Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Литературный обзор 8
Глава 2. Методика эксперимента и описание образцов. 19
2.1.Методика эксперимента. 19
2.1.1. Методика выращивания однослойных массивов InAs/GaAs квантовых точек. 19
2.1.2. Методика проведения спектральных исследований. 26
2.1.3. Методика измерения абсолютной величины квантового выхода в гетероструктурах . 28
2.1.4. Методика проведения фотолюминесцентных измерений с временным разрешением 31
2.2. Описание образцов. 34
2.2.1. Исследование спектров фотолюминесценции. 34
2.2.2. Идентификация энергетических состояний в квантовых точках. 38
2.2.3. Исследование спектров фотолюминесценции в диапазоне температур от 77К до 300К при различных уровнях возбуждения. 40
Глава 3. Рекомбинационные процессы в квантовых точках при малой степени заселенности квантовых точек 45
3.1. Вреліена жизни неравновесных носителей заряда в квантовых точках при малой степени заселенности квантовых точек. 45
3.2. Процессы переноса носителей в массивах квантовых точек. 52
3.3. Моделирование процессов переноса носителей в массивах квантовых точек . 57
Глава 4. Рекомбинационные процессы в квантовых точках при высоких уровнях июісекции носителей . 63
4.1 Эффект заполнения основного энергетического состояния в квантовых точках 63
4.2. Исследование значения величины внутренней квантовой эффективности в массивах квантовых точек в широком температурном диапазоне . 71
4.3. Рекомбинационные процессы в квантовых точках при температуре 5К. 74
4.4. Рекомбинагщонные процессы в квантовых точках при температуре 77К. 78
4.5. Расчет зависимости коэффициента безызлучателыюй Оже-рекомбинаг\ии в квантовых точках от температуры и радиуса квантовой точки. 87
4.6. Влияние неравновесных носителей заряда в барьерной области на рекомбинационные процессы в квантовых точках 101
Заключение 107
Литература 114
- Методика измерения абсолютной величины квантового выхода в гетероструктурах
- Методика проведения фотолюминесцентных измерений с временным разрешением
- Моделирование процессов переноса носителей в массивах квантовых точек
- Исследование значения величины внутренней квантовой эффективности в массивах квантовых точек в широком температурном диапазоне
Введение к работе
Полупроводниковые гетероструктуры, содержащие
квантоворазмерные объекты в последние годы заняли ведущее место в
физике полупроводников. Интенсивные исследования
полупроводниковых наногетероструктур, содержащих квантовые точки
привели к открытию новых явлений, созданию принципиально новых
приборов и развитию теории полупроводников. Несмотря на прогресс в
изготовлении оптоэлектронных приборов, к началу диссертационной
работы ряд фундаментальных характеристик структур на основе
квантовых точек не был исследован. Так, не было проведено детального
исследования зависимости эффективности излучательной рекомбинации
от параметров массива квантовых точек и уровня возбуждения в
реальных гетероструктурах. В работах, посвященных
фотолюминесцентным исследованиям квантовых точек, практически отсутствовали конкретные значения эффективности излучательной рекомбинации, а характер её зависимости от температуры и уровня возбуждения не обсуждался. Знание этих характеристик важно, как для понимания происходящих в низкоразмерных гетероструктурах фундаментальных процессов, так и для реализации уникальных свойств этих гетеро структур в оптоэлектронных приборах.
Актуальность работы заключается в том, что в работе проводятся детальное исследование рекомбинационных процессов неравновесных носителей заряда в однослойных массивах InAs/GaAs квантовых точек в зависимости от температуры, концентрации носителей и среднего размера квантовых точек в массиве.
Целью данной работы являлось - изучение рекомбинационных процессов, определяющих величину внутренней квантовой эффективности в квантовых точках.
Основные задачи: Для достижения поставленной цели в данной работе решались следующие задачи:
изготовление методом молекулярно-пучковой эпитаксии
гетероструктур InAs/AlGaAs, содержащих высококачественные
массивы квантовых точек InAs с различным характерным размером;
исследование характера зависимости эффективности
люминесценции и времени жизни неравновесных носителей заряда от их концентрации для однослойных массивов квантовых точек InAs различного размера в широком диапазоне температур, разработка модельных представлений о рекомбинационных процессах, определяющих величину внутренней квантовой эффективности люминесценции в квантовых точках
Объектами исследования являлись гетероструктуры InAs/AlGaAs, содержащие массивы квантовых точек InAs.
