Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Получение и применение самоорганизующихся наноструктур A3B5 18
1.1 Применение самоорганизующихся наноструктур A3B5 18
1.1.1 Элементы наноэлектроники 18
1.1.2 Элементы оптоэлектроники и нанофотоники 22
1.2 Методы формирования самоорганизующихся наноструктур A3B5 32
1.2.1 Режим роста Странского-Крастанова 32
1.2.2 Капельная эпитаксия 36
1.3 Теоретические аспекты процессов самоорганизации наноструктур A3B5 методом капельной эпитаксии 40
1.3.1 Аналитическая теория формирования капельных наноструктур 40
1.3.2 Моделирование процессов капельной эпитаксии кинетическим методом Монте-Карло 44
1.4 Выводы и постановка задач 46
Глава 2. Теоретические исследования процессов формирования самоорганизующихся наноструктур In/GaAs методом капельной эпитаксии 49
2.1 Разработка модели формирования наноструктур In/GaAs методом капельной эпитаксии на основе кинетического метода Монте-Карло 49
2.1.1 Кристаллическая матрица 49
2.1.2 Элементарные процессы 52
2.1.3 Нуклеация 53
2.1.4 Алгоритм модели 57
2.2 Теоретические исследования процессов формирования наноструктур In/GaAs методом капельной эпитаксии 60
2.2.1 Механизм формирования капель 60
2.2.2 Толщина смачивающего слоя 64
2.2.3 Влияние температуры роста на геометрические параметры наноструктур 66
2.3 Выводы по главе 69
Глава 3. Экспериментальные исследования процессов формирования самоорганизующихся наноструктур In(As)/AlGaAs методом капельной эпитаксии 71
3.1 Используемое оборудование и подготовительные операции 71
3.2 Исследование режимов формирования массивов самоорганизующихся наноструктур In/AlGaAs 74
3.2.1 Динамика изменения характеристик массивов наноструктур 74
3.2.2 Влияние температуры подложки на характеристики массивов наноструктур 83
3.2.3 Критическая толщина и минимально достижимый размер капель 88
3.2.4 Распределение массива наноструктур по размерам 94
3.3 Исследование толщины смачивающего слоя и химического состава поверхности образцов с наноструктурами In/GaAs, полученными методом капельной эпитаксии 96
3.4 Формирование наноструктур InAs/GaAs в результате кристаллизации капель индия в потоке мышьяка 101
3.5 Выводы по главе 106
Глава 4. Применение самоорганизующихся наноструктур In(As)/AlGaAs в элементах нанофотоники 108
4.1 Разработка технологического маршрута изготовления однофотонного излучателя на основе наногетероструктур с самоорганизующимися квантовыми точками в системе InAs/AlGaAs с использованием метода капельной эпитаксии 108
4.2 Выводы по главе 113
Заключение 115
Список используемых источников 117
Приложение «Документы о внедрении и использовании результатов диссертационной работы» 133
- Элементы оптоэлектроники и нанофотоники
- Нуклеация
- Динамика изменения характеристик массивов наноструктур
- Разработка технологического маршрута изготовления однофотонного излучателя на основе наногетероструктур с самоорганизующимися квантовыми точками в системе InAs/AlGaAs с использованием метода капельной эпитаксии
Элементы оптоэлектроники и нанофотоники
Одним из наиболее важных оптоэлектронных применений полупроводниковых наногетероструктур с КТ являются инфракрасные (ИК) фотоприемники. ИК фотоприемники представляют собой детекторы излучения в ИК диапазоне, в которых в результате взаимодействия электронов с ИК излучением изменяется выходной электрический сигнал. Детекторы ИК излучения обладают рядом преимуществ по сравнению с тепловыми фотоприемниками, таких как малый темновой ток, высокая чувствительность, возможность работы при повышенных температурах, а также низкая стоимость. ИК фотоприемники успешно используются для мониторинга окружающей среды, в робототехнике, астрономии, медицине и других сферах. В последнее время на смену традиционным ИК фотоприемникам на основе теллуридов, а также на квантовых ямах, приходят фотодетекторы на КТ [20–22].
