Herstellung von Bismut-Quantenpunkten in geglühten GaAsBi/AlAs-Quantenwellen für fortschrittliche Optoelektronik

Zusammenfassung

Die Bildung von Bismut-Nanokristallen in GaAsBi-Schichten, die durch Molekularstrahlepitaxie bei 330 °C Substrattemperatur gewachsen und nach dem Wachstum bei 750 °C geglüht wurden, wird berichtet. Supergitter mit abwechselnd 10 nm dicken GaAsBi- und AlAs-Schichten wurden auf halbisolierenden GaAs-Substraten gezüchtet. AlAs-Schichten dienten als Diffusionsbarrieren für Bi-Atome, und die Größe der Nukleate, die nach dem Glühen der Probe entstanden, korrelierte mit der Dicke der Bismid-Schichten. Energiedispersive Spektroskopie und Raman-Streuungsmessungen belegten, dass die Nanopartikel überwiegend aus Bi-Atomen bestanden. Nach dem Glühen wurde ein starkes Photolumineszenz-Signal mit Photonenwellenlängen von 1,3 bis 1,7 µm beobachtet; seine Amplitude skalierte mit der erhöhten Anzahl der GaAsBi-Schichten. Die beobachtete Photolumineszenz-Bande kann auf Emission von Bi-Nanokristallen zurückzuführen sein. Die durchgeführten theoretischen Abschätzungen stützen diese Annahme. Sie zeigen, dass aufgrund des Größeneffekts die Bi-Nanopartikel einen Übergang in den direkten-Halbleiterzustand erfahren.

Hintergrund

GaAsBi-basierte Heterostrukturen haben ein großes Potenzial für optoelektronische Anwendungen in einem breiten Spektralbereich, der sich vom nahen bis zum mittleren Infrarot erstreckt. GaAsBi ist ein III-V-Halbleiterverbund, der aktiv für GaAs-basierte Infrarotstrahler [1] und Detektoren [2,3,4,5] untersucht wird. Lichtemittierende Dioden mit GaAsBi-aktiven Schichten, die bei Wellenlängen von ~987 nm (bei 1,8 % Bi-Gehalt) strahlen, wurden von Lewis et al. [6] beschrieben; der elektrisch injizierte Bismid-Laser mit ~6 % Bi in einer GaAsBi/GaAs-Mehrfach-Quantenwelle (MQW) wurde in Ref. [7] berichtet. Die Hauptschwierigkeit auf diesem Gebiet ist die Erhöhung der Dichte nicht-strahlender Rekombinationszentren aufgrund der niedrigen Substrattemperaturen, die für das MBE-Wachstum von GaAsBi-Schichten mit Bi-Gehalten über 5 % erforderlich sind. Eines der standardmäßigen technologischen Verfahren zur Verringerung der nicht-strahlenden Rekombinationsrate ist ein Nachwuchsglühen bei Temperaturen, die höher sind als die für das MBE-Wachstum verwendeten. Im Fall von GaAsBi ist der Effekt des Glühens jedoch nicht eindeutig. Es wurde zuvor von unserer Gruppe [8, 9] gezeigt, dass das Glühen bei Temperaturen über 600 °C zu mehreren neuen Merkmalen führt, das nicht-trivialste davon ist der Beginn einer recht intensiven Photolumineszenz (PL) im Wellenlängenbereich von 1,35 bis 1,5 µm in einigen Proben, ein Prozess, der von wesentlichen Veränderungen in der GaAsBi-Epitaxieschicht begleitet wird – einer Verringerung des Bi-Gehalts im Kristallgitter und dem Erscheinen von nanometergroßen Clustern [9].

