CC BY
28
bovic, ЕМ. Peeters |et al.| // Phys. Rev. В.— 2007.— Vol. 76,- No. 13,- P. 134505-1-134505-7.
22. de Souza Silva, C.C. Controlled multiple reversals of a ratchet effect |Text| / C.C. de Souza Silva, J. van de Vondel, M. Morelle |et al.j // Nature.— 2006,- Vol. 440,- No. 7084,- P. 651-654.
23. Зегря, Г.Г. Квантование магнитной индук-
ции в 2В-системе в условиях квантового эффекта Холла |Текст| / Г.Г. Зегря // ФТП,- 1999,- Т. 33,-Вып. 9,- С. 1144-1147.
24. Geim, А.К. Mesoscopic superconductors as 'artificial atoms' made from Cooper pairs [Text] / A.K. Geim, l.V. Grigorieva, S.V. Dubonos |et al.j // Physica В.- 1998,- Vol. 249-251,- P. 445-452.
УДК 538.958
Л.Е. Воробьев, В.Ю. Паневин, А.Н. Софронов, Г.А.Мелентьев, М.Я. Винниченко, A.B. Двуреченский, А.И. Якимов
ФОТОИНДУЦИРОВАННОЕ ПОГЛОЩЕНИЕ В СТРУКТУРАХ С КВАНТОВЫМИ ТОЧКАМИ Ge/Si
Известны три режима гетероэпитаксиально-го роста полупроводниковых структур: Франка — Ван-дер-Мерве [1], при котором реализуется послойный рост напыляемого материала на подложке; Фолмера — Вебера [2], при котором происходит образование островков напыляемого материала на поверхности подложки; Странс-ки — Крастанова [3], при котором сначала происходит послойный рост напыляемого материала, а затем образуются островки напыляемого материала на покрытой подложке. Последний режим реализуется в гетероэпитаксиальных системах с рассогласованием постоянных решетки напыляемого материала и подложки. При этом первоначальный рост может происходить послойно, однако при осаждении более толстого слоя энергетически выгодно образование изолированных островков, сопровождаемое релаксацией упругих напряжений в растущем материале. Образование массивов когерентно напряженных бездефектных островков наблюдалось экспериментально при росте арсенида индия 1пАз на поверхности арсенида галлия СаАБ (см. например [4, 5]), а также при росте Се на 81 (см. например [6, 7]).
Движение носителей заряда, находящихся внутри островков, может оказаться ограниченным во всех трех направлениях при условии, что размеры островков сопоставимы с де-бройлев-ской длиной волны электрона. При этом носи-
тели заряда будут иметь чисто дискретный спектр энергии, характерный для отдельных атомов.
В системе с квантовыми точками Ge/Si существует потенциальная яма только для дырок, то есть реализуется наногетероструктура 11 типа. Системы с самоорганизованными квантовыми точками Ge/Si очень привлекательны в отношении сопряжения с развитой кремниевой технологией. В таких структурах наблюдались фотолюминесценция и фотопроводимость в ближней инфракрасной области спектра с энергиями кванта менее ширины запрещенной зоны кремния [8, 9]. Спектры фотопроводимости и фотолюминесценции перекрываются в некоторой области, что дает возможность использовать такую систему в интегральных приборах оп-тоэлектроники, причем излучение может распространяться по кремниевым волноводам.
Оптические свойства квантовых точек Ge/ Si интересны не только в ближнем инфракрасном диапазоне, но и в более длинноволновой области, в которой на первый план выступают эффекты, связанные с внутризонными переходами носителей заряда между дискретными состояниями энергетического спектра дырок, а также с выбросом носителей заряда, локализованных в точках, в сплошной спектр состояний. Это приводит к появлению оптического поглощения в средней инфракрасной области, а также к внут-ризонной фотопроводимости в этом диапазоне.
