Введение Свойства электронов в одномерных (квантовые нити) и нульмерных (квантовые точки) структурах привлекают большой интерес как ввиду возможных применений [1,2], так и ввиду интересных фундаментальных проблем, связанных с ними [3,4]. Эффективным способом получения квантовых точек, в которых движение электронов и дырок квантовано по всем трем направлениям, является вызванное упругими напряжениями формирование однородных островков InAs в процессе гетероэпитаксиального роста на поверхности GaAs [5-8]. Оптические свойства таких структур с квантовыми точками интенсивно исследуются в настоящее время, что связано с их применением в приборах [1,2]. Менее изучены транспортные свойства этих структур. В настоящей работе приводятся результаты исследования низкотемпературных транспортных свойств и спектры фотолюминесценции вдоль плоскости слоев квантовых точек InAs/GaAs. Методика измерений и образцы Структуры выращивались методом МОС-гидридной эпитаксии при температурах 600/650^oC в реакторе атмосферного давления из триметилиндия, триметилгаллия и мышьяка на полуизолирующих GaAs-подложках, отклоненных на угол 3^o от плоскости (001) к направлению [110]. Образцы содержали от 10 до 20 слоев квантовых точек InAs, разделенных барьерами GaAs толщиной 0.1 мкм. Образцы n-типа специально не легировались, образцы p-типа содержали delta-слой углерода в барьерах. Толщина спейсера составляла 5/6 нм. Сверху структуры закрывались слоем GaAs толщиной 0.1 мкм. Некоторые параметры образцов приведены в таблице. Образование квантовых точек начинается, когда количество InAs на поверхности роста превышает 0.8 монослоя [9]. Спектры фотолюминесценции измерялись при температурах T=300 и 77 K с возбуждением He-Ne-лазером. Уровень возбуждения составлял 10²¹ фотон/см²с. Транспортные измерения проводились как на квадратных образцах со сторонами вдоль направлений [110] и [110], так и на образцах в виде двойных холловских мостиков двух различных ориентаций. Температурные зависимости сопротивления были измерены в диапазоне температур 1.6/300 K, эффект Шубникова-де-Гааза, магнитосопротивление Deltarho(B) и коэффициент Холла R_H измерялись в магнитных полях B до 10 Тл, создаваемых сверхпроводящим соленоидом. Результаты измерений и их обсуждение [!p] a - схема измерения спектров фотолюминесценции; b - зависимость интенсивности фотолюминесценции I_pl при T=77 K от энергии фотона hnu в структуре с квантовой ямой In_0.2Ga_0.8As шириной W=5 нм и слоем квантовых точек с эффективной толщиной в 3 монослоя InAs. Сплошная линия - интенсивность света в направлении [110] с поляризацией E normal [001], пунктирная линия - то же для E||[001]. Стрелками отмечены энергии излучения квантовых точек (QD) и квантовой ямы (QW). [!p] 3mm #1.#2.#3. height#1pt depth#2pt width #3pt #1#2#1#2 Параметры образцовc|c|c|c|c|c|c|c|c|c 11.0.0. Номер & Тип прово- &-2mmN_p & hnu_max, & Количество & N_QD, & rho _normal , &-2mmrho _normal /rho_||& n_H, & n_SH, образца & димости & & эВ &InAs в слое, MC & 10¹¹ см^-2 & Ом/# & & 10¹¹ см^-2 & 10¹¹ см^-2 11.0.0. 1 & & 12 & 1.38 & 2.35 & 7.4 & - & - & 0.58 & - 2&-2.5mmp& 10 & 1.36 & 2.5 & 6.8 & 1270 & 2.18 & 2.7 & - 3 & & 20 & 1.34 & 4.6 & 30 & 954 & - & 2.4 & 2.6 4 & & 10 & 1.415& 2.25 & 10 & 1057 & 1.19 & 5.3 & 4.8 15.0.0. 5 & & 20 & 1.345 & 4.3 & 39 & 41000 & 1.5 &0.30 & - 6 & & 12 & 1.41 & 2.1 & 8.3 & 8290 & 1.89 & 0.36 & - 7&-2.5mmn& 10 & 1.37 & 3.0 & 10 & 2120 & 6.87 & 1.08 & 1.9 8 & & 10 & 1.41 & 2.4 & 9.5 & 385 & 2.08 & 1.20 & 1.5 9 & & 15 & 1.28 & 4.7 & 11 & 7800 & 5.3 & 1.60 & 2.2 10 & & 10 & 1.38 & 2.3 & 7.3 & 574 & 3.42 & 1.91 & 2.6 Примечание. N_p - число периодов в структурах, hnu_max - энергия максимума в спектре фотолюминесценции при T=77 K, MC=0.325 нм - толщина монослоя InAs, N_QD - концентрация квантовых точек в расчете на один слой, rho _normal ,rho_|| - сопротивление в направлении [110] и [110] при T=4.2 K; n_H - холловская концентрация носителей тока в расчете на один слой, n_SH - концентрация носителей тока, определенная по эффекту Шубникова-де-Гааза. Оптические свойства структур Размер квантовых точек составлял 5/7 нм и определен по максимуму спектра фотолюминесценции по теории, развитой, в работах [3,8]. Спектры фотолюминесценции в этих работах