Das Wachstum von Nanostrukturen – Nanodrähten, gestreckten Quantenwellen oder Quantenpunkten (QDs) – ist ein beliebter Weg, um den Gitterfehlanpassung zwischen einem Substrat und der darauf gewachsenen Epitaxieschicht zu umgehen. Die am weitesten untersuchten Beispiele für QDs auf Basis von III-V-Verbindungen sind InGaAs- [10] und InGaN-basierte [11] QDs, die nach der Stranski-Krastanow-Technik [12] gewachsen sind. Im Fall von GaAsBi ist ein solcher Wachstumsmechanismus noch nicht realisiert. Die Nukleation von Bi-bezogenen Clustern in geglühten epitaktischen GaAsBi-Schichten und ihre strukturellen Eigenschaften wurden in Ref. [13] systematisch untersucht. Es wurde gezeigt, dass Nanokluster unterschiedlicher Kristallstrukturen und Zusammensetzungen – rhomboedrisches As und Bi sowie Zinkblende-GaAsBi-Nanokluster – in den Bismid-Schichten beim Glühen nukleieren; ihre Größe variiert zwischen 5 und 20 nm. Rhomboedrische Cluster aus reinem Bismut wurden in GaAsBi mit relativ hohem Bi-Gehalt (4,7 %) beobachtet, das bei niedriger Temperatur (200 °C) gewachsen war [13]. In unserer früheren Studie [9] wurde die Bildung von nanometergroßen Bi-Clustern in hochtemperaturgeglühtem GaAsBi mit Bi-Gehalten über 6 % berichtet. Zudem wurde angenommen, dass aufgrund von Größeneffekten die Bismut-Nanokluster halbleitend statt halbmetallisch werden (wie im Fall von Volumen-Bi-Kristallen) und dass die strahlende Rekombination in Bi-Clustern für die langwellige Emission verantwortlich sein kann, die in geglühten GaAsBi-Proben beobachtet wird [9].

Die vorliegende Arbeit berichtet über die Bildung von Bi-Nanokristallen in geglühten GaAsBi/AlAs-Quantenwellen. Die AlAs-Schichten dienten als Barrieren sowohl für die Ladungsträger-Einschluss als auch zur Verhinderung der Bi-Ausdiffusion aus den GaAsBi-Schichten während eines Glühverfahrens. Das Vorhandensein von AlAs-Schichten sicherte eine kontrolliertere Nukleation von Bi-Nanopartikeln – ihre Größenverteilung war enger und ihre Dichte höher als in geglühten Volumenschichten [9]. Die erhaltenen Proben wurden mit hochauflösender Transmissionelektronenmikroskopie (HRTEM), PL- und Raman-Spektroskopie charakterisiert. Die Ergebnisse dieser Experimente weisen auf das Vorhandensein reiner Bi-Nanokristalle in den geglühten Heterostrukturen hin. Theoretische Abschätzungen bestätigen, dass Bi-Nanokristalle durch Größeneffekte in direkte Bandlücken-Halbleiter transformiert werden können.

Methoden

GaAsBi/AlAs MQW-Strukturen wurden auf halbisolierenden GaAs (100) Substraten mit einem SVT-A MBE-Reaktor gezüchtet, der mit metallischen Ga-, Al- und Bi-Quellen sowie einer Zwei-Zonen-Cracker-Quelle zur Erzeugung von As₂ ausgestattet war. Das folgende MBE-Wachstumsschema wurde verwendet. Zunächst wurden die GaAs-Pufferschicht (ca. 100 nm) und die erste AlAs-Barriere im Standard-MBE-Wachstumsmodus bei der hohen Temperatur von 600 °C gezüchtet. Dann wurde das Wachstum unterbrochen und die Substrattemperatur für das Wachstum von GaAsBi-QWs und AlAs-Barrieren gesenkt. Der migrationsverstärkte Epitaxie-Modus (MEE) wurde für die AlAs-Abscheidung bei der folgenden Wachstumssequenz verwendet: ein Monolayer (ML) Al, 5 s Unterbrechung für die Migration von Gruppen-III-Atomen, dann Zufuhr von 1 ML As [14, 15]. Schließlich wurde die MQW-Struktur von einer 5 nm dicken GaAs-Kappenlage bedeckt. Der Bi-Gehalt in den GaAsBi-Schichten wurde aus dem (200)-Reflex des ω-2Θ XRD-Scans bestimmt und betrug etwa 7 % für die als-gewachsenen Proben.

Zwei verschiedene MQW-Proben wurden für Messungen ausgewählt. Die MQW A-Probe enthält drei 10 nm dicke und eine 20 nm dicke GaAsBi-QWs (MBE-gewachsen bei 330 °C), getrennt durch 20 nm dicke AlAs-Barrieren (MEE-gewachsen bei derselben Temperatur). Die MQW B-Probe enthält 20 QWs mit 10 nm breiten GaAsBi-Schichten, getrennt durch 4 nm dicke AlAs-Barrieren, die unter ähnlichen Bedingungen wie für das Wachstum der A-Probe gezüchtet wurden. Die Hochtemperaturbehandlung beider Proben wurde in einem Rapid Thermal Annealing (RTA)-Ofen bei 750 °C für 180 s in Stickstoffatmosphäre durchgeführt. Um Arsenverlust von der Oberflächenschicht während des Glühens zu verhindern, wurden die Proben mit einer Opfer-GaAs-Wafer abgedeckt.

