А. В. Двуреченский, А. И. Якимов



Скачать 187.03 Kb.
Дата26.10.2016
Размер187.03 Kb.


УДК 621.315.592

А.В.Двуреченский, А.И.Якимов


Квантовые точки в системе Ge/Si.
Аннотация. Представлены результаты исследования электронных свойств массива квантовых точек Ge в Si, формируемого на основе эффектов самоорганизации при гетероэпитаксии из молекулярных пучков. Приведенные данные убедительно свидетельствуют о формировании нуль-мерных дырочных состояний при переходе от двухмерного к трехмерному механизму роста слоя Ge, дискретном энергетическом спектре, определяющемся эффектами размерного квантования и кулоновским взаимодействием носителей заряда, локализованными на одной квантовой точке, а также на массиве точек. Определены скорости испускания, сечения захвата дырок в зависимости от глубины залегания энергетических уровней. Величины сечений превышают известные значения в Si на несколько порядков. Перенос носителей вдоль слоев квантовых точек осуществляется прыжковым механизмом. Показано, что величина прыжковой проводимости осциллирует при изменении степени заполнения островков дырками. Приводятся данные по оптическим свойствам. Продемонстрирована возможность создания перестраиваемого под ближний и средний ИК диапазон фотодетектора с Ge квантовыми точками.
Введение
В последнее время активно ведутся исследования полупроводниковых квантовых точек (КТ), представляющих предельный случай систем с пониженной размерностью: нульмерные системы, состоящие из массива наноразмерных атомных кластеров в полупроводниковой матрице [1,2]. Дискретный спектр энергетических состояний в таких кластерах позволяет относить их к искусственным аналогам атомов, несмотря на то, что кластеры содержат большое количество частиц. Изменяя размеры квантовых точек, их форму и состав с помощью контролируемых технологических приемов можно получать аналоги практически всех природных элементов.
Наноразмерный масштаб атомных кластеров сильно ограничивает возможности применения традиционных способов приготовления структур, связанных с литографическими процессами и требует развития новых подходов. В ходе поиска новых подходов весьма плодотворной оказалась идея использования морфологических изменений поверхности в процессе роста рассогласованных гетероэпитаксиальных систем для формирования массива наноразмерных атомных кластеров при переходе от двумерного роста к трехмерному по механизму Странского-Крастанова. Впервые эта идея была реализована в 1992 г. на системе Ge/Si, по результатам исследования которой был сделан вывод о наличии одноэлектронных эффектов в новом классе наноструктур [3]. В дальнейшем этот метод создания искусственных “атомов” получил название “самоорганизации”, поскольку необходимо было объяснить результаты по формированию достаточно однородного по размеру массива нанокластеров [1,2].
Интерес к нанокластерам Ge в Si связан с рядом обстоятельств: 1) успехи в разработке технологии получения достаточно однородного по размеру массива нанокластеров Ge, что важно, если рассматривать их как искусственные атомы для легирования полупроводников; 2) размеры нанокластеров удалось уменьшить до значений, обеспечивающих проявление эффектов размерного квантования и электрон-электронного взаимодействия вплоть до комнатной температуры; 3) совместимость разработанных методов с существующей кремниевой технологией изготовления дискретных приборов и схем.
Исследования электронных свойств структур Ge/Si проводились с помощью электронной туннельной спектроскопии, емкостной спектроскопии, спектроскопии проводимости, изучения прыжковой проводимости и эффекта поля. Система Ge/Si относится к гетероструктурам второго типа, в которой островки Ge являются потенциальными ямами для дырок. Этим обстоятельством обусловлен выбор типа проводимости исследуемых систем.