Внутризонная фотопроводимость наноструктур с квантовыми ямами, связанная с возбуждением электронов или дырок из основного состояния в вышележащие состояния квантовых ям — явление хорошо изученное и успешно применяемое при создании детекторов среднего инфракрасного диапазона на квантовых ямах [10]. Фотопроводимость в структурах с квантовыми точками отличается от фотопроводимости в квантовых ямах из-за большего времени жизни носителей заряда по отношению к их захвату в квантовые точки, по сравнению с захватом в квантовые ямы. Кроме того, в структурах с квантовыми ямами существенна только вертикальная фотопроводимость, когда электрическое поле приложено вдоль оси роста структуры. В структурах с квантовыми точками возможна и латеральная фотопроводимость, когда электрическое поле приложено вдоль плоскости слоя с квантовыми точками. Этот факт делает системы с квантовыми точками достаточно привлекательными в отношении разработки приемников излучения среднего инфракрасного диапазона. При этом можно использовать наиболее естественную геометрию нормального падения излучения на поверхность структуры с квантовыми точками, а также создавать массивы фотоприемников и более сложные системы, такие как матрицы в фокальной плоскости.
Спектральная зависимость внутризонной фотопроводимости структур с квантовыми точками определяется главным образом спектральной зависимостью внутризонного поглощения света в легированных квантовых точках. Первые исследования спектров внутризонного поглощения в квантовых точках на основе системы материалов InAs/GaAs описаны в работах [11, 12] и позднее в работе [13]. В то же время работ по спектрам внутризонного поглощения света в квантовых точках Ge/Si значительно меньше. Достаточно детальные исследования спектров внутризонного фотоиндуцированного поглощения света описаны в работе [14], однако авторы не изучали зависимости поглощения от поляризации света, а она может быть существенна и различна для разного типа переходов дырок в квантовых точках. Также не изучен экспериментально вопрос о поглощении света в структурах с квантовыми точками, имеющими разную
степень заполнения дырками уровней размерного квантования.
В настоящей работе изучены спектры фотоиндуцированного внутризонного оптического поглощения, связанного с оптическими переходами дырок как из основного, так и из возбужденного состояний квантовых точек Ge/Si, для света с различной поляризацией в нелегированной структуре при разных уровнях оптического возбуждения.
Методика эксперимента
Структуры с самоорганизованными квантовыми точками Ge/Si были выращены методом молекулярно-пучковой эпитаксии в Институте физики полупроводников СО РАН по технологии, аналогичной использованной в работе [14]. Структура выращивалась на подложке КЭФ-5, ориентированной в кристаллографическом направлении [001], и содержала 10 слоев квантовых точек, каждый из которых получался при напылении 8 монослоев германия. Каждый слой точек заращивался собственным кремнием толщиной 100 нм. Слои германия напылялись со скоростью 0,2 монослоя в секунду при температуре подложки 300°С, кремниевые барьеры — при температуре 500 °С. Полученные квантовые точки имели форму пирамидок с квадратным основанием, средние размеры которого составляли 15 нм; высота пирамидки — около
1,5 нм; разброс размеров составлял около 20 %.
|| _<•)
Плотность точек оценивается как 3-10 см z [ 14]. Также имелась аналогичная структура, легированная бором в дельта-слое, сдвинутом на 5 нм от квантовых точек, до концентрации
| | _л
8-10 см в которой измерялись равновесные спектры поглощения в средней инфракрасной области.
Из структуры были изготовлены образцы для исследований в многопроходной геометрии с 18 проходами. В такой геометрии торцы образца, перпендикулярные плоскости квантовых точек, шлифуются и полируются под углом 45°. Излучение падает нормально на скошенную поверхность, и за счет полного внутреннего отражения многократно проходит через слои с квантовыми точками. При этом вектор поляризации излучения может лежать как в плоскости слоя с квантовыми точками (s-поляризация), так и быть повернутым под углом 45° к плоскости слоя
(р-поляризация). В последнем случае вектор поляризации содержит равные компоненты в плоскости слоя и вдоль оси роста структуры.
Неравновесные носители возбуждались оптическим излучением, соответствующим межзонному диапазону, причем свет падал по нормали к плоскости слоя с квантовыми точками.