Die atomare Kraftmikroskopie-Oberflächenanalyse zeigte tropfenfreie Oberflächen sowohl der als-gewachsenen als auch der geglühten MQW-Strukturen. Die Oberflächenrauheit der GaAs-Kappenlage lag unter 1 nm. Die strukturellen hochauflösenden Messungen der Nanopartikel, die nach dem Glühen der Probe in den MQWs gebildet wurden, wurden mit einem FEI Tecnai G2 F20 X-TWIN TEM mit STEM-Modul durchgeführt, ausgestattet mit einem Röntgen-energiedispersiven Spektroskopie (EDS)-Detektor für elementares Mapping und einem High-Angle Annular Dark-Field (HAADF)-Detektor für Z-Kontrast-Bildgebung. Ein FEI Helios Nanolab 650 Dual-Beam-Mikroskop mit einem Omniprobe-Manipulator wurde zur Probenpräparation für TEM-Messungen verwendet.

Abbildung 1 zeigt das STEM-Bild der A-Probe. Das Bild zeigt offensichtlich zahlreiche Nanopartikel, die nach dem Glühen in den GaAsBi-Quantenwellen (QW) Schichten gebildet wurden. Eine offensichtliche Korrelation zwischen der Größe der Nanopartikel und der Breite der QW-Schichten lässt sich im Bild verfolgen. Diese Korrelation belegt, dass AlAs-Schichten (dunkelste Bereiche) effektiv als Barrieren wirken, die eine Ausdiffusion von Bi-Atomen aus den GaAsBi-Schichten verhindern. Das EDS-elementare Mapping des ausgewählten Probenbereichs, gleichzeitig mit HAADF-Bildgebung aufgenommen, zeigt (Abb. 2), dass die gebildeten Nanokristalle überwiegend aus Bismut-Atomen bestehen.

STEM-Bild der A-Probe mit drei 10 nm dicken und einer 20 nm dicken GaAsBi-QWs, gewachsen durch MBE, und 20 nm dicken MEE-gewachsenen AlAs-Barrieren nach Glühen bei 750 °C für 180 s

HAADF-STEM Z-Kontrast-Bild von Bi-Nanokristallen in GaAsBi/AlAs MQW-Strukturen (oben). Die EDS-Bilder (unten) stellen das elementare Mapping der Intensitäten von Ga, Al, Bi und As dar, gemessen auf dem markierten Bereich des STEM-Bildes

Ergebnisse

Ramanspektroskopie

Die Ramanspektren der untersuchten GaAsBi MQW-Proben wurden in Rückstreugeometrie mit einem Via Raman (Renishaw) Spektrometer aufgenommen, ausgestattet mit einer thermoelektrisch gekühlten (−70 °C) CCD-Kamera und einem Mikroskop. Die 532-nm-Strahlungslinie einer diodengepumpten Festkörperlaser wurde für die Photoanregung verwendet. Ein 50×/0,75 NA Objektiv und ein 1800 Linien/mm Gitter wurden zur Aufzeichnung der Ramanspektren verwendet. Die Akkumulationszeit betrug 400 s. Um Probenbeschädigung zu vermeiden, wurde die Laserleistung an der Probe auf 0,06 mW begrenzt. Die Ramanfrequenzen wurden mit dem Siliziumstandard (Linie bei 520,7 cm⁻¹) kalibriert. Parameter der Schwingungsmoden wurden durch Anpassung der experimentellen Spektren mit Gauß-Lorentz-Formkomponenten mit der GRAMS/A1 8.0 (Thermo Scientific) Software bestimmt.

