Исследование спектров излучения импульсных квантовых каскадных лазеров терагерцового диапазона и их применение для спектроскопии гетероструктур на основе HgTe/CdTe с квантовыми ямами Ластовкин Артем Анатольевич

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1 Квантовые каскадные лазеры (обзор литературы) 12

1.1 Лазеры среднего инфракрасного диапазона 13

1.1.1 Перестройка частоты ККЛ 18

1.1.2 Спектральные особенности ККЛ 21

1.2 Лазеры терагерцового диапазона 23

1.2.1 Волноводы и резонаторы для ТГц ККЛ 30

1.3 Технологии улучшения характеристик ТГц ККЛ 34

1.3.1 Методы увеличения рабочей температуры ТГц ККЛ 34

1.3.2 Увеличение мощности ТГц ККЛ 36

Глава 2 Спектральные исследования ККЛ ТГц диапазона 39

2.1 Исследуемые лазеры 39

2.2 Методика измерений характеристик ККЛ 46

2.2.1 Вольт-амперные характеристики ТГц ККЛ 46

2.2.2 Методика измерений токовых зависимостей интенсивности излучения ККЛ 47

2.2.3 Спектральные характеристики излучения ККЛ 50

2.3 Экспериментальные результаты и их обсуждение 50

2.3.1 Вольт-амперные характеристики 50

2.3.2 Исследование зависимостей интенсивности излучения ККЛ от тока 57

2.3.3 Осциллограммы импульсов излучения ККЛ 61

2.3.4 Спектры излучения ККЛ 63

Глава 3 Спектральные исследования ТГц ККЛ с высоким спектральным разрешением 66

3.1 Методика измерений спектров ККЛ с высоким разрешением 66

3.2 Результаты и обсуждение 69

3.2.1 ВАХ и излучательные характеристики 69

3.2.2 Спектры излучения ККЛ с высоким разрешением 69

3.2.3 Исследование перестройки частоты ККЛ за время импульса генерации 79

3.2.4 Увеличение частоты ККЛ при нарастании мощности излучения 86

3.2.5 Перестройка частоты ККЛ в течение импульса излучения большой длительности 91

Глава 4 Терагерцовая спектроскопия полупроводниковых узкозонных гетероструктур на основе соединения HgCdTe с использованием ТГц ККЛ 93

4.1 Полупроводниковые узкозонные гетероструктуры на основе соединения HgCdTe (обзор литературы) 93

4.2 Методика исследования циклотронного резонанса двумерных носителей заряда в полупроводниковых гетероструктур с использованием ТГц ККЛ 101

4.3 Методика исследования циклотронного резонанса двумерных носителей заряда в полупроводниковых структур с использованием фурье-спектромметра 115

4.4 Методы исследования эффекта Холла и осцилляций Шубникова – де Гааза 115

4.5 Метод расчёта зонной структуры КЯ и уровней Ландау 116

4.6 Исследуемые образцы 117

4.7 Исследование ЦР в гетероструктурах с КЯ HgTe/CdHgTe(013) в классических магнитных полях 120

4.8 Спиновое расщепление Рашбы 126

4.9 Терагерцовая спектроскопия узкозонных гетероструктур на основе HgTe/CdTe(013) с КЯ в квантующих магнитных полях 134

Заключение 150

Список литературы 153

• Лазеры терагерцового диапазона
• Методика измерений токовых зависимостей интенсивности излучения ККЛ
• Спектры излучения ККЛ с высоким разрешением
• Методы исследования эффекта Холла и осцилляций Шубникова – де Гааза

Введение к работе

Актуальность темы исследования

С развитием технологий квантовой инженерии стало возможным создание
квантовых каскадных лазеров (ККЛ) в терагерцовом (ТГц) диапазоне частот. При
этом такие свойства лазеров, как когерентность излучения, компактность,
возможность проектирование лазера заданной частоты, возможность перестройки
частоты лазера температурой, током, внешними резонаторами и др., или,
наоборот, возможность стабилизации частоты лазера, а также токовая накачка
лазеров, определили востребованность таких источников в различных
приложениях, в частности терагерцовой спектроскопии. При этом для
терагерцовой спектроскопии остаются актуальными задачи управления частотой
излучения ККЛ за счёт изменения их рабочих температур. Исследования
процессов разогрева лазерной структуры позволяют контролировать перестройку
частоты лазеров, что может быть использовано в приборах селективного
обнаружения примесей разнообразных веществ. Также значительный

исследовательский интерес представляет применение ККЛ в ТГц спектроскопии узкозонных полупроводниковых наноструктур, например, гетероструктур с квантовыми ямами (КЯ) CdHgTe (КРТ структуры), на основе которых могут быть созданы новые источники и приёмники излучения терагерцового диапазона. В таких структурах даже небольшое варьирование составов ям, барьерных слоёв и толщин КЯ приводит к значительным изменениям зонной структуры. Мощным инструментом исследования зонной структуры полупроводников является метод циклотронного резонанса (ЦР) двумерных (2D) носителей заряда, позволяющий провести исследования, востребованные при создании на основе КРТ структур лазеров и приемников терагерцового диапазона.