Выбор квантовых точек на основе гетеросистемы InAs/GaAs был обусловлен как их практической значимостью, так и тем, что технология получения высококачественных эпитаксиальных гетероструктур хорошо разработана для данной системы.
Методом исследования эффективности излучательной
рекомбинации был выбран метод фотолюминесценции с непрерывным
возбуждением. Исследовалась неполяризованная фотолюминесценция, обусловленная рекомбинацией оптически возбужденных неравновесных носителей. Данная методика позволяет не только измерить значение эффективности излучательной рекомбинации, но и оценить качество исследуемых объектов, выявить причины зависимости эффективности излучательной рекомбинации от концентрации неравновесных носителей. Для исследования временных характеристик использовался метод фотолюминесценции с временным разрешением. Параллельное измерение величины внутреннего квантового выхода и времен жизни неравновесных носителей заряда в гетероструктурах на основе квантовых точек при различных температурах и уровнях фотовозбуждения позволяет разделить рекомбинационные процессы, определяющие величину внутренней квантовой эффективности.
Представляемые к защите научные положения.
Положение 1.
При равновесном заполнении квантовых точек (при малых значениях фактора заполнения fn и fp; n
Положение 2.
В массивах изолированных квантовых точек InAs/GaAs (квантовые точки не обмениваются друг с другом носителями), при концентрациях неравновесных носителей заряда, сопоставимых с концентрацией
квантовых точек (nssN^.), времена излучательной рекомбинации составляют единицы наносекунд, а значения внутренней квантовой эффективности люминесценции могут достигать 100%
Положение 3.
При полном заселении основного энергетического состояния неравновесными носителями заряда в InAs/GaAs квантовых точках включается канал безызлучательной Оже-рекомбинации. Конкуренция процессов излучательной рекомбинации и безызлучательной Оже-рекомбинации на пороге заполнения основного состояния квантовой точки определяет величину внутренней квантовой эффективности люминесценции.
Положение 4.
Времена беспорогового и квазипорогового процессов Оже-рекомбинации в квантовых точках InAs/GaAs, а также процесса Оже-рекомбинации с участием неравновесных носителей в барьерной области зависит от радиуса квантовой точки немонотонным образом; при некотором значении радиуса квантовой точки R время Оже-рекомбинации т имеет ярко выраженный минимум.
Методика измерения абсолютной величины квантового выхода в гетероструктурах
Исследованные структуры были выращены методом молекулярно пучковой эпитаксии в ФТИ им. А. Ф. Иоффе на выпускаемом отечественной промышленностью магистрально-модульном комплексе УЭ.ПМ-12.5-002 (ЦНА-13). В качестве источников молекулярных потоков в установке были использованы испарительные ячейки с резистивным нагревом. Тигли молекулярных источников были изготовлены из пиронитрида бора. Шихтовыми материалами служили Ga (000), А1 (000), As (000), In (000), прошедшие специальную очистку. Давление остаточных газов в использованной установке при ростовых режимах не превышало 2-Ю 8 Па. Рост слоев осуществлялся как на полу изолирующих подложках GaAs (АГПЧХ), так и на n-GaAs с Л =1018 см"3. Контроль режимов роста осуществлялся с помощью метода дифракции быстрых электронов (ДБЭ). Соотношение потоков элементов V/III групп было выбрано близким к 2. При выборе режимов выращивания учитывались результаты исследований, в которых было обнаружено усиление фотолюминесценции для соединений AlGaAs при увеличении температуры МЛЭ-выращивания до 700С и уменьшении соотношения потоков элементов III/V групп. При росте InAs квантовых точек температура подложки составляла 480С. Для проведения исследований методом молекулярно-пучковои эпитаксии выращивались серии из четырех образцов с квантовыми точками InAs с эквивалентной толщиной слоя InAs 2.9 монослоя. Эта величина была обусловлена тем, что, при увеличении толщины осаждаемого слоя растет число дислокаций в активной области [60]. Все четыре исследуемых образца внутри каждой серии выращивались в едином процессе молекулярно-пучковои эпитаксии. Единственное отличие между образцами заключалось в том, что в каждой серии образцов один был выращен на точно ориентированной подложке GaAs (001) (образцы А), а остальные - на разор и ентиро ванных в направлении [010] (образцы В, С и D). Разориентация подложки приводит к увеличению поверхностной плотности квантовых точек, и уменьшению размера квантовых точек [61].