Die Ramanspektren der als-gewachsenen und geglühten GaAsBi/AlAs MQW A-Probe sind in Abb. 3 dargestellt. Ein intensives Duplet, das in der als-gewachsenen Probe (Abb. 3, grüne Kurve) bei 269 und 290 cm⁻¹ beobachtet wird, entspricht den GaAs-ähnlichen transversalen optischen (TO) und longitudinalen optischen (LO) Phononenmoden [16,17,18]. In der Rückstreugeometrie ist die TO-Bande für den idealen GaAs-Kristall symmetrisch verboten [17, 18], aber die durch Bi induzierte Kristallstrukturunordnung bricht die Symmetrie des GaAs-Kristallgitters und aktiviert den TO-Modus. Zwei weitere breite, durch Bi induzierte Schwingungsmoden, sichtbar in der Nähe von 227 und 181 cm⁻¹, können GaBi-ähnlichen Schwingungsmoden zugeschrieben werden [18]. Das Vorhandensein von AlAs-Barrieren kann im Ramanspektrum an einer scharfen LO-Mode bei 402 cm⁻¹ erkannt werden [19].

Ramanspektren der als-gewachsenen (grüne Kurve) und geglühten (rote Kurve) GaAsBi MQW A-Probe

Eine relativ kurze (180 s) thermische Glühung der Probe bei 750 °C induziert wesentliche Änderungen im Ramanspektrum: (i) intensive Niedrigfrequenzbänder erscheinen bei 72 und 96 cm⁻¹, (ii) die Intensität der Bänder in der Nähe von 269, 227 und 181 cm⁻¹ nimmt ab, und (iii) ein breites Merkmal in der Nähe von 361 cm⁻¹ erscheint im Spektrum der geglühten Probe. Die beiden Niedrigfrequenzbänder bei 72 und 96 cm⁻¹ entsprechen gut den E _g und A _1g Moden des kristallinen Bismuts [20,21,22,23,24]. Das Erscheinen dieser Bänder zusammen mit einer Abnahme der Intensität der durch Bi induzierten GaBi-ähnlichen Bänder bei 269 und 181 cm⁻¹ zeigt, dass thermisches Glühen die Ausdiffusion von Bismut aus den GaAsBi-Gitterplätzen und seine Agglomeration zu Bi-Nanokristallen verursacht. Darüber hinaus beeinflusst die Bildung von Bismut-Nanokristallen auch die Kristallstruktur der AlAs-Schichten, wie aus dem Anstieg eines breiten, defektinduzierten TO-Merkmals in der Nähe von 361 cm⁻¹ ersichtlich [25].

Photolumineszenz-Messungen

Temperaturabhängige Photolumineszenz (PL) Messungen wurden mit einem 500-mm-Brennweiten-Monochromator (Andor SR-500i) zusammen mit einem flüssigstickstoffgekühlten InGaAs-Photodetektor durchgeführt. Ein diodengepumpter Festkörperlaser, der bei 532 nm emittiert, wurde als Anregungsquelle bei einer Anregungsleistung von 38 mW verwendet. Die Proben wurden auf dem Kältefinger eines Closed-Cycle-Helium-Kryostats montiert, gekoppelt mit einem Temperaturcontroller, der Messungen im Temperaturbereich von 3–300 K ermöglichte.

Die PL-Spektren der geglühten A-Probe, die drei 10 nm breite und eine 20 nm breite GaAsBi-QWs enthält, gemessen bei verschiedenen Temperaturen, sind in Abb. 4a dargestellt. Zwei Hauptgruppen von Spektralmerkmalen unterhalb der Bandlücke von GaAs können unterschieden werden. Ein starker Hochenergie-Peak bei etwa 1,35 eV kann strahlenden Übergängen in GaAsBi-QWs zugeschrieben werden. Die Position des Peaks ist nahe an der in GaAs_0.979Bi_0.021/GaAs Quantenwellen [26] beobachteten und korreliert mit XRD-Daten, die einen Bi-Gehalt von 2,1 % in den GaAsBi-QW-Schichten der A-Probe nach ihrem Glühen anzeigten. Die spektralen Merkmale auf der niedrigenergetischen Seite, 0,6–1,05 eV, erscheinen in den PL-Spektren nach thermischem Glühen der Probe und können daher optischen Übergängen in Bi-Nanokristallen zugeschrieben werden. Der niedrigenergetische PL-Band hat eine innere Struktur, die sich bei niedrigen Temperaturen zeigt. Nämlich bei T = 3 K können die PL-Komponenten bei 0,67, 0,88 und 0,98 eV unterschieden werden. Wie aus Abb. 4a ersichtlich, ist das PL-Signal von GaAsBi-QWs bei Flüssigheliumtemperatur zwei Größenordnungen stärker als der niedrigenergetische PL-Band. Allerdings nimmt der Hochenergie-PL-Peak mit steigender Temperatur rapide ab und der niedrigenergetische PL-Peak beginnt bei T > 100 K zu dominieren.