На начальных этапах фотопроводимость гетероструктур с КТ исследовалась для случаев вертикального электронного транспорта, типичного для гетероструктур с квантовыми ямами. Для InGaAs/GaAs гетероструктур с КТ, имеющими различные геометрические характеристики, была обнаружена возможность приема излучения в дальнем ( 10 мкм) и среднем ( 5,6 мкм) ИК диапазоне при падении под прямым углом без необходимости формирования на поверхности приемника дифракционных решеток [22].
Типичное значение ширины линии проводимости для гетероструктур с КТ составляет 30-40 мэВ и определяется, главным образом, разбросом точек по размерам. В некоторых случаях в гетероструктурах на основе КТ наблюдается фотопроводимость на нескольких длинах волн [21, 22], причем относительная чувствительность каждой из линий может быть перестроена путем приложения внешнего напряжения. Тщательный подбор технологических условий эпитаксиального синтеза массивов КТ с высокой однородностью по размерам - 23 -позволяет достичь узких линий фотопроводимости с шириной, имеющей на полумаксимуме значение до 8,2 мэВ [22]. С целью повышения эффективности фотодетектирования на нескольких длинах волн может использоваться массив наноструктур, имеющий несколько ярко выраженных мод распределения по размерам [23].
В [20, 21] предложены ИК фотодетекторы на основе КТ, сосредоточенных в пределах квантовой ямы. Такие фотодетекторы сохраняют основные свойства ИК фотодетекторов на КТ и, кроме того, позволяют дополнительно управлять длиной волны путем варьирования ширины квантовой ямы, что упрощает технологическую реализацию изделия. Большую значимость представляет реализация таких наногетероструктур в системе InAs/AlGaAs [24]. Однако для повышения точности управления характеристиками наноструктур и улучшения воспроизводимости технологического процесса необходимо развитие исследований формирования КТ InAs на подложках AlGaAs с различным составом.
Для ИК фотодетекторов на основе КТ могут применяться два типа структур с различным направлением переноса фотовозбужденных носителей. Первая из них представляет собой структуру вертикального типа, перенос возбужденных носителей в которой осуществляется вдоль направления роста (рисунок 1.2а). Второй вариант – горизонтальная структура, в которой носители перемещаются параллельно эпитаксиальным слоям (рисунок 1.2б).
Устройства с латеральным переносом носителей заряда функционируют подобно полевым транзисторам с изолированным затвором, в которых фототок реализуется путем горизонтального переноса электронов по каналам с высокой подвижностью между двумя верхними контактами.
Для модулированного легирования КТ и обеспечения высокой подвижности носителей заряда в канале используются барьеры AlGaAs. Структуры обоих типов позволяют детектировать излучение, падающее на поверхность под прямым углом. В связи с тем, что перемещение носителей реализуется в слоях, содержащих КТ, фотоприемники с горизонтальным транспортом обладают потенциально большей чувствительностью [25]. Кроме того, модулированно легированные гетероструктуры с КТ с горизонтальным переносом отличаются меньшими темновыми токами и возможностью работы при комнатной температуре [26, 27], поскольку значение темного тока складывается, преимущественно, из составляющих туннелирования между КТ и прыжковой проводимости [26]. В то же время, фотоприемники вертикального типа имеют большую совместимость с - 25 -архитектурами сверхплотных матриц в фокальной плоскости. Однако для обоих типов фотодетекторов ключевые характеристики определяются параметрами активной области с КТ, которые для достижения максимальной эффективности должны удовлетворять требованиям идеального массива КТ.
Важной характеристикой фотодетекторов является темновой ток, который представляет один из основных источников шума в светочувствительных приборах. В [28] показано, что на величину темнового тока в фотоприемниках на основе КТ значительное влияние оказывает толщина смачивающего слоя, являющегося неотъемлемой частью гетероструктуры, формируемой по традиционному методу получения КТ – механизму Странского-Крастанова [29].
