Письма в ЖЭТФ, том 97, вып. 5, с. 313-318 © 2013 г. 10 марта
Тонкая структура экситонных состояний 1пЛ8 квантовых точек
А. В. Гайслер, А. С. Ярошевич*, И. А. Деребезов*, А. К. Калагин*, А. К. Бакаров*, А. И. Торопов*, Д. В. Щеглов*х, В. А . Гайслер*+, А. В. Латышев*х, А .Л. Асеев*
* Институт физики полупроводников им. Ржанова СО РАН, 630090 Новосибирск, Россия +Новосибирский государственный технический университет, 630092 Новосибирск, Россия х Новосибирский государственный университет, 630090 Новосибирск, Россия Поступила в редакцию 5 февраля 2013 г.
Методом криогенной микрофотолюминесценции исследована тонкая структура экситонных состояний !пЛв квантовых точек, выращенных по механизму Странского-Крастанова с малым временем прерывания роста. Продемонстрировано монотонное увеличение расщепления экситонных состояний с увеличением размера квантовых точек до значений ~ 102 мкэВ. Показано, что в интервале энергий экситонов 1.3-1.4 эВ величина расщепления экситонных состояний сравнима с естественной шириной экситонных линий. Это представляет большой интерес для разработки излучателей пар запутанных фотонов на основе !пЛв квантовых точек.
БО!: 10.7868/Я0370274Х1305007Х
Самоорганизованные полупроводниковые квантовые точки (КТ) [1-5] являются одним из важнейших ресурсов в разработке сверхминиатюрных излучателей для квантовых информационных систем [6-8]. На основе полупроводниковых КТ разрабатываются эффективные и быстродействующие полностью твердотельные излучатели одиночных фотонов (ИОФ) [5, 9-11]. Они представляют большой интерес и для создания излучателей пар запутанных фотонов (ИПЗФ) [5,10,12-15]. Пары запутанных фотонов могут излучаться полупроводниковыми КТ в процессе каскадной рекомбинации биэкситона и эксито-на в случае, если экситонные состояния вырождены по энергии или же их расщепление ДЕря не превышает естественной ширины экситонных уровней Гх = ^/тх, где тх - время жизни экситона. В этом случае излучается пара фотонов, запутанных по поляризации [5]. В реальных КТ расщепление экситонных состояний ДЕря, как правило, многократно превышает естественную ширину экситонных уровней Гх. Это обусловлено отклонением формы КТ от идеальной, наличием пьезопотенциала, индуцированного встроенными механическими напряжениями, образованием твердых растворов в интерфейсных областях [5, 16, 17]. Исследование факторов, задающих величину ДЕря, а также условий, при которых расщепление экситонных состояний подавляется до
e-mail: alex729@mail.ru
уровня Гх, актуально для разработки ИПЗФ на базе полупроводниковых КТ.
В данной работе представлены результаты исследования тонкой структуры экситонных состояний 1пЛв квантовых точек, выращенных методом молекулярно- лучевой эпитаксии (МЛЭ) по механизму Странского-Крастанова с малым временем прерывания роста. Показано, что для субансамбля КТ с энергией экситонов в интервале 1.3-1.4 эВ выполняется условие ДЕря ~ Гх, необходимое для генерации пар запутанных фотонов.
Исследованные образцы выращивались на установке МЛЭ ШЬег С21 на подложках ОаАэ с ориентацией (001). На поверхности подложки выращивался буферный СаАв слой толщиной 0.3 мкм. Структура содержала два 50-нанометровых слоя Alo.6Gao.4As, препятствующих диффузии фотовозбужденных носителей заряда, и 160-нанометровый слой GaAs, находящийся между ними. В середине 160-нанометрового GaAs слоя, поглощающего большую часть мощности возбуждающего лазера, находился слой InAs КТ. На верхнем Al0.6Ga0.4As слое выращивался 10-нанометровый защитный слой GaAs. Слой InAs КТ выращивался по механизму Странского-Крастанова [1-5] при температуре Т = = 430 °С. На поверхности GaAs выращивался слой InAs критической толщины 1.8 монослоя (МС)), по достижении которой начинает формироваться массив самоорганизованных InAs КТ. Скорость роста InAs слоя составляла 0.02 МС/с. Соотношение
потоков элементов As/In поддерживалось на уровне 102. Момент перехода от двумерного механизма роста к трехмерному контролировался методом дифракции быстрых электронов. По достижении критической толщины процесс роста InAs прекращался. Потом в течение времени тgi формировался массив InAs КТ по механизму Оствальда [18-21]. После этого слой InAs КТ заращивался GaAs. Время ростовой паузы tgi варьировалось от единиц до сотен секунд. Продолжительность ростовой паузы tgi в значительной степени определяет параметры массива InAs КТ. С увеличением tgi до 101-102 с формируются массивы КТ высокой плотности (до 1010 см-2), возрастает средний размер КТ, а также дисперсия их размеров. Использование же в ростовом эксперименте малых тgi (единицы секунд) является эффективным способом получения массива КТ сверхмалой плотности (до 106 см-2). При этом формируются КТ минимального размера с малой дисперсией размера.