Temperaturabhängige PL-Spektren der geglühten a A-Probe, bestehend aus drei 10 nm breiten und einer 20 nm breiten GaAsBi/AlAs-QWs und b B-Probe, bestehend aus 20 10 nm breiten GaAsBi/AlAs-QWs

Die PL-Spektren der B-Probe, die zwanzig 10 nm dicke GaAsBi-Quantenwellen enthält, getrennt durch 4 nm dicke AlAs-Barrieren, sind in Abb. 4b dargestellt. Vor dem thermischen Glühen zeigte die B-Probe, wie im Fall der A-Probe, nur den höherenergetischen, QW-bezogenen PL-Band. Der starke niedrigenergetische PL-Peak bei etwa 0,85 eV wurde nach dem thermischen Glühen beobachtet und wird daher der Emission von Bi-Nanokristallen zugeschrieben. Die Intensität des niedrigenergetischen Peaks in der B-Probe ist stärker als in der A-Probe und skaliert mit der erhöhten Anzahl der QWs. Bei niedrigen Temperaturen können drei Komponenten des Peaks, die in der A-Probe gut aufgelöst waren, nachverfolgt werden. In der B-Probe wird der niedrigenergetische PL-Peak jedoch von seiner 0,85 eV-Komponente im gesamten untersuchten Temperaturbereich dominiert. Die Position des höherenergetischen, QW-bezogenen PL-Peaks ist leicht zu niedrigeren Energien verschoben im Vergleich zu seiner Position in der A-Probe, in Übereinstimmung mit XRD-Daten, die 2,8 % Bi in den Quantenwellen-Schichten der B-Probe nach thermischem Glühen anzeigten. In der B-Probe offenbart der QW-bezogene PL-Peak seine innere Struktur. Der Peak besteht aus der an Exzitonen gebundenen Komponente bei etwa 1,27 eV, die bei niedrigen Temperaturen dominiert, und der delokalisierten Exzitonen-bezogenen Komponente, die bei etwa 1,35 eV liegt und bei höheren Temperaturen dominiert. Die innere Struktur des QW-bezogenen Peaks resultiert in einer charakteristischen S-förmigen Temperaturabhängigkeit der PL-Peak-Position (volle Punkte in Abb. 5), die zuvor sowohl in voluminösem GaAsBi [27] als auch in GaAsBi/GaAs Quantenwellen [26] beobachtet wurde. Der bei niedrigen Photonenenergien positionierte PL-Peak zeigt eine viel schwächere Temperaturabhängigkeit (offene Punkte und Kurve in Abb. 5), die durch die Varshni-Funktion E(T) = E(0) − αT ²/(β + T) mit den α- und β-Parametern gleich 10⁻⁴ eV/deg und 100 K angepasst werden kann. Es sei angemerkt, dass der Wert des α-Parameters, der für die Energiebandlückenänderung mit der Temperatur verantwortlich ist, viel kleiner ist als seine Standardwerte für die meisten Halbleiter, 3·10⁻⁴–5·10⁻⁴ eV/deg. Dies macht die Bi-Nanokristall-Matrix zu einem wichtigen potenziellen System für Lichtquellen, die bei Telekommunikationswellenlängen emittieren und eine geringe Temperatursensitivität aufweisen.

Temperaturabhängigkeiten der spektralen Positionen der Hoch- und Niedrigenergie-PL-Bänder für die geglühte B-Probe, bestehend aus zwanzig 10 nm breiten GaAsBi/AlAs-QWs