  1. Электрические свойства


1.1. Электронная туннельная спектроскопия. При совпадении уровня Ферми в эммитере с разрешенным уровнем носителя в КТ должно наблюдаться резонансное увеличение туннельного тока. Меняя энергию инжектированного носителя путем изменения напряжения, можно получить информацию об энергетическом спектре КТ. Впервые этот метод спектроскопии по отношению к массивам самоорганизующихся КТ был применен в работе [3]. Исследуемая структура представляла собой два параллельных электрода (сильно легированные бором слои Ge0.3Si0.7), между которыми через туннельные барьеры (прослойки Si) был заключен слой нанокристаллов Ge [4]. Длина основания КТ составляла 15 нм, высота 1.5 нм. Плотность островков в массиве 31011 см-2.
Зависимость дифференциальной проводимости от напряжения показана на рис. 1. Верхняя часть рисунка соответствует симметричным кремниевым барьерам (оба толщиной 9 нм). В нижней части приведен спектр проводимости для случая, когда один из барьеров тоньше другого (в данном конкретном случае толщины 9 нм и 6 нм), причем отрицательная полярность соответствует ситуации, когда носитель (дырка) вначале проходит через тонкий барьер, а затем через толстый. В обоих случаях наблюдаются отчетливые осцилляции туннельной проводимости структур, свидетельствующие о существовании хорошо разрешенного дискретного спектра в островках Ge. Причем осцилляции вблизи нулевого смещения сопровождаются появлением области с отрицательной дифференциальной проводимости, являющейся характерной чертой резонансного туннелирования. В случае симметричной конфигурации барьеров (верхняя часть рис. 1) осцилляции проводимости почти симметричны относительно нуля и имеют характерный период  150 мВ, что позволяет оценить расстояние между уровнями размерного квантования в островках как 150/2=75 мВ.
В асимметричной структуре в области отрицательного смещения происходит расщепление пиков проводимости на серию осцилляций с меньшим периодом. При такой полярности напряжения ввиду сильной разницы коэффициентов прохождения левого и правого барьеров происходит накопление дырок в островках, и существенными становятся процессы кулоновских корреляций носителей, обусловленные их взаимодействием. Кулоновское взаимодействие «снимает» вырождение одночастичных уровней размерного квантования, поскольку дырке требуется преодолевать энергию электростатического отталкивания носителей, уже находящихся в КТ. Подобный эффект, наблюдавшийся ранее в туннельных переходах через металлические гранулы в виде ступенчатых вольтамперных характеристик, получил название «кулоновской лестницы» [5]. Из расстояние между пиками проводимости можно оценить корреляционную энергию дырок в островках: мэВ в основном состоянии и 18 мэВ в первом возбужденном состоянии.
1.2. Емкостная туннельная спектроскопия. В основе емкостной спектроскопии КТ лежит тот факт, что заряд в нульмерных системах может меняться только дискретным образом на величину , где - заряд электрона, - число точек в образце [6]. Внешнее напряжение на управляющем электроде, смещая потенциал в островках по отношению к уровню Ферми в контакте, отделенном от островкового слоя туннельно прозрачным барьером, стимулирует либо захват носителей из контакта на уровни КТ, либо опустошение этих уровней в зависимости от полярности . При совпадении уровня Ферми в контакте с энергией связанного состояния в КТ дифференциальная емкость должна иметь пик, свидетельствующий о наличии дискретного уровня энергии. полная емкость структуры представляет собой сумму двух вкладов: первый обусловлен наличием области пространственного заряда в окружающем островки материале ( в данном случае это кремний), второй вклад () связан с зарядкой квантовых точек. Поскольку величина пропорциональна плотности состояний в КТ: , где - химпотенциал, то вольт-фарадная характеристика позволяет восстановить величину .
В исследованных структурах с барьером Шоттки менялась толщина выращиваемого слоя Ge, которая измерялась в монослоях (ML), что условиях формирования островков соответствует эффективной толщине слоя [7]. Структуры представляли следующую последовательность слоев, начиная от подложки: 1) р+-подложка кремния с ориентацией (100), служащая нижним электрическим контактом; 2) слой Si0.8Ge0.2 толщиной L=10 нм, обеспечивающий резкую гетерограницу последующего туннельного барьера Si; 3) туннельно прозрачный барьер Si, см-3, L=7 нм; 4) слой нанокристаллов Ge; 5) блокирующий слой Si, см-3, L=50 нм; 6) управляющий заполнением островков электрод Al, формирующий на границе с кремнием барьер Шоттки; площадь алюминиевой площадки составляла см2, по размеру которой вытравливалась цилиндрическая мезоструктура на глубину порядка 5 мкм.
