МИНИСТЕРСТВО ОБЩЕГО И ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

НИЖЕГОРОДСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ им. Н.И.ЛОБАЧЕВСКОГО

Научно-исследовательский образовательный центр сканирующей зондовой микроскопии Нижегородского государственного университета

 

И.А.Карпович, Д.О.Филатов

 

Исследование гетероструктур с квантовыми ямами GaAs/InxGa1-xAs методом спектроскопии конденсаторной фотоЭДС

 

Описание лабораторной работы

 

В работе описаны энергетический спектр и оптические свойства гетероструктур с напряженными квантовыми ямами GaAs/InxGa1-xAs, механизм явления и методики измерения спектров конденсаторной фотоэдс в них[1], а также методика определения энергетического спектра и геометрических параметров квантовых ям из спектров фотоэдс.

 

Предназначена для студентов, обучающихся по специальности Физика полупроводников. Микроэлектроника (510400), специализация "Физика твердотельных наноструктур".

Данное пособие подготовлено в рамках Российско-американской программы “Фундаментальные исследования и высшее образование”

 

Гетероструктуры с квантовыми ямами. Квантовые ямы (КЯ) GaAs/InxGa1-xAs представляют собой тонкую (~1¸10 нм) прослойку твердого раствора InxGa1-xAs, заключенного между относительно более толстыми (~0.1¸1 mм) слоями GaAs[2]. Гетероструктуры с квантовыми ямами (ГКЯ) обычно получают методом молекулярно-лучевой или газофазной эпитаксии. Поскольку ширина запрещенной зоны твердого раствора InxGa1-xAs меньше ширины запрещенной зоны GaAs, края зоны проводимости Ec и валентной зоны Ev образуют потенциальную яму соответственно для электронов и дырок в направлении, перпендикулярном плоскости слоя (рис.1). Поскольку ширина ямы h сравнима с де–Бройлевской длиной волны свободных носителей заряда, z-компонента квазиимпульса носителей Pz имеет дискретный спектр. Это явление называют размерным квантованием в направлении z.

В первом приближении энергетический спектр электронов и дырок может быть найден методом огибающих волновых функций ([[3]], p.11). Именно, решение одноэлектронного уравнения ищется в форме

 ,

(1)

где  — Блоховская волновая функция, k — волновой вектор электрона. Тогда огибающие волновые функции  могут быть найдены из уравнения

 .

(2)

где m* — эффективная масса носителей заряда.

Таким образом, проблема отыскания энергетического спектра носителей в КЯ сводится к хорошо известной задаче о решении одномерного уравнения Шредингера (2) в симметричной прямоугольной потенциальной яме ([[4]], с.89).

В плоскости квантовой ямы движение носителей остается неограниченным. Поэтому о носителях, заключенных в квантовой яме, говорят Рис.1. Зонная диаграмма ГКЯ GaAs/InxGa1-xAs. e1, h1 — энергетические уровни размерного квантования, ,  — огибающие волновые функции электронов и дырок соответственно.

 

как о двумерном электронном газе и спектр x- и y-компонент квазиимпульса считают квазинепрерывным, как и в трехмерном материале. В приближении параболических зон полная энергия носителей в квантовой яме может быть записана как

 .

(3)

В связи с этим говорят о наличии в КЯ двумерных энергетических подзон размерного квантования, а значения En, соответствующие стационарным решениям уравнения (2), представляют собой энергетическое положение дна этих подзон, когда .

Рис.2. Спектр конденсаторной фотоэдс ГКЯ GaAs/InxGa1-xAs (300К).

 

На рис.2 приведен спектр конденсаторной фотоэдс ГКЯ GaAs/InxGa1-xAs. Форма спектра КФЭ структур с квантовыми ямами определяется в первую очередь спектром оптического поглощения КЯ. В определенных уловиях спектр КФЭ просто пропорционален спектру поглощения. Спектральная область поглощения КЯ расположена в области энергий, меньших ширины запрещенной зоны GaAs. В спектре КФЭ в области поглощения КЯ проявляется экситонное поглощение и межзонные оптические переходы между уровнями размерного квантования в КЯ. Таким образом, спектроскопия КФЭ может служить прямым методом исследования энергетического спектра КЯ.