Для фотовольтаики огромный интерес представляет способность металлических нанокластеров, расположенных на поверхности полупроводника, рассеивать свет, падающий под разными углами, преимущественно в подложку. В [30] теоретически показано, что нанесение частиц серебра на кремниевую подложку толщиной 2 мкм позволяет повысить поглощение на 70%.
Поверхностные плазмоны усиливают взаимодействие материала со светом и улучшают производительность излучения и детектирования света [31–33]. В частности, поверхностные плазмоны улучшают характеристики фотодетекторов, потому что усиливают внешний фототок через барьер Шоттки. Поверхностные плазмоны на поверхности металла вовлекают коллективную продольную осцилляцию свободных поверхностных носителей в металле, которые при определенных обстоятельствах могут быть возбуждены p-поляризованным светом. Связанное фотон-плазмонное возбуждение приводит к значительному усилению электромагнитных полей в золотой пленке и, следовательно, усилению адсорбции излучения, приводящему к большему выходу фотоносителей [34–36].
Благодаря наличию квантовой ямы и запертых в ней носителей заряда КТ находят применение в светоизлучающих устройствах. В полупроводниковых лазерах на основе двойной гетероструктуры слой узкозонного полупроводника помещается между двумя эпитаксиальными слоями полупроводников с широкой запрещенной зоной. В связи с тем, что слой с узкозонным полупроводником (активная область) представляет собой оптически более плотную среду, данная конструкция наделяется волноводными свойствами. Дополнительным преимуществом такой структуры является возможность создания в ней оптического резонатора Фабри-Перо посредством скалывания кристалла вдоль определенных кристаллографических направлений в сочетании с напылением диэлектрических покрытий.
Значительными преимуществами перед инжекционными лазерами на двойных гетероструктурах отличаются лазеры на основе квантовых ям и КТ (рисунок 1.3), а также структуры типа «КТ в квантовой яме», способные излучать в длинноволновом диапазоне благодаря большому разрыву энергии локализации [37].
Нуклеация
В случае капельной эпитаксии исследование процессов нуклеации следует проводить при условиях, когда поверхностная концентрация адатомов находится в пределах между концентрацией ns, ограничивающей область спинодали, и равновесной концентрацией neq [107]. Превышение фактической концентрации -адатомов на подложке n над равновесной концентрацией neq [104, 124, 125] определяет степень пересыщения адатомов:
Величина п должна учитывать только те адатомы, которые принимают непосредственное участие в зарождении островков. Таким образом, п не может быть определена просто как общее количество атомов, адсорбированных на поверхность подложки. Определение фактической концентрации свободных адатомов, участвующих в зарождении новых островков, с помощью аналитического моделирования затруднительно. В рамках разработанной гибридной модели, благодаря использованию метода Монте-Карло, стало возможным рассчитывать фактическую концентрацию адатомов на каждой итерации модели и использовать полученное значение для расчета степени пересыщения в заданный момент времени: n = vt-ndes-nisl, (2.3) где v - скорость роста, t - текущий момент времени, ndes - количество атомов, десорбировавшихся с поверхности подложки, nisi - количество атомов, составляющих островок новой фазы (находящихся в пределах критической и околокритической области модели).
Согласно классической теории нуклеации [104, 105], новая фаза конденсируется из пересыщенного пара в метастабильном состоянии из-за статистических флуктуаций концентрации газа, которые позволяют преодолеть активационный барьер зарождения островков. Капельная эпитаксия представляет собой случай гетерогенной нуклеации, так как зарождение происходит на границе раздела трех фаз: паровой, жидкой и твердой (подложки). В таком случае изменение полной свободной энергии Гиббса выражается для островка, имеющего -форму сферического сегмента, и складывается из объемной и поверхностной составляющей [105]: где R - радиус кривизны островка, f(cp) - геометрический фактор, определяемый контактным углом р, gcv - удельная свободная поверхностная энергия на границе раздела конденсата и паровой фазы, AGV - удельная объемная энергия, необходимая для изменения объема новой фазы на единицу: где Vm - молекулярный объем.