Основой экспериментальной установки для исследования спектров фотоиндуцированного поглощения являлся призменный монохроматор инфракрасного спектрометра ИКС-21. Источником инфракрасного излучения служил глобар. Излучение глобара, питаемого стабилизированным током 6 А, фокусировалось на входе моно-хроматора. Монохроматическое инфракрасное излучение на выходе с помощью оптической схемы на основе сферических зеркал фокусировалось на торец многопроходного образца. Непосредственно перед образцом устанавливался поляризатор из селенида цинка. Прошедшее через образец излучение собиралось на входном окне фотоприемника, выполненного из твердого раствора кадмий-ртуть-теллур (КРТ) и работающего при температуре жидкого азота.
Для возбуждения неравновесных дырок в образце использовался непрерывный твердотельный лазер YAG :Nd со светодиодной накачкой и удвоением частоты; длина волны излучения — 0,53 мкм; максимальная мощность оптического излучения — 300 мВт. Первая гармоника (1,06 мкм) ослаблялась с помощью оптических фильтров. Излучение лазера с помощью системы зеркал направлялось на поверхность образца со стороны слоев с квантовыми точками. Большая часть излучения лазера, попавшего в образец, поглощалась на суммарной толщине слоев с квантовыми точками и барьерных слоев. Дополнительной фокусировки излучения лазера не производилось, при этом за счет собственной расходимости лазера размер пятна приближенно равнялся размеру образца, то есть вся поверхность образца оказывалась засвеченной.
Непрерывное излучение лазера модулировалось механическим обтюратором на частоте 900 Гц. Сигнал с фотоприемника, фиксировавшего изменение пропускания инфракрасного излучения образцом при засветке лазером, усиливался предусилителем и измерялся с помощью селективного фазочувствительного усилителя S R 830 на этой частоте. Второй аналогичный усили-
тель контролировал интенсивность излучения лазера, измеряя сигнал с кремниевого фотодиода, расположенного в пучке, отраженном от оптического фильтра. В качестве опорного сигнала для селективных усилителей использовался усиленный сигнал с оптопары, установленной на обтюраторе.
Установка была полностью автоматизирована. Развертка спектра осуществлялась с помощью шагового двигателя, установленного на барабан монохроматора. Двигатель через плату управления был подключен к ЭВМ, данные с селективных усилителей считывались через интерфейс в Р1 В. Специально разработанное программное обеспечение в полностью автоматическом режиме осуществляло измерение спектров с возможностью усреднения большого количества точек, с постоянным контролем тока глобара и интенсивности возбуждающего лазера.
Для обеспечения хорошего спектрального разрешения в различных И К диапазонах в монохроматор устанавливались разные призмы. Для снятия спектров в области длин волн от 1,5 до 5 мкм использовалась призма ЫЕ в области более 5 мкм применялась призма №0.
Измеренные спектры фотоиндуцированного изменения пропускания образца нормировались на равновесные спектры пропускания (в отсутствие лазерной засветки). При измерении последних излучение глобара модулировалось обтюратором, установленным на входе монохроматора. Кроме того, равновесные спектры исследовались на фурье-спектрометре.
Фотомодуляционная методика измерения спектров внутризонного поглощения имеет ряд преимуществ; в частности, она позволяет избежать паразитных вкладов в поглощение от гид-роксильных групп, абсорбированных на поверхности кремния (см. например [15,16] и ссылки в этих работах), а также линии двухфононного поглощения в кремнии.
Экспериментальные результаты и их обсуждение
Измеренный с помощью фурье-спектрометра равновесный спектр поглощения легированных квантовых точек для /^-поляризации излучения показан на рис. 1. Он представляет собой достаточно широкий пик с максимумом при энергии кванта Йю = 450 мэВ, связанный с фо-
0,14 —,—,—,-1—,-1—,—г
0,12 -
О _ м
х» /
3 0,10 - /
s
X) . /
3 /
О 0,08 - /
0 ' /
1 °'06 - /
3 /
X ' /
1> 0,04 - /
я ' /
з л/
1 л/
га 0,02 - /
cu
0,00 L-1-1-1-1-1-1-1-L
0,25 0,30 0,35 0,40 0,45 0,50 0,55
Энергия фотона, зВ
Рис. 1. Равновесный спектр поглощения легированной структуры с квантовыми точками для /»-поляризации; Т= 300 К
тоионизацией квантовой точки, то есть с оптическими переходами дырок из основного состояния в состояния сплошного спектра над барьером. Положение пика удовлетворительно совпадает с данными о величине разрыва валентной зоны в системе Ge/Si [17].
