Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs

Описаны результаты оптических исследований структур с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs, содержащими положительно заряженные акцепторы (A⁺ центры). При помощи магнитооптических измерений получена информация о спиновой структуре и локализации в двумерной системе A⁺ центров. При помощи измерений температур...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2015
Hauptverfasser:	Петров, П.В., Иванов, Ю.Л., Аверкиев, Н.С.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2015
Schriftenreihe:	Физика низких температур
Schlagworte:	XX Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/122029
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs / П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 2. — С. 119-128. — Бібліогр.: 29 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-122029
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1220292017-06-27T03:03:36Z Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs Петров, П.В. Иванов, Ю.Л. Аверкиев, Н.С. XX Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников Описаны результаты оптических исследований структур с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs, содержащими положительно заряженные акцепторы (A⁺ центры). При помощи магнитооптических измерений получена информация о спиновой структуре и локализации в двумерной системе A⁺ центров. При помощи измерений температурных свойств фотолюминесценции исследована энергетическая структура примесной A⁺ зоны. На основании анализа совокупности экспериментальных результатов, полученных различными оптическими методами, а также сопоставления с транспортными измерениями, сформулирована единая физическая картина спиновых и зарядовых явлений в таких системах. Предложена новая методика для экспериментального исследования кулоновской щели, появляющейся при низких температурах в плотности локализованных состояний, основанная на измерении спектров фотовозбуждения и фотолюминесценции. Описано результати оптичних досліджень структур з квантовими ямами GaAs/AlGaAs, що містять позитивно заряджені акцептори (A⁺ центри). За допомогою магнітооптичних вимірів отримано інформацію про спінову структуру та локалізацію в двовимірній системі A⁺ центрів. За допомогою вимірів температурних властивостей фотолюмінесценції досліджено енергетичну структуру домішкової A⁺ зони. На підставі аналізу сукупності експериментальних результатів, які отримано різними оптичними методами, а також зіставлення з транспортними вимірами, сформульовано єдину фізичну картину спінових та зарядових явищ в таких системах. Запропоновано нову методику для експериментального дослідження кулонівської щілини, що з'являється при низьких температурах в щільності локалізованих станів, яка заснована на вимірі спектрів фотозбудження і фотолюмінесценції. Optical data on GaAs/AlGaAs quantum well structures with positively charged acceptors (A⁺ centers) are presented. The magneto-optical measurements have provided information on spin structure and localization in the 2D system of A⁺ centers. The temperature properties of photoluminescence were used to study the energy structure of the A⁺ band. The analysis of all experimental data obtained by different optical methods and their comparison with the results of transport measurements given in literature made it possible to a unified physical picture of charge and spin phenomena in such systems. A new approach has been proposed that permits the Coulomb gap appearing at low temperatures in the density of localized states to be studied by using optical measurements. 2015 Article Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs / П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 2. — С. 119-128. — Бібліогр.: 29 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 73.21.Fg, 71.23.–k, 73.90.+f http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/122029 ru Физика низких температур Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	XX Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников XX Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников
spellingShingle	XX Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников XX Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников Петров, П.В. Иванов, Ю.Л. Аверкиев, Н.С. Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs Физика низких температур
description	Описаны результаты оптических исследований структур с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs, содержащими положительно заряженные акцепторы (A⁺ центры). При помощи магнитооптических измерений получена информация о спиновой структуре и локализации в двумерной системе A⁺ центров. При помощи измерений температурных свойств фотолюминесценции исследована энергетическая структура примесной A⁺ зоны. На основании анализа совокупности экспериментальных результатов, полученных различными оптическими методами, а также сопоставления с транспортными измерениями, сформулирована единая физическая картина спиновых и зарядовых явлений в таких системах. Предложена новая методика для экспериментального исследования кулоновской щели, появляющейся при низких температурах в плотности локализованных состояний, основанная на измерении спектров фотовозбуждения и фотолюминесценции.
format	Article
author	Петров, П.В. Иванов, Ю.Л. Аверкиев, Н.С.
author_facet	Петров, П.В. Иванов, Ю.Л. Аверкиев, Н.С.
author_sort	Петров, П.В.
title	Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs
title_short	Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs
title_full	Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs
title_fullStr	Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs
title_full_unstemmed	Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs
title_sort	спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах gaas/algaas
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2015
topic_facet	XX Уральская международная зимняя школа по физике полупроводников
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/122029
