминесценции в широкозонных A2B6 гетероструктурах 2-го типа». // X Российская конференция по физике полупроводников, Н. Новгород, 19-23 сентября 2011 года.

5. Филатов Е.В., Максимов А.А., Тартаковский И.И. // «Особенности кинетики релаксации фотовозбужденных носителей в полупроводниковых гетероструктурах второго типа ZnSe/BeTe в условиях значительного изгиба зон». // XI Российская конференция по физике полупроводников, СанктПетербург, 16-20 сентября 2013 года.

Список работ автора, не вошедших в диссертацию B1. Случанко, Н.Е. LuB12: эффекты беспорядка и изотопического замещения в теплоемкости и комбинационном рассеянии света / Н.Е. Случанко, А.Н.

Азаревич, А.В. Богач, И.И. Власов, В.В. Глушков, С.В. Демишев, А.А. Максимов, И.И. Тартаковский, Е.В. Филатов, К. Флахбарт, С. Габани, В.Б. Филиппов, Н.Ю.

Шицевалова, В.В. Мощалков // ЖЭТФ. — 2011. — Т. 140. — С. 536-552.

B2. Kuzovnikov, M.A. Raman scattering study of -MgH2 and -MgH2 / M.A.

Kuzovnikov, V.S. Efimchenko, E.V. Filatov, A.A. Maksimov, I.I. Tartakovskii, A.J. Ramirez-Cuesta // Sol. Stat. Commun. — 2013. — V. 154. — P. 77-80.

B3. Maksimov, A.A. Circularly polarized light emission from chiral spatiallystructured planar semiconductor microcavities / A.A. Maksimov, I.I. Tartakovskii, E.V.

Filatov, S.V. Lobanov, N.A. Gippius, S.G. Tikhodeev, C. Schneider, M. Kamp, S.

Maier, S. Hfling, V.D. Kulakovskii // Phys. Rev. B. — 2014. — V. 89. — P. 045316.

1. Ж.И. Алферов. «История и будущее полупроводниковых гетероструктур».

ФТП 32, 3 (1998).

2. M.M. Barroso. «Quantum Dots in Cell Biology». Journal of Histochemistry & Cytochemistry 59, 237 (2011).

3. A.D. Stiff, S. Krishna, P. Bhattacharyaa, S. Kennerly. «High-detectivity, normalincidence, mid-infrared (~4 m) InAs/GaAs quantum-dot detector operating at K». Appl. Phys. Lett. 79, 421 (2001).

4. H.B. Serreze, Y.C. Chen, R.G. Waters. «High-power, very low threshold, GaInP/AlGaInP visible diode lasers». Appl. Phys. Lett. 58, 2464 (1991).

5. S.E. Hooper, M. Kauer, V. Bousquet, K. Johnson, J.M. Barnes, J. Heffernan. «InGaN multiple quantum well laser diodes grown by molecular beam epitaxy». Electronics Letters 40, 33 (2004).

6. I.V. Sedova, E.V. Lutsenko, E.V. Lutsenko, S.V. Gronin, S.V. Sorokin, A.G. Vainilovich, A.A. Sitnikova, G.P. Yablonskii, A. Alyamani, D.L. Fedorov, P.S.

Kop’ev, S.V. Ivanov. «Low-threshold green laser heterostructures with Zn(Mg)SSe/ZnSe graded-index superlattice waveguide: Structural and optical properties». Appl. Phys. Lett. 98, 171103 (2011).

7. H. Kroemer, G. Griffiths. «Staggered-lineup heterojunctions as sources of tunable below-gap radiation: Operating principle and semiconductor selection». IEEE Electron Device Letters 4, 20 (1983).

8. K. Suzuki, R.A. Hogg, Y. Arakawa. «Structural and optical properties of type II GaSb/GaAs self-assembled quantum dots grown by molecular beam epitaxy». J. Appl.

Phys. 85, 8349 (1999).

9. H. Mino, Y. Kouno, K. Oto, K. Muro, R. Akimoto, S. Takeyama. «Optically induced long-lived electron spin coherence in ZnSe/BeTe type-II quantum wells». Appl. Phys.

Lett. 92, 153101 (2008).

10. B.M. Nguyen, S. Bogdanov, S. Abdollahi Pour, M. Razeghi. «Minority electron unipolar photodetectors based on type II InAs/GaSb/AlSb superlattices for very long wavelength infrared detection». Appl. Phys. Lett. 95, 183502 (2009).

11. A. Waag, F. Fisher, H.J. Lugauer, Th. Litz, J. Laubender. «Molecular-beam epitaxy of beryllium-chalcogenide-based thin films and quantum well structures». J. Appl.

Phys. 80, 792 (1996).

И.И. Тартаковский, Н.А. Гиппиус, Т. Литц, Ф. Фишер, А. Вааг, Д.Р. Яковлев, В.

Оссау, Г. Ландвер. «Гигантский фиолетовый сдвиг фотолюминесценции в сильно возбужденных сверхрешетках второго типа ZnSe/BeTe». Письма в ЖЭТФ 66, (1997).

13. S.V. Zaitsev, A.A. Maksimov, I.I. Tartakovskii, D.R. Yakovlev, M. Bayer, A.

Waag. «Radiative and nonradiative recombination in type-II ZnSe/BeTe quantum wells». Phys. Rev. B 76, 035312 (2007).

14. H. Luo, W.C. Chou, N. Samarth, A. Petrou, J.K. Furdyna. «Observation of novel type-I excitons in type-II superlattices». Sol. Stat. Commun. 85, 691 (1993).

15. F.C. Zhang, H. Luo, N. Dai, N. Samarth, M. Dobrowolska, J.K. Furdyna.

«Observation of type-I excitons and related confinement effects in type-II superlattices». Phys. Rev. B 47, 3806 (1993).

16. H. Luo, N. Dai, F.C. Zhang, N. Samarth, M. Dobrowolska, J.K. Furdyna, C. Parks, A.K. Ramdas. «Observation of Quasibound States in Semiconductor Single Quantum Barriers». Phys. Rev. Lett. 70, 1307 (1993).

17. J. Feldmann, J. Nunnenkamp, G. Peter, E. Gobel, J. Kuhl, K. Ploog, P. Dawson, C.T. Foxon. «Experimental study of the -X electron transfer in type-II (Al, Ga)As/A1As superlattices and multiple-quantum-well structures». Phys. Rev. B 42, 5809 (1990).

18. A.A. Maksimov, S.V. Zaitsev, I.I. Tartakovskii, V.D. Kulakovskii, N.A. Gippius, D.R. Yakovlev, W. Ossau, G. Reuscher, A. Waag, G. Landwehr. «Kinetics of Radiative Recombination in Strongly Excited ZnSe/BeTe Superlattices». Phys. Stat. Sol. (b) 221, 523 (2000).

19. С.В. Зайцев, А.А. Максимов, И.И. Тартаковский, Д.Р. Яковлев, А. Вааг.

«Резонансное туннелирование носителей в фотовозбужденных гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe». ФТП 42, 555 (2008).

20. А.А. Максимов, И.И. Тартаковский, Д.Р. Яковлев, М. Байер, А. Вааг.

«Пикосекундная релаксация носителей в гетероструктурах 2-го типа ZnSe/BeTe».

Письма в ЖЭТФ 83, 173 (2006).

21. Г. Крёмер. «Квазиэлектрическое поле и разрывы зон. Обучение электронов новым фокусам». УФН 172, 1087 (2002).

22. A.Y. Cho. «Growth of Periodic Structures by the Molecular-Beam Method». Appl.

Phys. Lett. 19, 467 (1971).

23. L. Esaki, R. Tsu. «Superlattice and negative differential conductivity in semiconductors». IBM J. Res. Dev. 14, 61 (1970).

24. Gerald Bastard. Wave mechanics applied to semiconductor heterostructures («Les ditions de physique», Les Ulis, 1988), pp. 18-23.

25. F.C. Zhang, N. Dai, H. Luo, N. Samarth, M. Dobrowolska, J.K. Furdyna, L.R. RamMohan. «Observation of Localized Above-Barrier Excitons in Type-I Superlattices».

Phys. Rev. Lett. 68, 3220 (1992).

26. J.J. Song, Y.S. Yoon, A. Fedotowsky, Y.B. Kim, J.N. Schulman, C.W. Tu, D.

Huang, H. Morkoc. «Barrier-width dependence of optical transitions involving unconfined energy states in GaAs-AlxGa1-xAs superlattices». Phys. Rev. B 34, (1986).

27. J.E. Zucker, A. Pinczuk, D.S. Chemla, A. Gossard, W. Wiegmann. «Delocalized excitons in semiconductor heterostructures». Phys. Rev. B 29, 7065 (1984).

