Полупроводниковые гетероструктуры с квантовыми точками: Получение, свойства, лазеры тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, доктор физико-математических наук в форме науч. докл. Устинов, Виктор Михайлович

• Устинов, Виктор Михайлович
• доктор физико-математических наук в форме науч. докл.
• 1998

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук в форме науч. докл. Устинов, Виктор Михайлович

АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ. В настоящее время интерес к структурам с пониженной размерностью в физике и технике полупроводников обусловлен как возможностью изучения новых физических эффектов, так и необходимостью улучшения свойств существующих и создания новых поколений полупроводниковых приборов. Принципиальная возможность создания низкоразмерных структур в полупроводниках появилась после получения совершенных гетеропереходов [1 ], а техническая - с развитием современных технологий, в частности молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ), технологического метода, позволяющего контролировать толщину выращиваемых структур с точностью до одного монослоя [2*].

Когда движение носителей заряда ограничено областью с характерными размерами порядка длины волны де-Бройля, энергетический спектр и основные характеристики системы начинают зависеть от ее размеров. В этом состоит проявление квантово-размерного эффекта, и структуры, свойства которых определяются этим эффектом, называются низко-размерными.

Приборы, принцип действия которых основан на эффектах размерного квантования, широко вошли в повседневную практику, значительно продвинув технику вперед. Это полупроводниковые лазеры в системах оптических коммуникаций и проигрывателях компакт-дисков, это транзисторы с высокой подвижностью электронов в системах спутниковой связи и многие другие. В этих приборах эффект размерного квантования проявляется в одном направлении, направлении роста структуры, при этом движение носителей в плоскости слоя остается свободным. Новый качественный скачок в характеристиках приборных структур, а также появление приборов,использующих новые фундаментальные физические эффекты, связывается со структурами, в которых квантово-размерный эффект проявляется во всех трех измерениях. Такие структуры получили название квантовые точки [3*].

Привлекательность подобных структур обусловлена, в первую очередь спектром .■лектронных состояний, который представляет собой набор дискретных уровней. В этом ;учае принципиально исключено тепловое уширение спектра, спектральное положение ший контролируется с предельно-допустимой точностью, и все носители заряда в : .Чегеме квантовых точек обладают одинаковой энергией в случае точек одинакового дзмера. Было предсказано [3 ], что в полупроводниковых лазерах эти свойства должны приводить к резкому увеличению усиления, снижению пороговой плотности тока и отсутствию ее температурной зависимости, возрастанию рабочих частот и сверхузкому спектру генерации.

Чтобы продемонстрировать на практике свои принципиальные преимущества, должны быть синтезированы квантовые точки, отвечающие следующим основным требованиям [4*]. Минимальный размер точки определяется наличием хотя бы одного электронного состояния, максимальная величина ограничена условием отсутствия теплового заполнения соседних энергетических уровней в точке. Кроме того, для приборных применений не должно быть дефектов и дислокаций, а также существенной скорости интерфейсной рекомбинации. Синтезированный массив квантовых точек должен быть плотным, чтобы обеспечить необходимое усиление, и однородным, так как сильные флуктуации размеров приведут к уширению спектра. Важным условием является также возможность матрицы обеспечить протекание тока и сбор носителей в квантовые точки.

Ко времени начала работы квантовые точки создавались путем травления структур с квантовыми ямами, роста на профилированных подложках или в стеклянных матрицах. Все эти методы приводили к созданию квантовых точек, которые не удовлетворяли перечисленным требованиям, что полностью исключало приборное применение. Задача получения структур с квантовыми точками совместимых с современной технологией полупроводниковых приборов обусловила необходимость синтеза структур с трехмерным ограничением носителей заряда непосредственно в процессе эпитаксиального роста, оптимизации технологических режимов их выращивания, исследования энергетического спектра, структурных и физических свойств.

Таким образом, данная диссертационная работа, впервые посвященная решению всего комплекса перечисленных проблем, является актуальной как с научной, так и с практической точки зрения.

ЦЕЛИ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ. Цель работы состояла в создании научных основ и разработке воспроизводимой технологии получения структур с квантовыми точками непосредственно в процессе эпитаксиального выращивания полупроводниковых материалов с рассогласованием параметров решетки для научных исследований и применений в полупроводниковых инжекционных лазерах.

Для достижения указанной цели решался следующий комплекс задач:

Е исследование начальных стадий гетероэпитаксии систем с различающимися параметрами решетки;

Ш оптимизация технологических режимов получения однородного массива когерентных островков непосредственно в процессе эпитаксиального выращивания; разработка технологии выращивания массивов вертикально-связанных квантовых точек;

И исследование структурных и оптических характеристик квантовых точек; исследование энергетического спектра квантовых точек; исследование процессов рекомбинации и релаксации носителей в квантовых точках; в исследование характеристик инжекционных лазеров на квантовых точках;

И оптимизация конструкции структуры инжекционных лазеров на квантовых точках.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧИМОСТЬ.

1. Впервые показано, что на стадии субмонослойного покрытия арсенида галлия арсенидом индия образуются стабильные упорядоченные поверхностные структуры типа квантовых проволок.

2. Впервые экспериментально показано, что существуют равновесные форма и размеры самоорганизующихся квантовых точек и определены технологические режимы выращивания равновесных квантовых точек.

3. Впервые продемонстрирована высокая эффективность излучательной рекомбинации и возможность быстрой энергетической релаксации носителей в самоорганизующихся квантовых точках.

4. Впервые исследован эффект вертикального самосовмещения квантовых точек и предложен и реализован метод синтеза трехмерных массивов квантовых точек.

5. Впервые реализованы инжекционные лазеры на квантовых точках и продемонстрированы их преимущества перед существующими лазерами на квантовых ямах.

Таким образом, разработана воспроизводимая технология получения структур с размерным квантованием в трех измерениях в процессе выращивания методом МПЭ, на основе которой созданы научные основы развития нового поколения инжекционных лазеров.

НА ЗАЩИТУ ВЫНОСЯТСЯ

1. Результаты исследований процессов роста в системах с рассогласованием параметров решетки, позволившие решить проблему синтеза плотных массивов равновесных квантовых точек непосредственно в процессе эпитаксиального выращивания.

2. Метод прямого получения двумерных и трехмерных массивов квантовых точек с заданными свойствами.

3. Конструкция и технология получения инжекционных лазеров на квантовых точках.

Материалы диссертационной работы докладывались и обсуждались на Всероссийских и Международных конференциях и симпозиумах:

22, 23 Международных конференциях по физике полупроводников (Ванкувер, Канада, 1994 г.; Берлин, Германия, 1996 г.)

8, 9 Международных конференциях по молекулярно-пучковой эпитаксии (Осака, Япония, 1994 г.; Мапибу, США, 1996г.)

VIII, IX Международных симпозиумах по МПЭ (Сьерра Невада, Испания, 1995 г.; Оксфорд, Великобритания, 1997 г.)

Международных симпозиумах "Наноструктуры: Физика и Технология (Санкт-Петербург, 1995,1996,1997 гг.)

Международной школе по приборам на основе низкоразмерных полупроводниковых структур (Созопол, Болгария, 1995 г.)

2, 3 Российских конференциях по физике полупроводников (Зеленогорск, 1996 г., Москва, 1997 г.)

23 Международном симпозиуме по полупроводниковым соединениям (Санкт-Петербург, 1996 г.)

Осенних и Весенней Международных конференциях Общества исследования материалов (MRS) (Бостон, США, 1995 г., 1997 г.; Сан-Франциско, США, 1996 г.) Ежегодной конференции общества "Лазеры и электро-оптика" (LEOS) (Сан-Франциско, США, 1997 г.)