Вольт-фарадные характеристики структур без слоя Ge имели обычный вид для обедненного слоя Si р-типа (рис. 2). в случае ML на характеристиках появляется плато, характерное для двумерного (2D) газа носителей. В области эффективных толщин Ge ML на C-V кривых появляются пики, расстояние между которыми, их ширина и положение на шкале напряжения (энергетической шкале) зависит от : с ростом пики становятся уже и уменьшается энергетический зазор между ними. Энергетическое расстояние между уровнями, соответствующими двум пикам емкости, находится из соотношения [8], где - расстояние между пиками на С-V характеристике, - расстояние между КТ и нижним электродом, - расстояние между верхним и нижним электродами. Расчеты дают мэВ (для 8 ML), 36 мэВ (10 ML) и 32 мэВ (13 ML) [7]. Величина мэВ для образца с количеством Ge 10 ML согласуется с энергией зарядки КТ () в основном состоянии, найденной в экспериментах по резонансному туннелированию. Поэтому природа расщепления пиков была объяснена электростатическим кулоновским взаимодействием.
Появление осцилляций емкости мы связываем с формированием достаточно однородного по размерам массива нанокристаллов Ge, в котором плотность дырочных состояний является -образной функцией энергии. При большом количестве осажденного Ge (20 ML) происходит релаксация упругих напряжений, и формируются крупные (0 Å) островки с дислокациями. Это проявляется в исчезновении пиков емкости на вольтфарадных характеристиках. С появлением прорастающих дислокаций и пробоем области пространственного заряда, по-видимому, связано и сильное возрастание емкости, сопровождаемое резким увеличением активной части проводимости при толщинах более 20 ML.
Площадь под каждым пиком на C-V характеристике деленная на заряд электрона оказалась равной с хорошей точностью поверхностной концентрации островков Ge ( см-2). Это означает, во-первых, что все островки Ge вовлечены в процесс перезарядки системы, во-вторых, что вырождение по энергии снимается за счет кулоновского взаимодействия.
Экспериментальное подтверждение кулоновской природы расщепления было найдено в измерениях вольтфарадных характеристик с двумя слоями островков Ge одинакового размера [9]. В этом случае расщепление между пиками, обусловленное кулоновским взаимодействием, увеличивается.
1.3. Эффект поля. Изменение проводимости МДП-транзисторов, в которых проводящий канал включает слой нанокристаллов Ge, оказалось достаточно информативным для изучения эффектов электронных корреляций и размерного квантования [10]. Последовательное заполнение островков носителями осуществлялось приложением потенциала к затвору транзистора. При используемых плотностях островков Ge существенными становятся туннельные переходы между состояниями, локализованными в различных островках. Вероятность «перескоков» дырки между квантовыми точками определяется 1) перекрытием волновых функций заполненного и незанятого состояния; 2) степенью заполнения данной дырочной оболочки. Если соответствующий уровень заполнен точно наполовину, то проводимость должна быть максимальна, а энергия активации переходов должна определяться электростатической энергией взаимодействия данной дырки со всеми зарядами в нанокристаллах. При полном заполнении уровня носитель в процессе туннелирования вынужден переходить на возбужденные состояния следующей оболочки. При этом энергия активации возрастает на величину, равной энергии размерного квантования, а проводимость уменьшается. При дальнейшем заполнении возбужденного состояния энергия активации, требуемая для помещения носителя на данный уровень в других точках, уменьшается и снова начинает определяться электрон-электронным взаимодействием, что приводит к росту величины прыжковой проводимости и так далее. Таким образом, величина прыжковой проводимости при фиксированной температуре, а также энергия активации проводимости должны осциллировать при изменении затворного напряжения, отражая тем самым структуру спектра состояний. Такие осцилляции присущи лишь нульмерным системам, в которых электронный спектр носит дискретный (атомоподобный) характер.