citation_txt	Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs / П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 2. — С. 119-128. — Бібліогр.: 29 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT petrovpv spinovyeizarâdovyeâvleniâsvâzannyespoložitelʹnozarâžennymiakceptoramivkvantovyhâmahgaasalgaas AT ivanovûl spinovyeizarâdovyeâvleniâsvâzannyespoložitelʹnozarâžennymiakceptoramivkvantovyhâmahgaasalgaas AT averkievns spinovyeizarâdovyeâvleniâsvâzannyespoložitelʹnozarâžennymiakceptoramivkvantovyhâmahgaasalgaas
first_indexed	2025-07-08T21:00:26Z
last_indexed	2025-07-08T21:00:26Z
_version_	1837113990119948288
fulltext	Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2, c. 119–128 Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе, Политехническая ул., 26, г. Санкт-Петербург, 194021, Россия E-mail: pavel.petrov@gmail.com Статья поступила в редакцию 20 октября 2014 г., опубликована онлайн 22 декабря 2014 г. Описаны результаты оптических исследований структур с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs, содер- жащими положительно заряженные акцепторы (A+ центры). При помощи магнитооптических измерений получена информация о спиновой структуре и локализации в двумерной системе A+ центров. При по- мощи измерений температурных свойств фотолюминесценции исследована энергетическая структура примесной A+ зоны. На основании анализа совокупности экспериментальных результатов, полученных различными оптическими методами, а также сопоставления с транспортными измерениями, сформули- рована единая физическая картина спиновых и зарядовых явлений в таких системах. Предложена новая методика для экспериментального исследования кулоновской щели, появляющейся при низких темпера- турах в плотности локализованных состояний, основанная на измерении спектров фотовозбуждения и фотолюминесценции. Описано результати оптичних досліджень структур з квантовими ямами GaAs/AlGaAs, що містять по- зитивно заряджені акцептори (A+ центри). За допомогою магнітооптичних вимірів отримано інформацію про спінову структуру та локалізацію в двовимірній системі A+ центрів. За допомогою вимірів темпера- турних властивостей фотолюмінесценції досліджено енергетичну структуру домішкової A+ зони. На під- ставі аналізу сукупності експериментальних результатів, які отримано різними оптичними методами, а також зіставлення з транспортними вимірами, сформульовано єдину фізичну картину спінових та заря- дових явищ в таких системах. Запропоновано нову методику для експериментального дослідження куло- нівської щілини, що з'являється при низьких температурах в щільності локалізованих станів, яка засно- вана на вимірі спектрів фотозбудження і фотолюмінесценції. PACS: 73.21.Fg Квантовые ямы; 71.23.–k Электронная структура неупорядоченных твердых тел; 73.90.+f Другие темы в электронной структуре и электрических свойствах поверхностей, по- верхностей раздела, тонких пленок и низкоразмерных структур. Ключевые слова: квантовые ямы, положительно заряженные акцепторы, фотолюминесценция. 1. Введение 1.1. Водородоподобные комплексы в полупроводниках Впервые на способность водорода образовывать отри- цательно заряженный ион H– указал Х. Бете в 1929 г. [1]. В результате электростатического взаимодействия до- полнительный электрон локализуется на нейтральном атоме водорода с энергией связи = 0,0 б.5 Рiε M. Лам- перт в 1958 г. указал на то, что в условиях низких тем- ператур в твердых телах должны существовать элек- тронно-дырочные комплексы по своей структуре ана- логичные иону H–: делокализованные X+ и X– трионы, а также локализованные на донорах и акцепторах A+ и D– центры [2]. Значительный интерес к A+ и D– со- стояниям в полупроводниках возник в связи с иссле- дованиями такого фундаментального явления, как пе- реход металл–изолятор. В модели перехода, которую предложил Н. Мотт [3], при увеличении концентрации легирования происходит перекрытие верхней и ниж- ней энергетических зон Хаббарда, соответствующих однократно и двукратно заполненным примесным со- стояниям. A+ и D– центры и являются такими дву- © П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев, 2015 П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев кратно заполненными состояниями для примесных зон акцепторов и доноров. Наиболее успешным в экспери- ментальном изучении энергетической структуры A+ и D– центров оказался метод фотопроводимости в даль- нем инфракрасном диапазоне. Сопоставление спектров фотопроводимости образцов кремния n-типа со спек- трами фотоионизации отрицательно заряженного иона водорода H– показало очень хорошее совпадение ре- зультатов измерений с расчетами в приближении эф- фективной массы [4]. Этот факт легко понять из того соображения, что чем мельче состояние, тем больше его радиус превосходит постоянную решетки, а следова- тельно, тем лучше работает метод эффективной массы. Измерения фотопроводимости в дальнем инфракрасном диапазоне в образцах с большей концентрацией позво- лили наблюдать процесс формирования верхней зоны Хаббарда из изолированных A+ и D– состояний [5]. 1.2. А+ и D– центры в квантовых ямах Повторный всплеск интереса к тематике двукратно заполненных примесных центров в полупроводниках был инициирован со стороны астрофизики. При изуче- нии природы нейтронных звезд и звезд типа «белый карлик» оказалось необходимым исследовать поведе- ние иона H– в пределе сильного магнитного поля, ко- гда циклотронная энергия превышает энергию связи атома водорода. В лабораторных условиях получить такое магнитное поле ( 5> 10B Тл) невозможно, однако для D– центров в полупроводниках, ввиду малости их энергии связи и малой эффективной массы электрона, предел сильного магнитного поля оказывается легко достижимым ( 10B  Тл) [6]. Кроме того, с развитием методов молекулярно-лучевой эпитаксии появился интерес к вопросу о механизмах перехода металл– изолятор в структурах пониженной размерности. Как следствие, возникла задача о влиянии на свойства А+ и D– центров квантоворазмерного ограничения. Особенностью структур с квантовыми ямами явля- ется возможность получения термодинамически рав- новесных А+ и D– центров. Действительно, в объемном полупроводнике, в силу закона сохранения заряда, для получения А+ и D– центров необходимы внешняя ин- жекция или фотовозбуждение основных носителей. В квантовых ямах получение равновесных А+ и D– цен- тров возможно с помощью селективного легирования в ямы и барьеры. В этом случае носители заряда с при- месей в барьерах переходят в ямы и локализуются на нейтральных примесях в ямах, образуя двукратно