Результаты исследований опубликованы в 50 статьях.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

1. Формирование массива самоорганизующихся квантовых точек InAs в матрице GaAs.

1.1. Механизмы эпитаксиального роста.

В литературе описано три возможных механизма эпитаксиального роста: послойный, или Франка-ван-дер-Мерве (ФМ), островковый, или Волмера-Вебера (ВВ),и островковый совместно с послойным, или Странски-Крастанова (СК). Важность проблемы выявления механизма эпитаксиального роста для определенной системы материалов обусловлена как необходимостью определения оптимальных условий роста, так и совершенствованием представлений о процессе эпитаксиального выращивания, что позволит прогнозировать синтез разных типов структур.

Какой механизм эпитаксиального роста будет реализован для данной системы материалов, будет определяться энергетическими факторами, связанными с границей раздела и рассогласованием параметров решетки. Если постоянная решетки выращиваемого материала и подложки совпадают, то островки будут образовываться при условии, что поверхностная энергия подложки меньше суммы энергии границы раздела и поверхностной энергии эпитаксиального слоя. Изменения этого энергетического соотношения могут приводить к переходу от ВВ к ФМ механизму, иными словами, реализация одного из этих механизмов роста будет определяться тем, смачивает ли эпитаксиальный слой подложку или нет.

В случае гетероэпитаксии систем с различающимися параметрами решетки, на начальной стадии рост происходит послойно, но с увеличением толщины слой накапливает большую упругую энергию и системе становится выгодно уменьшить свою полную энергию путем формирования изолированных островков, в которых напряжения релаксируют путем образования дислокаций несоответствия на границе раздела. В этом состоит суть эпитаксиального роста, описываемого механизмом Странски-Крастанова в системе с рассогласованием параметров решетки.

Однако, чрезвычайно важным с точки зрения синтеза самоорганизующихся квантовых точек является тот факт, что в случае эпитаксиального роста полупроводников с различающимися параметрами решетки (Ge/Si, InAs/GaAs и др.) существует интервал толщин эпитаксиального слоя, когда рост островков происходит когерентно, то есть без образования дислокаций несоответствия. Таким образом, существует критическая толщина образования дислокаций несоответствия, которая превосходит критическую толщину, соответствующую началу островкового роста. Возможность образования когерентных островков при эпитаксиальном росте в рамках механизма СК была объяснена упругой деформацией непосредственно вблизи островков, частично компенсирующей рассогласование решеток [5 ].

В ходе настоящей работы был проведен комплекс исследований эпитаксиального роста (1пОа)Аз на ОаАэ на стадиях послойного и островкового роста. В результате были выявлены основные закономерности формирования квантовых точек с помощью эффекта самоорганизации, т.е. синтеза когерентных наноразмерных островков при контролируемом осаждении материала с различающимися параметрами решетки.

1.2. Свойства слоев 1пОаАв на поверхности ваАБ на этапе, предшествующем формированию когерентных островков.

На самых ранних этапах осаждения (толщина ЬАэ менее 1.5 монослоев, Ine.5Gao.5As менее 3 монослоев) исследования морфологии поверхности в процессе эпитаксии методом дифракции быстрых электронов (ДБЭ) указывают на пленарный фронт и отсутствие структурных трансформаций поверхности роста. Однако исследования оптических [1] и структурных [2] свойств таких слоев, зарощенных арсенидом галлия, дают возможность выявить существенные различия в случае субмонослойных и монослойных покрытий.

В структурах с эффективной толщиной 1пАв менее одного монослоя наблюдается исключительно высокая эффективность люминесценции [3,4], чрезвычайно малая полуширина пика (менее 0.15 мэВ (4.2К) [5,6]), ярко выраженная оптическая анизотропия и отсутствие заметных изменений свойств при длительных прерываниях роста [1,4]. В случае, когда эффективная толщина осажденного 1пАз превосходит 1 монослой, эффективность люминесценции падает, ширина пика возрастает, анизотропия оптических характеристик значительно уменьшается, и прерывания роста приводят к существенным изменениям в спектре [1,4].

Сопоставление с данными сканирующей туннельной микроскопии (СТМ) [6*] и просвечивающей электронной микроскопии (ПЭМ) [2] позволяет сделать вывод, что уже на этапе субмонослойных покрытий молекулы 1пАя на поверхности ОаАэ образуют структуры типа цепочек и их распределение исключительно однородно в плоскости роста [4,6]. Образование таких поверхностных структур энергетически выгодно, и они стабильны во времени. С другой стороны, монослойные покрытия 1пАэ являются нестабильными с тенденцией к образованию двух типов поверхностных структур: стабильных субмонослойных покрытий и макроскопических кластеров. В этом случае в области кластеров может происходить локальная релаксация напряжения с образованием дефектов [1].

Нами было показано, что по этой причине, ¡пАзЛЗаАв сверхрешегка, образованная субмонослоями ГпАв демонстрирует значительное улучшение интенсивности излучательной рекомбинации по сравнению как с твердыми растворами ЫЗаАэ, так и со сверхрешетками 1пАв/ОаА8, образованными монослоями 1пАб [3,4].

Таким образом, уже на самых ранних стадиях эпитаксии 1пАз образует на поверхности ОаАв упорядоченные структуры типа квантовых проволок. Значительное возрастание энергии связи экситона, обнаруженное в подобных структурах, не может быть объяснено в предположении однородного покрытия 1пАб и может возникать только вследствие четко выраженной модуляции потенциала в плоскости роста [7,8,9].

1.3. Энергетические факторы, обусловливающие формирование упорядоченного массива квантовых точек.

Когда толщина напряженного эпитаксиального слоя превосходит критическую толщину послойного роста, происходит формирование когерентных напряженных островков, расположенных на тонком сплошном "смачивающем" слое (СС), согласно механизму СК. Образование островков приводит, с одной стороны, к уменьшению упругой энергии, а с другой, к возрастанию поверхностной энергии по сравнению с послойным ростом. При этом упругая энергия пропорциональна объему островка, а поверхностная энергия - его площади поверхности. Если размер островка превысит определенное критическое значение, то его дальнейший рост становится энергетически выгодным, и в условиях прерывания эпитаксиального роста, размеры больших островков должны увеличиваться за счет меньших. Таким образом, должен иметь место существенный разброс размеров островков, что не соответствует экспериментальным данным. Наоборот, для островков, полученных в процессе роста СК, характерно довольно

РОССИЙСКАЯ ГОСУДАРСТВЕННАЯ БИБЛИОТЕКА узкое распределение по форме и размерам [9,10,1!], что не является следствием СК роста самого по себе. Кроме того, в ходе работы обнаружено, что при определенных условиях для когерентных островков 1пАз характерно пространственное упорядочивание в плоскости роста [10].

Для объяснения полученных экспериментальных результатов нами была теоретически рассмотрена возможность спонтанного образования упорядоченного массива напряженных когерентных островков [2]. Было показано, что минимум свободной энергии фасетированной поверхности соответствует периодической структуре граней. Из рассмотрения различных возможных форм островков, определенных с помощью просвечивающей электронной микроскопии, следует, что островки, образованные четко выраженными боковыми гранями без плоской вершины (типа пирамиды) более энергетически Выгодны, чем островки с плоской вершиной (типа усеченной пирамиды)^ вследствие того, что материал в области вершины в наибольшей степени подвержен упругой релаксации напряжения [2,7 ].