Осцилляции прыжковой проводимости в условиях эффекта поля были обнаружены в МДП-транзисторах, с эффективной толщиной Ge более 6 ML и содержащих до 109 островков Ge [10]. Подложкой служила высокоомная пластина Si n-типа. В области низких температур ( К) на зависимостях проводимости канала от затворного напряжения были обнаружены осцилляции, соответствующие заполнению основного и возбужденного состояний в КТ (рис.3). Полученная степень вырождения состояний (2 для основного и 4 для возбужденного) согласуется с результатами, полученными методами туннельной, емкостной спектроскопии. Найденные при анализе периода осцилляций основные энергетические характеристики (корреляционная энергия в основном состоянии мэВ, в возбужденном мэВ, энергия размерного квантования 86 мэВ - все эти цифры приведены для =10 ML) также согласуются с результатами, полученными другими методами.
В МДП-транзисторе со слоем КТ, сформированном на структуре кремний-на-изоляторе (SIMOX), удается минимизировать токи утечки через нижележащие слои Si, в результате осцилляции проводимости наблюдаются вплоть до температур  150 К. Температурная зависимости проводимости оказалась активационной, что отличает происходящие процессы от резонансного туннелирования и свидетельствует в пользу прыжкового механизма переноса заряда по КТ. В общем случае температурная зависимость прыжковой проводимости описывается выражением . Аппроксимация этой формулой экспериментальных данных для всех наблюдаемых пиков привело к значению . Значение показателя свидетельствует о том, что энергия активации прыжковой проводимости в массиве КТ определяется кулоновским взаимодействием между ними [11]. В этом случае [12], где -диэлектрическая проницаемость, -радиус локализации носителей в КТ. Из экспериментальных значений параметра , был найден характерный размер волновых функций дырок в КТ нм. Величина энергии активации мэВ в области высоких температур ( 100 К), когда прыжки дырок происходят по ближайшим соседям, является мерой вклада взаимодействия между точками в полную корреляционную энергию (21 мэВ). Оставшаяся часть (10 мэВ) связана со взаимодействием дырок внутри КТ.
1.4. Спектроскопия проводимости. Измерения комплексной проводимости (адмиттанса) кремниевых барьеров Шоттки с захороненным слоем КТ Ge позволили получить дополнительную информацию о структуре энергетического спектра КТ и параметрах дырочных состояний [13]. Отклик от КТ в данном случае представляется как отклик от конденсатора с потерями [14] и характеризуется постоянной времени . При увеличении обратного смещения обедненная область проникает вглубь Si, приводя к опустошению дырочных уровней в КТ. Пусть смещение таково, что энергетический уровень в КТ совпадет с уровнем Ферми в нижнем контакте p+-Si. Тогда переменная составляющая приложенного к образцу напряжения ( ) должна стимулировать эмиссию дырок в валентную зону и захват их обратно на связанные в островках состояния, приводя к появлению проводимости на переменном токе. Если частота изменения напряжения () достаточно велика (), то заселенность уровни не успевает отслеживать изменение напряжения и КТ не вносят вклада в измеряемую емкость () и проводимость () структуры. В обратном случае () эффективная емкость содержит вклад от дырок, аккумулированных в слое островков, и не зависит от частоты. Поскольку этот вклад имеет чисто электростатический характер, низкочастотная проводимость на переменном токе мала. Очевидно, что когда эффективная скорость эмиссии с данного -го уровня совпадает с частотой приложенного напряжения (), проводимость должна иметь максимум. Это обстоятельство позволяет определить времена эмиссии, энергии активации и сечения захвата на соответствующие уровни в КТ [13].
На рис. 4 показаны зависимости активной части проводимости, нормированной на частоту переменного сигнала, от напряжения смещения для структуры с КТ (образец с 10 ML Ge) и структуры, содержащей только смачивающий слой (6 ML Ge). В последнем случае наблюдаются два пика при 0.1 В и 0.6 В. Амплитуда этих пиков не зависит от частоты в диапазоне 10-100 кГц и, по-видимому, пики связаны с перезарядкой смачивающего слоя. В образце с КТ наблюдаются четыре дополнительных пика, обозначенные на рис. 4 как , , и , было приписано перезарядке четырехкратно вырожденного первого возбужденного состояния в нанокристаллах Ge [13].