Степень разработанности темы исследования

Рабочая температура оказывает существенное влияние на спектр излучения ККЛ ТГц диапазона. Однако в опубликованных до настоящего времени работах (см., например [1,2,3]) перестройка частоты ТГц ККЛ при изменении рабочей

температуры исследовалась только в узком интервале значений последней. Всего при нескольких значениях температуры были получены спектры излучения ККЛ в работах [4] и [5]. Исследования перестройки частоты ТГц ККЛ в течение импульса генерации ограничены лишь одной работой [3], где методом гетеродинирования исследована перестройка частоты излучения импульсного ККЛ в течение импульса относительно частоты излучения другого непрерывного ТГц ККЛ (гетеродина).

В настоящее время наблюдается возрождение интереса к узкозонным
гетероструктурам с квантовыми ямами на основе HgTe/CdTe, которые обладают
целым рядом уникальных свойств. Большая часть исследований таких структур
посвящена изучению электронного транспорта (см., например, [6,7,8]).
Эффективным методом изучения энергетического спектра узкозонных

материалов является исследование циклотронного резонанса и межзонного магнитопоглощения в квантующих магнитных полях. В гетероструктурах HgTe/CdHgTe такие исследования были начаты в работах [9], [10], [11], [12] и до начала настоящей диссертационной работы были выполнены лишь на нескольких образцах с инвертированным зонным спектром.

Цели и задачи

1. Целями диссертационной работы являлись исследование спектральных характеристик импульсных квантовых каскадных лазеров терагерцового диапазона, развитие методики использования квантовых каскадных лазеров для терагерцовой спектроскопии полупроводниковых наноструктур и выявление особенностей зонного спектра узкозонных гетероструктур на основе HgTe/CdTe с квантовыми ямами, что включало в себя решение следующих задач:

2. Детальное изучение спектральных характеристик ККЛ терагерцового диапазона с дизайном активной области «резонансное испускание оптического фонона», размещённых в двойном металлическом полосковом волноводе,

определение модового состава генерации и его изменения с температурой, рабочим током, временем в течение импульса генерации.

3. Определение методом фурье-спектроскопии высокого разрешения диапазона перестройки частоты моды генерации при изменении температуры, в том числе за счет разогрева в течение импульса генерации.

4. Развитие методики использования импульсных квантовых каскадных лазеров терагерцового диапазона для магнитооптических исследований полупроводниковых наноструктур.

5. Исследование ЦР 2D электронов в гетероструктурах на основе HgTe/CdTe в классических магнитных полях и определение зависимости циклотронной массы от концентрации электронов и ширины ямы.

6. Исследование ЦР и межзонных оптических переходов в гетероструктурах на основе HgTe/CdTe в квантующих магнитных полях.

Научная новизна

1. Впервые продемонстрирована «перекачка» интенсивности излучения ТГц ККЛ в более высокочастотные моды с увеличением температуры, в том числе при разогреве активной области лазера в течение импульса генерации.

2. В широком температурном диапазоне (8-86 К) измерена перестройка частоты моды генерации ТГц ККЛ.

3. В гетероструктурах HgTe/CdHgTe с инвертированной зонной структурой экспериментально продемонстрировано возрастание циклотронной массы электронов при увеличении ширины КЯ.

4. В квантовых ямах HgTe/CdHgTe обнаружено сильное расщепление линии ЦР электронов (m_c/m_c 0.12), связанное со спиновым расщеплением Рашбы.

5. В гетероструктурах на основе HgTe/CdTe с квантовыми ямами с нормальной зонной структурой впервые измерены спектры ЦР электронов в квантующих магнитных полях и обнаружены переходы с трех нижних уровней Ландау.

6. Показано, что в образцах HgTe/CdHgTe n-типа с инвертированной зонной структурой ЦР дырок может наблюдаться и в отсутствие перекрытия зон.