Свободная энергия формирования островка представляет собой функцию радиуса островка с одним максимумом в точке, соответствующей значению критического радиуса, по достижении которого островок начинает самопроизвольный рост. При увеличении как скорости осаждения материала, так и температуры роста происходит снижение максимума свободной энергии, называемого активационным барьером нуклеации. Схематическая зависимость свободной энергии образования островка от его радиуса представлена на рисунке 2.2. Активационный барьер нуклеации необходимо преодолеть зародышу за счет случайных гетерофазных флуктуаций, чтобы в дальнейшем расти самопроизвольно, т.е. с большей вероятностью, чем распадаться.
Приравняв к нулю производную от изменения свободной энергии относительно радиуса кривизны зародыша, можно получить значение критического радиуса основания островка, учитывая, что г = Rsincp:
Таким образом, степень пересыщения адатомов определяет критический размер зародыша, который уменьшается с увеличением степени пересыщения.
Критический размер зародыша уменьшается с увеличением степени пересыщения. Однако степень пересыщения при увеличении количества осажденного материала не возрастает непрерывно, поскольку только адатомы, расположенные за пределами островков, вносят вклад в процессы зарождения. В связи с тем, что в представленной модели для определения степени пересыщения рассчитывается количество адатомов, мигрирующих непосредственно на подложке, степень пересыщения может изменяться как при изменении количества осажденного материала, так и при образовании новых островков и их распаде. Это свойство наделяет теоретическую модель дополнительным преимуществом, поскольку определение концентрации адатомов в рамках эксперимента затруднительно и нецелесообразно, особенно за пределами сформированных островков.
Из-за сильного связывания атомов In с подложкой GaAs не весь осажденный материал может быть израсходован жидкими каплями, как предполагается в рамках режима роста Фольмера-Вебера [104]. Влияние ростовых условий на толщину смачивающего слоя является еще одной важной задачей наряду с механизмами зарождения. В рассматриваемой модели предполагается, что смачивающий слой остается на поверхности после образования капель, но он может быть уменьшен после отжига в результате образования островка. Толщина смачивающего слоя рассчитывается как отношение количества атомов между каплями к площади участков подложки между каплями.
Динамика изменения характеристик массивов наноструктур
Одним из важнейших преимуществ метода капельной эпитаксии является возможность независимого управления размером и поверхностной плотностью наноструктур [127], что, как было показано в п. 1.1.1 и 1.1.2, является одним из изготовления нанотранзисторов и ключевых преимуществ технологии излучателей на основе одиночных КТ.
На рисунке 3.1 представлены РЭМ-изображения массивов капель, полученных при температуре T = 300C и различных толщинах осаждения. В связи с актуальностью, продемонстрированной в п. 1.1 и 1.2, экспериментальные исследования проводились на подложках AlGaAs с различным содержанием алюминия.
Обработка и анализ полученных РЭМ-изображений позволили построить экспериментальные зависимости геометрических параметров массивов капель от технологических параметров метода капельной эпитаксии. Анализ зависимостей среднего диаметра капель от толщины осаждения (рисунок 3.2) указывает на существование двух областей роста: докритической, в пределах которой не происходит зарождение капель, и закритической, в пределах которой возможно формирование массивов капель с различными характеристиками. При этом критическая толщина, при которой происходит переход от двумерного к трехмерному режиму роста, при снижении температуры подложки увеличивается.
Как следует из зависимостей, представленных на рисунке 3.2, средний диаметр капель при увеличении толщины осаждения существенно возрастает в случае роста как на подложке GaAs, так и на Al-содержащей подложке. Однако переход к системе материалов In/AlAs позволяет добиться более широкого диапазона управления параметрами капель посредством толщины осаждения при переходе в низкотемпературную область. Диаметр капель In на подложке AlAs увеличивается от 13 до 21 нм при повышении толщины осаждения от 1,5 до 3,0 МС (рисунок 3.2б), в то время как для подложки GaAs капли зарождаются только при 3,0 МС и имеют диаметр 18 нм (рисунок 3.2а).