Времена эмиссии при температуре 90 К оказались равными (мкс): , , и . Температурные зависимости времен эмиссии позволил определить энергии активации (глубину залегания уровней, мэВ) , , , , а также сечения захвата (рис. 5). Расстояние между уровнями мэВ (энергия зарядки КТ) хорошо коррелирует с данными, полученными другими методами. Полученные сечения захвата носителей на квантовые точки увеличиваются с ростом глубины залегания уровней и на много порядков превышают известные величины для глубоких уровней в Si. Возможное объяснение заключается в том, что процесс захвата носителей вначале осуществляется на мелкие состояния тонкого сплошного слоя Ge, на котором находятся островки Ge (смачивающий слой) и который имеет размеры, сравнимые с размером структуры. После захвата дырок на мелкие состояния смачивающего слоя происходит последовательная их релаксация на глубокие уровни КТ с испусканием фононов.


2. Оптические свойства
Интерес к исследованию оптических свойств КТ обусловлен ярко выраженной практической направленностью и рядом преимуществ таких объектов по сравнению с двумерными квантовыми долинами. Особенностью КТ является, во-первых, возможность управления спектральной полосой фотоотклика путем предварительного заселения дискретных состояний с требуемой энергией переходов; во-вторых, наличие латерального квантования в нульмерных системах снимает запрет на оптические переходы, поляризованные в плоскости фотоприемника, а значит, предоставляет возможность осуществить поглощение света при нормальном падении фотонов; в третьих, в КТ ожидается сильное увеличение времени жизни фотовозбужденных носителей вследствие так называемого эффекта «узкого фононного горла» (phonon bottleneck effect [15]).
2.1. ИК поглощение. Поглощение фотонов ИК спектрального диапазона в многослойных гетероструктурах Ge/Si с самоорганизующихся КТ изучалось в работах [16,17]. Размеры островков в обоих случаях составляли  40-50 нм в основании и 2-4 нм высотой. Плотность островков  108 см-2. Авторы [16] использовали подлегирование островков Ge бором с тем, чтобы заселить основное состояние КТ дырками. В спектрах поглощения в области длин волн 5-6 мкм наблюдалась широкая (100 мэВ) линия, амплитуда которой сильно уменьшалась при переходе к поляризации света, перпендикулярной плоскости слоев, и была объяснена переходами между двумя низшими уровнями поперечного квантования тяжелых дырок в КТ.
В работе [17] для активизации оптических переходов внутри нелегированной КТ использовалась дополнительная световая накачка. Фотоиндуцированное поглощение, поляризованное параллельно плоскости слоев, имело асимметричный максимум в районе 4.2 мкм и связывалось с переходом дырок из основного состояния КТ в распространенные состояния валентной зоны. Необычайно высоким оказалось определенное авторами [17] значение сечения поглощения (210-13 см2), что превышает по крайней мере на порядок известные сечения фотоионизации для локальных центров в Si [18] и на три порядка превышает аналогичную величину для КТ InAs/GaAs [19]. Эти данные свидетельствуют о перспективности системы Ge/Si для ИК-детекторов.
2.2. Фотопроводимость. Впервые о регистрации фототока, генерированного фотонами с энергией, меньшей ширины запрещенной зоны кремния, в гетероструктурах Ge/Si с самоорганизующимися КТ сообщалось в работах [20,21]. Возможность реализации фотоприемника с КТ, перестраиваемого под ближний и средний ИК диапазоны, была продемонстрирована в работе [22]. Фотоприемник представлял собой кремниевый pin диод, в базу которого был введен двумерный массив нанокластеров Ge. Средний латеральный размер КТ составлял 15 нм, высота 1.5 нм. Спектры фототока при различном обратном смещении показаны на рис. 6. В образце со сплошной пленкой Ge (6ML) фотоотклик отсутствует. В структуре с КТ при энергиях, меньших края собственного поглощения в кремнии ( 1.12 эВ), наблюдаются два максимума на длинах волн 1.7 мкм и 2.9 мкм. Интенсивность обоих максимумов сильно зависит от величины обратного смещения, причем эти зависимости коррелируют между собой. А именно, при увеличении смещения до величины 1.4 В происходит исчезновение отклика в среднем ИК диапазоне (при 2.9 мкм, линия Т1), и появляется сигнал в ближней ИК области спектра (при 1.7 мкм, линия Т2). Значение энергии в максимуме Т1 (430 мэВ) соответствует энергии залегания основного состояния дырки в КТ [23]. Поэтому процесс