Практическая и теоретическая значимость работы

Продемонстрированный в работе эффект перестройки частоты моды генерации ТГц ККЛ в течение импульса может быть использован для создания на основе этих приборов газовых детекторов реального времени. Результаты исследований спектральных характеристик импульсных ТГц ККЛ были использованы в работе при создании спектрометра ТГц диапазона для исследования ЦР двумерных носителей заряда в квантовых ямах HgCdTe. Этот спектрометр уже используется для магнитооптических исследований других узкозонных систем (см., например, [13]). Теоретическая значимость работы заключается в получении нового знания об энергетическом спектре гетероструктурах с КЯ на основе HgTe/CdTe. Полученные в диссертации результаты исследований этих структур могут быть использованы при создании новых оптоэлектронных приборов терагерцового диапазона.

Методология и методы исследования

Исследование спектральных характеристик импульсных ККЛ (модовый состав излучения) проводилось методом фурье-спектроскопии с использованием прибора, работающего в режиме пошагового сканирования. Для регистрации импульсных сигналов использовался метод стробоскопического преобразования с последующим накоплением для улучшения отношения сигнал/шум. Перестройка частоты моды генерации ККЛ исследовалась с использованием фурье-спектрометра быстрого сканирования высокого (до 0.007 см^-1) разрешения. Узкозонные гетероструктуры с КЯ на основе HgTe/CdTe исследовались транспортными методами (эффект Холла и осцилляции Шубникова – де Гааза) и методами абсорбционной спектроскопии. Спектры ЦР исследовались как с использованием монохроматических источников излучения (ККЛ, лампы обратной волны) с разверткой магнитного поля до 5.5 Тл, так с использованием фурье-спектрометра в постоянных магнитных полях. В импульсных магнитных полях до 45 Тл спектры магнитопоглощения (ЦР электронов и дырок, межзонные

переходы) исследовались с использованием ККЛ среднего ИК диапазона (длина волны излучения 11,4 и 14,8 мкм).

Основные положения, выносимые на защиту

7. В спектрах излучения импульсного квантового каскадного лазера терагерцового диапазона наблюдается «перекачка» интенсивности излучения в более высокочастотные моды с увеличением температуры, а также в течение импульса излучения, что связано с разогревом активной области лазера.

8. Повышение рабочей температуры (от 8 до 86 К) квантового каскадного лазера терагерцового диапазона приводит к изменению частоты генерации, достигающей 5 ГГц.

9. В квантовых ямах HgTe/CdHgTe с инвертированной зонной структурой эффективная масса в зоне проводимости возрастает с увеличением ширины квантовой ямы в отличие от ям с нормальной зонной структурой.

10. В ассиметричных (с односторонним селективным легированием барьеров) квантовых ямах HgTe/CdHgTe с инвертированной зонной структурой наблюдается сильное расщепление линии циклотронного резонанса электронов, связанное со спиновым расщеплением Рашбы (m_c/m_c 0.12 при _R = 30 мэВ).

11. Пересечение нижнего уровня Ландау электронов и верхнего уровня Ландау дырок в квантовых ямах HgTe/CdHgTe с инвертированной зонной структурой позволяет одновременно наблюдать линии циклотронного резонанса электронов и дырок.

Степень достоверности и апробация результатов исследования

Достоверность результатов исследований, представленных в диссертации,
обеспечивается применением апробированных в ИФМ РАН и в других
исследовательских центрах методик. Результаты экспериментальных

исследований приводятся в сопоставлении с теоретическими расчетами, а также с

другими данными, представленными в литературе. Результаты диссертации докладывались и обсуждались на XIII-XVII Международных симпозиумах «Нанофизика и наноэлектроника» (Нижний Новгород 2009-2013 гг.); IX, X Российских конференциях по физике полупроводников (Новосибирск-Томск 2009, Нижний Новгород 2011); Международном форуме по нанотехнологиям «Rusnanotech' 10» (Москва 2010); 4 Всероссийской конференции молодых ученых «Микро- и нанотехнологии и их применение» (Черноголовка 2010); VII, VIII Всероссийских семинарах по радиофизике миллиметровых и субмиллиметровых волн (Нижний Новгород 2009, 2011); XIV научной конференции по радиофизике, посвящённой 80-й годовщине со дня рождения Ю.Н. Бабанова (Нижний Новгород 2010); Международной конференции XIV Харитоновские тематические научные чтения «Мощная импульсная электрофизика» (Саров 2012); Международной конференции «Terahertz and Microwave radiation: Generation, Detection and Applications» (Москва 2012); Международной конференции «International Conference on Superlattices, Nanostructures, and Nanodevices» (Дрезден 2012); Форуме молодых учёных (Нижний Новгород 2013); а также на семинарах Института физики микроструктур РАН. Результаты по теме диссертации опубликованы в 28 печатных работах, в том числе в 8 статьях в реферируемых научных журналах и в сборниках тезисов докладов и трудов конференций и симпозиумов (20 публикаций). Все вышеперечисленное в совокупности свидетельствует о достоверности полученных результатов и сделанных на их основании выводов.