Анализ различных составляющих полной энергии системы островков показывает, что в случае, когда взаимодействием между островками можно пренебречь, существует минимум энергии системы при определенном размере островка. Таким образом, существует возможность образования массива одинаковых островков на поверхности подложки. В случае высокой концентрации островков, когда необходимо учитывать их упругое взаимодействие друг с другом через напряжения в подложке, среди различных массивов островков пирамидальной формы наименьшей энергией обладает двумерная квадратная решетка с основными осями вдоль направлений [010] и [001].

Основными факторами, приводящими к упорядочиванию формы и размера трехмерных островков, являются упругая релаксация на краях граней и изменение поверхностной энергии, вызванное релаксацией объемного напряжения в островках [2].

1.4. Получение массивов самоорганизующихся квантовых точек в процессе выращивания методом молекулярно-пучковой эпитаксии.

Исследования морфологии поверхности эпитаксиального слоя 1пАй на ваАв на самых ранних этапах осаждения показывают, что переход от двумерного (послойного) роста к трехмерному (островковому) происходит при достижении критической толщины 1.6-1.7 монослоя. В процессе выращивания методом МПЭ этот процесс обычно контролируется путем наблюдения картины дифракции быстрых электронов (ДБЭ), направленных на подложку под очень малым углом к поверхности [12]. Появление на дифракционной картине штрихов вместо длинных полос, характерных для двумерного роста, указывает на возникновение микроскопических островков на поверхности. Дальнейшее увеличение толщины 1пАэ приводит к появлению ярких точек в дифракционной картине, характерных для развитого островкового рельефа. Если на этом этапе прекратить осаждение ¡пАэ и зарастить полученную структуру арсенидом галлия, то система 1пАэ островков в ОаАэ может рассматриваться как массив квантовых точек узкозонного материала в широкозонной матрице. Основными методами исследования полученного таким образом массива квантовых точек являются просвечивающая электронная микроскопия (ПЭМ) и фотолюминесценция (ФЛ). В результате излучательной рекомбинации через состояния в квантовых точках в спектре ФЛ появляется новая полоса, характеристики которой дают важную информацию о свойствах массива квантовых точек [12,13].

1.4.1. Структурные свойства (1п,Оа)А8 квантовых точек в матрице ваАз.

Исследования Начальных стадий осаждения эпитаксиальных слоев ЬхОа^Ав на поверхности ОаАэ методом ДБЭ показывают, что при увеличении содержания 1п в эпитаксиальном слое, х, критическая толщина образования островков уменьшается от 4 монослоев (х=0.5) до 3 монослоев (х=0.6) [12] и становится равной 1.7 моиослоя для х=1 [10].

Исследования ПЭМ показывают, что структурные характеристики квантовых точек, образованных ЬъОа^хАв в матрице ОаАв, также существенным образом зависят от х, мольной доли ЬгАв [10].

В случае 1п<)50ао 5аб на самом начальном этапе роста образуются островки с круглым основанием, диаметром примерно 60 А. На этом этапе характерно также образование отдельных локальных агломератов островков. Увеличение эффективной толщины осажденного ГпОаАз ведет к образованию хорошо развитых островков пирамидальной формы, улучшению однородности их размеров и расположения в плоскости роста. Точки являются плотно упакованными и располагаются приблизительно вдоль направлений [100].

Начальная стадия формирования островков 1паб (эффективная толщина осажденного 1пАя менее 2 монослоев) также характеризуется наличием существенных неоднородностей в размерах и расположении точек. Увеличение эффективной толщины до 4 монослоев приводит к образованию точек пирамидальной формы с квадратным основанием. Типичный размер основания пирамиды составляет порядка 120 А, а высота 60 А. Точки ЫАб располагаются рядами вдоль направлений [100] и демонстрируют ближний порядок, характеризующийся двумерной примитивной квадратной решеткой. Распределение точек 1пАб по размерам является довольно узким (дисперсия менее 20%).

Таким образом, исследование формирования квантовых точек 1пОаАв в ваАв показывает, что процесс их образования в существенной степени определяется мольной долей 1пА5 в материале, образующем точки, то есть упругой энергией, накапливающейся при эпитаксии материалов с различающимися параметрами решетки. Упорядочивание квантовых точек в плоскости роста указывает на возможность реализации энергетически выгодной конфигурации массива квантовых точек.

1.4.2. Оптические характеристики массивов квантовых точек.

Оптические свойства квантовых точек хорошо согласуются с данными структурных исследований. Как правило, когерентные квантовые точки (т.е. в случае, когда эффективная толщина осажденного слоя 1пОаА$ менее критической толщины образования дислокаций несоответствия) демонстрируют высокую, близкую к 100%, эффективность излучательной рекомбинации при низких температурах. Энергетическое положение пика ФЛ, отвечающего рекомбинации с участием состояний квантовых точек, сильно зависит от эффективной толщины осажденного слоя ЬЮаАз, т.е. от размера островков [14]. В случае, когда эффективная толщина 1пОаАв начинает превышать критическую толщину образования островков, ФЛ характеризуется линией с полушириной 60-70 мэВ, сильно сдвинутой (на величину порядка 100 мэВ) в длинноволновую сторону по сравнению со значением, ожидаемым для излучения квантовой ямы, образованной двумерным распределением того же количества 1гЮаАБ. При дальнейшем увеличении толщины ЫОаАв наблюдается закономерный сдвиг линии в длинноволновую область до тех пор, пока размер островков не достигает критического для образования дислокаций несоответствия. По достижении этого значения эффективность люминесценции резко падает из-за появления большого числа центров безызлучательной рекомбинации. Как правило, точки меньшего размера обусловливают более слабую и широкую линию ФЛ по сравнению с большими точками с меньшей дисперсией размеров. В спектре поглощения структур с неупорядоченными точками малых размеров либо вообще не удается разрешить особенностей, связанных с состояниями квантовых точек, вследствие их малой плотности, либо наблюдается сильный стоксовский сдвиг между линиями люминесценции и поглощения, указывающий на сильную неоднородность размеров квантовых точек. В случае плотного массива однородных точек ¡пАб (с1эфф =4 монослоя) пик поглощения, соответствующий основному состоянию квантовых точек, четко разрешается и по своему энергетическому положению совпадает с максимумом линии ФЛ [10].

Интегральная интенсивность фотолюминесценции структур с квантовыми точками слабо зависит от температуры вплоть до 100К. Увеличение температуры выше 100К ведет к уменьшению интенсивности излучения с энергией активации порядка 80-90 мэВ. Это значение близко к величине разрыва валентной зоны на гетеропереходе ¡пАв квантовая точка - ОаАэ матрица, полученной из расчетов [8*], что указывает на эффективный выброс дырок из квантовых точек при повышенных температурах [15,16]. Однако интенсивность излучения при комнатной температуре остается достаточно высокой, что позволило успешно применить структуры с массивами самоорганизующихся квантовых точек в инжекционных лазерах.

1.5. Влияние параметров технологического процесса на свойства квантовых точек ЬваАз.

В настоящей работе синтез самоорганизующихся квантовых точек ЬЮаАэ осуществлялся в классической установке молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) с твердотельными источниками. Слой ЬйаАБ осаждался на буферном слое ОаАэ толщиной порядка 0.5 мкм. Для этого рост прерывался, и температура подложки опускалась от 600°С (типичной для роста ОаАв методом МПЭ) до 450-500°С. После осаждения 1п-содержащего слоя островки заращивались слоем ваАв толщиной порядка 100А, а затем температура подложки поднималась обратно до 600°С. Область 1000-1500А вокруг слоя квантовых точек ограничивалась со стороны подложки и поверхности тонкой короткопериодной сверхрешеткой А^ДЗаАв для предотвращения рекомбинации носителей в подложке и на поверхности при проведении исследований ФЛ [12].