за- полненные доноры или акцепторы. В таких образцах создаются условия для изучения как спиновой струк- туры отдельных центров, так и для исследования транспортных свойств в условиях заполнения верхней зоны Хаббарда. В 1990-ых годах была проведена серия работ по оп- ределению спиновой структуры D– центров в кванто- вых ямах GaAs/AlGaAs в сильных магнитных полях. При этом использовались такие экспериментальные методы как измерение поглощения и фотопроводимо- сти в дальнем инфракрасном диапазоне [7,8], а также оптическое детектирование резонансов при дальней инфракрасной накачке [9]. Основными из полученных результатов были экспериментальное исследование как синглетного, так и триплетного состоянии D– цен- тра, обнаружение теоретически предсказанного [10] значительного увеличения энергии связи D– центра вследствие эффекта размерного квантования. Транспортные измерения, проведенные на образцах с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs, которые модули- рованно легированы акцепторами в ямах и барьерах, также показали значительное увеличение энергии свя- зи А+ центров по сравнению с объемным значением. Изучение прыжковой проводимости при низких тем- пературах позволило определить радиус А+ центра [11,12]. Проведенные в этих же образцах измерения фотолюминесценции показали наличие в спектрах но- вой линии, связанной с переходом фотовозбужденного электрона на А+ центр [13]. В настоящей статье будут описаны результаты ра- бот, выполненных нами в течение 10 лет, в которых изучены оптические свойства А+ центров в квантовых ямах GaAs/AlGaAs. Были использованы такие экс- периментальные методы как измерение поляризации фотолюминесценции при приложении давления и маг- нитного поля, исследованы температурные зависимо- сти, а также спектры фотовозбуждения. Цель статьи — описать полную физическую картину явлений, связан- ных с обменным и кулоновским взаимодействием в системе А+ центров, которая получена в результате совокупности оптических измерений, теоретических расчетов, а также сопоставлением с транспортными экспериментами. 2. Постановка эксперимента Основная идея оптических исследований А+ цен- тров в квантовых ямах заключается в изучении раз- личных свойств оптического перехода электрона на дырку, локализованную на А+ центре, при фотовоз- буждении светом. Для проведения таких исследований нами были выращены структуры с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs с селективным легированием бериллием ям и барьеров. Общая схема структур и их легирования показана на рис. 1. Число квантовых ям варьировалось от 5 до 20, ширина барьеров составляла около 30 нм, в ямах легировался слой шириной 3–5 нм, легированный слой в барьерах отстоял от ямы на 5–7 нм. Ширина слоя с примесью бериллия при легировании барьеров выбиралась с учетом скорости роста таким образом, чтобы поверхностные концентрации акцепторов в яме и акцепторов в прибарьерных слоях совпадали. Доля алюминия в барьерах (36% вместо традиционных 30%) 120 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами выбиралась из соображений их прозрачности для крас- ного света лазера. При этом поглощение света проис- ходит только в ямах, что обеспечивает равномерное их возбуждение. Исследованные образцы перечислены в табл. 1 в соответствии с двумя основными параметра- ми: поверхностная концентрация А+ центров sN и ши- рина квантовой ямы L. Концентрация легирования кон- тролировалась посредством измерения эффекта Холла при комнатной температуре. Таблица 1. Поверхностные концентрации А+ центров на одну квантовую яму, а также ширина квантовых ям в иссле- дованных образцах L, нм SN , см–2 20 8 15 13 9 7 1,5·1010 8-114 7-195 2,0·1010 F338 3-213 F337 F336 F335 6,0·1010 6-933 F152 1,8·1011 9-635 3,0·1011 7-193 Как нами было показано в [13,14], в спектрах фото- люминесценции таких структур наблюдается оптиче- ский переход рекомбинации электрона на А+ центр, по своим свойствам отличный как от линии рекомбина- ции электрона на нейтральный акцептор (А0), так и от линии рекомбинации экситона, локализованного на нейтральном акцепторе. На рис. 2 (кривая 1) приведен типичный спектр излучения структуры с квантовыми ямами, легированными только в ямы бериллием с по- верхностной концентрацией 1–2·1011 см–2 на яму. Спектры фотолюминесценции таких структур актив- но исследовались, начиная с 1980-ых г. (см., напри- мер, [15]), и природу линий можно считать хорошо установленной: это линии экситона с тяжелой дыркой (1,5355 эВ), экситона, локализованного на акцепторе (1,5289 эВ), излучательного перехода электрон–акцеп- тор (1,5136 эВ) и линии переходов донор–акцептор в объемном материале подложки (1,4919 эВ). Линия эк- ситона с легкой дыркой появляется выше по энергии при увеличении температуры. Спектры образцов, легированных как в ямы, так и в барьеры, значительно отличаются от спектров струк- тур с легированием только в ямы. На рис. 2 (кривая 2) показан спектр образца F152 с поверхностной концен- трацией А+ центров 6·1010 см–2 на яму. В спектре квантовой ямы присутствует только одна линия, свя- занная с рекомбинацией электрона на А+ центр. Отсут- ствие линии перехода электрона на нейтральный ак- цептор объясняется тем, что при такой конфигурации легирования верхняя зона Хаббарда заполнена, т.е. кон- центрация нейтральных акцепторов мала. Линии экси- тонной рекомбинации появляются в спектрах структур с А+ центрами только при интенсивной накачке. При- чиной этого является быстрый излучательный захват электронов на притягивающие положительно заряжен- ные акцепторы. В работе [14] было выполнено сопоставление транс- портных и фотолюминесцентых измерений для образ- цов с разной шириной квантовой ямы. Из транспорт- ных измерений было установлено, что энергия связи А+ центра увеличивается от 7 мэВ в яме шириной 15 нм, до 11 мэВ в яме 9 нм. Это коррелировало с по- ложением линии перехода на А+ центр относительно линии экситонной рекомбинации в контрольных струк- турах с такими же ширинами квантовых ям: в узкой квантовой яме линия А+ центра находилась ниже по энергии вследствие увеличения энергии связи в усло- виях размерного квантования. Таким образом, в первых работах по изучению структур с А+ центрами в квантовых ямах был обна- ружен и идентифицирован оптический переход реком- бинации электрона на А+ центр. Всесторонее