рассчитаны для пустой изолированной точки. В исследованных образцах состояния в точках заполнены носителями заряда, поэтому полученные размеры - только грубая оценка. Взаимодействие соседних точек может привести к уширению уровней и формированию двумерной (2D) зоны. В модели сильной связи уширение равно 2NI, где N - число ближайших соседей, I=^*( r+h)V( r)varphi( r)d r - интеграл перекрытия, varphi - электронная (дырочная) волновая функция одиночной квантовой точки, h - вектор трансляций [10]. Для оценки интеграла перекрытия I можно заменить V(r) величиной разрыва зоны проводимости Delta E_c для электронов или валентной зоны Delta E_v для дырок. Для двух касающихся основаниями квантовых точек перекрытие волновых функций электронов составляет менее 2%, а волновых функций дырок - менее 1.5% [8]. Таким образом интеграл перекрытия составляет менее 0.02Delta E_c для электронов и менее 0.015Delta E_v для дырок. Отсюда уширения уровня составляют 138 мэВ для электронов и 30 мэВ для дырок, т. е. сдвиг максимума спектра фотолюминесценции не превышает 90 мэВ, что сравнимо с наблюдающимся экспериментально. Сдвиг спектров фотолюминесценции из-за кулоновского взаимодействия еще меньше, так как в легированных структурах уровни электронов и дырок сдвигаются в одном направлении. Таким образом оценка размеров квантовых точек, приведенная в начале параграфа, вполне допустима. Такие же размеры квантовых точек и их упорядочение вдоль террас получены на исследованных структурах прямыми измерениями с помощью туннельного атомно-силового микроскопа.Измерения проведены Д.О. Филатовым. [!tb] Спектры фотолюминесценции при 77 K для образцов: a - p-типа, b - n-типа. Сплошные линии - интенсивность испущенного света в направлении [110], с поляризацией E normal [001], штриховые линии - то же для E||[001]. Свет, испущенный в направлении [001], не поляризован (штрихпунктирная линия для образца 9). Номера у кривых соответствуют номерам образцов в таблице. Теоретически ширина террасы на вицинальной поверхности с углом разориентации 3^o в случае GaAs составляет d=5.6 нм. Практически существует распределение по ширине, которое исследовалось в работах [11,12], в зависимости от угла разориентации. Всегда в образцах есть террасы большего размера, что и приводит к появлению квантовых точек с размером, большим теоретического значения d. На рис. 1, a показана схема измерения фотолюминесценции. Для сравнения излучения квантовых точек с излучением квантовой ямы в один из образцов была добавлена квантовая яма In_0.2Ga_0.8As шириной W=5 нм. Спектр фотолюминесценции этого образца приведен на рис. 1, b. Как видно из рисунка, излучение квантовых точек и ямы хорошо разделяются. Поляризация фотолюминесценции квантовой ямы не наблюдается, в то время как фотолюминесценция слоя квантовых точек сильно поляризована в плоскости структур (от отдельной квантовой точки поляризация фотолюминесценции не наблюдается). Этот факт является неожиданным, так как рекомбинация с участием состояний тяжелых дырок, дающая излучение, поляризованное в плоскости структуры, одинаково присуща и квантовым ямам и квантовым точкам. Вероятным объяснением наблюдаемого явления может быть разница в степенях смешивания состояний тяжелых дырок на гетерограницах в слоях с разной структурой [13,14]. [!tb] Зависимости сопротивления rho _normal в направлении [110] (кривая 1), rho_|| в направлении [110] ( 2) и анизотропии сопротивлений rho _normal /rho_|| ( 3) образца 6 от температуры. На вставке - зависимости сопротивления rho для образца 4 от 1/T^1/2, измеренного вдоль [110] ( 1) и вдоль [110] ( 2). На рис. 2 приведены спектры фотолюминесценции при 77 K для образцов p-типа 1, 2, 4 (рис. a) и для образцов n-типа 7, 9, 10 (рис. b). Сплошными линиями показана интенсивность испущенного света в плоскости структур в направлении [110], с поляризацией E normal [001], штриховые линии показывают интенсивность испущенного света в том же направлении, но с поляризацией E||[001]. Свет, испущенный в направлении [001], не поляризован (штрихпунктирная линия для образца 9). Интенсивность фотолюминесценции I_pl с правой стороны от пиков пропорциональна exp(-hnu/kT), что соответствует больцмановскому распределению. Полуширина спектров фотолюминесценции, составляющая 