Галкин Н.Г. Физические основы наноэлектроники - файл glava 9-pr.doc

приобрести
Галкин Н.Г. Физические основы наноэлектроники
скачать (9358.9 kb.)
Доступные файлы (9):
PBNE-1-pr.doc540kb.29.05.2004 09:09скачать
PNBE-2-pr.doc541kb.29.05.2004 09:09скачать
glava 6-pr.doc741kb.29.03.2010 13:16скачать
glava 8-pr.docскачать
glava 9-pr.doc1258kb.13.05.2010 18:38скачать
glava-3-pr.doc410kb.29.05.2004 09:21скачать
glava-4-pr.doc3824kb.12.03.2009 15:21скачать
glava-5-pr.docскачать
glava-7-pr.docскачать

glava 9-pr.doc






















На практике, поскольку разрыв валентной зоны относительно небольшой, то дырки менее ограничены в яме, особенно легкие дырки, а сдвиг их энергетических уровней при приложенном поле является большим, чем сдвиг для электронов. В действительности приближение на Рис. 3.12 достаточно хорошее: электронные уровни едва сдвигаются, хотя волновые функции поляризованы, в то время как энергии дырок сдвигаются быстрее, приложенное электрическое поле имеет воздействие на экситонные свойства в дополнение к этим одноэлектронным сдвигам энергии.

В объемных полупроводниках очень умеренные поля являются достаточными для поляризации экситона и для вызова его диссоциации. Добавление линейного потенциала к кулоновскому потенциалу позволяет электрону туннелировать из связанного состояния (как схематически показано на Рис. 9.8(а)). В особенности электрон будет легко туннелировать, если электрическое поле соответствует падению потенциала в пределах диаметра экситона равного энергии связи экситона (5 мэВ на 30 нм или 0.2 В/мкм, достаточно сильное поле часто используемое в практических приборах). Экситон в квантовой яме ведет себя другим образом для электрического поля перпендикулярного яме. Разрывы зон (зоны проводимости и валентной зоны) предотвращают выход, как электронов, так и дырок из квантовой ямы до тех пор, пока не будут приложены очень сильные электрические поля (50-кратное повышение требуется по сравнению с объемным полупроводником для вызова аналогичного эффекта). Гетеропереходы являются значительно более эффективными, чем Кулоновское взаимодействие в поддержании электронов и дырок в тесной близости. Заметим, что когда электрическое поле приложено в плоскости квантовой ямы, диссоциация экситона является только немного более трудной, что задается увеличением энергии связи экситонов при уменьшении размерности системы. Ситуация систематизирована на схематических диаграммах по экспериментальным данным (Рис. 9.8).

1) Когда электрическое поле приложено параллельно слоям, то экситонная особенность быстро ослабляется по интенсивности с очень небольшим общим сдвигом по энергии. Приложенные поля являются умеренными, с максимальным полем на рис. 9.8(а), которое немного меньше половины максимального поля на рис. 9.8(б). Наоборот, экситонная особенность еще наблюдается при максимальном поле (7.3 В/мкм), когда поле приложено перпендикулярно к квантовой яме.

2) Сдвиг в энергии пика поглощения более 10 мэВ является приемлемым, а сдвиги до 30 мэВ были измерены до того как экситонные особенности уширялись и ослаблялись.

3) При фиксированной энергии (скажем 1.45 эВ) применение электрического поля может привести к увеличению оптического поглощения. Это является основой оптической модуляции. Структуры с МКЯ создавались для максимального увеличения этого изменения в поглощении. В других применениях уменьшение оптического поглощения в приложенных полях требуется и это может быть достигнуто при работе с энергией 1.46 эВ. На Рис. 9.9 показаны сдвиги энергетического пика для экситонов с тяжелыми и легкими дырками, сравненные с теорией, для ямы толщиной 9.5 нм. Подгоночные параметры не существуют. Большая часть энергетического сдвига ассоциируется со сдвигами одноэлектронных энергетических уровней.

В противоположность с исследованиями электрических полей, воздействия магнитных полей на межзонное поглощение менее широко исследовано, частично из-за того, что эти эффекты являются меньшими. Принципиальное воздействие состоит в увеличении энергии связи экситона, также как магнитные поля увеличивают энергию связи атома водорода.