Т1 был идентифицирован как переход дырки из основного состояния, локализованного в Ge КТ, в распространенные состояния валентной зоны. По мере увеличения обратного смещения дырочные уровни в КТ заполняются электронами. В области напряжений около 1.4 В происходит полная разрядка КТ дырками, и переход Т1 становится «запрещенным». Начиная с этого момента, возникает возможность межзонных переходов электронов из валентной зоны в зону проводимости (процесс Т2). Поскольку исследуемая система относится к гетероструктурам второго рода: дырки локализуются а областях Ge, в то время как для электронов области Ge представляют собой потенциальный барьер [24], то такой оптический переход является непрямым в координатном пространстве и сопровождается перебросом электрона из Ge в Si. Энергия перехода должна определяться разницой между шириной запрещенной зоны Si (1.12 эВ) и энергией дырочного состояния в Ge КТ (0.43 эВ), т.е. равняться 700 мэВ, что согласуется с экспериментальным положением линии Т2 ( 730 мэВ).
2.3. Фотолюминесценция. Традиционно для контроля формирования слоев самоорганизующихся КТ используют измерения спектров фотолюминесценции (ФЛ), позволяющие определить энергии основного и возбужденных состояний в КТ. Для гетеросистемы InAs/GaAs обобщающий анализ данных ФЛ был сделан в работе [25], в которой, в частности, было показано, что энергия свечения КТ определяется эффективной толщиной осажденного InAs, и, следовательно, размером КТ. Во многих работах, посвященных эпитаксии структур Ge/Si, также приводятся результаты измерения ФЛ в качестве иллюстрации «рождения» и эволюции КТ. С формированием островков Ge связывают появление в спектрах ФЛ полосы в районе 800-900 мэВ [24-33, 17, 21]. Ширина этой полосы составляет десятки мэВ, и лишь в работе [26] наблюдались узкие ( 2-10 мэВ) линии ФЛ, наблюдение которых объяснялось образованием массива однородных по размеру ( 3%) КТ. Тем не менее интерпретация спектров ФЛ для структур Ge/Si, на наш взгляд, не лишена противоречий. На рис.7 приведено положение пика ФЛ, отнесенного авторами к островкам Ge, как функция латерального размера нанокластеров. Здесь мы использовали данные работ [24-33, 17, 21]. В отличие от системы InAs/GaAs в данном случае не наблюдается явной зависимости энергии излучающих переходов от размера КТ, тогда как разумно было ожидать, что с увеличением размеров максимум ФЛ будет сдвигаться в низкоэнергетическую область спектра вследствие уменьшения энергии размерного квантования в островках. Кроме того, удивительными кажутся данные работы [27], в которой наблюдалось свечение с энергией, большей ширины запрещенной зоны кремния (крайняя левая точка на рис. 7). Все эти обстоятельства не имеют сложившегося в настоящий момент удовлетворительного объяснения и стимулируют проведение детальных дальнейших исследований механизмов люминесценции структур Ge/Si.
Заключение
Проведенные исследования электрических и оптических характеристик массивов островков Ge в Si позволяют сделать вывод о формировании массивов искусственных «атомов», обладающих дискретным энергетическим спектром, который проявляется вплоть до комнатной температуры. Основными факторами, определяющих спектр состояний, служат размерное квантование и кулоновское взаимодействие носителей. Новым фактором, возникающим в массиве КТ и отличающим его от ситуации одиночной КТ, является кулоновские корреляции между островками. Определены скорости испускания, сечения захвата дырок в зависимости от глубины залегания энергетических уровней. Величины сечений превышают на несколько порядков известные значения в Si. Электронный транспорт вдоль слоев КТ осуществляется с помощью прыжковой проводимости, величина которой осциллирует при изменении степени заполнения островков дырками, что может лечь в основу создания электронных цепей передачи информации на КТ. Показана возможность создания перестраиваемого под ближний и средний ИК диапазон фотодетектора с Ge квантовыми точками.
Выполненные исследования поддержаны Российским фондом фундаментальных исследований (грант 99-02-17019), Межотраслевой научно-технической программой «Физика твердотельных наноструктур» (грант 98-1100) и межвузовской научной программой «Университеты России - фундаментальные исследования» (грант 4103). А.И.Я. благодарит докторантуру Томского государственного университета за финансовую поддержку.
Библиографический список