В ходе настоящей работы было установлено, что существенное влияние на свойства квантовых точек оказывают параметры технологического процесса выращивания методом МПЭ: температура подложки, эффективная величина давления потока мышьяка, прерывания роста.

1.5.1. Температура подложки.

Исследование влияния температуры додложкк на процесс формирования и свойства квантовых точек проводилось в диапазоне 250-520°С. Было обнаружено, что уменьшение температуры от 480 до 400°С не приводит к заметному изменению критической толщины островкового роста, формы и размеров островков. Однако осаждение слоя ЫЗаАв той же толщины при 320°С привело лишь к слабой модуляции интенсивности полос картины ДБЭ вместо отчетливого появления штрихов, что имеет место при более высоких температурах. При этом положение линии ФЛ соответствующей структуры существенно сдвинуто в коротковолновую сторону (1.3 эВ) по сравнению со случаем более высоких температур (1.2-1.25 эВ^и ее полуширина составляет лишь 12 мэВ. что типично для квантовых ям подобной толщины. Просвечивающая электронная микроскопия указывает на модуляцию рельефа в виде цепочек слабо выраженных островков, что говорит о незавершенности процесса формирования квантовых точек. Дальнейшее снижение температуры подложки до 250°С приводило к сохранению картины ДБЭ, типичной для послойного роста в течение всего процесса осаждения 1пОаАз, и к резкому падению интенсивности сигнала ФЛ на несколько порядков величины, что указывает на то, что материал осажденный при такой низкой температуре, содержит большое число дефектов [10,12].

Увеличение температуры от 480 до 520°С приводило к увеличению размера основания точек от 140 до 180А и сильному уменьшению поверхностной концентрации. Так как положение пика ФЛ изменялось слабо, то это указывало на то, что увеличение размера основания пирамид сопровождалось уменьшением высоты [2].

Таким образом, для приборных применений предпочтительной оказывается температура осаждения 480°С, так как при этом происходит формирование плотного массива квантовых точек, а относительно невысокие температуры выращивания позволяют снизить влияние сегрегации 1п, которая, как правило, ухудшает свойства квантово-размерных структур.

1.5.2. Давление мышьяка.

Исследование влияния давления аб на процесс формирования квантовых точек проводилось при температуре 480°С [2]. Стандартное в условиях МПЭ давление Ра5~2х10"6 Тор приводило к формированию плотного массива упорядоченных точек с концентрацией порядка 5x1010 см"2. При изменении давления в пределах 50% от этой величины каких-либо существенных изменений в характеристиках массива квантовых точек не происходило. Однако увеличение давления Аз в три раза значительно уменьшало размеры точек и приводило к появлению больших (~ 1000А) кластеров 1пАз, в которых произошла релаксация напряжения. При этом пик ФЛ сдвигался в коротковолновую сторону вследствие уменьшения энергии локализации в точках меньшего размера. Дальнейшее увеличение давления мышьяка практически полностью подавляло образование когерентных островков, вместо которых наблюдались только макроскопические кластеры. В спектре ФЛ доминировала линия, обусловленная рекомбинацией носителей в смачивающем слое (1пАэ квантовая яма толщиной 1.5 монослоя). Интенсивность ФЛ ьаб кластеров резко уменьшалась.

Уменьшение давления Аэ вело к появлению больших двумерных образований наряду с точками прежнего размера, а затем и к полному исчезновению точек, вместо которых наблюдались макроскопические неоднородные двумерные образования 1пАз. Образований больших трехмерных кластеров в этом случае не происходило. Пик ФЛ сдвигался в коротковолновую сторону и его интенсивность уменьшалась, так как в этом случае образовывался по сути дела сильно неоднородный двумерный слой ЬАв.

Таким образом, как увеличение, так и уменьшение давления мышьяка в сторону от оптимального значения приводило к образованию макроскопических поверхностных структур, затрудняло образование квантовых точек и вело к уменьшению интенсивности люминесценции.

1.5.3. Прерывания роста.

Как отмечалось выше, форма и размеры квантовых точек в случае осаждения 2 и 4 монослоев 1пАв существенно различаются. В первом случае островки маленькие (~60А) и четкая кристаллическая форма отсутствует. Во втором случае образуются четкие пирамиды с квадратным основанием, размер которого 140А, что сопровождается более длинноволновым положением соответствующей линии ФЛ вследствие большей энергии локализации носителей.

В ходе работы было обнаружено, что прерывание роста на время порядка 1 мин после осаждения 2.5-3 монослоев 1пАз приводит к тому, что островки достигают формы и размеров, характерных для случая осаждения 4 монослоев 1пАз. При этом образования больших кластеров и дислокаций не наблюдается. Путем длительных прерываний роста (-10 мин.) даже островки, образующиеся в результате осаждения 2 монослоев 1пАб, трансформировались до размеров, соответствующих островкам, формирующимся при выращивании 4 монослоев 1пАз. Следует отметить, что рост размеров островков в обоих случаях сопровождался уменьшением их плотности [2].

Таким образом, показано, что существует равновесная форма и размер квантовых точек, которые достигаются при различных эффективных толщинах осажденного слоя 1пАз в результате прерываний роста.

2. Спектр электронных состояний в самоорганизующихся квантовых точках.

Для описания свойств полупроводниковых приборов и характеристик структур на квантовых точках необходима модель структуры энергетических зон. Детальный теоретический расчет для напряженных островков проводился на основе моделирования распределения напряжения и последующего численного решения уравнения Шредингера с учетом полученного распределения потенциала для равновесных островков, форма и размеры которых были получены из данных просвечивающей электронной микроскопии.

Основной особенностью квантовых точек, делающей их особенно привлекательными для различных применений, является плотность электронных состояний, представляющая собой дискретный набор уровней. Экспериментальное подтверждение этого факта для случая самоорганизующихся квантовых точек является чрезвычайно важным, так как на практике в большинстве случаев приходится иметь дело с ансамблем квантовых точек, флуктуации размеров отдельных объектов внутри которого могут приводить к значительному уширению спектра. Наконец, большое значение имеет эффективность процессов захвата и релаксации носителей. Эта проблема связана, в первую очередь, с тем, что идеальная квантовая точка характеризуется дискретным набором уровней, и релаксация носителей, требующая участия фононов со строго определенной энергией,может быть затруднена вследствие необходимости сохранения энергии.

Проведенные в ходе работы исследования показывают, что полученный из теоретических расчетов спектр электронных состояний хорошо согласуется с экспериментальными результатами; плотность состояний в квантовых точках, синтезированных с помощью эффекта самоорганизации, действительно представляет собой набор дельта-функций; и, наконец, релаксация носителей в квантовых точках является эффективной благодаря многофононному механизму.

2.1. Энергетические уровни в самоорганизующихся квантовых точках.

Необходимые для расчета электронного спектра форма и размеры квантовой точки 1пАз в матрице ОаАэ были получены из данных просвечивающей электронной микроскопии. Островок представляет собой пирамиду с квадратным основанием размером 120-130 А и высотой 60 А [10]. Пирамида располагается на тонком (~5 А) двумерном "смачивающем" слое ГпАв.