      1. Явления нелинейности и насыщения


Свойственное квантовым ямам малое количество электронов означает, что нелинейные свойства и насыщение оптических переходов легко наблюдаются. Экситоны, которые формируются при комнатной температуре, имеют короткое время жизни до рекомбинации или формирования плазмы несвязанных электронов и дырок. Эти последние носители занимают конечные состояния, требуемые для дальнейшего оптического поглощения (известного как фазово-пространственное заполнение). Вдобавок, Кулоновское взаимодействие между полученным электроном и дыркой экранируется плазмой электронов и дырок, созданных оптическим поглощением. Рассеяние между электронами, дырками и экситонами также увеличивается. Два набора

результатов на Рис. 9.10 иллюстрируют принципиальные явления нелинейности и насыщения. Рис. 9.10(а) показывает энергетическую зависимость низкоэнергетического поглощения со сплошной кривой, прерывистой и пунктирной кривыми, показывающими поглощение при различных временах после строго оптического возбуждения, которое полностью разрушает экситонные особенности за время порядка 100 псек. Рис. 9.10(б) показывает интенсивностную зависимость поглощения при энергии первого экситонного пика для объемного GaAs и структуры с МКЯ. 50% ослабление интенсивности происходит для достаточно низкой падающей энергии излучения в случае МКЯ (отметим логарифмическую шкалу мощности).

Были выполнены более детальные исследования стационарного состояния и нестационарных изменений коэффициента преломления как функции интенсивности и энергии света. Результаты важны для разработки улучшенных приборов для обработки оптических сигналов (например, Шмитт-Ринк и др., 1989).


      1. Межподзонное поглощение в дальней ИК-области


Возможность оптического поглощения между различными связанными уровнями в легированной квантовой яме было рассмотрено в главе 3. Поглощение становится возможным из-за сравнимости по модулю волновых функций связанных состояний и ненулевой величины оптического матричного интеграла . Заметим, что с нормализованными огибающими функциями этот интеграл может принимать значение порядка L (толщины квантовой ямы) вместо межатомного расстояния, вычисленного для межзонного поглощения. Таким образом, существует сильный дипольный эффект, связанный с переходом со связанного состояния на первое возбужденное состояние в квантовой яме. Заметим также, что это поглощение вызывает использование достаточно сильных полей перпендикулярных к слоям. Учитывая характер огибающих функций, только компонента вектора поляризации света, которая перпендикулярна к квантовой яме, является ответственной за межподзонное поглощение в зоне проводимости. Это означает, что нормально падающий свет является неэффективным, и даже падение под малыми углами является неэффективным, так как зоны с высоким коэффициентом преломления направляют этот свет нормально, когда он распространяется внутри полупроводника. На практике обратная сторона подложки может быть скошена под углом в 45о для того, чтобы позволить свету достигать квантовой ямы (см. вставку к Рис. 9.11(б). Оптическое поглощение имеет чрезвычайно узкую зону, поскольку зонная структура в плоскости в обеих подзонах определяется тем же движением свободных электронов с эффективной массой m*. На практике квантовые ямы не являются совершенными, и флуктуации в ширине ямы приводят к конечному уширению (до 20%) зоны.

Рассмотрим физику процесса детектирования ИК-излучения. Фотовозбужденный носитель может релаксировать обратно в стационарное состояние, излучая фотон в дальней ИК-области. Для детекторных применений необходимо вывести этот возбужденный носитель из прибора и продетектировать исходный процесс фотовозбуждения как ток. При конструировании квантовых ям толщина ямы и высота барьеров являются подгоночными величинами. Детектор, сконструированный для работы при заданной длине волны (эквивалентной энергии возбуждения между подзонами), использовал одну из степеней свободы конструирования, а вторая степень свободы может быть использована для достижения уровня возбуждения равного или немного выше энергии барьера. В этом способе умеренное вертикальное электрическое поле будет способно вывести любые фотовозбужденные носители из квантовой ямы либо туннелированием через тонкий барьер, либо прямо, если уровень возбуждения больше величины барьера. Первая ситуация показана на Рис. 9.11(а), в то время как на Рис. 9.11(б) показана типичная структура и спектр поглощения, полученный для нее. Большая часть работы концентрировалась на детекции излучения с длиной волны выше 10 мкм. Для этого обычно использовали 36-40% AlGaAs сплавы и толщину ямы 7 нм и менее. Недавние исследования включали проверку межподзонного возбуждения дырок, когда сложность валентных зон уменьшает необходимость иметь свет, поляризованный в плоскости слоев (Пипл и др., 1992).

