Письма в ЖЭТФ, том 96, вып. 5, с. 363-366
© 2012 г. 10 сентября
Фотоэмиссия из квантовых точек InAs/GaAs, декорированных
адатомами цезия
Г. В. Бенеманскал1 , М. Н. Лапушкин, В. П. Евтихиев, А. С. Школьник
Физико-технический институт им. Иоффе РАН, 194021 Санкт-Петербург, Россия
Поступила в редакцию 30 июля 2012 г.
Проведено декорирование адсорбированными атомами металла массива незарощенных квантовых точек InAs/GaAs in situ в сверхвысоком вакууме. Исследованы их электронные и фотоэмиссионные свойства. Обнаружена кардинальная модификация спектров пороговой фотоэмиссии из квантовых точек по мере увеличения цезиевого покрытия. Установлены два фотоэмиссионных канала, которые характеризуются существенно различными интенсивностью, спектральным положением и шириной селективных полос. Показано, что декорирование квантовых точек позволяет управлять электронной структурой и квантовым выходом фотоэмиссии, природа которой связана с возбуждением электронных состояний подложки GaAs и квантовых точек InAs.
Целенаправленно создаваемые объекты с пониженной размерностью, такие, как квантовые ямы, квантовые точки, нанопроволоки, наностолбики, а также разрабатываемые на их основе гетерострукту-ры, имеют важное значение в плане создания новых устройств микро- и наноэлектроники. Поэтому в настоящее время особое внимание уделяется исследованию структурных и электронных свойств объектов с пониженной размерностью. Уменьшение размеров до десятков нанометров приводит к пространственному ограничению движения электронов и, следовательно, к размерному квантованию энергии носителей заряда.
Квантовые точки имеют обширное применение, в том числе при создании лазеров, светодиодов, транзисторов, биологических маркеров. Квантовую точку можно рассматривать как объект с нулевой размерностью аналогично "искусственному" атому с характерными размерами до нескольких десятков нанометров. Электронная структура квантовых точек характеризуется наличием дискретных уровней, энергетическое положение которых определяется формой, размером, а также исходным материалом системы подложка-квантовая точка [1]. Исследуются либо массивы квантовых точек на подложке, либо гетероструктуры на их основе. Традиционно электронные свойства таких систем исследуются методом фотолюминесценции и СТМ. Электронная структура квантовых точек может быть также исследована методом ультрафиолетовой фотоэлектронной спектроскопии [2-5]. Способами управления электронными свойствами квантовых точек являются изменение их размера, формы, величины деформацион-
Ч e-mail: Gaüna.Benemanskaya®mail.ioffe.ru
ного поля и нанесение на них внешнего слоя в процессе роста гетероструктур.
Декорирование квантовых точек адатомами металла ранее не исследовалось. Изучение электронной структуры квантовых точек методом пороговой фотоэмиссионной спектроскопии также не проводилось.
В настоящей работе впервые проведено декорирование in situ массива незарощенных квантовых точек адатомами Cs в диапазоне субмонослойных покрытий. Также впервые для исследования электронных свойств квантовых точек использован метод пороговой фотоэмиссионной спектроскопии. Обнаружено два канала фотоэмиссии, которые имеют различные пороги возбуждения, ширину и интенсивность селективных полос фотоэмиссии. При этом квантовый выход фотоэмиссии зависит от величины Cs-покрытия. Предложена модель, которая учитывает вклад в фотоэмиссию электронных состояний как подложки, так и квантовых точек.
Квантовые точки InAs были выращены с применением молекулярно-пучковой эпитаксии методом Странского-Крастанова на полуизолирующей подложке n-GaAs (001) (где n ~ 1016см-3). Для выравнивания подложки использовалось осаждение буферного слоя GaAs толщиной ~0.5мкм. Затем производилось осаждение InAs с эквивалентной толщиной слоя ~ 2.9 монослоев. Контроль режимов роста осуществлялся методом дифракции быстрых электронов. Соотношение потоков элементов V/III групп поддерживалось близким к 2. При росте InAs квантовых точек температура подложки составляла 650 К. Результатом применения метода Странского-Крастанова является спонтанное формирование самоорганизованных квантовых точек в виде островков осажденного материала с размерами в нанометровом
диапазоне. Данные атомно-силовой микроскопии показывают, что образец представлял собой плотный массив квантовых точек, которые занимали ~ 60% поверхности. Характерный размер квантовых точек соответствовал ~10нм (диаметр) и ~5нм (высота). Перед фотоэмиссионными исследованиями образец подвергался длительному прогреву in situ при Т = 550 К. На систему квантовых точек InAs/GaAs адсорбировались атомы Cs в субмонослойном режиме. Поток атомов Cs был откалиброван и составлял 5.7 • 1011 атом/см2-с.
Фотоэмиссионные исследования массива квантовых точек InAs/GaAs были проведены in situ в условиях сверхвысокого вакуума (Р < 1-Ю-10 Topp) при комнатной температуре. При этом использовался метод пороговой фотоэмиссионной спектроскопии при возбуждении s- и ^поляризованным светом. Установлено, что в данном случае результаты не зависят от выбора поляризации возбуждающего света за счет "шероховатости" поверхности. Ранее данный метод успешно применялся для изучения электронных свойств интерфейсов в случае адсорбции Cs на поверхности Si(100) [6], Si(lll) [7], GaAs(lOO) [8,9] и GaN(OOOl) [10].