Это было сделано с целью сохранения одинаковых условий выращивания массивов квантовых точек с различной плотностью и различным средним размером [44]. Угол разориентации составил 2, 4 и 6 (образцы В, С и D соответственно). Сравнительно небольшая область изменения углов выбиралась для того, чтобы изучаемые поверхности отличались друг от друга только плотностью ступеней роста, а не качественными изменениями морфологии поверхности вызванными приближением к новым сингулярным граням [62]. Различие между сериями образцов заключалось в изменении условий роста - температуры, соотношения потоков и времени прерывания роста. Сравнение качества выращенных серий образцов осуществлялось путем измерении величины внутренней квантовой эффективности люминесценции этих образцов. Далее в работе исследовались образцы наиболее удачных серий, в работе, в основном, представлены данные исследования серии 643 — значение величины внутренней квантовой эффективности люминесценции для нее было максимальным среди изученных и при азотной температуре достигало 100%. На рис. 2. представлены изображения двух образцов 623А(С) и 623D(C), содержащие поверхностные массивов InAs/GaAs квантовых точек. Эти образцы, изготовленные специально для проведения измерений методом атомно-силовой микроскопии, были близки по условиям выращивания образцам, изготовленным для проведения фотолюминесцентных исследований. На рис. 3. представлены результаты обработки АСМ изображений - диаграммы распределения квантовых точек по размеру в массиве для трех различных образцов (образцы 643А/С, 643В/С и 643D/C). Увеличение угла разориентации приводит: 1. к уменьшению дисперсии квантовых точек по размеру; 2. к уменьшению среднего размера квантовой точки в массиве; 3. к увеличению поверхностной плотности квантовых точек. Таким образом, в едином процессе молекулярно-пучковой эпитаксии выращивались образцы практически идентичные по среднему составу, содержанию примесей и количеству точечных дефектов. Гетероструктуры отличались только лишь различной поверхностной плотностью и различным средним размером квантовых точек в массивах. Гетероструктуры, выращиваемые для проведения фотолюминесцентных исследований состояли из слоя InAs квантовых точек, окруженного в GaAs барьером (20нм с каждой стороны).
Для повышения эффективности сбора фотовозбужденных носителей заряда GaAs барьерные слои квантовые точки были окружены градиентной короткопериодичной бинарной сверхрешеткой AlAs/GaAs (200нм с каждой стороны). Кроме того, применение бинарной сверхрешетки позволяет получить материал с высоким кристаллическим совершенством, а, значит, уменьшить влияние безызлучательных каналов в окружающих квантовую яму слоях. Со стороны подложки и поверхности гетероструктуры сверхрешетку прикрывали прилегающие слои Alo.6Gao.4As (500нм и ЮОнм соответственно), предотвращая утечку неравновесных носителей через безызлучательные центры на поверхности образца и в объёмный материал подложки. Схематическая диаграмма энергии ширины запрещенной зоны исследованных гетероструктур представлена на рис.4.