28. N. Dai, I.R. Ram-Mohan, H. Luo, G.L. Yang, F.C. Zhang, M. Dobrowolska, J.K.

Furdyna. «Observation of above-barrier transitions in superlattices with small magnetically induced band offsets». Phys. Rev. B 50, 18153 (1994).

29. J. Warnock, B.T. Jonker, A. Petrou, W.C. Chou, X. Liu. «Exciton energies in shallow quantum wells and spin superlattices». Phys. Rev. B 48, 17321 (1993).

30. W.Y. Yu, S. Stoltz, A. Petrou, J. Warnock, B.T. Jonker. «Metastable excitons in ZnSe/Zn1-xFexSe quantum wells». Phys. Rev. B 56, 6862 (1997).

31. A.A. Toropov, O.V. Nekrutkina, M.O. Nestoklon, S.V. Sorokin, D.D. Solnyshkov, S.V. Ivanov, A. Waag, G. Landwehr. «-X electron level crossover in ZnSe/BeTe multiple quantum wells». Phys. Rev. B 67, 113307 (2003).

32. M.A. Lampert. «Mobile and Immobile Effective-Mass-Particle Complexes in Nonmetallic Solids». Phys. Rev. Lett. 1, 450 (1958).

33. G.V. Astakhov, D.R. Yakovlev, V.P. Kochereshko, W. Ossau, J. Nrnberger, W.

Faschinger, G. Landwehr. «Charged excitons in ZnSe-based quantum wells».

Phys. Rev. B 60, 8485 (1999).

34. Z.W. Ji, S. Takeyama, H. Mino, K. Oto, K. Muro, R. Akimoto. «Spatially direct charged exciton photoluminescence in undoped ZnSe/BeTe type-II quantum wells».

Appl. Phys. Lett. 92, 093107 (2008).

35. Z.W. Ji, H. Mino, K. Oto, R. Akimoto. «Type-I interband transition in undoped ZnSe/BeTe type-II quantum wells under high excitation density». Semicond. Sci.

Technol. 24, 095016 (2009).

36. E.J. Caine, S. Subbanna, H. Kroemer, J.L. Merz, A.Y. Cho. «Staggered-lineup heterojunctions as sources of tunable below-gap radiation: Experimental verification».

Appl. Phys. Lett. 45, 1123 (1984).

37. М.С. Бреслер, О.Б. Гусев, М.П. Михайлова, В.В. Шерстнев, Ю.П. Яковлев, И.Н. Яссиевич. «Интерфейсная люминесценция, обусловленная надбарьерным отражением в изотипной гетероструктуре p-InAs/P-InAsPSb». ФТП 25, 298 (1991).

38. D. Mourad, J.-P. Richters, L. Grard, R. Andr, J. Bleuse, H. Mariette.

«Determination of valence-band offset at cubic CdSe/ZnTe type-II heterojunctions: A combined experimental and theoretical approach». Phys. Rev. B 86, 195308 (2012).

39. K.-S. Kim, J.B. Lee, B.-D. Choe, W.G. Jeong, H. Lim. «Photoluminescence of a staggered In0.5Ga0.5P/AlxGa1-xAs heterojunction». Appl. Phys. Lett. 65, 451 (1994).

40. N.N. Ledentsov, J. Bohrer, M. Beer, F. Heinrichsdorff, M. Grundmann, D. Bimberg, S.V. Ivanov, B.Ya. Meltser, S.V. Shaposhnikov, I.N. Yassievich, N.N. Faleev, P.S.

Kop'ev, Zh.I. Alferov. «Radiative states in type-II GaSb/GaAs quantum wells».

Phys. Rev. B 52, 14058 (1995).

41. T. Mozume, N. Georgiev, H. Yoshida, A. Neogi, T. Nishimura. «Observation of direct (type-I) transitions in type-II InGaAs/AlAsSb heterostructures lattice matched to InP grown by molecular beam epitaxy». Journal of Vacuum Science & Technology B 18, 1586 (2000).

42. K. Borgi, M. Hjiri, F. Hassen, H. Maaref, V. Souliere, Y. Monteil. «Optical study of inverted interface in InP/InAlAs/InP structures grown by MOCVD». Microelectronic Engineering 51–52, 299 (2000).

43. Y.S. Chiu, M.H. Ya, W.S. Su, Y.F. Chen. «Properties of photoluminescence in typeII GaAsSb/GaAs multiple quantum wells». J. Appl. Phys. 92, 5810 (2002).