изучение его свойств явилось содержанием наших последующих работ. Рис. 1. Общая схема структур с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs для получения равновесных А+ центров. AlGaAs GaAs подложка GaAs легирование Be Рис. 2. Спектр фотолюминесценции контрольного образца с нейтральными акцепторами (1). Спектр фотолюминесценции образца содержащего А+ центры (2). Ширина квантовых ям в обоих образцах — 15 нм [13]. И нт ен си вн ос ть Ф Л , п ро из в. е д. 2500 2000 1500 1000 500 0 Энергия, эВ 1,48 1,49 1,50 1,51 1,52 1,53 1,54 2 1 1, 4919 1,5136 1,5355 1,5273 1,5289 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 121 П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев 3. Обменное взаимодействие дырок на А+ центре Хорошо известно, что в системе из двух обменно взаимодействующих электронов основным является синглетное состояние. Это объясняется тем, что вол- новая функция для фермионов с симметричной коор- динатной частью должна иметь антисимметричную спиновую часть. Аналогичный вывод можно сделать об основном состоянии электронов в D– центре, если рассматривать его в приближении эффективной массы. Однако для А+ центров в полупроводниках задача о спиновой структуре дырок значительно сложнее, из-за того что полный момент дырок равен 3/2 и существует связь между спином и орбитальным моментом. Теоре- тически было предсказано [16], что в алмазоподобных полупроводниках основное состояние А+ центра имеет полный момент равный 2. Изучение циркулярно поля- ризованной фотолюминесценции перехода электрон на А+ центр в квантовых ямах GaAs/AlGaAs позволило проверить это теоретическое предсказание [17]. Исследованы образцы с шириной квантовой ямы 13 и 15 нм, легированные по описанной в разд. 2 схеме. Образцы помещались в гелиевый криостат со сверх- проводящим магнитом, позволявшим прикладывать поле до 3,5 Тл. Циркулярную поляризацию фотолюми- несценции = ( ) / ( )P I I I I+ − + −− + измеряли в ориен- тации Фарадея при накачке линейно поляризованным светом. При детектировании интенсивностей положи- тельно и отрицательно поляризованного света I ± ис- пользовали модулятор поляризации на основе ячейки Поккельса для повышения точности измерений. На рис. 3 и 4 представлены циркулярно поляризо- ванные спектры фотолюминесценции, измеренные в магнитном поле, на образцах с шириной ямы 15 нм. На рис. 4 приведены результаты, полученные на образце с А+ центрами, тогда как на рис. 3 представлены данные, полученные на контрольном образце, легированном только в ямы и содержавшем только нейтральные ак- цепторы. Хорошо видна качественная разница в спек- тральных зависимостях степени поляризации для этих двух переходов. Для перехода на А+ центр эта зависи- мость имеет вид производной от спектра фотолюми- несценции, тогда как интегральная поляризация близка к нулю. Переход на А0 центр заметно поляризован по- ложительно. Для интерпретации таких экспериментов необходи- мо принимать во внимание как наличие расщепления Зеемана в магнитном поле, так и кинетику рекомбина- ционных процессов. В магнитном поле энергетические уровни, вырожденные по спину, расщепляются так, что происходит перезаселение их равновесными носи- телями. Наличие правил отбора приводит к тому, что переходов с одной поляризацией становится больше, чем с другой. Рассмотрим, как работает этот подход на примере рекомбинации электрона на нейтральный ак- цептор. Так как вероятность перехода электрона на тяжелую дырку в 3 раза больше, чем на легкую, для простоты будем учитывать только переходы с участи- ем тяжелой дырки. Кроме того, будем пренебрегать расщеплением Зеемана для электронов, так как в таких квантовых ямах оно заметно меньше расщепления уров- ней дырок. Правила отбора для таких переходов можно записать в следующем виде: ( 1/ 2) ( 3 / 2) −+ + − → σ , ( 1/ 2) ( 3 / 2) +− + + → σ , где 1/ 2± — проекция момента электрона на магнитное поле, 3 / 2± — проекция дыр- ки, а ±σ — поляризация фотона. Рис. 3. (Онлайн в цвете) Спектральные зависимости фото- люминесценции и ее степени поляризации, измеренные при различных значениях магнитного поля для перехода элек- трона на нейтральный акцептор, Тл: 0 (1), 0,4 (2), 0,8 (3), 1,1 (4), 1,4 (5), 1,8 (6), 2,1 (7), 2,4 (8), 2,7 (9), 2,9 (10), 3,1 (11), 3,3 (12). Спектры фотолюминесценции приведены для полей 0 и 3,3 Tл. Энергия, эВ 1,500 1,505 1,510 1,515 1,520 6 5 4 3 2 1 0 –1 –2 12 11 10 9 8 7 6 5 4 3 2 1 И н т ен си в н ос т ь Ф Л , п ро и з в. е д . Ст еп ен ь по ля ри за ци и Ф Л , % Рис. 4. (Онлайн в цвете) Спектральные зависимости фото- люминесценции и ее степени поляризации, измеренные при различных значениях магнитного поля для перехода элек- трона на А+ центр, Tл: 0 (1), 0,2 (2), 0,4 (3), 0,7 (4), 0,9 (5), 1,1 (6), 1,3 (7), 1,6 (8), 1,8 (9), 2,0 (10), 2,2 (11), 2,4 (12), 2,7 (13), 2,9 (14), 3,1 (15), 3,3 (16). Спектры фотолюминесценции при- ведены для полей 1,3 и 3,3 Tл. 8 6 4 2 0 –2 –4 –6 –8 Энергия, эВ 1,528 1,530 1,532 1,534 1,536 12 15 11 14 10 13 16 9 8 7 6 5 4 3 2 1И нт ен си вн ос ть Ф Л , п ро из в. е д. Ст еп ен ь по ля ри за ци и Ф Л , % 122 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами На рис. 5(a) показана схема таких переходов. В маг- нитном поле преимущественно заселены состояния дырок с проекцией момента = 3 / 2zJ + , отщепленные вниз по энергии. Поэтому в фотолюминесценции будут доминировать переходы с меньшей энергией и поляри- зацией +σ , как это показано на рис. 5(г). Это и приво- дит к наблюдаемой в эксперименте положительной интегральной поляризации. Состояние А+ центра состоит из двух обменно взаи- модействующих дырок. При люминесценции электрон рекомбинирует с одной из дырок, так что в конечном состоянии остается нейтральный акцептор. Для интер- претации экспериментальных результатов по поляри- зации в магнитном поле необходимо учитывать его влияние и на начальное, и на конечное состояния. Объяснить наблюдаемые в эксперименте (рис. 3) поля- ризационные зависимости можно, предположив, что моменты дырок в А+ центре ориентированы антипа- раллельно так, что проекция их суммарного момента на ось размерного квантования = 0zJ . Начальное со- стояние с такой проекцией момента не расщепляется магнитным полем, как это показано на рис. 5(б). В ко- нечном состоянии уровни дырки нейтрального акцеп- тора расщепляются полем, согласно