Методика проведения фотолюминесцентных измерений с временным разрешением
На рис. 8 представлены характерные спектры ФЛ (Т=77К) серий образцов с разориентацией 0, 2, 4 и 6 градусов. Для всех образцов наблюдается линия ФЛ, соответствующая по энергетическому положению люминесценции из основного состояния КТ. Для образцов, выращенных на разориентированных подложках, наблюдается "синий" сдвиг положения максимума линии ФЛ КТ по отношению к положению максимума люминесценции КТ образца, выращенного на точно ориентированной подложке GaAs (001). Величина сдвига растет с увеличением угла разориентации и для образцов, разориентированных на 4 и 6 градусов составляет порядка бОмэВ. Положение основного энергетического уровня в квантовой точке зависит от ее размера следующим образом: с уменьшением размера квантовой точки происходит сдвиг энергетического уровня в область больших энергий, таким образом, подобное поведение максимума линии ФЛ может быть объяснено уменьшением размеров КТ с увеличением угла разориентации. С увеличением угла разориентации наблюдается уменьшение ширины линии ФЛ на полувысоте от 120мэВ для КТ, выращенных на точно ориентированной поверхности до 46мэВ для линии ФЛ, соответствующей КТ, полученным на разориентированнои на 6 градусов подложке GaAs (001). Этот факт объясняется тем, что спектр ФЛ состоит из отдельных линий, соответствующих различным КТ. Форма спектра описывается распределением Гаусса и определяется распределением InAs КТ по размерам и зависимостью положения энергетического уровня от размера точки. Таким образом, можно утверждать, что для зарощенных массивов InAs КТ увеличение угла разориентации улучшает однородность распределения массива InAs КТ по размерам.
Данные о среднем размере и однородности распределения квантовых точек по размеру полученные при помощи фотолгоминесцентных исследований зарощенных массивов квантовых точек, соответствуют данным полученным при обработке АСМ изображений поверхностных массивов квантовых точек. Зависимости положения максимума линии ФЛ и ширины линии ФЛ на полувысоте от угла разориентации для обеих серий образцов представлена на рис.9. 36 На рис.10 приведены спектры фотолюминесценции (1,2,3) и спектры фотовозбуждения (4,5,6) измеренные при гелиевой температуре. Три нижних кривых - спектры фотолюминесценции снятые при трех различных уровнях плотности мощности возбуждающего излучения. Спектры люминесценции нормированы на максимальное значение спектра, отснятого при максимальной плотности мощности накачки, коэффициенты нормировки приведены на рисунке. Спектр фотолюминесценции, отснятый при максимальном уровне плотности мощности накачки, был аппроксимирован тремя распределениями Гаусса. Положение максимумов соответствует положению энергетических уровней в квантовой точке наиболее вероятного размера. Для уточнения энергетического положения уровней были отсняты спектры фотовозбуждения с точками регистрации, соответствующими положению максимумов разложения: нижний спектр возбуждения соответствует наиболее низкоэнергетическому уровню и далее по возрастанию (как помечено на рисунке). С увеличением плотности мощности фотовозбуждения в спектрах фотолюминесценции, кроме пика соответствующего основному состоянию квантовых точек (1,ЗЗэВ), появляются два дополнительных пика (1,38эВ и 1,42эВ). Их можно идентифицировать как люминесценцию возбужденного состояния в массиве квантовых точек [67] и смачивающего слоя [68]. На спектре фото возбуждения с регистрацией из основного состояния отчетливо видны максимумы в точках соответствующих максимумам разложения спектра фотолюминесценции. На рис. 11.а. представлены спектры фотолюминесценции образца 643С/С записанные при энергии возбуждения Евозб=2.41еВ, различных температурах и плотности мощности накачивающего излучения составляла 300Вт/см2.