Расчет распределения напряжения внутри квантовой точки, в смачивающем слое и в барьере проводился путем минимизации полной упругой энергии структуры [17,8*]. Было показано, что распределение напряжений определяется не размерами, а формой островка. Гидростатическая компонента напряжения в основном сосредоточена внутри квантовой точки и довольно однородна. Анизотропные компоненты напряжения частично сосредоточены в барьере. Вклад напряжения в зонную структуру выражается через деформационные потенциалы. Формирование квантовых точек в виде пирамид приводит к необходимости учета пьезоэлектрического потенциала. Волновые функции электронов и дырок находились путем решения одночастичного уравнения Шредингера в приближении эффективной массы с учетом пьезоэлектрического и деформационного потенциалов. Было обнаружено, что только одно связанное электронное состояние может существовать в пирамидах типичных размеров. Для дырок может реализоваться несколько возбужденных состояний, три из которых имеют заметное перекрытие с электронным состоянием и могут, таким образом, участвовать в оптических переходах. Энергетические уровни смачивающего слоя располагаются между состояниями квантовых точек и краями зон ваАз и соответствуют положению энергетических уровней в квантовой яме 1пАз соответствующей толщины. Расчет энергии связи экситона в квантовой точке ¡пАв показывает, что эта величина составляет ~20 мэВ, что более чем на порядок превосходит энергию связи экситона в ЫАэ [17].

Теоретически рассчитанные энергии оптических переходов в квантовых точках сравнивались с экспериментальными данными, полученными из измерений спектров фотолюминесценции. При слабом уровне возбуждения в спектре ФЛ доминирует полоса, обусловленная переходами основного состояния экситона. С увеличением плотности возбуждения ее интенсивность насыщается, и в спектре проявляются полосы, обусловленные переходами между основным электронным и возбужденными дырочными состояниями наряду с люминесценцией смачивающего слоя. Все эти переходы наблюдаются при тех же энергиях в спектре калориметрического поглощения. Расчетные и экспериментально определенные энергии оптических переходов находятся в хорошем соответствии между собой [18,19,20]. Насыщение интегральной интенсивности ФЛ, наблюдающееся при очень высоких плотностях возбуждения, обусловлено, по-видимому, конечной плотностью точек. С другой стороны, следует учитывать возможный эффективный канал безызлучательной рекомбинации, связанный с высокой концентрацией неосновных носителей, представляющий собой "оже-рекомбинацию с участием заселенных возбужденных дырочных состояний.

Таким образом, энергетический спектр равновесных 1пАз квантовых точек представляет собой одно электронное состояние и основное и два возбужденных дырочных состояния. Возбужденные состояния проявляются в спектре ФЛ только при высоких уровнях возбуждения при насыщении полосы, обусловленной переходами между основными состояниями электрона и дырки.

2.2. Энергетический спектр плотности состояний одиночных квантовых точек.

Спектр ФЛ основного состояния массива квантовых точек представляет собой широкую полосу (-50-70 мэВ), которая является результатом неоднородного уширения, обусловленного флуктуациями формы и размера самоорганизующихся островков [21]. Оценки показывают, что подобная ширина линии люминесценции соответствует изменению размера основания пирамид на 10А. Экспериментальное подтверждение того факта, что энергетический спектр одиночной квантовой точки представляет собой набор дискретных энергетических уровней благодаря трехмерному квантованию, было получено при исследовании катодолюминесценции в случае возбуждающего электронного пучка с высоким пространственным разрешением [22].

Если при такой геометрии эксперимента возбужденными оказываются лишь несколько десятков квантовых точек (при обычных измерениях ФЛ в площади пятна засветки находятся 107-108 точек), то спектр люминесценции представляет собой набор чрезвычайно узких линий (АЬу<0. 15 мэВ), что указывает на отсутствие неоднородного уширения. Особенно важно то, что ширина линий (РШНМ) не изменялась даже при увеличении температуры до значений кТ, более чем иа порядок превышающих РШНМ. Данный факт говорит об отсутствии теплового уширения и неопровержимо свидетельствует о том, что энергетический спектр плотности состояний одиночных квантовых точек представляет собой набор дискретных уровней вследствие трехмерного квантования. Оценки показывают, что, если типичная 1пАз квантовая точка состоит из двух-трех тысяч молекул ЬАв, энергетическое отстояние друг от друга двух соседних пиков соответствует изменению размера точки иа 15-20 молекул 1пАэ.

2.3. Энергетическая релаксация носителей в структурах с квантовыми точками.

В ходе работы было показано, что возбужденные энергетические состояния квантовых точек проявляются в спектрах фотолюминесценции только при очень высоких уровнях возбуждения, когда полоса, связанная с рекомбинацией между основными состояниями электрона и дырки, насыщается. Это означает, что релаксация носителей в основное состояние квантовых точек происходит за очень короткое время. В настоящей работе механизмы энергетической релаксации исследовались в экспериментах по резонансному возбуждению люминесценции [23,24].

В случае, если энергия возбуждающего кванта существенно ниже ширины запрещенной зоны барьера и лишь незначительно превышает энергию основного состояния, спектр ФЛ представляет собой ряд пиков, отстоящих друг от друга на энергию Ш фонона, с характерной тонкой структурой. Основываясь на известных энергиях объемных фононов и расчетах энергетического спектра напряженных квантово-размерных пирамид [8 ], мы идентифицировали различные пики как возникающие вследствие участия разных фононов: объемного ОаАБ, смачивающего слоя ¡пАв, квантовых точек ¡пАв и интерфейсных фононов. Следует подчеркнуть, что разные пики относятся к разным точкам, так как они находятся внутри контура линии, обусловленной неоднородным уширением. Вероятность рекомбинации через основное состояние, а следовательно, и интенсивность люминесценции лыше в случае, когда энергетический зазор между основным и возбужденными состояниями кратен энергии одного или нескольких ЬО фононов. Когда энергия возбуждающего кванта увеличивается, пики, обусловленные участием фононов, уширяются и впоследствии сливаются, в результате форма пика ФЛ становится эквивалентной случаю нерезонансного возбуждения. Таким образом, в процессе энергетической релаксации участвует большое число фононов, и. благодаря вкладу как оптических, так и акустических фононов, в случае самоорганизующихся квантовых точек удается подавить эффект "фононного бутылочного горла" [9*], замедляющий релаксацию в нуль-мерных системах. Данный результат, наряду с достижением высокой эффективности излучательной рекомбинации в самоорганизующихся квантовых точках, обусловливает возможность применения структур с квантовыми точками в светоизлучающих приборах.

3. Вертикально-связанные квантовые точки.

Проведенные в ходе работы исследования [10] показывают, что островки 1пАэ, образующиеся на поверхности ваАв (100), имеют пирамидальную форму с отношением размера основания к высоте порядка 2-3. Типичные размеры основания составляют 80140 А при высоте 40-60 А. Размер квантовых точек можно менять в некоторых пределах, изменяя количество осажденного 1пАв [14] или время прерывания роста после осаждения 1пАз [2]. Максимальный латеральный размер точек составляет -140 А. Попытка увеличить этот размер за счет дальнейшего осаждения 1пАз (более 4 монослоев) приводит к появлению макроскопических дислокационных кластеров.

Вследствие значительного различия размеров островка в направлении роста и в плоскости поверхности, энергия локализации носителей зависит в основном от высоты островков. Увеличение высоты позволило бы увеличить энергию локализации носителей при сохранении латерального квантования, что имеет решающее значение при использовании приборов на основе подобных структур при комнатной температуре, в первую очередь, инжекционных лазеров, так как позволяет снизить термический выброс носителей из квантовых точек [15]. Кроме того, использование массива вертикально связанных квантовых точек в активной области лазера позволит достичь значительного улучшения фактора оптического ограничения, что будет способствовать улучшению приборных характеристик.

В настоящей главе исследуется формирование, структурные и оптические характеристики вертикально связанных квантовых точек, образующихся в результате эффекта вертикального самосовмещения, обнаруженного в ходе данной работы. Данный эффект позволяет контролируемо изменять форму и размеры квантовых точек, в частности, значительно увеличить высоту когерентных островков при сохранении размеров основания.

3.1. Формирование вертикально-связанных квантовых точек.