Лазеры терагерцового диапазона

В литературе принято различать дизайны ККЛ по степени «диагональности» излучательных переходов. Дизайн лазеров, в которых испускание фотонов происходит при переходе электронов между энергетическими уровнями, относящимся к одной КЯ, называется вертикальным (Рис. 2а). Если энергетические уровни относятся к разным КЯ, то такой дизайн ККЛ называется диагональным (Рис. 2b). Сила осциллятора рабочего перехода, нормированная на силу осциллятора перехода, соответствующего вертикальному дизайну, описывает степень диагональности [27]. Отношение соответствует дизайну с 0% степенью диагонализации. А дизайну с 30% степенью диагонализации.

За исключением приборов с активными областями из одной квантовой ямы, ККЛ на основе всех остальных описанных выше структур работали вплоть до комнатной температуры в среднем ИК диапазоне. Активные среды, основанные на двух - трех квантовых ямах и сверхрешетке, получили дальнейшее развитие.

Традиционным способом изготовления резонатора является формирование зеркал на сколах по выделенным кристаллографическим направлениям (обычно [110]). При этом лазер излучает на продольных модах резонатора Фабри-Перо: , где m – номер моды, neff – эффективный показатель преломления, L – длина резонатора. ККЛ с резонаторами Фабри Перо способны выдавать сравнительно большие мощности излучения, но обычно в многомодовом режиме. Такой многомодовый режим работы лазеров не удобен в ряде прикладных задач, например, в задачах газовой спектроскопии, в которых более востребованным является одномодовой режим излучения. Для таких задач было предложено использовать систему с распределённой обратной связью (РОС), основная идея которой заключается в формировании на поверхности волновода диэлектрических брэгговских зеркал – решетки, соответствующего периода. При этом частота излучения лазера определяется соотношением для волнового числа , где амплитуда модуляции реальной части эффективного показателя преломления ( ), что является проявлением периодичности встроенной решетки; –амплитуда модуляции коэффициента поглощения; длина волны , – период решётки, – целое число или степень решетки [28].

Подбирая параметры решётки, можно достичь условий распространения заданной моды волновода. Первый ККЛ с РОС был реализован группой сотрудников из исследовательского центра Bell Labs (Нью-Джерси, США) в 1997 году [29]. В их работе опубликованы результаты исследований ККЛ, излучающих на длинах волн 5,4 и 8,5 мкм. На Рис. 3 представлен снимок ККЛ, выполненный сканирующим электронным микроскопом, из работы Рис. 3. Снимок ККЛ сканирующем электронным микроскопом [29].

[29]. На снимке отчетливо видна решётка, протравленная на поверхности лазера.

Рис. 4. Экспериментальная установка из работы [36] для спектральных исследований ККЛ, помещённого во внешний перестраиваемый оптический резонатор.

Частоту ККЛ можно перестраивать за счет изменения температуры лазерной структуры. Основная причина перестройки - изменение эффективного показателя преломления лазерной структуры. Типичные значения коэффициента перестройки частоты для лазеров ИК диапазона с РОС порядка 0,1 см-1K-1[29],[30], [31], [32]; при этом диапазон перестройки частоты составляет 10–20 см-1 [33], и ограничен верхней рабочей температурой лазера порядка сотен кельвин. Например, в работе [34] температурная перестройка в непрерывном режиме генерации лазера 9 мкм на 14,2 см-1 была достигнута при нагреве до температуры 423 К. Однако при таком нагреве мощность генерации лазера падала ниже уровня 1 мВт.

Частоту лазеров можно изменять за счет изменения приложенного напряжения и, соответственно, тока, протекающего через структуру, но в более узком диапазоне. Таким способом не удаются сильно разогреть структуру из-за узкого диапазона напряжений, при котором осуществляется согласование рабочих энергетических уровней между каскадами лазера. Типичная перестройка лазера в этом случае составляет 2-3 см-1 (см., например, [33]).