Структуры InAs КТ исследовались методами макро- и микрофотолюминесценции. Площадь пятна возбуждающего лазера на поверхности структуры составляла 3000 и 3мкм2 соответственно. Для возбуждения люминесценции использовалось излучение Nd:YAG лазера с длиной волны 532 нм, работающего в непрерывном режиме. Плотность мощности излучения на поверхности структуры варьировалась в интервале 10-2-102 Вт/см2. Структуры размещались в He-криостатах, задающих температуру T = 10 К. Люминесценция регистрировалась с помощью однократного монохроматора, оснащенного охлаждаемым Ge-pin фотодиодом (макролюминесценция), или тройного монохроматора TriVista-555 с охлаждаемой матрицей Si фотоприемников (микролюминесценция).
На рис. 1 представлены спектры макро- и микролюминесценции (на вставках) двух структур с InAs КТ. При выращивании первой структуры (рис. 1а) ростовая пауза составляла tgi = 120 с. При этом формировался массив КТ с высокой плотностью
1010 см-2). Вторая структура (рис. 1b) выращивалась с прерыванием роста tgi = 3 с, что позволило получить очень низкую плотность КТ (на уровне ~ 106 см-2). Спектры макролюминесценции содержат пики экситон-примесных комплексов GaAs (DX), пики люминесценции InAs смачивающего слоя толщиной ~ 1.8 МС, образующего квантовую яму (WL), и широкие спектральные полосы, соответствующие люминесценции КТ (QDs). Для первого образца интенсивная полоса люминесценции КТ проявляется в интервале энергий 0.9-1.4 эВ. В ее формирование вносит вклад излучение ~ 106 КТ, что зада-
1.2 1.3 Е (еУ)
Рис.1. Спектры макро- и микролюминесценции (на вставках) двух структур с 1пЛв КТ (Т = 10К). Для первой структуры та = 120 с (рис. 1а). Для второй структуры та! =3 с (рис. 1Ь)
ет непрерывный спектр свечения. Пики люминесценции, обозначенные на рис. 1а как 81, 82, ..., отвечают мультимодальному распределению КТ по размерам. Размеры КТ, образующих субансамбли 81, 82, ..., отличаются на один монослой [3]. Для второго образца люминесценция КТ проявляется в виде низкочастотного и низкоинтенсивного крыла пика смачивающего слоя 'Ь в интервале энергий 1.1—1.4 эВ. Снижение интенсивности и интервала энергий люминесценции соответствует значительному уменьшению плотности КТ и уменьшению дисперсии их размеров.
На вставках к рис. 1 приведены спектры микролюминесценции двух исследуемых образцов для интервалов энергий, отмеченных прямоугольными рамками на спектрах макролюминесценции. Отчетливо видны узкие пики, соответствующие люминесценции одиночных КТ. Спектр люминесценции первого образца содержит десятки пиков от различных КТ, образующих континуум. Это затрудняет
Тонкая структура экситонных состояний ТиЛз квантовых точек
315
интерпретацию этих пиков и анализ их характеристик. Для второго образца с низкой плотностью КТ 106 см~2) среднее расстояние между КТ составляет около 10 мкм (диаметр лазерного пятна на поверхности образца ~ 2 мкм). Это позволяет уверенно возбуждать и анализировать люминесценцию одиночных IпЛs квантовых точек, не прибегая к дополнительным нанотехнологическим операциям, таким, как формирование субмикронных мез или субмикронных апертур в слоях металла, нанесенного на поверхность структуры [16, 17, 22]. Спектр микролюминесценции второго образца (вставка к рис. 1Ь) содержит два узких пика, отвечающих люминесценции экситона (X) и биэкситона (XX) одиночной IпЛs квантовой точки. Интерпретация пиков люминесценции одиночных КТ проводилась с использованием зависимостей интенсивностей пиков от плотности мощности излучения возбуждающего лазера. При наименьших плотностях мощности в спектрах люминесценции в первую очередь проявляются пики экситонов X. Зависимость же их интенсивности от плотности мощности линейна. При больших плотностях мощности в спектрах появляются пики биэкси-тонов XX, интенсивность которых возрастает с плотностью мощности лазера по квадратичному закону [23]. На рис.2 представлены зависимости интенсив-
существуют четыре различных экситонных состояния с полным моментом М = 2, 1, —1, —2. Все они вырождены по энергии. Четырехкратное вырождение снимается за счет электрон-дырочного обменного взаимодействия. Оно приводит к образованию двух пар экситонных состояний с полным моментом М = 2, —2 (оптически неактивные экситоны) и М = 1, —1 (оптически активные экситоны). Последняя пара экситонных состояний двукратно вырождена по энергии. В реальных КТ снимается и двукратное вырождение по энергии оптически активных эк-ситонов за счет отклонения КТ от идеальной формы, а также влияния пьезопотенциала, индуцированного встроенными механическими напряжениями [16, 17]. Величина расщепления экситонных уровней ДЕря определяется набором факторов, таких, как степень отклонения формы КТ от идеальной и влияние пье-зопотенциала, значение которого возрастает с увеличением размера КТ [5, 16, 17]. На величину ДЕРя оказывают влияние электрические и магнитные поля, а также постростовые воздействия, например высокотемпературный отжиг [5, 24]. При ДЕря, значительно превосходящих Гх, излучение экситона и биэкситона линейно поляризовано вдоль кристаллографических направлений [110] и [110] [5, 16, 17]. На рис. 3 приведена энергетическая диаграмма экситон-
I 2500
^ 2000 Й
w 1500
■а юоо §
Ж 500 hJ
Ъ. 0
2 4 6 8 10
2
Power density (W/cm )
Рис. 2. Зависимость интенсивности экситонных (Х, рис. 2а) и биэкситонных
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.