      1. Люминесценция как аналитический инструмент


Оптические свойства, объясненные выше, концентрировались на поглощении. Эмиссия света из квантовых ям также является интересной. До настоящего времени люминесценция из квантовых ям использовалась как широко эксплуатируемая аналитическая техника для подтверждения размера и качества квантовых ям. Свет, излученный квантовыми ямами при низких температурах, передает много информации. Заметим, что носители, созданные в барьерных слоях, эффективно захватываются в ямах, увеличивая эффективность люминесценции из квантовой ямы. Формирование экситона является более предпочтительно при уменьшенных размерностях системы, чем в объеме, а концентрация носителей в малом фазовом пространстве помогает в дальнейшем при формировании экситона. Однако люминесценция из экситонов является запрещенным процессом первого порядка. Только, если электроны и дырки имеют точно такой же момент как фотон, то простой излучательный процесс может происходить. В объемных материалах полагаются на примеси, которые являются посредником в излучательном процессе, обеспечивая эмиссию, связанную с донорно-связанным экситоном, и энергию, которая отражает энергию связи донора. То же самое справедливо, но в меньшей степени для квантовых ям. Уменьшенное фазовое пространство делает более вероятным, что экситон может быть сформирован только при условиях люминесценции. Вдобавок, количество примесей в квантовых ямах могут иметь собственную пространственную локализацию, определяемую через их точную энергию люминесценции. Более того, флуктуации, связанные с границами раздела КЯ (ступени, петли, и островки материала в заданной атомной плоскости на границе раздела) являются посредниками в процессе люминесценции. До той степени, над которой эти последние процессы доминируют в чистых материалах, ширина линии сигнала люминесценции является мерой качества границ раздела. Например, каждый может определить, что в некоторых материалах квантовая яма составлена из областей с фиксированным количеством межатомных расстояний и других областей, имеющих одну или более атомных плоскостей. В случае, когда латеральный размер этих областей является сравнимым с диаметром экситона, то двойной пик в сигнале люминесценции детектируется. Кроме того, люминесценция является важным инструментом с первых дней исследований эпитаксиального роста (Вейсбуч и Винтер, 1991).

Люминесценция была объяснена пока без ссылки на возбуждение. На практике образец освещается светом с энергией больше ширины запрещенной зоны покрывающих слоев, и каждый полагается на захват носителей в квантовой яме. Альтернативной техникой является детектирование люминесценции от свободных или примесно-связанных экситонов при специфической энергии при сканировании длины волны монохроматического источника света. Этот процесс, известный как спектроскопия возбуждения фотолюминесценции, имеет возможность давать величину плотности состояний при данной энергии возбуждения (Вейсбуч и Винтер, 1001).


    1. Множественные квантовые ямы: электронные и оптические свойства


В главе 8 были рассмотрены электронные и оптические свойства сверхрешеток, где связанные состояния, ассоциированные с данным слоем GaAs сильно взаимодействовали через тонкие AlGaAs барьеры со связанными состояниями в соседней квантовых ямах. Здесь рассмотрим оптические свойства одиночной квантовой ямы и предположим, что если барьеры достаточны толстые мы можем рассматривать отдельные ямы в структуре с МКЯ как независимые ямы. Увидим, что это является справедливым. Однако начнем рассмотрение ям, которые разделены тонкими барьерами.

      1. Связанная пара квантовых ям


На Рис. 9.12 показаны спектры оптического поглощения одиночной ямы, двойной и тройной ям и десяти сильно связанных квантовых ям. Маркеры, связанные с каждым рисунком есть результаты вычислений энергетических уровней связанных квантовых ям, определенных с помощью теории возмущений из величин для одиночной ямы (глава 8, Рис. 8.1). Хорошее совпадение хорошо видно, поскольку очень тонкие (2 нм) барьеры позволяют значительное взаимодействие между соседними ямами. В случае двух ям была получена известная связывающая – антисвязывающая комбинация огибающих функций. Ситуация для трех и более ям вытекает из аналогичного вычисления для ряда атомов водорода. Поскольку барьеры являются заметной долей экситонного радиуса (скажем более 5 нм), то взаимодействие через них падает резко (глава 8, Рис.8.6(б)), и когда толщина барьеров превышает 10 нм, проявляется эффект исчезновения взаимодействия между соседними ямами. На этой стадии оптические эффекты ассоциируются с соседними ямами соединенными в параллель.

Применение электрического поля к связанным квантовым ямам может привести к сильным модификациям в расщеплении между связывающими и антисвязывающими уровнями, и поэтому экситонные особенности, связанные с ними, могут привести к более быстрому движению при слабых электрических полях, чем соответствующие энергии в индивидуальных ямах (Андрюс и др., 1988).Множественные пары таких тесно связанных квантовых ям использовались для подгонки свойств ИК-детекторов, которые используют межподзонное поглощение (Винтер и др., 1992). Кроме того, структура внутри одной ямы, такая как линейное изменение концентрации Al или малое количество Al, введенное в одну половину ямы, приводит к изменениям волновых функций электронов для соответствующих возбужденных уровней.