  1. Jacak L., Hawrylak P., Wojs A. Quantum dots.—Berlin , Springer, 1998.—196 с.

  2. Леденцов Н.Н., Устинов В.М. Щукин В.А., Копьев П.С., Алферов Ж.И., Бимберг Д. //ФТП. 1998. Т. 32. № 4. С. 385-410.

  3. Yakimov А.I., Markov V.A., Dvurechenskii A.V., Pchelyakov O.P. // Phil. Mag. B. 1992. V. 65. № 4. P. 701-705.

  4. Yakimov A.I., Markov V.A., Dvurechenskii A.V., Pchelyakov O.P.. // J. Phys.: Condens. Matter. 1994. V. 6. P.2573-2582.

  5. Meirav U. and Foxman E.B. // Semicond. Sci. Technol. 1995. V. 10. P. 255-284.

  6. Ashoori R.C., Stormer H.L., Weiner J.S., Pfeiffer L.N., Pearton S.J., Baldwin K.W., West K.W. // Phys. Rev. Lett. 1992. V. 68. № 20. Р. 3088-3091.

  7. Якимов А.И., Двуреченский А.В., Никифоров А.И., Пчеляков О.П. // Письма в ЖЭТФ. 1998. Т. 68. Вып. 2. С. 125-130.

  8. Medeiros-Ribeiro G., Leonard D., Petroff P.M.. // Appl. Phys. Lett. 1995. V. 66. № 14. 1767-1769.

  9. Yakimov A.I., Dvurechenskii A.V., Nikiforov A.I., Pchelyakov O.P. // Thin Solid Films. 1998. V. 336. P. 332-335.

  10. Yakimov A.I., Adkins C.J., Boucher R., Dvurechenskii A.V., Nikiforov A.I., Pchelyakov O.P., Biskupskii G. // Phys. Rev. B. 1999. V. 59. № 19. P. 12598-12603.

  11. Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос. // Электронные свойства легированных полупроводников. - М.: Наука, 1979 - 416 c.

  12. Нгуен Ван Лиен. // ФТП. 1984. Т. 18. Вып. 4. С. 335 -342.

  13. Yakimov A.I., Dvurechenskii A.V., Nikiforov A.I., Pchelyakov O.P. // Phys. Low-Dim. Struct. 1999. V. 3/4. P. 99-109.

  14. Anand S., Carlsson N., Pistol M.-E., Samuelson L., Seifert W. // J. Appl. Phys. 1998. V. 84. № 7. P. 3747-3755.

  15. Sugawara M., Mukai K., Shoji H. // Appl. Phys. Lett. 1997. V. 71. № 19. P. 2791-2793.

  16. Liu J.L., Wu W.G., Balandin A., Jin G.L., Wang K.L. // Appl. Phys. Lett. 1999. V. 74. № 2. Р. 185-187.

  17. Boucaud P., Le Thanh V., Sauvage S., Debarre D., Bouchier D. // Appl. Phys. Lett. 1999. V. 74. № 3. P. 401-403.

  18. Шредер Д.К. //В кн.: Приборы с зарядовой связью. Под ред. Барба Д.Ф. - М.: Мир. 1982. С. 70-86.

  19. Sauvage S., Boucaud P., Gerard J.-M., Thierry-Mieg V. // Phys. Rev. B. 1998. V. 58. № 12. P. 10562-10565.

  20. Abstreiter G., Schittenhelm P., Engel C., Silveira E., Zrenner A., Meertens D., Jager W. // Semicond. Sci. Technol. 1996. V. 11. P. 1521-1528.

  21. Schittenhelm P., Engel C., Findeis F., Abstreiter G., Darhuber A.A., Bauer G., Kosogov A.O., Werner P. // J. Vac. Sci. Technol. B. 1998. V. 16. № 3. P. 1575-1581.

  22. Yakimov A.I., Dvurechenskii A.V., Proskuryakov Yu. Yu., Nikiforov A.I., Pchelyakov O.P., Teys S.A., Gutakovskii A.K. // Appl. Phys. Lett. (в печати).

  23. Zhang S.K., Zhu H.J., Lu F., Jiang Z.M., Xun Wang. Phys. Rev. Lett. 1998. V. 80. № 15. P. 3340-3343.

  24. Алешкин В.Я., Бекин Н.А., Калугин Н.Г., Красильник З.Ф., Новиков А.В., Постников В.В., Сейрингер Х. // Письма в ЖЭТФ. 1998. Т. 67. Вып. 1. С. 46-50.