В основе метода получения вертикально-связанных квантовых точек лежит эффект вертикального самосовмещения островков соседних рядов, наблюдаемый при разделении нескольких рядов точек достаточно узкими прослойками (спейсерами) широкозонного материала [25,26,27].

При осаждении 1пАз на первоначально планарную поверхность ОаАэ (100), по достижении эффективной толщины 1пАв порядка 1.7 монослоев, происходит переход от двумерного (послойного) к трехмерному (островковому) режиму роста ГпАв, приводящий к возникновению характерной картины дифракции быстрых электронов на отражение. При заращивании массива островков слоем ОаАэ происходила постепенная планаризация поверхности, завершающаяся через 60-80 А. Если толщина прикрывающего слоя меньше, чем характерная высота островков, на поверхности остаются особенности, отвечающие вершинам островков ¡пАэ. При последующем осаждении 5 А ГпАз происходило повторное формирование массива островков. Данные просвечивающей электронной микроскопии показывают, что при повторном осаждении 1пАэ не происходит формирования островков на пленарных участках поверхности, закрытых выращенным слоем СаАв: островки второго ряда образуются в местах, где уже имеются сформированные островки первого ряда. Такая же ситуация имеет место для третьего и последующих циклов.

Теоретическое рассмотрение эффекта вертикального самосовмещения самоорганизующихся островков показывает, что он обусловлен выигрышем в энергии системы в рамках роста согласно модели Странски-Крастанова [28]. В самом деле, рост ОаАв после формирования островков первого ряда происходит в условиях неоднородного поля напряжений, обусловленного образованием пирамид. В этих условиях рост йаАз на гранях пирамид 1пАв является энергетически невыгодным, вследствие чего происходит эффективная миграция атомов йа от островков и локальное искривление фронта роста. В случае, если прерывание роста ОаАэ происходит, когда его толщина меньше высоты островков и происходит осаждение следующего цикла ЬАв, то механизм Странски-Крастанова обусловливает необходимость формирования смачивающего слоя за счет частичного рассасывания вершин островков. После образования второго смачивающего слоя поля напряжений, обусловленные присутствием островков первого ряда, приводят к преимущественной миграции атомов 1п в область над островками первого ряда. Образование островков второго ряда на новых местах является энергетически невыгодным, в результате чего происходит вертикальное совмещение островков 1пАз.

Таким образом, в результате многократного осаждения образуются новые объекты - островки ьхаб непирамидальной формы, обладающие увеличенным отношением высоты к основанию. Следует отметить, что даже увеличение числа рядов до двадцати (при толщине спейсера ваЛв 50 А) не приводит к образованию дислокаций [29].

3.2. Оптические свойства вертикально-связанных квантовых точек.

В ходе работы было показано, что люминесцентные характеристики вертикально-связанных квантовых точек в существенной степени определяются толщиной ваАз спейсера и числом рядов 1пАз островков [25,30]. Энергия максимума пика ФЛ квантовых точек сдвигается в длинноволновую сторону с увеличением числа рядов, что является прямым следствием понижения энергии размерного квантования вследствие увеличения высоты сформировавшихся точек. Для образца, содержащего три ряда точек (толщина СаАв спейсера 15 А), сдвиг линии составляет 100 мэВ по сравнению со структурой с одним рядом точек. Кроме того, следует отметить, что увеличение числа рядов островков в вертикально связанных квантовых точках приводит к заметному сужению линии люминесценции [26] (от 70 мэВ до 40 мэВ при увеличении числа рядов квантовых точек, образованных при осаждении 2 монослоев 1пАз, от одного до трех). Данный результат, по-видимому, является следствием уменьшения влияния неоднородности размеров островков при увеличении их среднего объема.

Сдвиг линии ФЛ в длинноволновую сторону происходит также и с уменьшением толщины ОаАв спейсера, что объясняется увеличением связи между электронными состояниями соседних островков.

Важной особенностью исследованных структур являлось также закономерное уменьшение времени спада люминесценции от 1.8 до 0.8 не с увеличением числа рядов от одного до трех, что указывает на увеличение силы осциллятора экситона в квантовых точках в результате вертикального связывания [28].

Сравнение люминесцентных свойств структур с разным количеством рядов точек при высоком уровне возбуждения показывает, что в структурах с одним рядом точек наблюдается отчетливо выраженное насыщение интенсивности люминесценции, связанной с переходами через основное состояние. В структуре с тремя рядами этот эффект выражен слабее, а в образце с шестью рядами точек насыщения люминесценции через основное состояние не наблюдается вплоть до интенсивностей накачки,сравнимых с условиями работы инжекционного лазера [31].

Таким образом, результаты люминесцентных исследований показывают, что вертикально-связанные квантовые точки представляют собой единый квантово-механический объект, характеризующийся общей системой энергетических уровней. Увеличение энергии локализации и отсутствие насыщения интенсивности ФЛ через основное состояние указывает на перспективность применения структур с вертикально-связанными квантовыми точками в инжекционных лазерах.

3.3. Влияние высокотемпературного отжига на свойства вертикально-связанных квантовых точек.

В процессе формирования плотного массива 1пАз-ОаАз квантовых точек осаждение как слоя 1пА5,так и слоя СаАв происходит при температуре порядка 500°С или несколько ниже. Выращенный при такой температуре ваАз характеризуется низким качеством вследствие большой концентрации точечных дефектов, образующих центры безызлучательной рекомбинации. Известно, что качество материала барьера существенным образом влияет на характеристики квантово-размерных структур, поэтому улучшение структурных характеристик ОаАз должно приводить к увеличению эффективности люминесценции квантовых точек. В ходе работы было исследовано влияние постростового отжига на структурные и оптические свойства вертикальносвязанных квантовых точек [32,33,34]. Отжиг проводился при 700СС в установке МПЭ в условиях потока Ав, давление которого соответствовало условиям роста. Данные просвечивающей электронной микроскопии указывают на отсутствие формирования больших кластеров и дислокаций в результате тридцатиминутного отжига. Время отжига было выбрано сравнимым со временем выращивания АЮаАэ эмиттера лазерной структуры, которое обычно проводится при температуре 700°С. Однако, в процессе данного высокотемпературного воздействия происходит увеличение характерных размеров островков от 140 до 250А, которое сопровождается уменьшением содержания 1п в островках. Несмотря на то, что по-прежнему наблюдается четкая граница между островками и матрицей, данный эффект обусловлен взаимодиффузией атомов 1п и ва в процессе отжига [34].

Исследование оптических свойств показало, что отжиг привел к увеличению интенсивности люминесценции при низких температурах (77К) в 10 раз, а при комнатной температуре в 3 раза. Однако сдвиг энергии максимума полосы ФЛ квантовых точек в коротковолновую сторону при неизменном положении линии люминесценции смачивающего слоя указывает на уменьшение энергетического зазора между уровнями носителей в квантовых точках и в смачивающем слое.

Таким образом, отжиг вертикально-связанных квантовых точек в режиме, аналогичном режиму выращивания структуры инжекционного лазера, показал, что происходит изменение как размеров, так и состава квантовых точек. Увеличение интенсивности люминесценции указывает на снижение концентрации дефектов, по-видимому, в первую очередь, в слоях ОаАэ, выращенных при низкой температуре. Уменьшение энергетического зазора между уровнями квантовых точек и смачивающего слоя говорит об уменьшении энергии локализации, а следовательно, о возрастании теплового выброса носителей из квантовых точек при комнатной температуре.

4. Инжекционные лазеры на квантовых точках.