Итак, замечено расщепление между связывающими и антисвязывающими волновыми функциями в структуре со связанными квантовыми ямами (Рис. 9.12(б). Если электроны могут возбуждаться внутри одной ямы, то анализ этой проблемы с помощью зависящей от времени теории возмущений (Ландау и Лифшиц, 1977) подразумевает, что электрон будет осциллировать между ямами с угловой частотой , определяемой расщеплением энергетических уровней. Этот эффект был недавно обнаружен как «квантовые биения» на терагерцовых частотах (Роскос и др., 1992). Это является двухямовым аналогом Блоховских осцилляций.


      1. Множественные квантовые ямы


Множественные квантовые ямы (МКЯ) стали широко использоваться при оптических исследованиях. Типичная глубина, на которой свет поглощается в межзонном процессе в полупроводнике сравнима с длиной волны света, то есть около 1 мкм. Квантовые ямы создаются для специфического оптического перехода и имеют толщину между 3 и 25 нм. Когда барьеры превышают примерно 10 нм, то ямы действуют независимо. Следовательно, типично для оптических исследований используется структура с 50 квантовыми ямами. Оптический отклик должен быть многократным повторением отклика одиночной квантовой ямы, но этого не происходит по нескольким причинам, так как ямы никогда не являются идентичными. Они флуктуируют по толщине, независимо от того какая техника роста используется. Могут существовать монослойные ступени, наложенные условиями на поверхности в момент, когда заслонки закрываются в машине МЛЭ. Систематические изменения в температуре частей ростовой машины могут иметь место за период около 1 часа, которое требуется для роста структуры с МКЯ. Эта ситуация схематически показана на Рис. 9.13, где спектры возбуждения фотолюминесценции и спектры люминесценции показаны для каждого слоя. Распространение затем приводит к более широкому полному спектру люминесценции, который является показателем общей однородности системы с МКЯ.

Дальнейшее усложнение, связанное со структурами с МКЯ, может быть выведено из Рис. 9.1.(а), а именно эффекты сильных, но неоднородных электрических полей на различных ямах. В межподзонном поглощении излучения дальней ИК-области, поле требуется для вывода любых фотовозбужденных носителей до того как они повторно захватятся в той же самой или соседней квантовой яме. В межподзонном поглощении для оптической модуляции поле используется для передвижения экситонного поглощения по энергии. В двух рассмотренных случаях множественные квантовые ямы появлялись в собственной области n-i-n структуры или обратно смещенного p-i-n диода, соответственно. Трудно добиться поддержания постоянным поля в i-области, поскольку они обычно являются областями обеднения, которые действуют через первую и несколько квантовых ям. В ИК-детекторе это расширяет пик поглощения, который для многих применений является привлекательным побочным эффектом.


    1. Квантовые ямы в токе


В фотолюминесценции, объясненной выше, и в лазерах квантовые ямы захватывают носители из покрывающего слоя. Эти носители могут возникать из-за оптического возбуждения или они могут формировать часть тока. В других случаях, таких как ИК-фотодетектор, желательно, чтобы носители не были захвачены в ямах, а прошли через контакт и внешнюю цепь. Эффективность и период времени захвата носителей квантовыми ямами являются важными параметрами. Ранее уже вычислено квантовое отражение носителей на резких границах потенциала (глава 8). Найдено, что носители с энергией выше барьера имеют значительную вероятность отражения. Если нежелателен захват носителя в квантовой яме, необходимо сгладить потенциальные барьеры на расстоянии нескольких нанометров, изменяя состав. Альтернативная схема использует связанные квантовые ямы, где первый возбужденный уровень связан в одной яме, где поглощение имеет место, но он является свободным или почти свободным в соседней яме при смещении (Чой и др., 1987). Если захват желателен, то более широкие ямы с большим содержанием Al могут быть размещены с каждой стороны. Ситуация для этих двух случаев показана на Рис. 9.14. В практических случаях время захвата сравнимо пикосекундным временем пролета в типичных структурах с МКЯ. Захват носителя в квантовых ямах широко исследовался и обсуждался в контексте создания лазеров на структурах с КЯ (Вейсбуч и Винтер, 1991).






Учебный материал
© nashaucheba.ru
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации