Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Самоорганизованные InGaAs квантовые точки как основа сверхминиатюрных неклассических излучателей света 20
1.1. Технологии получения квантовых точек. Методы селективного позиционирования квантовых точек КТ 20
1.2. Спектр энергетических состояний InGaAs квантовых точек 32
1.3. Статистика фотонов в классических и неклассических излучателях. Полупроводниковые квантовые точки как излучатели одиночных фотонов и фотонных пар, запутанных по поляризации 45
1.4. Полупроводниковые микрорезонаторы. Эффекты квантовой электродинамики в микрорезонаторах 50
ГЛАВА 2. Методики экспериментов и расчетов 58
2.1. Методика атомно - силовой микроскопии 59
2.2. Методики макро- и микролюминесценции 59
2.3. Одномерная модель характеристических матриц для расчета оптических параметров полупроводниковых микрорезнаторов 66
2.4. Трехмерная модель собственных мод для расчета оптических характеристик 70
ГЛАВА 3. Структурные и люминесцентные характеристики массивов InGaAs квантовых точек 72
3.1 Конструкция исследуемых структур 72
3.2. Спектры макро- и микролюминесценции InGaAs квантовых точек 76
3.3. Характер изация квантовых точек с использованием методики атомно - силовой микроскопии 83
3.4. Метод селективного позиционирования InGaAs квантовых точек 91
ГЛАВА 4. Полупроводниковый брэгговский микрорезонатор с селективно позиционированными InGaAs квантовыми точками 96
4.1. Конструкция микрорезонатора 96
4.2. Расчет характеристик микрорезонаторов: резонансная частота, добротность, объем моды, фактор Парселла 103
4.3. Внешняя квантовая эффективность брэгговского микрорезонатора и расходимость излучения 115
4.4. Методика подготовки лабораторных образцов микрорезонаторов 122
4.5. Вольт - амперные характеристики излучателей 130
4.6. Спектры электролюминесценции полупроводниковых микрорезонаторов с InGaAs квантовыми точками 133
ГЛАВА 5. Тонкая структура экситонных состояний InGaAs квантовых точек 136
5.1. Расщепление экситонных состояний в InGaAs квантовых точках. Генерация фотонных пар, запутанных по поляризации 136
5.2. Методика определения расщепления экситонных состояний 139
5.3. Тонкая структура экситонных состояний для квантовых точек, выращенных с малым временем прерывания роста 144
Заключение 146
Список литературы
- Спектр энергетических состояний InGaAs квантовых точек
- Одномерная модель характеристических матриц для расчета оптических параметров полупроводниковых микрорезнаторов
- Характер изация квантовых точек с использованием методики атомно - силовой микроскопии
- Внешняя квантовая эффективность брэгговского микрорезонатора и расходимость излучения
Спектр энергетических состояний InGaAs квантовых точек
Первые два состояния с моментом ±l) образуют оптически активные экситоны (bright exciton), которые могут проявляться в спектрах поглощения и люминесценции. Два последних состояния с моментом ± 2) образуют оптически неактивные экситоны (dark exciton).
Все четыре экситона вырождены по энергии (рис. 1.2.3 а). С учетом электронно-дырочного обменного взаимодействия для InGaAs КТ кубической Td или тетрагональной Cw симметрии, энергетическое вырождение снимается и образуется дублет экситонных состояний с моментами + 2) -1 - 2) и + 2) +1 - 2) и двукратно вырожденное экситонное состояние с моментами ±l) [109, 112] (см. рис. 1.2.3 б). Двукратное вырождение по энергии оптически активных экситонных состояний с моментами ± і) имеет принципиальное значение для возможности создания ИФП на основе InGaAs КТ.
Симметрия реальных InGaAs КТ может быть понижена до уровня Сгу (орторомбиче-ской) в силу ряда причин. В процессе роста могут формироваться КТ, латеральное сечение которых отличается от квадрата, и в лучшей степени аппроксимируется прямоугольной формой. Ось симметрии С4 преобразуется в С2 и КТ характеризуется орторомбиче-ской симметрией. Другой причиной снижения симметрии КТ до уровня Сгу является неэквивалентность пьезопотенциалов вдоль направлений [і 10j и [і 1 0j.
Расщепление AEFS, (тонкая структура экситонных состояний), может варьироваться в широких пределах. В [28] приведены результаты ряда работ, где продемонстрировано изменение AEFS В InGaAs КТ в интервале от 0 -г- 10 мкэВ. Величина AEFS определяется набором факторов, таких как, отклонение симметрии КТ от тетрагональной, размером КТ, составом InGaAs КТ, аспектным отношением ГктІНкт [28, 114]. Величина AEFS может изменяться под действием магнитных, электрических и механических полей, а так же под действием термического отжига [18, 115], что может быть использовано для разработки методов снижения AEFS 45
Статистика фотонов в классических и неклассических излучателях. Полупроводниковые квантовые точки как излучатели одиночных фотонов и фотонных пар, запутанных по поляризации.
На рис. 1.3.1 представлены диаграммы, иллюстрирующие статистику фотонов для излучателей различного типа. Классические излучатели (рис. 1.3.1 а, б) характеризуются Пу-ассоновской или супер - Пуассоновской статистикой. В первом случае распределение фотонов по времени имеет случайный характер и описывается распределением Пуассона. Во втором случае (супер - Пуассоновская статистика) проявляется тенденция к образованию групп, к группированию фотонов (photon bunching) [9, 107]. Классические когерентные излучатели формируют Глауберовские фотонные состояния.
Если в оговоренный временной интервал излучается в среднем N фотонов, то вероятность того, что в данный интервал излучается п фотонов (п = Af или л# N) задается распределением Р(п, N), которое специфично для излучателей различного типа.
Когерентное излучение (излучение лазера, работающего в режиме генерации) наилучшим образом описывается Пуассоновской статистикой, и в этом случае Р(п, N) задается распределением Пуассона:
На рис. 1.3.1д приведено распределение Р(п, N) для N=\. Из рисунка видно, что излучение данного типа характеризуется высоким уровнем шума. Вероятность того, что при N=1 излучается 1 фотон, равна Д1) = 1/е, такая же точно вероятность, что в пределах заданного временного интервала фотон не излучается ДО) = 1/е, вероятность излучения двух фотонов Д2) = 1/2е, трех - ДЗ) = 1/6е и т. д. Р(0)=1/е Р(1)=1/е
Диаграммы, иллюстрирующие статистику фотонов для излучателей различного типа (а) - (г). Вертикальными штрихами обозначены моменты излучения фотонов. Распределение Дя, N) для классического излучателя с Пуассоновской статистикой излучения, Глауберовские фотонные состояния (д). Распределение Дл, N) для идеального излучателя одиночных фотонов, Фоковские фотонные состояния (е). Для некогерентных классических излучателей (лампы накаливания, светодиоды, естественные источники света) распределение Р(п, N) шире в сравнении с (1.3.1), что отвечает группированию фотонов, супер - Пуассоновской статистике излучения (рис. 1.3.1 а).
Более узкое распределение в сравнении с (1.3.1) может быть получено только в неклассических излучателях, работа которых основана на использовании одиночных изолированных квантовых систем, таких как атом, молекула, центр окраски, «искусственный» атом - полупроводниковая КТ.
Одиночная изолированная квантовая система может излучать в данный момент лишь один фотон, следующий фотон будет излучаться с определенной задержкой, задаваемой временем жизни возбужденного состояния, временем, необходимым для перехода системы в возбужденное состояние. В этой связи в излучателях, основанных на одиночных квантовых системах, проявляется тенденция к разгруппировке фотонов (photon апibunching) [9, 107]. Для таких излучателей распределение Дд N) является более узким в сравнении с распределением, задаваемым (1.3.1), поэтому статистика, описывающая данный тип фотонных состояний, является суб - Пуассоновской (рис. 1.3.1 в). В идеальном случае, если временной интервал между излучением фотонов строго задан (рис. 1.3.1 г), формируются Фоковские фотонные состояния, фотонные состояния с нулевым шумом, состояния со строго заданным числом фотонов [9, 107, 116]. Распределение Дд N) для Фоковских состояний с N=1 приведено на рис. 1.3.1 е. Для п =1 Д1)=1, для всех других п Дл#1)=0.
Одномерная модель характеристических матриц для расчета оптических параметров полупроводниковых микрорезнаторов
В рамках данной работы был сформулирован следующий подход для получения однородных по площади структур с InGaAs КТ низкой плотности [A3 - А5]. Рост структур осуществлялся с вращением подложки. Поскольку вращение подложки затрудняет использование методики ДБЭ, непосредственно перед ростом рабочей структуры проводились калибровочные эксперименты по определению скорости роста и времени роста смачивающего слоя критической толщины TWL на невращающихся подложках с использованием ДБЭ методики. Использовались низкие температуры подложки (Т 430 С) и низкая скорость роста InAs слоев с целью точного и воспроизводимого задания критической толщины InAs слоя. Скорость роста поддерживалась на уровне -0.02 МС/с, что задавало время роста InAs слоя критической толщины около -100 с. Такая скорость была признана оптимальной, поскольку дальнейшее ее снижение приводило к нестабильности потока In. Соотношение потоков As/In поддерживалось на уровне 10 .
Важнейшим параметром, определяющим характеристики массивов КТ, является время ростовой паузы Та, в течение которого КТ формируются по механизму Оствальда (Глава 1, раздел 1.1). В ростовых экспериментах этот параметр варьировался от единиц до сотен секунд.
Спектры макро- и микролюминесценции (на вставках) двух структур с InGaAs КТ. Для первой структуры Та = 120 с - (а), для второй Та =3 с - (б). Вторая структура (рис. 3.2.36) выращивалась с временем прерывания роста Та = 3 с, что позволило получить очень низкую плотность КТ на уровне 10 см" . Спектры макролюминесценции содержат пики экситон-примесных комплексов GaAs (DX), пики люминесценции InAs смачивающего слоя толщиной 1.8 МС, образующего квантовую яму (СС), и широкие спектральные полосы, соответствующие люминесценции InGaAs квантовых точек (КТ). Для первого образца интенсивная полоса люминесценции КТ проявляется в интервале энергий 0.9- 1.4 эВ, в ее формирование вносит вклад излучение 10 КТ, что задает непрерывный спектр свечения. Пики люминесценции, обозначенные на рис.3.2.За как Si, S2, .., отвечают мультимодальному распределению КТ по размерам. Для второго образца люминесценция КТ проявляется в виде низкочастотного и низкоинтенсивного крыла пика смачивающего слоя СС 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 рис. 3.2.3 приведены спектры микролюминесценции двух исследуемых образцов для интервалов энергий, отмеченных прямоугольными рамками на спектрах макролюминесценции. В первом образце спектр люминесценции содержит десятки пиков от различных КТ, образующих континуум, что затрудняет интерпретацию этих пиков и анализ их характеристик. Для второго образца с низкой плотностью КТ ( 10 см" ) среднее расстояние между КТ составляет около 10 мкм (диаметр лазерного пятна на поверхности образца 2 мкм), что уверенно позволяет возбуждать и анализировать люминесценцию одиночных InAs квантовых точек, не прибегая к дополнительным нанотехнологическим операциям, таким как формирование субмикронных мез или формирование субмикронных апертур в слоях металла, нанесенного на поверхность структуры. Спектр микролюминесценции второго образца (вставка на рис. 3.2.36) содержит два узких пика, отвечающих люминесценции экситона (X) и биэкситона (XX) одиночной InAs квантовой точки. 3.3. Характеризация квантовых точек с использованием методики атомно - силовой микроскопии.
С использованием методики АСМ изучались слои InGaAs КТ, расположенные на поверхности структуры (Таблица 3.1.1, рис. 3.1.1а). Данные АСМ позволяли определять характер расположения КТ на поверхности, плотность КТ, их размеры и дисперсию размеров.
Расположение КТ на поверхности структуры не является абсолютно произвольным, а подчиняется определенным закономерностям. Так в случае использования вицинальных подложечных структур на поверхности GaAs формируются мультиатомные ступени и InGaAs КТ преимущественно локализуются вблизи них. Этот эффект отмечался в работах [76, 155], где рост InGaAs КТ проводился на подложках GaAs с 2 отклонением от плоскости (001).
На неотклоненных подложках GaAs (001), используемых в данной работе, может проявляться эффект преимущественной локализации КТ вблизи мономолекулярных ступеней, что проиллюстрировано на рис. 3.3.1 а-в. Этот эффект описан также и в работах [64, 156 -158].
В ряде исследованных структур этот эффект проявляется наиболее ярко (рис. 3.3.1 г). Квантовые точки не только локализованы вблизи мономолекулярных ступеней, но они образуют группы линейно и эквидистантно расположенных КТ с малым разбросом по размерам. Так для верхнего ряда, состоящего из десяти InGaAs КТ (рис. 3.3.1 г), дисперсия размеров по высоте составляет акт = 4 %, для нижнего ряда (семь КТ) акт = 2.5 %. Обнаруженный эффект группирования может представлять интерес для развития методов селективного позиционирования КТ. Рис. 3.3.1. Данные ACM. (а) - ACM изображение поверхности структуры 1000 х 1000 нм, содержащей мономолекулярные ступени и InGaAs КТ, локализованные вблизи ступеней. (б) - профиль поверности структуры, демонстрирующий две мономолекулярные ступени. (в) - профиль поверхности структуры, демонстрирующий локализацию InGaAs КТ вблизи мономолекулярной ступени, (г) - 2D и 3D АСМ изображения поверхности структуры, де монстрирующие эффект линейного упорядочения InGaAs КТ. При определении вертикальных и латеральных размеров КТ с использованием данных АСМ необходимо учитывать следующее обстоятельство. Разрешения методики АСМ в вертикальном и латеральном направлениях существенно отличаются. В вертикальном направлении разрешение АСМ методики очень высоко. Оно составляет -0.05 нм, что можно оценить исходя из профиля поверхности структуры, представленного на рис. 3.3.16. На этом рисунке уверенно разрешаются мономолекулярные ступени, высота которых составляет 0.3 нм, а пределы разрешения можно оценить по уровню шума на участке атомарно - гладкой поверхности, амплитуда которого -0.05 нм. С такой погрешностью можно определять высоту КТ Нкт В латеральном направлении разрешение методики значительно ниже. Оно определяется радиусом кривизны острия зонда, используемого в АСМ эксперименте. Радиус кривизны острия зонда может варьироваться в интервале -10 -г- 30 нм, поэтому разрешение методики необходимо определять для каждого используемого в эксперименте зонда.
Характер изация квантовых точек с использованием методики атомно - силовой микроскопии
Большое значение фактора Парселла приводит к значительному снижению времени жизни экситона, которое можно оценить как Тх-т = Tx-outl Fp 10" с. Это предоставляет потенциальные возможности для существенного увеличения быстродействия ИОФ, вплоть до 10 ГГц.
На рис. 4.3.3 приведены результаты расчета расходимости излучения фундаментальной моды микрорезонатора и профили электрического поля моды внутри и вне резонатора для различных значений апертуры /. УГОЛ расходимости %jV определялся по уровню 1/е плотности мощности выходного излучения. Результаты расчета для микрорезонатора с NB=\5 И NT=2 приведены на рис. 4.3.3 г, где представлена зависимость числовой апертуры NA = sin ((Xdiv) от диаметра апертуры микрорезонатора DA. Согласно полученным данным, угол расходимости определяется главным образом значением эффективного диаметра моды Deff, adiv l/Deff.
При DA— 0, Deff— oot мода преобразуется в плоскую волну и %v—» 0. С увеличением DA 0.7 мкм Deff также возрастает (рис. 4.2.5 г), что приводит к уменьшению угла расходимости. Максимальный уровень расходимости NA 0.21 достигается при DA 0.7 мкм, где эффективный диаметр моды Deff имеет наименьшее значение (рис. 4.2.5 г). Как видно из рисунка, разработанный микрорезонатор характеризуется низким уровнем расходимости излучения NA 0.2, что обеспечивает высокую эффективность ввода излучения в стандартное оптическое волокно [128, 129] . Методика подготовки лабораторных образцов микрорезонаторов.
Лабораторные образцы БМР изготовлялись на основе многослойных структур, выращенных согласно разработанному дизайну (Глава 4, таблицы 4.1.1 - 4.1.3) с использованием разработанного метода селективного позиционирования InGaAs КТ (Глава 3, раздел 3.4) [А1, А7]. В экспериментах использовались БМР с NT= 2и NB= 15.
На первом этапе изотовления БМР осуществлялся рост нижней части структуры (нижнего РБО и Л/4 апертурного слоя Alo.6Gao.4As), послойное описание которой представлено в таблице 4.1.1. Погрешности роста определялись оптическими методами (рис. 4.4.1, 4.4.2), полученные данные использовались для коррекции режимов роста. На рис. 4.4.1а представлены расчетный спектр отражения нижней части структуры и экспериментальные спектры отражения для набора выращенных структур. Из сопоставления спектров были определены погрешности в задании толщин слоев нижнего РБО, погрешность не превышала 0.6 %.
На втором этапе изготовления, проводилась фотолитография, с использованием полученной фоторезистивной маски и жидкостного травления (Глава 3, раздел 3.4), формировалось кольцо jO-AlxGai.xAs с внешним диаметром DM И внутренним диаметром DA (рис. 4.4.3). Диаметр мезы DM составлял 18 мкм, диаметр апертуры DA - единицы микрометров. При формировании кольца глубина травления задавалась с небольшим превышением толщины p-AlxGai-xAs слоя, реальная глубина травления определялась с использованием методики АСМ (рис. 4.4.3а) и учитывалась при проведении повторного роста.
Затем на установке МЛЭ осуществлялся повторный рост, при котором выращивался нелегированный слой GaAs, содержащий InGaAs КТ. На поверхности этого слоя выращивался верхний РБО jO-типа легирования (согласно таблице 4.1.2).
Изображение мезаструктуры после повторного роста приведено на рис. 4.4.3в. С целью достижения требуемых оптических характеристик микрорезонатора и необходимой плотности КТ, режимы повторного роста тщательно подбирались и корректировались с учетом спектральных данных по фотолюминесценции и отражению (рис.4.4.16, 4.4.2). Отклонение экспериментального значения резонансной длины волны микрорезонаторов от расчетного не превышало ±1 % (рис. 4.4.26).
На следующем этапе осуществлялась вторая фотолитография, при этом формировалась фоторезистивная маска, полностью закрывающая мезы, с диаметром DM= 18 мкм, и не закрывающая области вне мез. После чего проводилось жидкостное травление, с целью удаления слоев, содержащих верхнее РБО и слои КТ, расположенных вне мез. Таким образом, КТ оставались лишь в пределах диаметра мезаструктур.
На последних этапах изготовления излучателей наносились диэлектрические слои SiC 2 (100 нм), в которых, с использованием третьей фотолитографии и жидкостного травления вокруг апертурных областей вскрывались окна диаметром 12 мкм (рис. 4.4.4). На планарной стороне, с использованием четвертой, взрывной, фотолитографии, формировались контактные площадки Ti/Au (20 нм/100 нм) (рис. 4.4.4, 4.4.5).
Излучатели группировались в кластеры размером 3000 мкм х 4000 мкм (рис. 4.4.4а, 4.4.5а, б), в каждом кластере находилось пять излучателей. Для проведения измерений электролюминесценции при криогенных температурах использовался специальный держатель, обеспечивающий высокую теплопроводность к кластеру излучателей (рис. 4.4.5г). Кластер излучателей закреплялся на держателе с помощью Ag - клея, задающего высокую теплопроводность и низкое омическое сопротивление (рис. 4.4.5г). Контактные площадки кластера и держателя соединялись с помощью 30 мкм Аи - проволоки, которая также закреплялась с помощью Ag - клея.
Квантовые точки, находящиеся в пределах внутреннего диаметра DA (зона А), расположены в области р-п перехода, поэтому они могут эффективно возбуждаться при подаче положительного смещения на структуру (рис. 4.1.1). В зоне В плотность тока значительно ниже за счет наличия широкозонного Alo.6Gao.4As слоя, и кроме того, КТ, находящиеся в этой зоне, не могут возбуждаться при пропускания тока, так как они находятся в -области структуры. Наконец, согласно разделу 3.4 главы З, КТ преимущественно образуются в зоне А, вероятность образования совершенных КТ в зоне В близка к нулю.
Названные факторы одновременно обеспечивают эффективное позиционирование КТ в пределах апертуры DA И эффективное токовое ограничение в данной области.
Это илюстрируется и на рис. 4.4.4д, е. Микрофотография излучателя на рис. 4.4.4д сделана с использованием ПЗС-камеры, встроенной в систему фокусировки микрофотолюминесценции (рис. 2.2.3), при включенной дополнительной подсветке структуры и при нулевом смещении UCM =0 В. На рис. 4.4.4е представлена микрофотография, сделанная ПЗС-камерой, без подсветки, а на структуру подано положительное смешение. Отчетливо видно, что излучение КТ сконцентрировано в пределах апертурной области (зона А). Количественный анализ эффективности токового ограничения в разработанном БМР представлен в следующем параграфе.
Внешняя квантовая эффективность брэгговского микрорезонатора и расходимость излучения
Предположим, что в первую очередь рекомбинирует пара с проекциями моментов +1/2) + -3/2) = -і), на рис. 5.1.1 это обозначено как «Схема А». В этом случае излучается фотон с левой циркулярной поляризацией (рис. 5. 1.1а, б). В КТ остается пара -l/2) + + 3/2) = + l), которая по прошествии времени Тх рекомбинирует с излучением фотона с правой циркулярной поляризацией. Поскольку время спиновой релаксации в InGaAs КТ многократно превосходит время жизни экситона Тх [7, 166], вероятность излучения второго фотона с правой циркулярной поляризацией близка к единице. Таким образом, при рекомбинации по схеме А, гарантированно образуется пара фотонов с левой и правой циркулярной поляризацией.
Если в первую очередь рекомбинирует пара с проекциями моментов -l/2) + + 3/2) = + l), реализуется «схема В», и при каскадной рекомбинации гарантированно образуется пара фотонов с правой и левой циркулярной поляризацией. Таким образом, КТ является излучателем фотонных пар, запутанных по поляризации. Эта схема нарушается при AEFS ґ\ Экситонные состояния с моментами ±l) преобразуются в смешанные состояния с моментами +1) -1 -1) и +1) +1 -1) и при рекомбинации образуются фотоны с линейной поляризацией вдоль кристаллографических направлений [110] и [11 0], рис 5.1.1 б - правая часть [9, 10, 18, 117]. Таким образом, спектры микролюминесценции, записанные для поляризаций вдоль направлений [110] и [110], будут содержать пики экситонов Х[110] и Х[110], и биэкситонов XX [110] и XX [1 10], смещенных друг относительно друга на величину AEFS (см. рис. 5.2.36). Это позволяет непосредственно из спектров МФЛ, записанных для двух скрещенных поляризаций, определять параметр расщепления экситонных состояний AEFS
В данной работе величина AEFS определялась как разница энергий фотонов Х[110] и Х[11 0], отвечающих экситонной рекомбинации в КТ.