Диапазон перестройки лазеров можно расширить, используя внешний резонатор. При этом необходимо минимизировать отражение от торцов лазерной структуры, тем самым предотвратить формирование резонатора на сколах лазерной структуры. Для этого используют многослойное антибликовое покрытие торцов лазера [35]. Такой подход приводит к добавлению технически сложных оптических компонентов в схему лазера: линз, дифракционной решетки, механических приводов и т.д. (см. Рис. 4). Однако такие «ухищрения» дают возможность перестраивать ККЛ в широком диапазоне частот в пределах полосы усиления, вращая дифракционную решетку внешнего резонатора (решёточная перестройка). Первая работа, посвящённая ККЛ с внешним резонатором была опубликована группой исследователей G. P. Luo, C. Peng, H. Q. Le, S. S. Pei и др. в 2001 году [36]. В работе наблюдали перестройку частоты лазера в импульсном режиме, которая достигала 32 см-1 при температуре 80 К. Однако при нагреве лазера до 230 К, область перестройки частоты лазера сужалась и составляла 5 см-1. Годом позже появилась работа, в которой авторы наблюдали при комнатной температуре перестройку частоты лазера на 7,6 см-1 [37]. Следует отметить последующую работу «пионеров» в этой области G. P. Luo, C. Peng, H. Q. Le, S. S. Pei и др., опубликованную также в 2002 году [38]. В работе приводятся данные о достижении диапазона перестройки лазера в 54 см-1 при температуре 84 K и одномодовом режиме генерации. Наиболее значительных результатов им удалось добиться при сочетании двух методов: перестройки за счет температуры лазерной структуры и решёточной перестройки. Таким способом удалось добиться диапазона перестройки 91 см-1 [39].

В дальнейшем было предложено использовать лазеры с дизайном активной области «bound–to–continuum». Такой дизайн даёт возможность изготавливать ККЛ с большими коэффициентами усиления в более широкой области частот. В 2007 году была представлена работа, в которой авторам удалось добиться перестройки ККЛ, работающего в непрерывном режиме, на 120 см-1, при этом частота лазера изменялась от 7,96 до 8,84 мкм [35]. Сочетая в активной области лазера две различные каскадные структуры, усиление в которых приходится на разные области частот, удаётся добиться лучших параметров перестройки. В работе [40] сообщалось о перестройки лазера в импульсном режиме на 290 см-1 (8,2–10,4 мкм). В работе [41] перестройка лазера, но уже в непрерывном режиме, составила 200 см-1 (8,2– 9,3 мкм). Лучшие результаты были получены при сочетании в ККЛ пяти различных каскадных структур в 2009 году [42]. Авторы работы наблюдали перестройку частоты лазера, работающего в импульсном режиме, в широкой области 430 см-1 (7,6-11,4 мкм).

Методика измерений токовых зависимостей интенсивности излучения ККЛ

Измерения вольт амперных характеристик (ВАХ) проводились на экспериментальной установке, блок-схема которой приведена на Рис. 17. Измерения проводились при температурах Т = 7-150 К, лазер размещался на медном хладопроводе в гелиевом криостате замкнутого цикла DISPLEX DE 202S. Блок управления температуры криостата замкнутого цикла позволял выставлять и поддерживать автоматически заданную температуру и контролировать ее с помощью термодатчика, расположенного на медном хладопроводе. Измерения ВАХ проводились в импульсном режиме. С задающего генератора импульсов Г5-56 прямоугольные импульсы напряжения 11 В длительностью до 1 мс и частотой повторения до 300 Гц подавались на специально изготовленный электронный ключ, собранный на полевом транзисторе IRF 9510. На ключ подавалось постоянное напряжение от источника питания KEITHLEY SOURSE METER 2400, который позволял осуществлять пошаговую развертку выходного напряжения, что использовалось для автоматической записи ВАХ. С выхода ключа импульсы напряжения амплитудой до 25 В по 50-омному кабелю подавались на исследуемый ККЛ. Сигналы, пропорциональные приложенному напряжению и току через лазер подавались на два канала цифрового осциллографа Le Croy “Wave pro 7100A” и на двухканальный строб-интегратор SRS.SR250. Строб-интегратор, синхронизуемый по задающему импульсу генератора Г5-56, осуществлял «выборку» амплитуды исследуемых импульсов в заданном временном окне и проводил усреднение сигнала по нескольким реализациям. Постоянное напряжение с выхода каждого из каналов строб-интегратора оцифровывалось с помощью аналого-цифрового преобразователя (АЦП) и записывалось в память ЭВМ. На экране осциллографа контролировались импульсы напряжения и тока. Рис. 17. Блок-схема установки для измерения ВАХ ККЛ.