схеме, приведен- ной на рис. 5(в). Таким образом, линии рекомбинации +σ и −σ будут расщеплены в меру расщепления ней- трального акцептора. Однако в отсутствие заметной поляризации фотовозбужденных электронов переходы +σ и −σ будут идти с равной вероятностью. Это при- ведет к схеме переходов, показанной на рис. 5(д). Спектральная зависимость степени поляризации в та- кой схеме будет иметь вид производной от спектра, как это и наблюдается в эксперименте. Из теоретиче- ских расчетов следует, что основным состоянием А+ центра является состояние с полным моментом = 2J . Однако можно показать, что состояние = 2J в кванто- вой яме расщепляется потенциалом ямы на состояния = 0zJ и = 1, 2zJ ± ± . Из нашего эксперимента следует, что при таком расщеплении в квантовой яме основным становится состояние = 0zJ . Кинетика рекомбинации может сильно влиять на степень поляризации фотолюминесценции в магнит- ном поле. Действительно, для того чтобы наблюдать отличную от нуля поляризацию необходимо, чтобы носители заряда равновесно заселили расщепленные полем уровни. Характерное время термализации в та- кой системе определяется временем спиновой релакса- ции sτ . Тогда условие наблюдения ненулевой поляри- зации будет иметь вид <s rτ τ , где rτ — время жизни носителей. Если система рекомбинирующих зарядов термализована, т.е. s rτ τ , то легко получить форму- лу зависимости степени интегральной поляризации от магнитного поля и температуры ( )= th /P gB kTµ . При уменьшении времени жизни носителей P будет стре- миться к нулю. В связи с этим поляризация фотолю- минесценции в основном определяется поляризацией основных носителей в системе. В наших эксперимен- тах основными носителями являются А0 и А+ центры, следовательно, наблюдаемая нулевая интегральная поляризация люминесценции, связанной с А+ центра- ми, действительно является следствием того, что = 0zJ , а не вызвана влиянием кинетических процес- сов. Еще одним доказательством этого является то, что в наших экспериментах не наблюдалось заметного из- менения поляризационных зависимостей при измене- нии интенсивности накачки. Таким образом, мы показали, что размерное кванто- вание изменяет спиновую структуру основного со- стояния А+ центра, переводя его из состояния = 2J в состояние = 0zJ . Такое сильное влияние размерного квантования в нашем случае объясняется тем, что ра- диус объемного А+ центра составляет десятки нм [5], а это много больше ширины ям всех исследованных на- ми образцов. 4. Структура примесной А+ зоны 4.1. Флуктуации потенциала и перекрытие зон Энергетическая структура примесной А+ зоны оп- ределяется, в первую очередь, тем, что А+ центры — это заряженные примеси, которые электростатически взаимодействуют друг с другом, представляя собой так называемое кулоновское стекло. Характерной особен- ностью таких стекол являются флуктуации потенциа- ла, вызванные случайно расположенными локализо- ванными зарядами. При этом происходит уширение и частичное перекрытие валентной и А+ зон. На микро- скопическом уровне перекрытие этих зон можно опи- сать посредством следующего механизма. Внешняя дырка А+ центра имеет конечную энергию связи A E + . В множестве случайно расположенных А+ центров Рис. 5. Схемы энергетических уровней и оптических перехо- дов для А0 и А+ центров в магнитном поле. Рекомбинация электрона на нейтральный акцептор (а), начальное состояние при рекомбинации на А+ центр (б), конечное состояние при рекомбинации на А+ центр (в). (б)( )a (в) (г) (д) 3/2ZJ = ± ω ω 0ZJ = 3/2ZJ = + –3/2ZJ = Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 123 П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев всегда найдутся пары, энергия кулоновского взаимо- действия в которых будет превосходить энергию A E + . Одна из внешних дырок в таких парах покинет свой нейтральный акцептор и локализуется в каком-либо минимуме потенциала валентной зоны. Пренебрегая наличием ионизированных акцепторов в барьерах и учитывая только попарное взаимодействие А+ центров, можно оценить количество таких дырок. Для нахождения плотности распределения ( )g ε ды- рок на центрах по энергии взаимодействия с ближай- шим соседом необходимо подсчитать концентрацию пар, взаимодействующих с энергией в интервале , dε ε + ε . Вероятность найти еще один центр на рас- стоянии r от определенного А+ центра равна 2 sN rdrπ , где sN — поверхностная концентрация А+ центров. Тогда вероятность того, что энергия взаимодействия в этой паре будет лежать в интервале , dε ε + ε есть 2 ( / )sN r dr d dπ ε ε. где 2= /e rε κ , κ — диэлектрическая проницаемость. Чтобы найти распределение по энер- гии таких пар необходимо эту вероятность умножить на sN и поделить пополам, чтобы не учитывать один центр дважды: 4 2 2 3( ) = s eg Nε π κ ε . Тогда концентрация sn таких А+ центров, на которые воздействует кулоновский потенциал, превосходящий A E + , будет равна: A 2 2= ( ) = , 2 q s s E A E n g d N E + ∞ + π ε ε∫ где 2 1/2= /q sE e N −κ — энергия кулоновского взаимо- действия на расстоянии 1/2 sN − . Таким образом sn дырок будут оторваны от своих А+ центров и заполнят низко- энергетический хвост состояний валентной зоны. Схе- матически этот процесс проиллюстрирован на рис. 6. 4.2. Температурные зависимости спектров фотолюминесценции Наличие перекрытия зон приведет к значительному изменению спектров фотолюминесценции структур с А+ центрами по сравнению со спектрами фотолюми- несценции структур, содержащих только нейтральные акцепторы. На рис. 7 представлены температурные зависимости спектров фотолюминесценции нашей контрольной структуры с нейтральными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs шириной 15 нм. Линия рекомбинации электрона на акцептор 0e A− отстоит от линии рекомбинации экситонов с тяжелой дыркой на энергию 0 A Xhh E E− , где 0 AE — энергия связи акцепто- ра, а Xhh E энергия связи экситона. При повышении температуры уменьшается интенсивность линии пере- хода зона–примесь 0e A− и линии рекомбинации экси- тона, связанного на примеси BE , вследствие темпера- турной ионизации акцепторов. При температуре жидкого азота в спектре доминируют линии рекомби- нации экситонов с тяжелой и легкой дыркой. Иной вид имеет температурная зависимость спек- тров фотолюминесценции структуры с А+ центрами, приведенная на рис. 8. При низкой температуре в спек- Рис. 6. Структура валентной зоны с учетом электростатиче- ских флуктуаций, порождаемых положительно заряженными локализованными дырками. ∆E hh hh E A+ A+ Ef Рис. 7. (Онлайн в цвете) Спектры фотолюминесценции об- разца с нейтральными акцепторами в квантовой яме шири- ной 15 нм в зависимости от температуры. 