Измеренные при комнатной температуре спектры фотоиндуцированного поглощения в структурах с нелегированными квантовыми
Энергия фотона, эВ
Рис. 2. Спектры фотоиндуцированного поглощения нелегированной структуры с квантовыми точками 5- (/) и р- (2) поляризации излучения (кривая 1 поднята на 0,1 % для наглядности). Интенсивность межзонной накачки около 0,8 Вт/см2; Т = 300 К. На вставке: схема оптических переходов дырок, ответственных за наблюдаемые спектральные максимумы
точками для двух поляризаций излучения при максимальной мощности возбуждающего лазера представлены на рис. 2.
Для излучения /^-поляризации наблюдается довольно широкий пик поглощения в области энергии кванта около 460 мэВ, а также монотонный рост поглощения в длинноволновой области спектра. Излучение 5-поляризации интенсивно поглощается в достаточно широкой области в районе 170 мэВ, однако можно заметить и еще одну слабую линию поглощения в области 380 мэВ. При энергиях кванта менее 120 мэВ начинается область решеточного поглощения в кремнии, потому в этой спектральной области измерения оптического пропускания крайне затруднены, даже при использовании фотомодуляционной методики измерений.
Наблюдаемая спектральная особенность фотоиндуцированного поглощения в р-поляризации, так же как и равновесное поглощение в легированной структуре (см. рис. 1), обусловлена фотоионизацией квантовой точки. Рост поглощения в длинноволновой области связан с поглощением на свободных носителях заряда в подложке (см. например [18]), экспериментальные данные по коэффициенту поглощения в этой области достаточно хорошо аппроксимируются квадратичной зависимостью от длины волны.
Сильное поглощение в з-поляризации в области энергий кванта около 170 мэВ связывается с межуровневыми оптическими переходами дырок между первым и третьим уровнями. Энергия такого перехода хорошо согласуется с имеющимися литературными данными. Известные результаты по оптическому поглощению вместе с данными по фотопроводимости в средней И К области в подобных системах [19], а также теоретическое рассмотрение вопроса [20], дают величину энергетического зазора между основным и первым возбужденным состояниями, равную 80 мэВ, между основным и вторым возбужденным состоянием — 150 мэВ.
Слабый пик при Йю = 380 мэВ обусловлен заполнением дырками второго уровня квантовой точки и оптическими переходами из этого уровня в сплошной спектр состояний над барьером. Это подтверждается величиной сдвига максимума этого пика относительно поглощения в р-поляризации, равной 80 мэВ, что соответствует расстоянию между основным и возбужденным состояниями квантовой точки.
Зависимости величины фотоиндуцированно-го поглощения от интенсивности возбуждающего излучения, приведенные на рис. 3, подтверждают высказанные предположения. Действительно, с ростом интенсивности лазера поглощение при Йю = 460 мэВ в ^-поляризации и при Йю = = 170 мэВ в 5-поляризации, обусловленное переходами из основного состояния, сначала достаточно быстро растет, а при определенной величине интенсивности накачки выходит на насыщение. Эта интенсивность (показана стрелкой на рис. 3) соответствует полному заполнению основного состояния всех точек дырками. Дальнейший слабый рост связан, по-видимому, с вкладом от свободных носителей. Однако поглощение при Йю = 380 мэВ в 5-поляризации, обусловленное переходами со второго уровня, демонстрирует иную зависимость от интенсивности межзонной накачки. Поглощение начинает расти при интенсивности возбуждения, превышающей значение интенсивности, при котором полностью заполнено основное состояние квантовой точки.
Итак, в работе исследовано поглощение поляризованного света, связанное с оптическими переходами дырок из основного состояния квантовых точек Ge/Si в сплошной спектр, а также впервые наблюдалось поглощение, обусловленное переходами дырок из основного в возбужденное состояние и из возбужденного в сплош-
АГ/Г, o.e.