Методика измерений токовых зависимостей интенсивности излучения ККЛ Для измерения интегральной интенсивности излучения ККЛ в зависимости от тока использовалась экспериментальная установка, схематически изображенная на Рис. 18. Питание лазера осуществлялось по той же схеме, что и при измерениях ВАХ. Терагерцовое излучение ККЛ через полиэтиленовое окно криостата замкнутого цикла с помощью световода из полированной трубки из нержавеющей стали заводилось в транспортный гелиевый сосуд Дьюара СТГ-40 (использовался фильтр-окно из черного полиэтилена), где с помощью латунного конуса собиралось на приемник - примесное фотосопротивление Ge:Ga, которое находилось непосредственно в жидком гелии при температуре 4,2 К. Смещение на приемник подавалось с предусилителя прибора UNIPAN 232B. Усиленный сигнал с приемника вместе с импульсом, пропорциональным току через лазер, подавались на два канала строб-интегратора. Сигналы с выхода строб интегратора оцифровывались и записывались в память ЭВМ. На экране осциллографа контролировались импульсы напряжения, тока и интенсивности излучения ККЛ. Запись зависимости интенсивности излучения от тока при заданной температуре 7 – 90 К проводилась при автоматической развертке выходного напряжения источника питания

В работе также исследовались временные характеристики интегрального излучения ККЛ. Используемый электронный ключ обеспечивал фронты импульса напряжения длительностью 10-20 нс, однако реальное время включения тока лазера составляло около 0.5 мкс, что определялось индуктивностью петли, образованной проволочками, идущими от 50-омного кабеля к лазерному чипу. Временное разрешение при исследованиях формы импульса излучения определялось произведением RC, где R – величина сопротивления нагрузки (для Ge:Ga), а C – емкость кабеля, и составляло по оценкам 0.2 мкс. Импульс сигнала излучения усиливался широкополосным (1,5 Гц – 150 кГц ) предусилителем прибора UNIPAN 232B и подавался на цифровой осциллограф LeCroy “Wave pro 7100A”. Для улучшения отношения сигнал-шум на осциллографе производилось усреднение сигнала (обычно по 100 реализациям), после чего осциллограмма записывалась в память прибора. Генератор импульсов Г5-56

Измерения спектров излучения ККЛ проводились с помощью фурье спектрометр BRUKER VERTEX 80V. Для питания лазера и регистрации сигнала излучения использовалась схема измерений аналогичная, представленной на Рис. 18. Излучение ККЛ через полиэтиленовое окно заводилось в интерферометр Майкельсона вакууммированного спектрометра. С выхода интерферометра излучение с помощью поворотных зеркал заводилось в световодную вставку с транспортный гелиевый сосуд Дьюара, где регистрировалось фотоприемником Ge:Ga. Импульсный сигнал с приемника детектировался строб-интегратором; выходной сигнал с интегратора поступал на АЦП фурье-спектрометра. Фурье-спектрометр осуществляет запись интерферограммы – зависимости интенсивности сигнала от положения подвижного зеркала интерферометра Майкельсона. Далее компьютер осуществляет фурье-преобразование интерферограммы в спектр сигнала. Измерения спектров излучения ККЛ проводились в режиме пошагового сканирования: зеркало интерферометра останавливалось, и производилась запись сигнала излучения, полученного в результате усреднения по заданному числу (обычно 3) импульсов, после чего зеркало перемещалось в следующую позицию. Максимальное смещение зеркала интерферометра при скане определяет спектральное разрешение, которое в данном приборе может составлять до 0.2 см-1. Измерения спектров излучения проводились при заданных температуре и токе через лазер в различные моменты времени импульса излучения.

Спектры излучения ККЛ с высоким разрешением

В последние время ККЛ применяются как генераторы терагерцового диапазона с управляемой напряжением частотой в системах ФАПЧ. В связи с этим были проведены исследования зависимости частоты излучения от приложенного напряжения. Результаты измерений спектров структуры, излучающей на частоте 2,61 ТГц, представлены на Рис. 40. Для данной структуры наблюдается рост частоты излучения при увеличении приложенного напряжения. Однако, для 3,2 ТГц ККЛ наблюдается обратное поведение спектральной линии в зависимости от напряжение. На Рис. 41 представлены спектры излучения 3,2 ТГц ККЛ. На данном рисунке хорошо видно, что наблюдается уменьшение частоты генерации при увеличении приложенного напряжения. Естественно связать такое различное поведение двух подобных лазерных структур с независимым влиянием на процесс генерации двух конкурирующих процессов. К одному из них мы относим влияние температуры на частоту генерации лазерной структуры. Мы считаем что, согласно ВАХ, с увеличением питающего напряжения увеличивается ток через структуру и, следовательно, увеличивается мощность, выделяемой в лазере, что приводит к дополнительному разогреву лазера во время импульса. Данный эффект, по сути, был обнаружен при исследовании спектров ККЛ при различных температурах хладопровода. Другой процесс связан с изменением энергии излучения за счет изменения профиля зоны проводимости, что сдвигает линию в область меньших частот. В наших лазерах рабочими переходами, являются переходы между уровнями из соседних квантовых ям. Соответственно изменение внешнего электрического поля на величину E приводит к изменению расстояния между уровнями на величину порядка eEd, где d – толщина барьера, разделяющего ямы, что и приводит, в итоге, к уменьшению частоты лазера с уменьшением питающего напряжения. Соответственно, для структуры ККЛ, излучающего на частоте 2,61 ТГц, первый процесс оказывается превалирующим, а для 3,2 ТГц ККЛ второй процесс. За счет этого эффекта перестройки спектральной линии можно управлять частотой лазера с помощью питающего напряжения, что позволит ввести обратную связь при использовании ФАПЧ. Рис. 39. Зависимость ширины спектральной линии на полувысоте от длительности импульсов излучения для 2,61 ТГц ККЛ.