Расчет зонной структуры псевдоморфной КЯ с учетом упругих напряжений. Для нахождения спектра размерного квантования необходимо знать глубину потенциальной ямы для электронов и для дырок. Для ее вычисления необходимо учесть влияние упругих напряжений, возникающих в процессе эпитаксиального наращивания тонкого слоя InxGa1-xAs на подложку GaAs.

Понятие эпитаксии поздразумевает, что кристаллическая структура пленки (материала КЯ) повторяет структуру подложки (материала барьера). В частности, если рост тонкого слоя твердого раствора InxGa1-xAs на GaAs происходит без образования дислокаций, значение параметра кристаллической решетки a у материала КЯ и у материала барьера одинаково. Такие гетероструктры называют псевдоморфными. Поскольку параметр решетки InxGa1-xAs в свободном состоянии больше, чем у GaAs, материал псевдоморфной КЯ находится в сжатом состоянии. При этом в материале КЯ изменяются не только параметр решетки, но и симметрия элементарной ячейки кристалла. В связи с этим изменяется зонная структра материала, в частности, снимается вырождение в максимуме валентной зоны для легких и тяжелых дырок, поэтому зонная структра КЯ характеризуется не одним значением ширины запрещенной зоны Eg, а двумя: Eghh и Eglh для тяжелых и легких дырок соответственно (рис.3).

Рис.3. Зонная диаграмма напряженной КЯ GaAs/InxGa1-xAs.

Найдем изменение ширины запрещенной зоны для тяжелых и легких дырок DEghh и DEglh в КЯ InxGa1-xAs, выращенной на плоскости (001) GaAs, в зависимости от доли In x [[5]]. Постоянная решетки твердого раствора в ненапряженном состянии a’ может быть найдена из закона Вегарда:

 ,

(4)

где a0 и a” — постоянные решетки GaAs и InAs соответственно.

Тензор деформаций eij имеет всего три отличные от нуля компоненты: exx=eyy=Da/a0=(a0a’)/a0, ezz=—2exxC12/C11, где Cij — компоненты тензора упругих постоянных InxGa1-xAs. Смещение зоны проводимости

 .

(5)

Смещения зон тяжелых и легких дырок соответственно

 ,

(6)

 ,

(7)

где

 ,

(8)

 ,

(9)

D — величина спин-орбитального расщепления в деформированном материале, B — одна из констант деформационного потенциала валентной зоны. Поскольку разность E’c—E’v характеризует изменение ширины запрещенной зоны при всестороннем сжатии, разность b’—b можно выразить через измеряемую величину dEg/dp, где p — давление:

 .

(10)

Таким образом, расстояния от дна зоны проводимости до потолка зон тяжелых и легких дырок в КЯ равны:

 ,

(11)

 ,

(12)

где Eg0 — ширина запрещенной зоны в недеформированном материале.

Спектр размерного квантования и плотность состояний в КЯ. В полупроводниковх материалах типа А3В5 существенное влияние на спектр носителей заряда оказывает непараболичность закона дисперсии вследствие сильного электронно-дырочного взаимодействия. Поэтому использование приближения эффективной массы приводит к существенным ошибкам в вычислении энергетического спектра электронов и легких дырок. Для корректного вычисления спектра необходимо использовать модель Кейна [[6]]. В этой модели совместный гамильтониан системы электронов и легких дырок имеет вид

 ,

(13)

где P — величина, пропорциональная матричному элементу оператора квазиимпульса электрона в направлении z.

Характеристическое уравнение, определяющее дискретные уровни энергии в КЯ:

 ,

(14)

где

 ,

(15)

 ,

 

 

При нахождении спектра тяжелых дырок можно пренебречь электронно-дырочным взаимодействием и связанной с ним непараболичностью зоны и использовать приближение эффективной массы. Энергии дискретных уровней En в этом случае находятся из уравнений ([1], p.14):

 

(16а)

для четных состояний, и

 

(16b)

— для нечетных, где

  ,  ,

(17)

 и  — эффективные массы тяжелых дырок в InGaAs и GaAs соответственно.

Уравнения (16a,b) являются трансцидентными относительно E и обычно решаются численными методами при помощи ЭВМ.

В отличие от трехмерного материала, в котором плотность состояний , в КЯ плотность состояний в пределах одной подзоны не зависит от энергиии:

 ,

(18)

где  — эффективная масса носителей.

Суммарная плотность состояний в зоне проводимости, также как и в валентной зоне, равна сумме плотности состояний по отдельным подзонам и имеет вид лестницы, энергетическое положение краев ее ступеней соответствует энергиям квантованных уровней En:

.

(19)

Коэффициент поглощения КЯ при межзонных оптических переходах [[7]]. При исследовании поглощения в КЯ удобнее вместо объемного коэффициента поглощения , имеющего размерность см-1, использовать безразмерный коэффициент поглощения

 ,

(20)

где , ,  — интенсивность падающего и прошедшего через плоскость КЯ излучения соответственно.

Вероятность перехода между j-ым дырочным и i-ым электронным уровнем под влиянием периодического возмущения вида  ([2], с.182)

 ,

(21)

где  — энергии оптических переходов между i-ым уровнем электронов и j-ым уровнем тяжелых или легких дырок соответственно:

 ,

(22)

 .

 

Для переходов под действием электромагнитного излучения имеем , где  — вектор напряженности электрического поля в падающей электромагнитной волне, e — элементарный заряд.

Ввыражение для матричного элемента оптического перехода с использованием волновых функций вида (1):

 ,

(23)

где

(24)

— интеграл перекрытия огибающих волновых функций электрона и дырки. Если одна из огибающих волновых функций является симметричной, а другая — антисимметричной, то интеграл (24) равен нулю. Таким образом, межзонные переходы меджу уровнями с четными и нечетными n в симметричной КЯ запрещены.

Для вычисления интеграла с Блоховскими функциями в (23) перейдем из r-пространства в k-пространство и воспользуемся тем, что в модели Кейна

 ,

(25)

где ,  — масса свободного электрона.

Переходя в (21) от суммирования к интегрированию по энергии, имеем

,

(26)

а с учетом того, что , где  — скорость света,  — высокочастотная диэлектрическая проницаемость материала КЯ, окончательно получаем:

.

(27)

Как видно из (27), коэффициент поглощения при переходах между двумя отдельно взятыми подзонами не зависит от . Для перехода e1—hh1 в КЯ GaAs/InxGa1-xAs .

В силу аддитивности коэффициента поглощения в случае, если при данном  имеет место несколько оптических переходов, результирующий коэффициент поглощения равен сумме коэффициентов поглощения при отдельных переходах . Таким образом, спектр межзонного поглощения КЯ должен иметь вид лестницы ступеней, спектральное положение краев которых соответствует разности энергий между соответствующими уровнями размерного квантования в с- и v-зонах.

Экситонное поглощение. Линия экситонного поглощения имеет гауссову форму, ее максимум отстоит от энергии края полосы поглощения e1-h1 на величину энергии связи двумерного экситона  мэВ. Ширина экситонной линии определяется тремя основными факторами: 1) температурой, 2) шероховатостью стен КЯ и однородностью состава твердого раствора и 3) напряженностью электрического поля барьера, если КЯ находится в ОПЗ. Явление уширения экситонной линии поглощения и смещения ее максимума в сторону низких энергий называется эффектом Ванье–Штарка. В КЯ GaAs/InxGa1-xAs наибольший вклад в уширение экситонного пика при комнатной температуре вносит температурное уширение (ширина пика на уровне 1/2 максимума  мэВ), а при низких температурах — структурное уширение вследствие мелкомасштабных (по сравнению с Боровским радиусом двумерного экситона) пространственных флуктуаций состава твердого раствора InxGa1-xAs x ( мэВ).