Столь высокие значения плотности мощности были выбраны с целью наблюдения всех возбужденных состояний в квантовых точках. В спектрах люминесценции видно излучение, обусловленное переходами из основного и возбужденного электронных состояний квантовых точек, а также из смачивающего InAs слоя и объемного GaAs. Температурный диапазон измерения составлял 5К - 300К. При увеличении температуры от гелиевой до комнатной наблюдается сдвиг максимума интенсивности люминесценции с 1.33эВ до 1.23эВ, с 1.38эВ до 1.28эВ и с 1.42эВ до 1.319эВ для основного состояния, возбужденного состояния и смачивающего слоя соответственно. Для сравнения на рис. П.б. представлено температурное поведение пика фотолюминесценции GaAs. На рис. 12.а. представлены спектры фотолюминесценции образца 643С/С при температуре измерения Т=80К и при различных плотностях мощности накачивающего излучения Р=(4А/см"-1200 А/см ). Спектры были сняты при энергии возбуждения EB(r!f -2.41 еВ. Интенсивность спектров люминесценции нормирована на максимальное значение интенсивности спектра, отснятого при максимальной плотности мощности накачки, коэффициенты увеличения приведены на рисунке. Полная ширина на половине высоты спектра фотолюминесценции для основного состояния при Р = 5А/см2 составляла 50мэВ. На рис. 12.6. представлены спектры фотолюминесценции образца 643С/С при температуре измерения Т=300К и при различных плотностях мощности накачивающего излучения Р = 5 А/см и 300 А/см2. Спектры были сняты при энергии возбуждения Ев03б 2.41 еВ. Как видно из рисунка, пик фотолюминесценции, соответствующий возбужденному состоянию сохраняется даже при очень низких значениях плотности мощности накачивающего излучения. На рис. 13. Представлены спектры фотолюминесценции образца 643С/С при температуре измерения Т=4К, при различных энергиях возбуждения Евшб=1.65 еВ при плотности мощности накачивающего излучения Р=20А/см и при Ев03б=1.42 еВ при Р = 300A/CMZ. Как видно из рисунка, никакой разницы в спектрах фотолюминесценции массива квантовых точек при возбуждении над барьером и при возбуждении резонансно смачивающему слою не наблюдалось. Анализ температурной зависимости спектров люминесценции показал, что: 1. при гелиевой и азотной температурах соотношение максимумов пиков люминесценции из основного и возбужденного состояния не меняется, что свидетельствует о том, что тепловой выброс неравновесных носителей заряда с основного состояния на возбужденные при азотной температуре отсутствует; 2. при увеличении температуры происходит слабое увеличение полуширины спектра фотолюминесценции из основного состояния; 3. зависимость положения пика люминесценции из основного состояния от температуры соответствует аналогичной зависимости для энергии перехода соответствующей объемному InAs. Сопоставление полученных зависимостей свидетельствует о том, что вплоть до температур 100К во всех исследуемых образцах рекомбинационные процессы в квантовых точках происходят независимо, что свидетельствует об "изолированности" квантовых точек [69].
Моделирование процессов переноса носителей в массивах квантовых точек
Поскольку, релаксация неравновесных носителей заряда в квантовые точки происходит независимо, неравновесные носители разного знака при малых степенях заселенности квантовых точек могут быть разнесены пространственно (локализованы в различных квантовых точках). Рассмотрим вероятность нахождения в одной квантовой точке сразу нескольких неравновесных носителей заряда. Обозначим через R количество некомпенсированных в квантовой точке неравновесных носителей заряда - когда электронов на R больше, чем дырок R=(n-p) (или наоборот), например R=2, если в одной точке одновременно находится три электрона и одна дырка. Поскольку время излучательной рекомбинации существенно меньше времени перераспределения неравновесных носителей заряда, то мы фактически рассматриваем вероятность существования квантовых точек с нескомпенсированным зарядом. Аналитически выражение для вероятности нахождения квантовой точки с зарядом R можно записать в следующем виде [80]: где: C(R,no) - вероятность нахождения в одной квантовой точке сразу нескольких неравновесных носителей заряда одного знака п0 - количество электрон-дырочных пар на одну квантовую точку R - модуль заряда квантовой точки отнесенный к заряду электрона 1к(2п0) - Функция Бесселя R порядка.