4,2 К 6 К 8 К 10 К 15 К 20 К 30 К 40 К 52 К 60 К 77 К e–lh e–hh BE e–A0 Энергия, эВ 1,50 1,51 1,52 1,53 1,54 И нт ен си вн ос ть Ф Л , п ро из в. е д. Рис. 8. Спектры фотолюминесценции, снятые при разных температурах, на образце с A+ центрами с квантовой ямой шириной 15 нм. 1 1 — 6 К 2 2 — 9 К 3 3 — 15 К 4 4 — 25 К 5 5 — 30 К 6 6 40 К— 7 7 55 К— И нт ен си вн ос ть Ф Л , п ро из в. е д. Энергия, эВ 1,520 1, 525 1,5 0 3 1,5 35 1,5 40 А B C 124 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами тре присутствует только линия A рекомбинации на А+ центр. Повышение температуры приводит к постепен- ному опустошению А+ зоны и заполнению хвоста плот- ности состояний валентной зоны. На спектрах это вы- глядит как появление высокоэнергетического плеча с повышением температуры. При 77 К спектр имеет та- кой же вид, как и спектр структуры с нейтральными акцепторами и состоит из линий экситонов с тяжелой и легкой дыркой, обозначенных, соответственно, B и C. В работе [18] была произведена точная идентификация линий B и C методом измерения линейной поляриза- ции фотолюминесценции при одноосном сжатии об- разца. Зависимости поляризационного отношения от приложенного давления и сопоставление их с теорети- ческим анализом, выполненным в рамках деформаци- онного гамильтониана Бира–Пикуса, однозначно ука- зали на связь этих линий с подзонами тяжелой и легкой дырок. Картину перекрытия валентной и А+ зон так же до- полняет зависимость спектров фотолюминесценции от интенсивности накачки приведенная на рис. 9. При низкой накачке в спектре присутствует только линия рекомбинации на А+ центр. Повышение интенсивности излучения приводит к заполнению фотовозбужденны- ми дырками хвоста плотности состояний валентной зоны и к появлению высокоэнергетического плеча в спектре. 5. Переход сильная–слабая локализация в А+ зоне Как это происходит и для обычной, нейтральной примеси, волновые функции А+ центров при увеличе- нии их концентрации начинают перекрываться. Это при- водит к делокализации дырок в верхней зоне Хаббарда и к изменению характера проводимости при низких температурах. Переход от сильной к слабой локализа- ции в структурах с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs с заполненной верхней зоной Хаббарда исследовали посредством транспортных измерений [19]. При этом происходил переход от экспоненциальной к логариф- мической зависимости проводимости от температуры, сопровождаемый изменением знака магнитосопротив- ления. Изменения локализации дырок в аналогичных структурах наблюдались и нами в оптических изме- рениях. Для изучения локализации рекомбинирующих заря- дов нами были измерены сдвиги линии и степени цир- кулярной поляризации фотолюминесцентного перехода электрона на А+ центры в зависимости от приложенно- го магнитного поля [20]. Исследовались образцы с квантовой ямой шириной 18 нм, поверхностная кон- центрация А+ центров в образцах изменялась в диапа- зоне от 10 21,5 10 см−⋅ до 11 23 10 см−⋅ . Магнитное поле прикладывалось в геометрии Фарадея параллельно оси роста образца. Два факта в наших измерениях свидетельствуют об экспериментальном наблюдении перехода от сильной к слабой локализации при изменении концентрации А+ центров в образцах. Во-первых, при увеличении кон- центрации происходит изменение характера сдвига линий фотолюминесценции (рис. 10). При малых кон- центрациях сдвиг представляет собой параболу, что характерно для рекомбинации локализованных носи- телей. Для образца с максимальной концентрацией ле- гирования мы наблюдали переход от параболической к линейной зависимости в поле порядка 2 Тл. При этом линейная зависимость совпадает с наклоном цикло- тронной энергии для электронов в GaAs. Это наблюде- ние свидетельствует о том, что при увеличении кон- центрации происходит перекрытие волновых функций отдельных А+ центров. Как следствие, дырки в верхней зоне Хаббарда делокализуются и экранируют флуктуа- ции электростатического потенциала случайно распо- ложенных зарядов. Все это приводит к увеличению радиуса локализации рекомбинирующих электронов и переходу к линейной зависимости сдвига линии лю- минесценции в магнитном поле, характерной для сво- бодных электронов. При этом магнитная длина, соот- ветствующая полю, при котором происходит переход 20≈ нм, характеризует радиус локализации электронов. Вторым установленным фактом является то, что в образце с максимальной концентрацией А+ центров качественно изменяется спектральная зависимость степени циркулярной поляризации фотолюминесцен- ции. В образцах с концентрацией от 10 21,5 10 см−⋅ до 11 21,8 10 см−⋅ спектральная зависимость циркулярной поляризации перехода электрона на А+ центр выглядит аналогично зависимости, полученной нами для образца с квантовой ямой шириной 9 и 15 нм с концентрацией 10 22 10 см−⋅ (рис. 4). В образце с максимальной кон- Рис. 9. (Онлайн в цвете) Спектры фотолюминесценции на образце с A+ центрами с квантовой ямой шириной 15 нм, снятые при разных интенсивностях накачки, мВт: 61 (1), 31 (2), 15 (3), 8 (4), 4 (5), 2 (6), 1 (7). И нт ен си вн ос ть Ф Л , п ро из в. е д. Энергия, эВ 1,520 1, 525 1,5 0 3 1,5 35 1,5 40 1 2 3 4 5 6 7 104 103 102 101 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 125 П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев центрацией линия рекомбинации электрона на А+ центр приобретает значительную отрицательную по- ляризацию (рис. 11). Это также объясняется делокали- зацией рекомбинирующих электронов. Электроны в квантовых ямах на основе GaAs шириной 18 нм имеют отрицательный g-фактор, что должно приводить к от- рицательной поляризации фотолюминесценции в маг- нитном поле [21]. Однако в наших экспериментах для переходов на А+ центр отрицательная поляризация электронов обычно не проявляется. Это объясняется тем, что рекомбинирующие электроны локализованы, а локализованные электроны имеют относительно боль- шие времена спиновой релаксации. Если же время жизни электронов меньше, чем время спиновой релак- сации, то электроны успевают ориентироваться маг- нитным полем и дают нулевой вклад в циркулярную поляризацию. При увеличении концентрации электроны делокализуются, при этом для них начинает работать эффективный механизм спиновой релаксации Дьяко- нова–Переля [22]. Электроны успевают перераспреде- литься по расщепленным магнитным полем уровням за время жизни и, как следствие, дают отрицательный вклад в циркулярную поляризацию. 