Для лазеров на квантовых точках было предсказано значительное улучшение приборных характеристик по сравнению с лазерами на квантовых ямах. Плотность состояний, обусловленная трехмерным квантованием, должна приводить к сверхнизкой пороговой плотности тока и отсутствию ее температурной зависимости, высокому усилению и дифференциальному усилению [3 ]. Кроме того, упорядоченный массив квантовых точек, расположенный в оптическом волноводе, может приводить к распределенной обратной связи и одномодовой генерации [35]. Вследствие локализации области рекомбинации в квантовых точках может быть резко снижен вредный эффект безызлучательной рекомбинации на гранях резонатора, приводящий к перегреву граней и являющийся большой проблемой для мощных лазеров на квантовых ямах. В случае вертикально-излучающих лазеров, имеется принципиальная возможность создания лазера на одной квантовой точке, что позволяет избежать неоднородного уширения, характерного для ансамбля квантовых точек и полностью реализовать преимущества трехмерного квантования. В настоящей главе рассмотрены пороговые характеристики и усиление в лазерах на квантовьк точках, а также применение вертикально-связанных квантовых точек, как в лазерах традиционной геометрии, излучающих с торца, так и в вертикально-излучающих лазерах. В настоящей работе впервые показано, что применение квантовых точек в инжекционных лазерах на практике приводит к значительному улучшению приборных характеристик и к появлению инжекционных лазеров нового поколения.

4.1. Пороговые характеристики лазеров с одним рядом квантовых точек в активной области.

В главах 1, 2 было показано, что изменение режимов выращивания самоорганизующихся квантовых точек ведет к формированию точек разных размеров, спектр электронных состояний которых различается. В ходе работы было обнаружено, что интенсивность люминесценции квантовых точек малого размера, формирующихся на начальном этапе перехода к островковому росту, не испытывает насыщения в зависимости от интенсивности накачки вплоть до высоких плотностей возбуждения, соответствующих режимам работы лазера. В то же самое время "равновесные" точки больших размеров демонстрируют насыщение интенсивности люминесценции при гораздо меньших плотностях возбуждения. Вследствие того, что при низких уровнях возбуждения эффективность люминесценции "равновесных" точек выше как при низких, так и при комнатной температурах , можно сделать вывод, что существует механизм безызлучательной рекомбинации, проявляющийся при высоких концентрациях неосновных неравновесных носителей и обусловленный особенностью зонной структуры "равновесных" точек. Таким механизмом может являться процесс оже-рекомбинации с участием возбужденных состояний тяжелых дырок в "равновесных" квантовых точках. В свою очередь, в точках меньшего размера существует только одно, основное состояние как для электрона, так и для дырки, возбужденные состояния отсутствуют, и безызлучательный процесс оже-рекомбинации происходить не может [15]. Таким образом, для лазерных применений точки малого размера имеют преимущество, что и было продемонстрировано в эксперименте. Лазерная генерация на "равновесных" точках при комнатной температуре так и не была реализована, в то время как на точках малого размера были получены лазеры с пороговой плотностью тока менее 1 кАУсм2 [36,37,38].

Для исследования электролюминесцентных характеристик массив квантовых точек помещался в активную область ОаАз/АЮаАз ДГСРО лазера. При низких температурах лазерная генерация начинается при энергиях, близких к максимуму пика фотолюминесценции, указывая на то, что за лазерную генерацию ответственны переходы через основное состояние квантовых точек. С повышением температуры пороговая плотность тока практически не изменяется, сохраняя свое значение 80 А/см2 до температур порядка 100К. Если аппроксимировать температурную зависимость пороговой плотности тока выражением вида ,1=.Гоехр(-Т/То), то в этом температурном диапазоне характеристическая температура То=420К, что выше теоретического предела для лазеров на квантовых ямах. При этом длина волны генерации находится вблизи максимума пика ФЛ и ЭЛ при слабом уровне возбуждения. При повышении температуры свыше 100К пороговая плотность тока начинает расти, что совпадает с уменьшением интегральной интенсивности фотолюминесценции с энергией активации -80-90 мэВ. Данная величина хорошо согласуется с энергией локализации дырок в квантовых точках и указывает на то, что причиной роста пороговой плотности тока является недостаток усиления, связанный с термическим выбросом носителей из квантовых точек. Эффект насыщения усиления сопровождается сдвигом длины волны генерации в коротковолновую сторону, соответствующую области излучения точек более мелкого размера [15].

Таким образом, инжекционные лазеры с одним рядом квантовых точек в активной области демонстрируют низкие значения пороговой плотности тока и рекордную температурную стабильность при низких температурах. Однако, недостаточная энергия локализации носителей приводит к сильной температурной зависимости пороговой плотности тока при температурах вблизи комнатной.

4.2. Усиление в лазерах на квантовых точках.

Возможность реализации инжекционного лазера на квантовых точках в существенной степени зависит от соотношения между усилением излучения из квантовых точек и оптическими потерями в структуре. В случае инжекционного лазера на квантовой яме, типичная ширина которой составляет ~100А, фактор оптического ограничения (пропорциональный интегралу перекрытия между волновой функцией электрона и световой волной) составляет порядка 0.03. В случае уменьшения толщины ямы до 10-30А данный коэффициент существенно не уменьшается из-за проникновения волновой функции в барьеры. Следует отметить, что усиление в лазерах на квантовых ямах мало, и низкие пороговые плотности тока могут быть реализованы только для больших длин резонатора, когда удается в существенной степени уменьшить влияние потерь на вывод излучения. В случае массива квантовых точек, волновая функция основного состояния полностью локализована внутри квантовой точки. Даже в случае плотного массива островков, только примерно 2 монослоя 1пАз преобразуются в квантовые точки, что соответствует ~6А усредненному по площади поверхности экситонному объему, вследствие чего фактор оптического ограничения очень мал [15]. Тем не менее, реализация инжекционного лазера на квантовых точках оказалась возможной вследствие гигантского возрастания "удельного усиления" в соответствии с теоретическими оценками.

Удельное усиление было непосредственно определено из условия равенства усиления и потерь на пороге генерации [39]. Внутренние потери измерялись из зависимостей пороговой плотности тока от длины резонатора и дифференциальной эффективности от потерь на выход. Фактор оптического ограничения оценивался исходя из известных из данных электронной микроскопии геометрических размеров точек. Полученное значение "удельного усиления" составляет 6.8x10^ см"1, что более чем на порядок превосходит значение для лазеров на квантовых ямах.

Возрастание усиления является прямым следствием трехмерного квантования в квантовых точках, изменяющего функцию плотности состояний. Основными факторами, снижающими усиление при определенной плотности тока, являются тепловое уширение и утечки через барьер [39].

4.3. Лазеры на вертикально-связанных квантовых точках.

Ухудшение характеристик лазера на квантовых точках при температурах выше 100К обусловлено недостаточным усилением. Для увеличения усиления необходимо либо повысить однородность массива квантовых точек, что в принципе может быть достигнуто путем оптимизации режимов выращивания, либо путем увеличения концентрации точек, что достигается путем использования вертикально-связанных квантовых точек.

Для построения вертикально-связанных квантовых точек мы использовали островки малого размера (см. 4.1). Исследование зависимости интенсивности люминесценции от плотности накачки показало, что структуры с тонкой ОаАэ прослойкой (15-30 А) демонстрируют меньшую интенсивность люминесценции, чем структуры с толщинами спейсера 50 А. Кроме того, для последних характерно отсутствие насыщения интенсивности ФЛ вплоть до плотностей возбуждения,сравнимых с режимом работы лазера (см. 3.2), в то время как структуры с тонкими спейсерами демонстрируют насыщение интенсивности при гораздо более низких плотностях возбуждения. Причиной более низкой эффективности люминесценции в структурах с тонкими спейсерами может быть локальное превышение критической толщины когерентных островков, приводящее к возникновению дефектов и больших концентраций центров безызлучательной рекомбинации. При увеличении спейсера свыше 50 А снижается взаимодействие между точками соседних рядов ,и они перестают быть вертикально-связанными. Таким образом, в лазерных структурах использовались вертикально-связанные квантовые точки с толщиной спейсера 50 А [40].