Выражение 3.3 Л получено в предположении случайного (Пуассоновского) заполнения квантовых точек электронами и дырками. На рис. 18 представлена расчетная вероятность существования многократно заряженной (R) квантовой точки для различных значений R при п0=1, п0=0.5, и по=0.1. Как видно из рисунка вероятность существования однозаряженных квантовых точек равняется 22%, 20% и 9% для по=1, по=0.5, и По=0.1 соответственно. На рис. 19 представлены расчетные зависимости интенсивности фотолюминесценции от времени для температур 150К, 200К и 250К. Расчет зависимостей интенсивности фотолюминесценции от времени проводился при следующих допущениях: 1. Дырки после захвата в КТ не выбрасываются оттуда, передвигаются исключительно электроны, дырки вследствие их большой эффективной массы остаются неподвижны, соблюдается условие электронейтральности образца. 2. время захвата электрона в квантовую точку много меньше времени выброса, после выброса электрона из квантовой точки мгновенно происходит его захват в другую квантовую точку. 3. Электроны не взаимодействуют (в одной КТ может находиться сколько угодно электронов). 4. Масштаб времени перераспределения неравновесных носителей заряда больше времени излучательной рекомбинации (1 не), поэтому процесс излучательной рекомбинации можно считать мгновенным. 5. Время выброса электрона в матрицу ехр(Е/кТ), где Е -отрицательная энергия локализации. 6. Неоднородное уширение спектра квантовых точек по энергиям, обусловленное разбросом квантовых точек по размеру » кТ. Значение высоты барьера, плотности квантовых точек и величины неоднородного уширения для представленной зависимости были выбраны в соответствии с параметрами, определенными для образца С. Для сравнения рядом приведены экспериментальные зависимости для образца С, измеренные при тех же температурах. Сравнение экспериментальных и расчетных зависимостей показало, что предложенная модель правильно описывает экспериментальные зависимости интенсивности люминесценции от времени при различных температурах.
Проведенные экспериментальные исследования зависимости времени жизни неравновесных носителей заряда в основном состоянии квантовых точек InAs от температуры при равновесном заполнении показали: 1. Обнаружена медленная составляющая зависимости интенсивности люминесценции из основного состояния квантовых точек от времени (т 100нс). 2. Обнаруженная в работе медленная составляющая обусловлена процессами переноса пространственно разделенных неравновесных носителей заряда. 3. При низких температурах время медленной составляющей определяется временем туннелирования, а при высокой - временем термического выброса. Соотношение вкладов процессов туннелирования и термического выброса определяется степенью изолированности квантовых точек. Энергия активации термического выброса соответствует высоте барьеров квантовых точек, полученной в результате обработки спектров фотолюминесценции. Количество носителей, участвующих в процессах переноса пространственно разделенных неравновесных носителей заряда может составлять десятки процентов от общего количества инжектированных носителей. В исследованных нами структурах барьеры, окружающие квантовые точки были изготовлены из GaAs, поскольку обнаруженные нами большие времена напрямую связаны с процессами термического выброса и последующего перераспределения неравновесных носителей заряда. Использование в качестве барьеров более широкозонных твердых растворов AlGaAs, открывает широкие возможности для хранения заряда в квантовых точках при комнатной температуре.
Исследование значения величины внутренней квантовой эффективности в массивах квантовых точек в широком температурном диапазоне
На рис. 25 и 26 представлены зависимости внутренней квантовой эффективности и времени жизни неравновесных носителей заряда в квантовых точках от концентрации инжектированных носителей при температурах измерения 77К, Зависимость внутренней квантовой эффективности люминесценции от уровня плотности мощности фотовозбуждения оказалась качественно похожей на зависимость, измеренную при Т=5К. При малых концентрациях инжектированных носителей (в отличие от 5К) мы наблюдаем слабый рост внутренней квантовой эффективности с увеличением плотности мощности накачивающего излучения (порядка 10%). При концентрациях инжектированных носителей близких к концентрации необходимой для заполнения основного энергетического состояния массива квантовых точек величина внутренней квантовой эффективности достигает практически 100%, после чего начинается спад внутренней квантовой эффективности.
Этот спад имеет более резкий характер, чем наблюдаемый при температуре 5К и его уже нельзя объяснить только заполнением основного состояния в квантовых точках. Зависимость времени жизни неравновесных носителей заряда от уровня плотности мощности фото возбуждения (рис. 26) резко отличается от зависимости, измеренной при Т=5К. При увеличении плотности мощности накачивающего излучения вплоть до 40А/см2 для всех четырех образцов наблюдается слабый рост времени жизни неравновесных носителей заряда от 5.0нс до 5.3нс для образца А, от 3.7 до 3.85 для образца В, от 1,9нс до 2.3нс для образца С и от 2.25нс до 2.3 не для образца D. Одновременное увеличение времени жизни неравновесных носителей и величины внутренней квантовой эффективности люминесценции свидетельствует о насыщении канала безызлучательной рекомбинации Шокли-Рида. Отметим, что при достижении 100% квантового выхода (при уровне накачки 35А/см2) измеренное время жизни для образца С составляет практически такую же величину (т»2.2нс), что и при 5К. Измеренное для образцов А, В, С и D время излучательной рекомбинации зависило от размера квантовой точки. Наблюдаемое нами уменьшение времени жизни носителей с уменьшением размера КТ (рис 26), находится в соответствии с теоретической работой Асряна и др. [59]. В этой работе было показано, что при увеличении размера квантовой точки величина интеграла перекрытия растет, при дальнейшем увеличении размеров КТ пьезоэлектрический эффект приводит к тому, что волновые функции электрона и дырки растягиваются в противоположных направлениях и становятся более вытянутыми, что в свою очередь уменьшает интеграл перекрытия [83, 84].