  25. Grassi Alessi M., Capizzi M., Bhatti A.S., Frova A., Martelli F., Frigeri P., Bosacchi A., and Franchi S. // Phys. Rev. B. 1999. V. 59. № 11. P. 7620-7622.

  26. Wang X., Jiang Z., Zhu H., Lu F., Huang D., Liu X., Hu C., Chen Y., Zhu Z., Yao T. // Appl. Phys. Lett. 1997. V. 71. № 24. P. 3543-3545.

  27. Peng C.S., Huang Q., Zhang Y.H., Cheng W.Q., Sheng T.T.. Tung C.H., Zhou J.M. // Thin Solid Films. 1998. V. 323. P. 174-177.

  28. Boucaud P., Le Thanh V., Sauvage S., Debarre D., Bouchier D., and Lourtioz J.-M. // Thin Solid Films. 1998. V. 336. P. 240-243.

  29. Kim E.S., Usami N., Shiraki Y. // Appl. Phys. Lett. 1998. V. 72. № 13. P. 1617-1619.

  30. Liu F. and Lagally M.G. // Surface Science. 1997. V. 386. P. 169-181.

  31. Mateeva E., Sutter P., and Lagally M.G. // Appl. Phys. Lett. 1999. V. 74. № 4. P. 567-569.

  32. Palange E., Capellini G., Di Gaspare L., and Evangelisti F. // Appl. Phys. Lett. 1996. V. 68. № 21. P. 2982-2984.

  33. Apetz R., Vescan L., Hartmann A., Dieker C., and Luth H. // Appl. Phys. Lett. 1995. V. 66. № 4. P. 445 -447.

А.В. Двуреченский, Новосибирский государственный университет.



А.И. Якимов, Томский государственный университет.
Подписи к рисункам
Рис.1. Зависимость дифференциальной проводимости вертикальных двухбарьерных структур с КТ Ge от напряжения. Верхняя часть рисунка соответствует симметричной структуре (толщина обоих Si барьеров 9 нм), нижняя - асимметричной (барьеры толщиной 6 и 9 нм).
Рис.2. Вольтфарадные характеристики гетероструктур Ge/Si (001) c различной эффективной толщиной слоя Ge. Температура измерения Т=300 К.
Рис.3. Относительное изменение проводимости канала полевого транзистора, содержащего 109 квантовых точек, как функция напряжения на затворе (эффект поля) при различных температурах.
Рис.4. Проводимость на переменном токе диода Шоттки с КТ (10 ML Ge) и со сплошным слоем Ge (6 ML Ge). Пунктирные линии представляют результат разложения экспериментального спектра на гауссианы. Символами Е1, Е2, Е3 и Е4 обозначен отклик от дискретных состояний в КТ. В нижней части рисунка приведена производная dG/dV.
Рис.5. Температурная зависимость времен эмиссии дырок с возбужденного состояния в КТ. На вставке показана зависимость сечений захвата дырок на уровни в КТ от энергии залегания уровней.
Рис.6. Спектры фототока кремниевого pin диода с квантовыми точками Ge при различном обратном смещении. Пунктирная линия демонстрирует отсутствие фотоотклика в этом диапазоне в структуре со сплошным слоем Ge (6 ML).
Рис.7. Зависимость энергии максимума фотолюминесценции от латерального размера островков германия в кремнии.
A.V.Dvurechenskii, A.I.Yakimov
Quantum dots of Ge in Si.
Recent original investigations of electrical and optical properties of self-assembled arrays of Ge quantum dots are presented. Capacitance and admittance spectroscopy studies and field-effect measurements in the structures which contain as many as 109 Ge dots enable to resolve well-pronounced peaks attributed to single-electron charging of each dot with up to six holes. Ge quantum dot infrared photodetector was found to consist of two bias controlled peaks. The mid-infrared absorption around 2.9 m is attributed to the intraband hole bound-to-continuum absorption, while the near-infrared photocurrent maximum (1.7 m wavelength) is probably due to the interband excitonic transition. An interesting conclusion we may draw from the data is that by application the reverse bias we can tune the device for the near- or mid-infrared response.



База данных защищена авторским правом ©bezogr.ru 2016
обратиться к администрации

    Главная страница