Метод конденсаторной фотоэдс (КФЭ) представляет собой один из методов измерения вентильной фотоэдс в полупроводниковых структурах [[8],[9]]. Последняя возникает при наличии в структурах потенциальных барьеров за счет разделения фотовозбужденных электронно-дырочных пар в электрическом поле барьера.

Явление фотоЭДС может наблюдаться на барьерах различных типов: p–n переходах, барьерах Шоттки и др. В данной работе для исследования ГКЯ применяется измерение поверхностной фотоэдс, возникающей при наличии потенциального барьера на поверхности структуры. Этот метод особенно удобен для исследования структур на основе GaAs в связи с наличием в таких структурах хорошо развитого поверхностного барьера высотой ~0.55 В вследствие закрепления (пиннинга) уровня Ферми на поверхностных состояниях.

На рис.4 показана схема измерения КФЭ на поверхностном барьере в полупроводнике n-типа. Такой случай характерен для гетероструктр GaAs/InxGa1-xAs в связи с особенностями технологии их получения. Для получения слоев наивысшего кристаллического совершенства рост ведется при сильном пересыщении As (в 30¸50 раз). При меньших значениях пересыщения вследствие сильной летучести As на поверхности роста происходит образование кластеров Ga. Однако сильное пересыщение As приводит к преимущественному образованию на поверхности роста вакансий Ga, которые являются мелкими донорами. Поэтому достаточно чистые эпитаксиальные слои GaAs, если их специально не легировать, обычно имеют фоновую концентрацию электронов n0~2¸5×1015 см-3.

К поверхности структуры прижимается полупрозрачный проводящий электрод, являющийся одной из обкладок конденсатора. Между структурой и передним электродом поиещается диэлектрическая прокладка из слюды. Второй обкладкой является сама структура, точнее, ее квазинейтральная область, к которой делается омический контакт. Структура освещается через полупрозрачный электрод монохроматическим светом, модулированным по интенсивности.

При разделении электронно-дырочных пар, возбужденных в области пространственного заряда (ОПЗ) поверхностного барьера, изменяется потенциал поверхности относительно квазинейтральной области, что, в свою очередь, приводит к изменению наведенного потенциала переднего электрода. В эксперименте регистрируется переменная составляющая напряжения на конденсаторе DVph.

Эмиссия фотовозбужденных носителей из КЯ. Поскольку возбужденные в КЯ электронно-дырочные пары заперты потенциальными барьерами, для разделения их полем поверхностного барьера, и, следовательно, для

 

Рис.4. Схема измерения конденсаторной фотоэдс в ГКЯ на поверхностном барьере

 

возникновения фотоэдс, они должны каким-либо образом быть выброшены из КЯ в базовый полупроводник. Процесс эмиссии фотоносителй из КЯ является существенным элементом механизма фотоэлектрических явлений в ГКЯ, в отличие от фотоэлектрических явлений в однородных полупроводниках [[10]].

Процесс эмиссии характеризуются величиной квантовой эффективности поглощенного КЯ излучения , равной отношению числа носителей, выброшенных из КЯ, к общему числу электронно-дырочных пар, возбужденных в КЯ, в единицу времени. В стационарном состоянии, когда скорость фотогенерации  равна сумме скорости эмиссии  и скорости рекомбинации избыточных носителей в КЯ ,

 .

(28)

В условиях линейной рекомбинации , где  — рекомбинационное время жизни носителей в КЯ, и (28) может быть записано в виде

 ,

(29)

где  —время жизни носителей в КЯ относительно эмиссии.

В случае, если КЯ находится в квазинейтральной области структуры, величина КФЭ определяется скоростью термической эмиссии неосновных носителей из КЯ. В связи с этим температурная зависимость КФЭ имеет активационный характер:

 ,

(30)

где

(31)

(рис.4). Наличие потенциального барьера j1 вызвано заряжением КЯ вследствие разности значений термодинамической работы выхода в материалах КЯ и барьера.

При расположении КЯ в квазинейтральной области существенной частью механизма КФЭ является процесс диффузии неосновных носителей от КЯ к барьеру. В связи с этим

 ,

(32)

где  — расстояние от КЯ до границы ОПЗ поверхностного барьера,  —длина диффузии дырок.

Если КЯ находится в ОПЗ поверхностного барьера, величина КФЭ лимитируется скоростью эмиссии основных носителей (электронов). При этом доминирующим механизмом эмиссии является туннелирование через сниженный полем треугольный барьер. Время жизни электронов в КЯ относительно туннельной эмиссии может быть оценено в приближении квазистационарных состояний:

 ,

(33)

где  — коэффициент туннельной прозрачности треугольного барьера:

 ,

(34)

где  — высота барьера для электронов (рис.4),  — напряженность электрического поля в ОПЗ. Для n0=5×1015 см-3 имеем =7×103 В/см, и tt~10-11 c. Обычно при 300К рекомбинационное время жизни носителей в КЯ tr~10-9 c, так что tt<<tr и, в соответствии с (29), hW®1 и не зависит от температуры.

Зависимость КФЭ от интенсивности освещения и эффект автоподсветки. Как известно, в барьерах любого типа зависимость стационарной фотоэдс  от интенсивности освещения L и температуры T описывается выражением вида

 ,

(35)

где

 ,

(36)

 — множитель порядка единицы. Энергия активации  обычно определяется высотой потенциального барьера.

Если малосигнальная фотоэдс  измеряется при модулированном освещении с интенсивностью  на фоне постоянной подсветки , то

 .

(37)

Малосигнальная фотоэдс , в отличие от , не зависит от .

В явлении малосигнальной поверхностной фотоэдс при модулированном освещении в структурах на основе GaAs важную роль играет так называемый эффект автоподсветки. Его наличие связано с тем, что процесс релаксации поверхностной фотоэдс определяется в основном процессами перезарядки поверхностных состояний. В спектре времен поврехностной реласкации присутствуют компоненты с характерными временами tph вплоть до нескольких минут. Это приводит к накоплению разделенных в поле барьера зарядов и возникновению большой квазистационарной фотоэдс .

Действие эффекта накопления аналогично действию постоянной подсветки, уменьшающей фоточувствительность барьера к модулированному освещению, с тем, однако, отличием, что обусловленный эффектом накопления уровень автоподсветки не может быть задан произвольно, а сам определяется  и зависит от частоты модуляции. Механизм эффекта автоподсветки подробно рассмотрен в [[11]].

Нормированная фоточувствительность. Для построения спектра фоточувствительности структуры в явлении КФЭ  значения фотоответа  при каждом значении  приводятся к одинаковой интенсивности модулированного излучения:

 ,

(38)

где  — поток фотонов с энергией  на см2 в секунду. Определенная таким образом фоточувствительность фактически  представляет собой квантовый выход в явлении КФЭ.

В связи с существенной ролью явления автоподсветки в механизме поверхностной фотоэдс, весьма трудно установить связь между спектром фоточувствительности и спектром поглощения в КЯ. Это связано с тем, что для учета релексационных процессов на поверхности необходимо знать спектр поверхностных состояний, их плотность и время релаксации для каждого типа состояний. Все эти параметры в настоящее время изучены еще недостаточно.

Для характеристики спектра КФЭ в области поглощения КЯ вместо удобной величиной является нормированная фоточувствительность [[12]]

,

(39)

 — фоточувствительность в области собственного поглощения GaAs.

Спектр определенной таким образом нормированной фоточувствительности связан со спектром поглощения ГКЯ простым соотношением

 ,

(40)

где  — квантовая эффективность поверхностного барьера GaAs в области собственного поглощения. Обычно для GaAs . Таким образом, при определенных условиях спектр малосигнальной КФЭ в ГКЯ пропорционален спектру поглощения КЯ. Необходимыми условиями для этого являются линейный режим измерения спектра КФЭ и независимость  от .

 

Постановка задачи

 

Целью работы является освоение методики измерения спектра конденсаторной фотоэдс гетероструктур с квантовыми ямами на основе GaAs/InxGa1-xAs и определения из спектров КФЭ параметров энергетического спектра КЯ, ширины ямы h и состава твердого раствора InxGa1-xAs x.