В данной главе (раздел 5.3) приведены результаты исследований параметра AEFS В структурах с InGaAs КТ, выращенных с малым временем прерывания роста, где выявлены субансамбли КТ с AEFS Х, ЧТО представляет интерес для создания ИФП на основе КТ.
Для достоверного определения параметров AEFS И ПОИСКОВ КТ, для которых AEFS Ґ]І, требуется решение двух задач [A3- А5]. Во - первых, необходима надежная интерпретация экситонных пиков в спектрах МФЛ. Во - вторых, поскольку естественная ширина экситонных пиков InGaAs КТ, при криогенных температурах, составляет 10" эВ, то и погрешность определения величины AEFS должна быть на этом уровне.
Для интерпретации пиков МФЛ одиночных InGaAs КТ, использовалась следующая методика. Регистрировался набор спектров при различных плотностях мощности возбуж 9 9 9 дающего излучения в интервале 10" -г- 10 Вт / см . Пример представлен на рис. 5.2.1. При наименьших плотностях мощности, в первую очередь, в спектрах появляются эк-ситонные пики X (рис. 5.2.1а - в), что является одним из критериев для его идентификации. При больших мощностях возбуждения, появляются пики, отвечающие другим экси-тонным состояниям. С ростом плотности мощности, интенсивности пиков растут, выходят на насыщение и уменьшаются при высоких плотностях мощности, за счет эффектов разогрева (рис. 5.2.2а). Наиболее важным участком зависимости интенсивности пиков от плотности мощности является начальный до достижения насыщения. 1800 1600 1400
С использованием представленной методики, нами были определены параметры AEFS для 135 одиночных InGaAs КТ, полученных по механизму Странского - Крастанова с малым временем прерывания роста [A3 - А5]. На рис. 5.3.1 приведены экспериментальные данные для АЕр$, ПО горизонтальной оси отложена энергия экситона КТ. Отметим основные закономерности полученной зависимости. С уменьшением энергии экситона (с ростом размера КТ) наблюдается монотонный рост AEFS ОТ малых значений до значений -100 мкэВ при энергиях экситона -1,22 эВ. Наблюдается также большой разброс значений AEFS при заданной энергии экситона. Эти закономерности отмечались ранее [9, 18, 28, 167 -169], с увеличением размеров КТ, возрастает вероятность отклонения их формы от совершенной, возрастают флуктуации размеров КТ, в частности, флуктуации аспектного отношения латеральных и вертикальных размеров. Это приводит к увеличению AEFS Наиболее важной особенностью полученной зависимости является наличие группы КТ с энергией экситонов в интервале 1.3-И .4 эВ, для которых AEFS близка к нулю в пределах точности измерений OFS = ±1.6 мкэВ. К этой группе относятся КТ наименьшего размера, где пьезопотенциал не приводит к заметному расщеплению экситонных состояний, и отклонение от тетрагональной симметрии минимально. На рис. 5.3.1 эта группа отмечена прямоугольной рамкой. На вставке рис. 5.3.1 приведена гистограмма распределения числа КТ от AEFS ДЛЯ интервала AEFS ОТ -10 до 40 мкэВ, ширина столбца равна удвоенной погрешности измерений 3.2 мкэВ, сравнимой с естественной шириной экситонных уровней Гх- Как видно из гистограммы максимум распределения приходится на КТ с AEps= 0 ± 1.6 мкэВ. Очевидно, что данная выборка КТ представляет большой интерес для создания ИФП.