Анализ полученных экспериментальных результатов также показал, что поверхностная плотность капель при росте на подложке GaAs изменяется при увеличении толщины осаждения несущественно (в пределах одного порядка) в широком диапазоне температур (рисунок 3.3а), в то время как на подложке Al0.5Ga0.5As при низкотемпературном росте (T = 150C) наблюдается значительное повышение поверхностной плотности капель (9,8108 до 2,41010 см-2) при увеличении толщины осаждения от 1,25 до 3,00 МС (рисунок 3.3б).
Незначительное влияние толщины осаждения на поверхностную плотность капель при существенном влиянии на средний размер (рисунок 3.2) свидетельствует о том, что осаждаемый материал перераспределяется между имеющимися на поверхности устойчивыми каплями, в результате чего увеличивается их размер. Для обеих систем (In/GaAs и In/Al0.5Ga0.5As) по мере увеличения температуры роста влияние толщины осаждения на поверхностную плотность становится менее существенным (рисунок 3.3). Таким образом, толщина осаждения является важным технологическим параметром, позволяющим осуществлять управление средним размером капель без существенного изменения их поверхностной плотности, что в наибольшей степени проявляется при высокотемпературном росте. Как было показано в п. 1.1.1 и 1.1.2, данное явление может быть использовано с целью формирования наноструктур заданного размера при неизменной поверхностной плотности, что важно для минимизации взаимодействия наноструктур между собой при создании одноэлектронных транзисторов, элементов квантовых компьютеров, однофотонных излучателей, лазеров на одиночных КТ и других устройств.
Анализ полученных результатов показал, что увеличение доли алюминия в подложке при высокотемпературном росте (T = 300C) приводит к снижению поверхностной плотности капель при любом значении толщины осаждения (рисунок 3.3). При этом обнаружено, что средний диаметр капель, выращенных на Al-содержащей подложке, превышает диаметр капель на подложке GaAs (рисунок 3.2), что обусловлено перераспределением материала между меньшим количеством капель. Данная закономерность может быть объяснена увеличением диффузионной длины адатомов на Al-содержащих подложках по сравнению с подложкой GaAs и заметно проявляется при осаждении In в связи с его высокой подвижностью по сравнению с адатомами Ga на GaAs или AlGaAs [7, 70, 137].
На основе анализа зависимостей, представленных на рисунках 3.3а и 3.3б, было также выявлено, что влияние толщины осаждения на поверхностную плотность капель более существенно при значениях, близких к критическим. При увеличении толщины осаждения на 0,50±0,25 МС относительно критического значения (прикритический режим) наблюдается увеличение поверхностной плотности в 221 раз (рисунке 3.3) и зависит от состава поверхности. При дальнейшем увеличении толщины осаждения поверхностная плотность капель увеличивается не более чем в 2 раза. Таким образом, в прикритическом режиме осаждения возможно управление поверхностной плотностью капель в более широком диапазоне, что может быть использовано при разработке технологических маршрутов изготовления приборов на основе наноструктур с заданными геометрическими характеристиками, таких как одноэлектронные и резонансно-туннельные транзисторы (см. п. 1.1.1).
Статистическая обработка полученных экспериментальных данных показала, что ансамбли самоорганизующихся наноструктур существенным образом изменяют свои структурные характеристики при переходе от прикритических режимов к закритическим. В прикритической области геометрические параметры ансамбля наноструктур In/GaAs и In/AlAs отличаются бимодальным распределением, которое по мере смещения в закритическую область переходит к одномодальному (рисунок 3.4).
Наличие двух пиков распределения по размерам связано со скачком поверхностной плотности зародышей в прикритическом режиме осаждения (рисунок 3.3). В связи с тем, что нуклеация происходит неодновременно, часть капель зарождается ранее остальных, в результате чего их конечный размер превышает итоговый размер остальных зародышей, что отражается на диаграмме распределения по размерам. Несмотря на то, что массивы наноструктур с ярко выраженным мультимодальным распределением могут быть использованы при создании многоспектральных фотоприемников (см. п. 1.1.2), наличие дополнительной моды, как правило, приводит к ухудшению электрооптических характеристик приборов.