0,002
• л / v; • •
• п • \
0,001
. .Í J * * с • I о О
2
А
0,00 0,05 0,10 0,15 0,20 Píx, Вт
Рис. 3. Зависимости величины фотоиндуцированного поглощения нелегированной структуры с квантовыми точками от мощности оптического межзонного возбуждения в s- (2, 3) и р- (1) поляризации при различных энергиях кванта Йю , мэВ: 460 (/), 170 (2) и 380 (3).
Площадь межзонной засветки 0,25 см2, Т= 300 К
ной спектр. Полученные данные полезны при разработке детекторов среднего инфракрасного излучения на базе наноструктур с квантовыми точками Ge/Si.
Работа поддержана грантами РФФИ, Миноб-рнауки РФ и ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009— 2013 годы.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Frank, F.C. One-dimensional dislocations. 1. Static Theory [Text] / F.C. Frank, J.H. van der Merwe // Proceedings of the Royal Society A. Mathematical, Physical & Engineering Sciences.— 1949,— Vol. 198.— R 205-216.
2. Volmer, M. |Text| / M. Volmer, A. Weber //
für Physikalische Chemie.— 1926,— Vol. 119,- P. 277.
3. Stranski, I.N. |Text| / l.N. Stranski, V.L. Kras-tanov //Akad. Wiss. Lit. Mainz Math. Natur. Kl. lib.— 1936,- Vol. 146,- P. 797.
4. Schaffer, W.J. Nucleation and strain relaxation at the lnAs/GaAs(100) heterojunction |Text| / W.J. Schaffer, M.D. Lind, S.P Kowalczyk, R.W. Grant // Journal of Vacuum Science & Technology B: Microelectronics and Nanometer Structures.— 1983.— Vol. 1,- No. 3,- P. 688-695.
5. Elman, B. in situ measurements of critical layer thickness and optical studies of InGaAs quantum wells
grown on GaAs substrate [Text] / B. Elman, E.S. Mel-man, P. Melman |et al.| // Applied Physics Letters.— 1989,- Vol. 55,- No. 16,- P. 1659-1661.
6. Eaglesham, D.J. Dislocation-free Stranski — Krastanov growth of Ge on Si (100) |Text| / D.J. Eaglesham, M. Cerullo // Phys. Rev. Lett.— 1990.— Vol. 64. No. 16,- P. 1943-1946.
7. Mo, Y.-W. Kinetic pathway in Stranski — Krastanov growth of Ge on Si (100) |Text| / Y.-W. Mo, D.E. Savage, B.S. Swartzentruber, M.G. Lagally // Phys. Rev. Lett.- 1990,- Vol. 65,- No. 8,- P. 1020— 1023.
8. Rokhinson, L.P. Infrared and photoluminescence spectroscopy of p-doped self-assembled Ge dots on Si [Text] / L.P. Rokhinson, D.C. Tsui, J.L. Benton, Y.-H. Xie // Applied Physics Letters.— 1999.— Vol. 75,- No. 16,- P. 2413-2415.
9. Антонов, A.B. SiGe наноструктуры с самоформирующимися наноостровками для элементов
кремниевой оптоэлектроники [Текст] / А.В. Антонов, Ю.Н. Дроздов, З.Ф. Красильник [и др.| // IX Всеросс. конф. по физике полупроводников (Полупроводники 2009); 28 сент. — 3 окт. 2009 г., Новосибирск—Томск. Тез. докл.— 2009,— С. 310.
10. Levine, B.F. Quantum well infrared photode-tectors |Text| / B.F. Levine // J. Appl. Phys.— 1993.— Vol. 74,- P. R1-R81.
11. Sauvage, S. Infrared spectroscopy of intraband transitions in self-organized InAs/GaAs quantum dots |Text| / S. Sauvage, P. Boucaud, EH. Julien |et al.j // J. Appl. Phys.- 1997,- Vol. 82,- P. 3396-3401.