44. H. Priller, M. Schmidt, M. Dremel, M. Grn, A. Toropov, E.L. Ivchenko, H. Kalt, C. Klingshirn. «Density dependent luminescence properties of CdS/ZnSe single quantum wells». Phys. Stat. Sol. (c) 1, 747 (2004).

45. C.-H. Chia, W.-C. Fan, Y.-C. Lin, W.-C. Chou. «Radiative recombination of indirect exciton in type-II ZnSeTe/ZnSe multiple quantum wells». Journal of Luminescence 131, 956 (2011).

46. E.R. Glaser, B.R. Bennett, B.V. Shanabrook, R. Magno. «Photoluminescence studies of self-assembled InSb, GaSb, and AlSb quantum dot heterostructures». Appl.

Phys. Lett. 68, 3614 (1996).

47. F. Hatami, M. Grundmann, N.N. Ledentsov, F. Heinrichsdorff, R. Heitz, J. Bhrer, D. Bimberg, S.S. Ruvimov, P. Werner, V.M. Ustinov, P.S. Kop’ev, Zh.I. Alferov.

«Carrier dynamics in type-II GaSb/GaAs quantum dots». Phys. Rev. B 57, 4635 (1998).

48. D. Alonso-lvarez, B. Aln, J.M. Garca, J.M. Ripalda. «Optical investigation of type II GaSb/GaAs self-assembled quantum dots». Appl. Phys. Lett. 91, 263103 (2007).

49. J.S. Ng, H.Y. Liu, M.J. Steer, M. Hopkinson, J.P.R. David. «Photoluminescence beyond 1.5 m from InAs quantum dots». Microelectronics Journal 37, 1468 (2006).

50. C.Y. Jin, H.Y. Liu, S.Y. Zhang, Q. Jiang, S.L. Liew, M. Hopkinson, T.J. Badcock, E. Nabavi, D.J. Mowbray. «Optical transitions in type-II InAs/GaAs quantum dots covered by a GaAsSb strain-reducing layer». Appl. Phys. Lett. 91, 021102 (2007).

51. M. Larsson, A. Elfving, P.O. Holtz, G.V. Hansson, W.-X. Ni. «Spatially direct and indirect transitions observed for Si/Ge quantum dots». Appl. Phys. Lett. 82, (2003).

52. Y. Gu, I.L. Kuskovsky, M. van der Voort, G.F. Neumark, X. Zhou, M.C. Tamargo.

«Zn-Se-Te multilayers with submonolayer quantities of Te: Type-II quantum structures and isoelectronic centers». Phys. Rev. B 71, 045340 (2005).

53. C.H. Wang, T.T. Chen, K.W. Tan, Y.F. Chena, C.T. Cheng, P.T. Chou.

«Photoluminescence properties of CdTe/CdSe core-shell type-II quantum dots».

J. Appl. Phys. 99, 123521 (2006).

54. W.-H. Lin, K.-W. Wang, S.-Y. Lin, M.-C. Wu. «Long-wavelength electroluminescence of InGaAs-capped type-II GaSb/GaAs quantum-rings at room temperature». Journal of Crystal Growth 378, 571 (2013).

55. D. Bimberg, R. Bauer, D. Oertel, J. Mycielski, K.-H. Goetz, M. Razeghi.

«Recombination of carriers confined at In0.53Ga0.47As/InP and In0.75Ga0.25As0.5P0.5/InP interfaces». Physica B 134, 399 (1985).

56. A.A. Maksimov, S.V. Zaitsev, I.I. Tartakovskii, V.D. Kulakovskii, D.R. Yakovlev, W. Ossau, M. Keim, G. Reuscher, A. Waag, G. Landwehr. «Kinetics of radiative recombination in strongly excited ZnSe/BeTe superlattices with a type-II band alignment». Appl. Phys. Lett. 75, 1231 (1999).

57. D.R. Yakovlev, J. Puls, G.V. Mikhailov, G.V. Astakhov, V.P. Kochereshko, W.

Ossau, J. Nrnberger, W. Faschinger, F. Henneberger, G. Landwehr. «Charged Exciton Dynamics in ZnSe/ZnMgSSe QWs». Phys. Stat. Sol (a) 178, 501 (2000).

58. J. Haetty, E.H. Lee, H. Luo, A. Petrou, J. Warnock. «Type-I and Type-II Interband Transitions in CdSe/ZnTe Quantum Well Structures». Sol. Stat. Commun. 108, (1998).