Для ККЛ #0608002_1 диапазона 3,2 ТГц были выполнены измерения спектра его излучения в различные моменты импульса генерации, длительность которого была равна 40 мкс, а частота повторения импульсов – 1 кГц. Таким образом, скважность импульсного сигнала равнялась 25, что позволяло минимизировать эффект «остаточного» разогрева лазерной структуры к моменту включения следующего импульса. Температура хладопровода составляла 10 К. Спектры записывались с разрешением 0,01 см-1. Результаты измерений представлены на Рис. 42, на Рис. 43 приведена зависимость сдвига частоты излучения от времени задержки строб-импульса с длительностью 2 мкс относительно начала импульса тока через лазер. Как видно из Рис. 42 и Рис. 43 с ростом времени задержки частота излучения уменьшается, что очевидно связано с ростом температуры активной области лазерной структуры. При увеличении времени задержки от 4 до 26 мкс частота излучения лазера сдвигалась на 0,014 см-1 (420 МГц). В соответствии с данными, представленными на Рис. 37, такой сдвиг соответствует повышению температуры на 15 К (от 10 до 25 К).

Как видно из Рис. 42 и Рис. 43, в начале импульса скорость изменения частоты заметно выше, чем в дальнейшем, несмотря на обратную тенденцию изменения частоты излучения при повышении температуры (Рис. 37). Качественно такое поведение легко понять, исходя из особенностей теплоёмкости кристаллической решётки полупроводников при низких температурах T, которая в рассматриваемой области практически пропорциональна T3. Для оценок адиабатического разогрева активной области и стационарного отвода тепла можно воспользоваться данными по теплоёмкости [77], [78] и теплопроводности [79] GaAs при низких температурах. При выделяемой электрической мощности 3,2 Вт в активной области ККЛ с длиной 1,55 мм, шириной 90 мкм и толщиной 10,8 мкм оценка величины адиабатического разогрева за время 25 мкс даёт температуру 90 К дли температуры Дебая 345 К, соответствующей случаю низких температур и около 70 К для температуры Дебая 250 К, соответствующей её минимуму в районе 25 К [78]. Однако в любом случае эта оценка даёт многократно завышенную величину температуры. С другой стороны, для одномерной модели стационарного теплоотвода от активной области лазера через подложку GaAs толщиной 300 мкм на хладопровод с температурой 10 К (в которой не учитывается как растекание тепла по подложке шириной несколько миллиметров, что понижает температуру активной области T, так и тепловые сопротивления на граница полосок-подложка и подложка-хладопровод, что повышает температуру), исходя из значения теплопроводности GaAs 20 Вт/(смK) в области температур 1030 К [79], получаем величину T=3,5 К. Как отмечалось в работе [80], именно растекание тепла по подложке определяет тепловое сопротивление ККЛ. Таким образом, качественно картину перестройки частоты излучения в течение импульса вследствие разогрева активной области лазера можно представить следующим образом. В начальный момент температура активной области резко повышается, увеличиваясь при адиабатическом разогреве пропорционально корню четвёртой степени из времени, что приводит к быстрому изменению частоты генерации. В дальнейшем рост температуры замедляется вследствие растекания тепла по подложке, что приводит и к замедлению перестройки частоты.

Методы исследования эффекта Холла и осцилляций Шубникова – де Гааза

Сравнение величин циклотронных масс образцов #091217-1, #091223-1 (Рис. 62 и Рис. 63) при одинаковых значениях концентрации носителей показывает, что гетероструктуре с большей шириной КЯ (#091223-1, см. Таблица 5) соответствуют большие значения циклотронных масс, что является следствием обратной зависимости ширины запрещённой зоны от ширины КЯ в таких структурах, тогда как в гетероструктурах с нормальной зонной структурой, наблюдается уменьшение циклотронной массы при увеличение ширины КЯ.