12. Sauvage, S. Intraband absorption in «-doped InAs/GaAs quantum dots [Text| / S. Sauvage, P. Boucaud, EH. Julien |et al.| //Appl. Phys. Lett.— 1997.— Vol. 71,- P. 2785-2787.
13. Vorobjev, L.E. Intraband light absorption in InAs/GaAs quantum dots covered with InGaAs quantum wells |Text| / L.E. Vorobjev, D.A. Firsov, V.A. Shalygin |et al.| // Semicond. Sci. Technol.— 2006,- Vol. 21,- P. 1341-1347.
14. Yakimov, A.l. Depolarization shift of the inplane polarized interlevel resonance in a dense array of quantum dots [Text] / A.L Yakimov, A.V. Dvure-chenskii, N.P Stepina |et al.| // Phys. Rev. В.— 2000,- Vol. 62,- P. 9939-9942.
15. Gurevich, A.B. Heterogeneous nucleation of
oxygen on silicon: Hydroxyl-mediated interdimer coupling on Si(100) - (2x1) [Text] / A.B. Gurevich, B.B. Stefanov, M.K. Weldon |et al.| // Physical Review B.- 1998,- Vol. 58,- No. 20,- P. R13434-R13437.
16. Milekhin, A. Characterization of low-temperature wafer bonding by infrared spectroscopy [Text| / A. Milekhin, M. Friedrich, K. Hiller [et al.j // Journal of Vacuum Science and Technology B.— 2000,— Vol. 18,- No. 3,- P. 1392-1396.
17. Yakimov, A.l. Normal-incidence infrared photoconductivity in Si p-i-n diode with embedded Ge self-assembled quantum dots [Text] / A.L Yakimov, A.V. Dvurechenskii, Y.Y. Proskuryakov |et al.| // Applied Physics Letters.- 1999,- Vol. 15.- No. 10,-P. 1413-1415.
18. Spitzer, W. Infrared absorption in «-type silicon |Text| / W. Spitzer, H.Y. Fan // Phys. Rev.- 1957,-Vol. 108. No. 2,- P. 268-271.
19. Yakimov, A.l. Interlevel Ge/Si quantum dot infrared photodetector [Text| / A.L Yakimov, A.V. Dvurechenskii, A.L Nikiforov, Y.Y. Proskuryakov // Journal of Applied Physics.- 2001,- Vol. 89,-No. 10,- P. 5676-5681.
20. Dvurechenskii, A.V. Electronic structure of Ge/ Si quantum dots [Text] / A.V. Dvurechenskii, A.V. Nenashev, A.L Yakimov // Nanotechnology.— 2002,- Vol. 13,- No. 1,- P. 75-80.
УДК 539.21
М.А. Ходорковский, C.B. Мурашов, С.Б. Любчик, Л.П. Ракчеева Т.О. Артамонова, A.B. Сабанеев
ОСОБЕННОСТИ ПРОЦЕССОВ КЛАСТЕРИЗАЦИИ МОЛЕКУЛ ФУЛЛЕРЕНОВ ПРИ ЛАЗЕРНОЙ АБЛЯЦИИ
Взаимодействие лазерного излучения с твердыми образцами приводит к образованию лазерной плазмы и представляет собой одно из чрезвычайно интересных физических явлений, имеющих как научный, так и прикладной интерес [1]. Лазерная абляция (испарение) углеродных материалов очень важна ввиду ее применения при формировании тонких пленок новых материалов. Для процесса лазерного испарения в отличие от обычного прогрева образца характерен быстрый локальный нагрев до очень высоких температур, за которым следует выброс вещества из прогретой области. При этом существенным изменениям подвергается очень не-
большой слой образца. Компоненты, из которых состоит образец, испаряются в соотношении, близком к стехиометрическому, что определяет уникальные возможности применения лазерного испарения для исследования состава вещества. Импульсная лазерная десорбционная масс-спектрометрия может быть применена к анализу практически всех нелетучих материалов.
Ряд работ посвящен исследованию взаимодействия импульсного лазерного излучения с фуллереновыми твердыми образцами методами времяпролетной масс-спектрометрии [2—4]. В масс-спектрах кроме ионов мономерных молекул регистрируются ионы кластеров (димеров,