В ходе работы было показано, что лазеры на вертикально-связанных квантовых точках демонстрируют гораздо большее оптическое усиление, насыщение усиления в них не проявляется вплоть до коротких длин резонатора [41]. Они демонстрируют генерацию через основное состояние квантовых точек до комнатной температуры, и длина волны генерации следует за температурной зависимостью ширины запрещенной зоны ОаАэ [42]. Пороговая плотность тока резко уменьшается, а диапазон ее температурной стабильности расширяется [40]. При температурах -100К зарегистрировано значение пороговой плотности тока 18 А/см2, а характерный для лазеров на квантовых точках рост пороговой плотности тока с температурой начинается с 160К. Характерной особенностью лазеров на вертикально-связанных квантовых точках является уменьшение пороговой плотности тока при комнатной температуре с увеличением числа рядов квантовых точек (Ы). При

N=10 .Гц,. достигает значений 90-100 А/см2, что примерно на порядок ниже, чем в случае N=1. Данный эффект обусловлен увеличением усиления вследствие роста фактора оптического ограничения, а расширение диапазона температурной стабильности -увеличением энергии локализации носителей. Дифференциальная эффективность также возрастает с увеличением N. достигая 50% при N=10. Невысокие значения дифференциальной эффективности обусловлены низкой величиной внутренней квантовой эффективности (0.5), что означает, что существенная часть носителей рекомбинирует безызлучательно, наиболее вероятно в СаАБ, покрывающем квантовые точки, который осаждается при низкой температуре 480°С [40,43].

Дальнейшее снижение пороговой плотности тока в лазерах было достигнуто путем использования АЮэАб вместо ОаАв в качестве матрицы в вертикально связанных квантовых точках [44]. В этом случае увеличивается высота барьера, что приводит к увеличению энергетического зазора между уровнями квантовых точек, с одной стороны,и состояниями смачивающего слоя и барьера-с другой. Вследствие этого происходит дальнейшее увеличение усиления за счет подавления температурного выброса носителей из квантовых точек, благодаря увеличению энергии локализации. Проблема качества слоев АЮаАв, осаждаемых при низкой температуре во время формирования вертикально-связанных квантовых точек, решается путем эффективного отжига точечных дефектов во время выращивания верхнего эмиттера лазерной структуры при 700°С (см. 3.3). Таким образом, применение АЮаАв спейсеров в сочетании с выращиванием эмиттеров лазерной структуры при 700°С позволило получить пороговую плотность тока при комнатной температуре 60 А/см2 и дифференциальную эффективность более 60% [40].

В лазерах на квантовых точках с низкой пороговой плотностью тока было обнаружено уменьшение при увеличении Т в интервале температур 77-150К, т.е. лазер имеет отрицательную характеристическую температуру [45]. Нами было показано, что данный эффект обусловлен переходом от неравновесного к равновесному распределению носителей в системе квантовых точек [46]. В самом деле, вследствие разброса размеров точек плотность состояний представляет собой не 5-функцию, а несколько уширяется. Если распределение носителей описывается функцией Ферми-Дирака, то увеличение температуры может приводить лишь к увеличению пороговой плотности тока вследствие увеличения заселенности более высоко лежащих энергетических состояний. С другой стороны, при низких температурах в системе квантовых точек отсутствуют механизмы, обеспечивающие равновесное распределение: тепловая эмиссия Носителей из точек мала, а туннелированием можно пренебречь вследствие сравнительно большого расстояния между точками. Следовательно, заселенность квантовых точек носителями определяется вероятностью захвата электрона, которая примерно одинакова для точек разного размера. Таким образом, в случае отсутствия равновесия распределение носителей по состояниям квантовых точек будут более широким, чем в случае распределения Ферми-Дирака, когда положение квазиуровня Ферми является верхней границей заполненных состояний. Следовательно, одинаковый коэффициент усиления будет достигаться в случае квазиравновесного распределения при меньшей плотности тока инжекции. Когда температура проходит через граничную температуру, разделяющую области равновесного и неравновесного распределения носителей в системе квантовых точек [10*], пороговая плотность тока должна уменьшаться, что является причиной наблюдаемой отрицательной характеристической температуры в лазерах на квантовых точках.

Улучшение дифференциальной эффективности и пороговой плотности тЬка дало возможность реализовать непрерывный режим работы лазера на квантовых точках при комнатной температуре [40,47,48]. Было показано, что режим генерации через состояния квантовых точек сохраняется до величин тока накачки, в 7-8 раз превышающих пороговые. Максимальная температура лазерной генерации составила 70-75°С. В случае квантовых точек [пОаАз/ОаАэ была достигнута предельная мощность излучения -300 мВт, а при использовании АЮаА.ч матрицы ~1 Вт на оба зеркала без использования покрытий. Полученный результат показывает, что на основе квантовых точек могут быть созданы мощные полупроводниковые лазеры, по своим характеристикам не уступающие лазерам на квантовых ямах.

4.4. Вертикально-излучающие лазеры на квантовых точках.

Использование квантовых точек в активной области вертикально-излучающих лазеров особенно привлекательно, поскольку позволяет в принципе реализовать лазер на одной квантовой точке, что дает возможность избежать неоднородного уширения спектра, характерного для массива квантовых точек, и в полной мере реализовать преимущества трехмерного квантования. В современных лазерах на квантовых ямах спектр усиления существенно шире; чем ширина моды микрорезонатора, поэтому при работе лазера эффективно используется только часть спектра усиления квантовой ямы. При переходе к трехмерному квантованию активной области резко возрастает удельное и дифференциальное усиление, и, более того, спектр усиления представляет собой дискретные значения энергии с уширением вследствие флуктуаций размеров квантовых точек. В случае применения одной квантовой точки в активной области вертикально-излучающего лазера усиления может быть недостаточно для преодоления оптических потерь вследствие малости фактора оптического ограничения. В этом случае решающим становится применение вертикально-связанных квантовых точек, позволяющих значительно улучшить фактор оптического ограничения [40]. Более того, в этом случае неравновесные носители оказываются локализованными в объеме вертикально-связанной ¡шадгговой точки и рекомбинация в области апертуры, образованной окислом, будет существенно снижена, что позволит еще больше уменьшить апертуру. Данный эффект в сочетании с ростом фактора оптического ограничения дает принципиальную возможность реализации лазера на одной квантовой точке.

В ходе работы были впервые созданы и исследованы вертикально-излучающие лазеры на вертикально-связанных квантовых точках. Было показано, что помещение квантовых точек ЬЮаАвЛЗаАз в область микрорезонатора лазерной структуры с формированием апертуры и брэгтовского отражателя путем селективного окисления А1Аз, позволяет получить пороговые токи и эффективности преобразования, не уступающие лучшим результатам, полученным на квантовых ямах [49]. Было обнаружено, что пороговый ток в исследованных структурах убывает при уменьшении размеров прибора вплоть до диаметра окисной апертуры 1 мкм и достигает 68 мкА [50]. Данная зависимость не характерна для вертикально-излучающих лазеров на квантовых ямах и, по-видимому, обусловлена снижением вклада безызлучательной рекомбинации в области апертуры, что особенно сильно проявляется при малых апертурах. Дальнейшее снижение порогового тока возможно при увеличении числа рядов квантовых точек за счет увеличения фактора оптического ограничения