20/60 мэВ, свидетельствует о разбросе размеров квантовых точек и не зависит от температуры при T=77/300 K для всех образцов, кроме образца 1. В образце 1 полуширина возрастает с ростом температуры. Вероятно, это связано с тем, что все нуль-мерные состояния электронов в нем заполнены из-за высокой концентрации носителей. Полученные значения энергии пиков фотолюминесценции равны 1.34/1.41 эВ для образцов p-типа и 1.28/1.41 эВ для образцов n-типа. Структуры были также исследованы с помощью дифракции рентгеновских лучей и получены данные о количестве индия в слое квантовых точек (см. таблицу). Концентрация квантовых точек оценена как (6.8/30)·10¹¹ см^-2 для различных образцов. При таких концентрациях квантовых точек расстояние между ними сравнимо с размером квантовой точки, а в свою очередь размер квантовых точек близок к ширине ступени на разориентированной подложке. Транспортные свойства структур Все образцы можно разделить на две группы в зависимости от концентрации носителей тока при комнатной температуре, полученной из эффекта Холла в слабых полях. У образцов с концентрацией дырок при комнатной температуре меньше 0.6·10¹¹ см^-2 или электронов с концентрацией меньше 0.3·10¹¹ см^-2 при понижении температуры сопротивление возрастало на несколько порядков и они становились не проводящими (образцы 1 и 5) уже при температуре жидкого азота. Таким образом, существует критическая концентрация при комнатной температуре менее 10¹¹ см^-2, меньше которой все носители тока локализуются при понижении температуры как в образцах p-, так и n-типа. Эта концентрация не коррелирует с концентрацией квантовых точек (см. таблицу), так как локализация происходит не только в квантовых точках, но и в потенциальном рельефе большего масштаба, что будет видно из дальнейших результатов. В образцах с большей исходной концентрацией дырок или электронов сопротивление rho уменьшается при понижении температуры приблизительно до 50 K и затем возрастает, как это показано на рис. 3 для образца 6. Измерения сопротивления!! vadjust !! rho показали анизотропию в образцах обоих типов, зависящую от температуры T: rho в 3/12 раз больше в направлении [110], чем в [110], что можно объяснить формированием квантовых точек в цепочки в направлении [110] вдоль ступенек. Формирование цепочек квантовых точек InAs на фасетированной поверхности GaAs наблюдалось с помощью туннельного микроскопа в похожих структурах в работе [15]. Температурные зависимости сопротивления образца 6 в направлении [110] (кривая 1) и [110] (кривая 2) приведены на рис. 3. На том же рисунке приведена температурная зависимость анизотропии сопротивления (кривая 3). Исходя из этих результатов можно предположить, что в исследованных образцах точки выстраиваются вдоль ступенек. При этом сопротивление поперек ступеней будет больше по сравнению с сопротивлением вдоль ступеней. Подобная анизотропия сопротивлений наблюдалась в структурах GaAs, delta-легированных оловом на вицинальной поверхности [16-18], где олово за счет сегрегации распределялось преимущественно вдоль ступеней, что приводило к анизотропии проводимости. Возможно, что точки расположены не в центре террас, а цепляются за края ступенек, как экспериментально наблюдается для точек Ge на вицинальной поверхности GaAs [19]. В области температур 1.6<T<4.2 K зависимость логарифма rho приблизительно линейна по T^-1/2. В качестве примера на вставке к рис. 3 приведены зависимости от T^-1/2 логарифма сопротивления, измеренного в двух направлениях, для образца 4. Приведенные экспериментальные факты свидетельствуют о локализации носителей тока [20]. Для взаимодействующих двумерных электронов проводимость sigma_xx~exp(-T₀/T)^1/2. Из экспериментальных данных величина T₀~=0.3 K для образца 4 и T₀=3.7 K для образца 2. Такая локализация возможна при захвате электронов флюктуациями потенциальной энергии, возникающими при росте структур. Для всех образцов при температурах жидкого гелия наблюдалось отрицательное магнитосопротивление (ОМС) в слабых магнитных полях. Зависимость ОМС от магнитного поля переходила от квадратичной в логарифмическую. Абсолютное значение отрицательного магнитосопротивления в слабых полях возрастает при понижении температуры от 4.2 до 1.6 