 

Методика измерения

 

Образец для исследования представляет собой структуру с одиночной КЯ в ОПЗ поверхностного барьера, выращенную на n+-GaAs ориентации (001) методом МОС-гидридной эпитаксии. Схема структры приведена на рис.5.

Рис.5. Схема образца с квантовой ямой.

 

Блок-схема установки для измерения спектров конденсаторной фотоэдс приведена на рис.6.

Источником монохроматического излучения служит светосильный монохроматор МДР-2 с дифракционной решеткой 600 штр/мм. Разрешающая способность монохроматора при ширине входной и выходной щели 0.5 мм составляет 2.5 мэВ. В качестве источника излучения используется галогеновая лампа мощностью 100 Вт, питаемая от стабилизированного источника постоянного тока.

Интенсивность возбуждающего света регулируется в пределах 1011¸1013 фотонов/см-2сек-1 (на длине волны 1 mм) при помощи нейтральных фильтров (латунных сеток). Каждая сетка уменьшает световой поток в 2 раза, так что коэффициент ослабления сетки с номером n равен 2n.

Предварительный усилитель служит для согласования высокого сопротивления измерительного конденсатора со входным сопротивлением селективного усилителя У2-8 и предстваляет из себя истоковый повторитель на полевом транзисторе КП303 с входным сопротивлением 100 МОм и выходным — 50 Ом. Регистрация сигнала проводится по стандартной селективной методике с синхронным детектированием с частотой модуляции 126 Гц.

Цифровой вольтметр ВК3-61А служит в качестве аналого-цифрового преобразователя. Он связан с персональным компьютером IBM PC/AT 286 по стандартному интерфейсу КОП.

Осциллограф служит для наблюдения за формой сигнала фотоответа (для этого селективный усилитель переводится в режим широкополосного усилителя), а также для контроля сдвига фаз между возбуждением и фотооткликом.

Конструкция измерительного конденсатора показана на рис.7. Образец помещается на латунный теплоотвод подложкой вниз. Для обеспечения омического контакта с теплоотводом на поверхность образца со стороны

подложки наносится капля сплава InGa. Со стороны эпитаксиального слоя образец закрывается пластиной из слюды толщиной 20 mм, играющей роль диэлектрической прокладки конденсатора. На нее помещается металлическая сетка (полупрозрачный электрод), к которой подводится прижимной токовый контакт. Сверху вся структра закрывается покровным стеклом от микроскопа и фиксируется прижимной скобой.

 

 

 

 

 

 

 

Рис.6. Блок-схема установки для измерения спектров конденсаторной фотоэдс

 

 

Рис.7. Схема измерительного конденсатора.

 

Алгоритм обработки экспериментальных данных. Значения фотоответа  усредняются по 5-10 отсчетам при каждом значении . Количество усреденений задается в программе управления установкой. Для построения спектра фоточувствительности значения фотоответа  при каждом значении  приводятся к одинаковой интенсивности падающего излучения при разных  согласно формуле (38). Заранее измеренный калибровочный график , учитывающий спектральные характеристики излучения лампы и пропускания оптической схемы, хранится в виде файла на жестком диске и используется программой первичной обработки результатов для интерполяции.

 


Контрольные вопросы

 

1.     Нарисуйте зонную диаграмму гетероструктуры с квантовой ямой и укажите на ней параметры энергетического спектра КЯ.

2.     Почему ширина запрещенной зоны материала псевдоморфной КЯ больше, чем ширина запрещенной зоны материала КЯ в ненапряженном состоянии?

3.     Нарисуйте качественно зависимость плотности состояний в КЯ от энергии и спектр поглощения КЯ. Объясните связь между ними.

4.     Чем вызвано наличие потенциального барьера на поверхности полупроводников?

5.     Нарисуйте зонную диаграмму КЯ в ОПЗ поверхностного барьера и в квазинейтральной области. Поясните механизм поверхностной фотоэдс в обоих случаях.