Среднеквадратическое отклонение диаметра SD наноструктур In/GaAs при увеличении толщины от 1 до 3 МС снижается как по абсолютному значению (от 12 до 7 нм), так и в процентном соотношении относительно среднего диаметра (с 19 до 7%). Для системы In/AlAs характерна ситуация, когда среднеквадратическое отклонение в абсолютном значении возрастает от 8 до 17 нм, но в процентном соотношении снижается от 13 до 9%. Как было показано в п. 1.1.1 и 1.1.2, снижение разброса наноструктур по размерам, проявляющееся в уменьшении среднеквадратического отклонения, крайне важно при создании таких устройств на основе КТ, как элементы памяти, фотоприемники, лазеры и др. Таким образом, показано, что для достижения наилучшей однородности характеристик капель следует смещаться из прикритической области в сторону больших толщин осаждения.
Разработка технологического маршрута изготовления однофотонного излучателя на основе наногетероструктур с самоорганизующимися квантовыми точками в системе InAs/AlGaAs с использованием метода капельной эпитаксии
В п. 3.2.1 было показано, что использование метода капельной эпитаксии для формирования наногетероструктур A3B5 с КТ позволяет достичь уменьшения размеров наноструктур, влияющих на электрофизические и оптические характеристики прибора, при сохранении заданной поверхностной плотности. Благодаря данному свойству возможно разделение гетероструктуры на области с одиночными КТ, способными излучать строго одиночные фотоны, в отличие от технологии формирования наноструктур по механизму Странского-Крастанова, при котором снижение поверхностной плотности КТ неизбежно связано с увеличением их размера [3]. В то же время, однофотонные излучатели являются одним из ключевых элементов при создании устройств квантовой криптографии, активных элементов фотонных интегральных схем и квантовых компьютеров [140]. Однако современные системы квантовой криптографии, использующие в качестве источников сигнала лазеры с многократно ослабленным излучением, не способны обеспечить стабильное испускание одиночных фотонов – битов информационного сигнала. Создание истинных однофотонных излучателей также связано с большими сложностями в связи с необходимостью обеспечения стабильности сигнала с высокой эффективностью испускания одиночных фотонов, что критически важно для квантовой криптографии [141].
Эффективность однофотонного излучения определяется отношением частоты однофотонных актов к заданной частоте испускания одиночных фотонов, а также самой частотой. В рамках одного акта испускания может происходить как излучение двух и более фотонов одновременно, так и не произойти испускания совсем. Использование недостаточно эффективного источника одиночных фотонов в системах квантовой криптографии может привести как к снижению скорости передачи зашифрованного сигнала, так и к повышению вероятности взлома канала без возможности его обнаружения. Кроме того, приборная реализация эффективных источников одиночных фотонов связана необходимостью локализации квантовой системы, ее эффективной накачки и эффективного сбора излучения [40]. Перечисленные проблемы могут быть решены с использованием однофотонных излучателей, в которых в качестве активного элемента используется одиночная КТ, интегрированная в полупроводниковом микрорезонаторе. В излучателях, в основе которых лежат гетероструктуры с массивами КТ, на эффективность испускания может оказывать влияние каждая из точек массива, имеющих естественную неоднородность характеристик, в то время как одиночная КТ имеет точные, воспроизводимые параметры излучения. Кроме того, описанные излучатели являются полупроводниковыми, что позволяет реализовать токовую накачку КТ и создать полностью твердотельные излучатели в виде миниатюрных светодиодов.
В данной работе предлагается использование метода капельной эпитаксии и результатов исследований, представленных в п. 3.2, при разработке технологического маршрута изготовления высокоэффективного однофотонного излучателя на основе гетероструктуры AlGaAs с КТ InAs, позволяющее решить проблему снижения эффективности однофотонного излучения за счет использования в излучателе одиночной КТ с заданными характеристиками.