На рис. 1 приведены спектры фотоэмиссии при декорировании (при различных временах напыления)
1500
+2
11000 i
^ 500 0
Рис. 1. Фотоэмиссия из массива квантовых точек ХпАя/СаАя. декорированных атомами Се при различных временах напыления: 1 - 200 с, 2 - 400 с, 3 - 800 с. Кривая 1 увеличена в 25 раз
адатомами Се массива квантовых точек МАв/СаАв. При этом величина цезиевого покрытия не превышала одного монослоя. Обнаружено, что нанесение покрытий Се приводит к появлению фотоэмиссии в оптическом диапазоне возбуждения (Ни = 1.4—3.6эВ). Кроме того, вид и интенсивность фотоэмиссионного спектра кардинально изменяются по мере увеличения Св-покрытия. Отметим, что в исходном состоя-
нии системы (до адсорбции Сэ) фотоэмиссии из квантовых точек в оптическом диапазоне возбуждения не наблюдалось. Как видно из рис. 1, в начальной стадии адсорбции при небольших временах напыления (I < 300 с) обнаружена одна полоса фотоэмиссии с максимумом при Ьм ~ 3.1 эВ (I канал фотоэмиссии). С увеличением времени напыления Се наблюдаются появление дополнительного фотоэмиссионного максимума в УФ-области спектра и резкое увеличение (более чем на порядок) его квантового выхода. Возникновение узкого фотоэмиссионного пика с максимумом при Ьм ~ 3.5 эВ свидетельствует о появлении дополнительного II канала фотоэмиссии. Таким образом, при декорировании атомами Се массива квантовых точек МАв/СаАз наблюдается последовательное появление двух различных каналов фотоэмиссии, которые отличаются спектральным положением, интенсивностью и шириной селективных полос.
На рис. 2 для спектра фотоэмиссии массива квантовых точек МАв/СаАз, декорированных атомами
Ьу (еУ)
Рис. 2. Первый и второй каналы фотоэмиссии из массива квантовых точек ХпАя/СаАя. декорированных атомами Се при времени напыления t = 400 с
Се при времени напыления I = 400 с, выделены два канала фотоэмиссии. Фотоэмиссия из I канала происходит в низкоэнергетической части спектра, в видимой области. Фотоэмиссия из II канала наблюдается в области ближнего ультрафиолета. Для каждого канала существует свой фотоэмиссионный порог, причем пороги различаются более чем на 1.5 эВ.
На рис.3 приведены зависимости энергий фотоэмиссионных порогов для I и II каналов от времени напыления Се. Анализ низкоэнергетического крыла фотоэмиссии 1(Ьи) для I канала показывает, что за-
j_I_I_I_I_I_I_|_
2.0 2.5 3.0 3.5 hv (eV)
Фотоэмиссия из квантовых точек 1пАз/СаАз, декорированных адатомами цезия
365
о л
3.4 3.2 3.0 2.8
'■ г
II channel
2.6
§
U
3 о л
Рч
1.8 1.6 1.4
" \
I channel
J_I_I_I_I_I_I_I_I_I_I_L_
500 1000 1500 2000 2500 3000 t (s)
Рис. 3. Зависимости фотоэмиссионных порогов ДЛЯ I и II каналов от времени напыления цезия на массив квантовых точек ШАв/СаАв
висимость фототока от энергии возбуждения хорошо описывается формулой
h{hv) = ci • (hv — hui)3
(1)
где с-1 - коэффициент, Ьщ - фотоэмиссионный порог для I канала, /и/ - энергия возбуждения. Отметим, что кубическая зависимость справедлива в большом диапазоне энергий возбуждения (от 1.4 до 2.9 эВ). По мере увеличения Св-покрытия обнаружено резкое уменьшение порога для I канала. При этом его минимальное значение соответствует 1.42 эВ. Анализ низкоэнергетического крыла фотоэмиссии 1(Ьи) для II канала показывает, что зависимость фототока от энергии возбуждения хорошо описывается формулой
Iu(hv) = с2 ■ (hv - hvn)5
(2)
где С-2 - коэффициент, Ниц - фотоэмиссионный порог для II канала. Значение для показателя степени 5 установлено для спектра пороговой фотоэмиссии из системы Сэ/СаАз^ОО). Найдено, что величина фотоэмиссионного порога для II канала практически не зависит от цезиевого покрытия и ее можно считать постоянной (Ниц = (3.1 ± 0.1) эВ).
Таким образом, установлено существенное различие в поведении порогов фотоэмиссии для каналов I и II при декорировании квантовых точек и увеличении Св-покрытия. В исследованном диапазоне покрытий разница фотоэмиссионных порогов Д = киц—кщ. изменяется от ~ 1.4 до 1.7 эВ. При покрытиях Сэ, близких к монослою, наблюдается максимальная интенсивность сигналов фотоэмиссии как из I, так и из II канала. Квантовый выход фотоэмиссии достаточно мал. Так, например, квантовый выход для II канала в 10 раз меньше, чем для интерфейса Св/СаАз.
Анализ экспериментальных данных показывает, что возникновение I канала фотоэмиссии не может быть связано с подложкой СаАв. Так, например, при малых временах напыления Се (I = 100 с) фотоэмиссионный порог соответствует Ьщ = 1.90 эВ, в то время как максимум валентной зоны ваАв расположен на ~3.2эВ ниже уровня вакуума. Это означает, что фотоэмиссия из подложки ваАв возможна только при энергиях возбуждения /и/ > 3.2 эВ. Поэтому I канал фотоэмиссии может быть связан с возбуждением состояний в квантовой точке 1пАз. Фотоэм
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.