6. О возможности оптического детектирования кулоновской щели Как было теоретически показано Шкловским и Эф- росом [23], в плотности локализованных состояний на уровне химического потенциала при устремлении тем- пературы к нулю возникает щель. Причиной появления щели является кулоновское взаимодействие и связан- ная с ним корреляция между пространственным и энергетическим положениями электронных состояний. Рассмотрим совокупность частично заполненных локализованных состояний в окрестности уровня хи- мического потенциала µ при нулевой температуре (рис. 12). В основном состоянии все уровни ниже µ по энергии заполнены, а выше — пусты. Изменение энер- гии системы при переносе одного электрона с запол- ненного состояния в пустое равно 2= /ij j i ije r∆ ε − ε − . По определению основного состояния при таком пере- ходе > 0ij∆ . Если устремлять = j iε ε − ε к нулю, для выполнения этого неравенства ijr будет необходимо устремить к бесконечности так, чтобы 2> /ij ije rε . Это будет означать стремление плотности состояний к ну- лю на уровне химического потенциала и появление щели. Форма щели зависит от размерности системы и выглядит как 2 3 ( ) ( )Dg E E −µ , и 2 ( ) \| \|Dg E E −µ для объемных и двумерных систем соответственно [24]. Обычными методиками для экспериментального изу- чения кулоновской щели являются измерения темпера- турной зависимости проводимости [25] и измерения плотности состояний с помощью туннельной спектро- скопии [26]. Так как теоретическая интерпретация этих экспериментов не всегда однозначна, представляется актуальным разработать новый метод эксперименталь- ного обнаружения щели. Предлагаемый нами метод основан на двух сле- дующих предпосылках: спектры рекомбинационного Рис. 10. (Онлайн в цвете) Сдвиги линий люминесцентного перехода электронов на А+ центры в зависимости от магнит- ного поля для различных концентраций А+ центров. 0 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 4,0 B, Тл 2,0 1,5 1,0 0,5 ∆E , м эВ Ec для электронов Ec для тяжелых дырок 1,5·10 см10 –2 1,8·10 см11 –2 6·10 см10 –2 3·10 см11 –2 Рис. 11. (Онлайн в цвете) Спектры фотолюминесценции и спектральные зависимости степени циркулярной поляриза- ции, измеренные при разных значениях приложенного маг- нитного поля, для образца с поверхностной концентрацией А+ центров 11 23 10 см−⋅ . 3,3 Тл 2,7 Тл 2,1 Тл 1,6 Тл 0,9 Тл 0 Тл Энергия, эВ 1,510 1,515 1,520 1,525 1,530 1,535 И нт ен си вн ос ть Ф Л , п ро из в. е д. Ст еп ен ь по ля ри за ци и Ф Л , % 10 5 0 –5 –10 –15 –20 –25 Рис. 12. Кулоновская щель в плотности локализованных со- стояний. g E( )µ j i 126 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами излучения зона–примесь непосредственно связаны с плотностью заполненных состояний в примесной зоне, тогда как спектры поглощения с участием этих же пе- реходов зависят от плотности пустых состояний при- месной зоны. Сопоставление этих двух спектров может содержать информацию о наличии кулоновской щели. Оптические спектры полупроводников обычно ушире- ны вследствие энергетического беспорядка зонной структуры. Энергетический беспорядок можно разде- лить на два типа: флуктуации ширины запрещенной зоны и электростатический беспорядок. Первый тип беспорядка присутствует в твердых растворах и связан с флуктуациями состава. В двумерных системах его порождают флуктуации ширины квантовых ям. Элек- тростатический беспорядок связан с наличием в полу- проводниках компенсации и ионизированных приме- сей. Следствием его является туннельный, непрямой в пространстве, характер рекомбинационных переходов. Предлагаемый нами метод будет работать только в том приближении, когда беспорядок первого типа намного меньше, чем беспорядок второго. Схема оптических переходов поглощения и реком- бинации в условиях электростатического беспорядка для основного состояния при нулевой температуре и полупроводника p-типа приведена на рис. 13. Энергия таких переходов равна 2= /g ij ijE e rω − ε + . Здесь мы разбиваем непрямой в пространстве переход на два виртуальных перехода: прямой переход с энергией gE и прыжок внутри зоны на расстояние ijr , с изменением энергии на ijε . При этом для процесса поглощения < 0ijε так, что вся энергия переходов в спектре по- глощения > gEω . Для излучательных переходов > 0ijε , однако переходы с 2< /ij ije rε подавлены в си- лу наличия кулоновской щели. Это приводит к тому, что излучательные переходы будут иметь энергию < gEω . Интенсивность поглощения и излучения с энергией = gEω должна стремиться к нулю при по- нижении температуры. Чтобы проверить эту модель мы провели измерения спектров фотолюминесценции и фотовозбуждения в структуре с большим кулоновским беспорядком [27]. Действительно, обычно предполагается, что спектры фотовозбуждения прямо соответствуют спектрам по- глощения материала, но могут измеряться в одном эксперименте с измерением люминесценции. В качест- ве структуры с малым беспорядком первого типа и большим беспорядком второго был выбран образец с шириной квантовой ямы 18 нм и концентрацией леги- рования 11 21,8 10 см−⋅ . В настолько широких ямах флуктуации ширины запрещенной зоны, связанные с флуктуациями ширины ямы, относительно малы. Кон- центрация А+ центров в этом образце наибольшая из тех, что не достигает перехода в состояние со слабой локализацией согласно нашим измерениям. Дополни- тельным ориентиром служило то, что в аналогичных структурах с заполненной верхней зоной Хаббарда кулоновская щель проявлялась в транспортных изме- рениях [28]. Измеренные спектры фотолюминесценции и фото- возбуждения приведены на рис. 14. Измерения прово- дили при двух температурах, ниже и выше энергии кулоновского взаимодействия на среднем расстоянии между А+ центрами. На графиках хорошо видно, что при низкой температуре высокоэнергетический край спектра фотолюминесценции разделяется с низкоэнер- гетическим краем спектра фотовозбуждения, что соот- ветствует предложенной нами в модели картине появ- ления кулоновской щели. Этот результат можно сравнить с известными из на- учной литературы результатами для квантовых ям со значительным беспорядком первого типа [29]. Для та- ких квантовых ям при низких температурах характерно значительное перекрытие спектров фотовозбуждения и фотолюминесценции. Для количественной оценки их перекрытия используется так называемый сдвиг Сто- кса, равный расстоянию между максимумами излуче- ния и поглощения. В квантовых ямах с беспорядком первого типа он равен = 0,6S W , где W — ширина ли- Рис. 13. Схема оптических переходов поглощения и излуче- ния при наличии в плотности состояний кулоновской щели. µ Eg Рис. 14. Спектры фотолюминесценции и фотовозбуждения образца с концентрацией А+ центров 11 21,8 10 см−⋅ при тем- пературах, К: 15 (1), 3,6 (2), 4 (3), 15 (4). 