K. Отрицательное магнитосопротивление с характерной зависимостью от магнитного поля и температуры может быть объяснено квантовыми поправками к проводимости для двумерного случая [21,22]. [!b] [width=]2533-4.eps Квантовые осцилляции магнитосопротивления rho_xx образца 7 при T=1.6 K ( a) и квантовый эффект Холла в образце 10 при T=4.2 K ( b). На вставке - зависимость отношения величины магнитного поля B₀, соответствующего одному из максимумов осцилляций в перпендикулярном поле, к величине магнитного поля B_p, соответствующего тому же максимуму в наклонном магнитном поле, от угла theta отклонения направления поля от вертикали. Точки - экспериментальные данные, сплошная линия - costheta. [!tb] [width=]2533-5.eps Магнитосопротивление образца 6 при двух температурах T, K: 4.2 ( a) и 1.7 ( b). На вставке - зависимость величины логарифма сопротивления от T^-1/2 в фиксированном магнитном поле B=6 Тл. В более сильных магнитных полях наблюдаются квантовые осцилляции магнитосопротивления. На рис. 4, a в качестве примера приведены осцилляции магнитосопротивления у образца 7 при T=1.6 K. Изменение частоты осцилляций в наклонном магнитном поле (см. вставку на рис. 4, a) показало, что осцилляции определяются двумерными носителями тока, образованными слоем квантовых точек, вставленных в растянутый слой GaAs. Об этом же говорит и наблюдение квантового эффекта Холла в исследованных структурах (рис. 4, b). Наличие 2D электронов может быть объяснено перекрытием электронных волновых функций от отдельных квантовых точек, поскольку в исследованных образцах плотность точек высока. Амплитуда осцилляций возрастает при понижении температуры от 4.2 до 1.6 K. Из периода осцилляций Шубникова-де-Гааза вычислены концентрации двумерных носителей тока, которые несколько превышают холловские концентрации в расчете на один слой (см. таблицу). Значения концентрации носителей тока в расчете на один слой меньше, чем оцененная концентрация квантовых точек. Магнитосопротивление в сильных магнитных полях для образцов p- и n-типа различно. В образцах n-типа после начального отрицательного магнитосопротивления в слабых магнитных полях, осцилляций Шубникова-де-Гааза в промежуточных полях, в сильных магнитных полях наблюдалось резкое увеличение сопротивления. Величина сопротивления в фиксированном магнитном поле при понижении температуры возрастала пропорционально T^-1/2. На рис. 5 в качестве примера приведены зависимости сопротивления от магнитного поля при двух температурах для образца 6, а на вставке - зависимость сопротивления от T^-1/2 для этого же образца в фиксированном магнитном поле 6 Тл. Наблюденные зависимости свидетельствуют о переходе в магнитном поле типа металл-изолятор. В образцах p-типа такой переход не наблюдается: в магнитных полях до 10 Тл магнитосопротивление остается положительным и небольшой величины. Заключение В работе исследованы оптические и транспортные свойства многослойных структур InAs/GaAs с квантовыми точками, выращенных на подложках с небольшим углом разориентации относительно направления [001]. В спектрах фотолюминесценции в плоскости слоев наблюдается область с повышенной поляризацией. Обнаружено, что квантовые точки InAs в GaAs формируют двумерные электронные или дырочные слои, для которых наблюдается эффект Шубникова-де-Гааза. Низкотемпературная проводимость структур обладает анизотропией: проводимость вдоль направления [110], т. е. вдоль ступенек, больше по сравнению с проводимостью в перпендикулярном направлении [110]. Все эти данные свидетельствуют о том, что точки формируются на профилированной поверхности преимущественно вдоль ступеней. Обнаружена сильная локализация двумерных носителей тока при понижении температуры. В образцах n-типа при увеличении магнитного поля при температурах жидкого гелия наблюдается переход металл-изолятор. Работа поддержана программой "Физика твердотельных наноструктур", грант N 97-1089 и Российским фондом фундаментальных исследований, грант N 96-15-96500.

Подсчитывается количество просмотров абстрактов ("html" на диаграммах) и полных версий статей ("pdf"). Просмотры с одинаковых IP-адресов засчитываются, если происходят с интервалом не менее 2-х часов.

Дата начала обработки статистических данных - 27 января 2016 г.