При дальнейшем увеличении уровня накачки и заполнении основного энергетического состояния квантовых точек происходит резкий спад значения времени жизни неравновесных носителей заряда до 2.8нс, 1.45нс, 1.3нс и 1.2нс для образцов А, В, С и D соответственно. Дальнейшее увеличение концентрации инжектированных носителей происходит слабое уменьшение времени жизни неравновесных носителей заряда до 2.2нс, 0.8нс, 0.77нс и 0.85нс для образцов А, В, С и D соответственно. Хотелось бы отметить, что одно из наиболее очевидных предположений, что спад времени жизни с увеличением степени заселенности основного энергетического состояния в квантовых точках связан уменьшением излучательного времени жизни вследствие увеличения интеграла перекрытия электрона и дырки не верно. Действительно, из 4.3.2. сразу же следует, что при почти двукратном уменьшении излучательного времени рекомбинации и постоянном времени безызлучательной рекомбинации значение внутренней квантовой эффективности, которая составляет 100% меняться не должно, а мы наблюдаем спад внутренней квантовой эффективности. Используя экспериментальные зависимости л.{п) и Тж(п) и учитывая, что при плотности мощности накачивающего излучения « 35А/см ті«100% используя 4.3.3. мы построили зависимости излучательного Тир(п) и безызлучательного тБР(п) времен жизни от уровня плотности мощности накачивающего излучения при азотной температуре (рис. 27). Излучательное время жизни остается практически постоянным, в то время как безызлучательное имеет ярко выраженный максимум в области, соответствующей заполнению основного состояния в квантовых точках. Начальный рост безызлучательного времени жизни и увеличение квантовой эффективности мы связываем с насыщением безызлучательного канала рекомбинации Шокли-Рида. Последующий спад безызлучательного времени жизни свидетельствует о включении нового канала безызлучательной рекомбинации. Включение канала безызлучательной рекомбинации было обнаружено при переходе от гелиевой температуры к азотной, поэтому было бы логично предположить, что уменьшение эффективности излучателыюй рекомбинации обусловлено термическим выбросом неравновесных носителей заряда с основного состояния квантовых точек. Однако, сохранение соотношения интенсивности люминесценции из основного и возбужденного состояний, постоянство полуширины и отсутствие красного смещения максимума люминесценции (п.2.2.3) свидетельствует об отсутствии перераспределения носителей за счет термического выброса вплоть до температур ЮОК. Этот же вывод подтверждается мономолекулярным характером зависимости интенсивности люминесценции от времени (п.4.3) и присутствие медленной составляющей в зависимости интенсивности люминесценции от времени (п.3.1). Мы предположили, что причиной спада квантовой эффективности на пороге заполнения основного состояния квантовых точек является предсказанная [42] безызлучательная Оже-рекомбинация. В отличие от ранее изученных Оже процессов, Оже-рекомбинация в квантовой точке должна зависеть от ее параметров. Проведенные измерения для образцов с квантовыми точками различного размера позволили построить зависимость времени безызлучательной рекомбинации от размера квантовой точки (рис 28). Из рисунка видно, что зависимость времени безызлучательной рекомбинации от размера квантовой точки имеет выраженный минимум. Следует отметить, что значения времени безызлучательной рекомбинации для образцов С и D практически не отличаются, этот факт объясняется малым различием характерного размера квантовой точки в массиве.