10 1 0,1 1,52 0 1,5 24 1,52 8 1,53 2 1,536 1,540 И нт ен с и вн ос ть Ф Л , п ро из в. е д. С пе кт ры Ф В , п ро из в. е д. 15 К 15 К 3,6 К 3,6 К 1 2 3 4 e-hh e-lh Энергия, эВ Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 127 П.В. Петров, Ю.Л. Ивáнов, Н.С. Аверкиев ний. В наших измерениях сдвиг Стокса равен = 1,2 ,S W что также подтверждает нашу интерпретацию экспе- риментальных данных. 7. Заключение С помощью большого диапазона оптических мето- дик были исследованы полупроводниковые структуры с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs, легированные бе- риллием таким образом, что при низких температурах в ямах формировались положительно заряженные ак- цепторы. Изучались структуры в широком диапазоне ширин квантовых ям и концентраций. К основным ре- зультатам работы следует отнести установление спи- новой структуры основного состояния изолированного А+ центра = 0zJ , обнаружение перекрытия примесной А+ зоны и валентной зоны, исследование влияния пе- рехода сильная–слабая локализация на оптические свойства структур. Кроме того, впервые предложена методика оптического исследования кулоновской ще- ли. Работа поддержана грантом Российского Научного Фонда №14-12-00255. 1. H. Bethe, Z. Phys. 57, 815 (1929). 2. M.A. Lampert, Phys. Rev. Lett. 1, 450 (1958). 3. N. Mott, Rev. Mod. Phys. 40, 677 (1968). 4. P. Norton, Phys. Rev. Lett. 37, 164 (1976). 5. E. Gershenzon, A. Mel’nikov, R. Rabinovich, and N. Sereb- ryakova, Phys. Usp. 23, 684 (1980). 6. V.L. Ginzburg, Sov. Phys. Usp. 24, 585 (1981). 7. S. Huant, S.P. Najda, and B. Etienne, Phys. Rev. Lett. 65, 1486 (1990). 8. A.B. Dzyubenko, A. Mandray, S. Huant, A.Y. Sivachenko, and B. Etienne, Phys. Rev. B 50, 4687 (1994). 9. J. Kono, S.T. Lee, M.S. Salib, G.S. Herold, A. Petrou, and B.D. McCombe, Phys. Rev. B 52, R 8654 (1995). 10. T. Pang and S.G. Louie, Phys. Rev. Lett. 65, 1635 (1990). 11. N. Agrinskaya, Y.L. Ivanov, V. Ustinov, and D. Poloskin, Semiconductors 35, 550 (2001). 12. N. Agrinskaya, V. Kozub, Y.L. Ivanov, V. Ustinov, A. Cher- nyaev, and D. Shamshur, J. Exp. Theor. Phys. 93, 424 (2001). 13. Y.L. Ivanov, N. Agrinskaya, P. Petrov, V. Ustinov, and G. Tsyrlin, Semiconductors 36, 929 (2002). 14. N. Agrinskaya, Y.L. Ivanov, P. Petrov, and V. Ustinov, Solid State Commun. 126, 369 (2003). 15. R.C. Miller, J. Appl. Phys. 56, 1136 (1984). 16. N. Averkiev and A. Rodina, Phys. Solid State 35, 538 (1993). 17. P. Petrov, Y.L. Ivanov, V. Sedov, N. Sablina, and N. Aver- kiev, Physica B 404, 5148 (2009). 18. N. Averkiev, Y.L. Ivanov, A. Krasivichev, P. Petrov, N. Sab- lina, and V. Sedov, Semiconductors 42, 316 (2008). 19. N. Agrinskaya, V. Kozub, D. Poloskin, A. Chernyaev, and D. Shamshur, J. Exp. Theor. Phys. Lett. 80, 30 (2004). 20. P. Petrov, Y.L. Ivanov, and N. Averkiev, Semiconductors 45, 776 (2011). 21. R.M. Hannak., M. Oestreich, A.P. Heberle, and W.W. Rühle, Solid State Commun. 93, 313 (1995). 22. M. Dyakonov and V. Perel, Sov. Phys. Solid State 13, 3023 (1972). 23. A. Efros and B. Shklovskii, J. Phys. C 8, L49 (1975). 24. A. Efros and B. Shklovskii, Electronic Properties of Doped Semiconductors, Springer-Verlag, Berlin, Heidelberg, New York, Tokyo (1984). 25. A. Zabrodskii, Philos. Mag. B 81, 1131 (2001). 26. J. Massey and M. Lee, Phys. Rev. Lett. 75, 4266 (1995). 27. P. Petrov, Y.L. Ivanov, N. Averkiev, and A.Y. Silov, Solid State Commun. 152, 2185 (2012). 28. N. Agrinskaya, V. Kozub, V. Ustinov, A. Chernyaev, and D. Shamshur, J. Exp. Theor. Phys. Letters 76, 360 (2002). 29. F. Yang, M. Wilkinson, E. Austin, and K. O’Donnell, Phys. Rev. Lett. 70, 323 (1993). Spin and charge effects caused by positively charged acceptors in GaAs/AlGaAs quantum wells P.V. Petrov, Y.L. Ivanov, and N.S. Averkiev Optical data on GaAs/AlGaAs quantum well struc- tures with positively charged acceptors (A+ centers) are presented. The magneto-optical measurements have provided information on spin structure and lo- calization in the 2D system of A+ centers. The tempe- rature properties of photoluminescence were used to study the energy structure of the A+ band. The analysis of all experimental data obtained by different optical methods and their comparison with the results of transport measurements given in literature made it possible to a unified physical picture of charge and spin phenomena in such systems. A new approach has been proposed that permits the Coulomb gap appear- ing at low temperatures in the density of localized states to be studied by using optical measurements. PACS: 73.21.Fg Quantum wells; 71.23.–k Electronic structure of disordered solids; 73.90.+f Other topics in electronic structure and electrical properties of surfaces, interfaces, thin films, and low-dimensional structures. Keywords: quantum wells, positively charged accep- tors, photoluminescence. 128 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 2 1. Введение 1.1. Водородоподобные комплексы в полупроводниках 1.2. А+ и D– центры в квантовых ямах 2. Постановка эксперимента 3. Обменное взаимодействие дырок на А+ центре 4. Структура примесной А+ зоны 4.1. Флуктуации потенциала и перекрытие зон 4.2. Температурные зависимости спектров фотолюминесценции 5. Переход сильная–слабая локализация в А+ зоне 6. О возможности оптического детектирования кулоновской щели 7. Заключение

Спиновые и зарядовые явления, связанные с положительно заряженными акцепторами в квантовых ямах GaAs/AlGaAs

Institution

Ähnliche Einträge