За основу была взята конструкция однофотонного излучателя на основе наногетероструктуры с одиночной КТ InAs, предложенная в [40] (рисунок 4.1). В основе представленного излучателя лежит брэгговский микрорезонатор с кольцом AlGaAs, позволяющим локализовать массив КТ в пределах токовой и оптической апертуры, а также обеспечивающим оптическое и токовое ограничение высокого уровня. В связи с тем, что в микрорезонаторе отсутствуют оксидные апертурные слои, приводящие к появлению механических напряжений, возрастает устойчивость излучателя к термоциклированию и функционированию при сверхнизких температурах.
В основе микрорезонатора лежит два распределенных брэгговских отражателя (РБО) n- и p-типа легирования. Нижнее зеркало состоит из NB пар /4-чередующихся слоев p-GaAs и p-AlGaAs, а выходное верхнее зеркало содержит NT пар слоев p-GaAs и p-Al0,9Ga0,1As, так же чередующихся через /4 (оптимальные значения NB и NT определяются на основе расчетов внешней квантовой эффективности микрорезонатора, добротности системы и ширины резонансной полосы [40]). Между зеркалами расположено два слоя GaAs толщиной /2 с собственной проводимостью, между которыми локализуется одиночная КТ InAs, возбуждающаяся при пропускании тока через структуру p-i-n.
Кольцо p-AlGaAs с внешним диаметром D располагается вокруг слоя GaAs с одиночной InAs КТ, имеющего форму диска с диаметром A, и задает токовую и оптическую апертуру излучателя.
В [40] показано, что аналогичная структура, содержащая слой с массивом КТ, сформированных по механизму Странского-Крастанова, обеспечивает повышение эффективности локализации электромагнитной энергии как в аксиальном, так и в латеральном направлениях, а также увеличить внешнюю квантовую эффективность излучателя. Однако, в отличие от прототипа, формирование в рамках оптической апертуры одиночной КТ методом капельной эпитаксии, предложенное в рамках разработанного технологического маршрута (рисунок 4.2), позволяет, как было показано в п. 1.1.2, избежать неоднородного уширения, характерного для массива КТ, а также снизить значение корреляционной функции второго порядка при нулевой временной задержке g(2)(0), характеризующей степень фотонной разгруппировки (таблица 4.1) [142].
По сравнению с алмазным аналогом однофотонного излучателя [143] и лазером с аттенюированным излучением [144], предлагаемая структура отличается преимуществом, заключающимся в возможности изготовления прибора в едином цикле полупроводниковой технологии, что удешевляет производственный процесс. Достоинством предлагаемого излучателя является также токовая накачка вместо оптической, благодаря чему снижается уровень спектральных шумов излучателя. При соответствующей модификации представленный микрорезанотор также может являться основой для создания квантового компьютера на основе КТ и других устройств наноэлектроники [145].
На рисунке 4.2 представлена блок-схема основных операций технологического маршрута изготовления однофотонного излучателя на основе наногетероструктуры с одиночной КТ InAs с использованием технологии капельной эпитаксии. Как было указано в п. 2.2.1, снижение размера наноструктур с целью обеспечения излучения на заданной длине волны может быть достигнуто посредством мгновенной кристаллизации в потоке мышьяка капель, осажденных при критической толщине. Благодаря такому подходу с использованием режимов кристаллизации, представленных в п. 3.4, размер КТ может быть подобран таким образом, что излучение будет происходить на требуемой длине волны в диапазоне от 900 до 1350 нм [146]. Возможность достижения низкой поверхностной плотности капель (до 108 см-2 для подложки GaAs, как показано в п. 3.3.2) позволяет устранить нежелательное формирование дополнительных КТ в пределах оптической апертуры. Предложенный технологический маршрут позволяет осуществить формирование приборной структуры с возможностью всестороннего контроля параметров на любом этапе производства.