6.     Будет ли сигнал КФЭ зависеть от температуры в случае, если КЯ находится в барьере?

7.     Поясните сущность эффекта автоподсветки и его роль в механизме поверхностной фотоэдс.

8.     Почему измерительный конденсатор подключается к входу селективного усилителя через истоковый повторитель, а не непосредственно?

9.     Для чего в состав экспериментальной установки включен осциллограф?

10.  Поясните схему и процедуру измерений.

 

Задание

 

1) Измерить люкс-вольтовую характеристику поверхностного барьера предложенного образца. Определить границы линейного и логарифмического участка характеристики. Для этого построить люкс-вольтовую характеристику в двойном логарифмическом масштабе. Выбрать подходящий уровень фотовозбуждения для измерения спектра КФЭ в линейном режиме.

2) Снять спектр КФЭ в диапазоне длин волн от края собственного поглощения GaAs до участка примесного поглощения, включая область межзонного и экситонного поглощения КЯ. Определить энергии максимума пика экситонного поглощения, края поглощения основного перехода в КЯ Ee1–hh1 и оптических переходов между подзонами с n>1.

3) Используя технологическое значение ширины КЯ h, рассчитать долю In x в составе материала КЯ (InxGa1-xAs).

 

Методические указания

 

Перед тем, как приступать к измерениям, ознакомьтесь с описанием и инструкциями к программам для управления установкой, обработки спектров КФЭ и расчета энергетического спектра КЯ.

 

(с) Нижегородский государственный университет им.Н.И.Лобачевского, 1999

 



[1] И.А.Карпович, Д.О.Филатов. Фотоэлектрическая диагностика квантово-размерных гетероструктур. Учебное пособие. Изд. Нижегородского государственного университета - Н.Новгород, 1999

[2] В.Я.Демиховский, Г.А.Вугальтер Физика квантовых низкоразмерных структур. М.: Логос, 2000

[3] C.Weisbuch, B.Vinter. Quantum semiconductor structures. Fundamentals and applications. Acad.Press, 1991.

[4] Л.Д.Ландау, Е.М.Лившиц. Квантовая механика. Нерелятивистская теория. М.: Физматгиз, 1963.

[5] В.Я.Алешкин, А.В.Аншон, Т.С.Бабушкина, Л.М.Батукова, Е.В.Демидов, Б.Н.Звонков, Т.С.Кунцевич, И.Г.Малкина, Т.Н.Янькова. Исследование физических свойств квантовых слоев InxGa1-xAs, выращенных на плоскостях (001) и (111)А арсенида галлия //В сб.: Многослойные полупроводниковые структуры и сверхрешетки. Диагностика, высокочастотные эффекты — Под ред. А.М.Белянцева и Ю.А.Романова /ИПФ АН СССР. Н.Новгород, 1990, с.152.

[6] E.O.Kane. Band structure of indium antimonide. J.Phys.Chem.Solids, 1, 249 (1957).

[7] В.Я.Алешкин, А.В.Аншон, И.А.Карпович. Поляризационная зависимость спектров конденсаторной фотоэдс в гетероструктурах InGaAs/GaAs с квантовыми ямами. ФТП, 27, 1344 (1993).

[8]. В.Л.Бонч-Бруевич, С.Г.Калашников. Физика полупроводников. М.:“Наука”, 1977.

[9]. К.В.Шалимова. Физика полупроводников. М.: “Энергия”, 1971.

[10] И.А.Карпович, В.Я.Алешкин, А.В.Аншон, Т.С.Бабушкина, Б.Н.Звонков, И.Г.Малкина. Фотоэлектронные явления в слоях GaAs с встроенной на поверхности квантовой гетероямой. ФТП, 26, 1886 (1992).

[11] С.М.Рывкин. Фотоэлектрические явления в полупроводниках. М.: Физматгиз, 1963.

[12] И.А.Карпович, Д.О.Филатов. Дианостика гетероструктур с квантовыми ямами методом конденсаторной фотоэдс. ФТП, 30, 1745 (1996).