На Рис. 64 представлены результаты расчётов энергетического спектра электронов в КЯ структуры 091225-1. В этом образце КЯ образована слоем твердого раствора Hg0.861Cd0.139Te шириной 30 нм. Нижняя подзона размерного квантования в зоне проводимости является электронной (E1). Как видно из Рис. 64, закон дисперсии в зоне проводимости является сильно непараболичным, при небольшом удалении от дна зоны энергия практически линейно зависит от волнового вектора. Существенной особенностью зонной структуры является наличие «бокового» максимума верхней подзоны H2 в валентной зоне, в результате чего «непрямая» ширина запрещенноё зоны меньше соответствующего значения в т. k = 0. Образец специально не легировался, при гелиевой температуре его темновое сопротивление составляло порядка 300 кОм. На Рис. 65 представлены рассчитанная для этого образца зависимость циклотронной массы от концентрации электронов и измеренные в классических магнитных полях с помощью ЛОВ величины эффективной массы для двух значений концентрации электронов, создаваемой подсветкой ИК светодиодом за счет эффекта остаточной фотопроводимости. Видно, что как и в случае образцов 091217-1 и 091223-1 рассчитанные значения массы превышают определенные из спектров ЦР. Отметим, что полученные значения эффективных масс в несколько раз меньше минимального значения 0,02m0, полученного ранее для структур с КЯ на основе HgTe/CdTe ([119]).

Спин-зависимые эффекты в полупроводниковых гетероструктурах не только интересны с фундаментальной точки зрения, но и могут быть использованы для создания различных устройств транзисторного типа, действие которых основывается на управлении электрическим полем спиновым расщеплением энергетического спектра [120]. Величина такого расщепления, обусловленного эффектом Рашбы [121] в зоне проводимости гетероструктур АЗВ5 обычно составляет несколько миллиэлектронвольт, однако в структурах HgTe/CdHgTe(001) оно может достигать на порядок большей величины в электрических полях 105 В/см, которые соответствуют концентрации электронов около 1012 см-2 ( [8]). Большая величина спинового расщепления в нулевом магнитном поле, наблюдавшаяся в работе [8] в структурах HgTe/CdHgTe(001) с ассиметричным легированием барьерных слоёв, связывается с инвертированной зонной структурой, возникающей при ширине КЯ HgTe более 6,3 нм, когда дно зоны проводимости сформировано волновыми функциями р-типа, что приводит к большей величине спин-орбитального взаимодействия, по сравнению с обычной зоной проводимости, сформированной волновыми функциями s-типа. В данном разделе приводятся результаты исследования спинового расщепления уровней в гетероструктурах HgTe/CdHgTe(013) с ассиметричным легированием слоёв. магнетосопротивления образца #070704 от обратного магнитного поля, особенностью которого является ассиметричное легирование барьеров – одностороннее селективное легирование нижнего барьерного слоя Таблица 5. Хорошо видны биения осцилляций ШдГ, которые не наблюдались в аналогичных образцах с двусторонним легированием барьеров.

Гармонический анализ осцилляций ШдГ показывает, что наблюдаемые узлы биений Рис. 66 отвечают номерам n = 11, 14, 17, 20, 23, 26 и m = 16, 20, 24, 28, 32, 36, что в соответствии с выражением ( 1 ), даёт = 30-32 мэВ. Полученное значение близко к величине расщепления, определённой в работе [8] схожим методом для образцов, выращенных на плоскости (001), с близкими значениями концентрации двумерных носителей.

Спиновое расщепление спектра может приводить к неэквидистантности уровней Ландау двух подзон на уровне Ферми (см. например, [121]). В работе [122] в нелегированных гетероструктурах HgTe/CdTe(211) с концентрацией электронов в КЯ до 1012 см-2, создаваемой за счёт эффекта поля путём приложения напряжения к затворному электроду, наряду с биениями осцилляций ШдГ наблюдалось заметное ( ) расщепление линии ЦР. Эффект связывался со спиновым расщеплением подзон при B = 0, однако интерпретация результатов давалась, исходя из линейного по k расщепления подзон (ср. с [121]). В тоже время в КЯ HgTe/CdHgTe с инвертированной зонной структурой спиновое расщепление подзоны H1 при малых k пропорционально k3, а при больших значениях k, выходит на насыщение и даже уменьшается (см. например, [8]). Для образца #0707004 мы обнаружили большое ( ) расщепление линии ЦР (и , , см. Рис. 68), которое не наблюдалось в аналогичных образцах с симметричным легированием.