Diskussion

Die in der vorliegenden Studie durchgeführten HRTEM-, EDS- und Raman-Spektroskopie-Messungen deuten darauf hin, dass Bi-Nanokristalle (Quantenpunkte) in GaAsBi-Schichten nach thermischem Glühen der niedrigtemperatur MBE-gewachsenen GaAsBi/AlAs MQW-Proben ausfallen. Man kann annehmen, dass diese Nanokristalle für die langwellige Photolumineszenz-Bande verantwortlich sind, die sich in den geglühten Proben zeigt. Obwohl Volumen-Bismut halbmetallisch ist, führen die kleinen effektiven Massen der Bi-Ladungsträger zu einem frühen Einsetzen von Quantengrößen-Effekten in Bi-basierten Nanostrukturen. Tatsächlich wurde eine der ersten experimentellen Beobachtungen von Größeneffekten für dünne Bi-Schichten [28] berichtet. Der Halbmetall-zu-Halbleiter-Übergang in dünnen Bi-Filmen, d < 30 nm, wurde experimentell in Ref. [29] beobachtet. Der Übergang wurde auch in Bi-Nanodrähten mit Durchmessern unter 65 nm [30, 31] aufgedeckt. In beiden Fällen wurde der halbleitende Zustand durch Messungen der temperaturabhängigen elektrischen Eigenschaften identifiziert. Der Größeneffekt in Bismut-Nanopartikeln wurde erstmals durch Elektronenenergieverlustspektroskopie [32] untersucht, und der Halbmetall-zu-Halbleiter-Übergang trat in Bi-Nanopartikeln mit Durchmessern unter 40 nm auf. Der Übergang in den direkten Halbleiterzustand wurde kürzlich [33] für kolloidale 3,3 nm Bi-Nanopartikel berichtet.

In reinem Bi befinden sich die Haupttäler von Elektronen und Löchern an den L und T Punkten der Brillouin-Zone und entsprechen ellipsoidischen Isoenergetischen Flächen (Tabelle 1). Der Grundzustand der Elektronen (Löcher) des ellipsoidischen Tals in einem kugelförmigen Quantenpunkt kann approximativ geschätzt werden als

$$ W=\frac{\pi^2{\hslash}^2}{2\overline{m}{r}_0^2}\ . $$ (1)

Hier ist r ₀ der QD-Radius und \( \overline{m} \) die durchschnittliche inverse effektive Masse,

$$ \frac{1}{\overline{m}}=\frac{1}{3}\left(\frac{1}{m_1}+\frac{1}{m_2}+\frac{1}{m_3}\right), $$ (2)

wobei m ₁, m ₂ und m ₃ die Hauptwirkungsmassen des ellipsoidischen Tals sind.

Die phänomenologische Formel (1) gibt eine genaue Schätzung des Grundenergieniveaus ε₁ in einem unendlich tiefen kugelförmigen QD bei beliebigen Verhältnissen der effektiven Massen. Tatsächlich ist sie exakt, ε₁ = W, im Fall einer kugelförmigen Isoenergetischen Fläche (m ₁ = m ₂ = m ₃), sagt die ε₁-Energie mit einer Genauigkeit von 12 % voraus, ε₁ ≈ 0,88 W, und 25 %, ε₁ = 0,75 W, in den Grenzfällen stark prolater sphäroidaler Täler (m ₁ = m ₂, m ₃ → ∞) und stark oblater sphäroidaler Täler (m ₁ = m ₂, m ₁ → ∞). Daher approximiert Formel (1) die QD-Grundenergie bei beliebigen Werten der Hauptwirkungsmassen mit einer Genauigkeit besser als 25 %.

Formel (1) ermöglicht eine einfache direkte Bewertung der effektiven Energiebandlücken in Bismut-Quantenpunkten, E _g,eff = E _g + W _e + W _h, wobei E _g die Energiebandlücke in einem Volumenkristall ist und W _e und W _h die Elektronen- und Loch-Größenquantisierungsenergien (1) sind. Die berechneten effektiven T und L Energiebandlücken sind grafisch in Abb. 6 dargestellt. (Die Elektronen- und Lochmassen an sowohl T als auch L Punkten wurden als gleich angenommen.)

Entwicklung des Bi QD Energiespektrums mit Abnahme seiner Größe (r ₀ und d sind QD-Radius und -Durchmesser)

Im Volumen, halbmetallischem Bismut, liegt das Leitungsbandminimum des L Tals 38 meV unterhalb des T Valenzbandmaximums. Wenn die Größe der Bi-Partikel verringert wird, steigt die effektive Energiebandlücke am L Punkt schneller als am T Punkt aufgrund der kleineren effektiven Massen des L-Tals, was schließlich zum Halbmetall-zu-Halbleiter-Übergang führt (der i-Crossover-Punkt in Abb. 6). Zunächst wird ein Bismut-Nanokristall zum indirekten Halbleiter mit dem niedrigsten Leitungsbandminimum am L Punkt und dem höchsten Valenzbandmaximum am T Punkt. Mit weiterer Verringerung der QD-Größe treten sowohl Valenz- als auch Leitungsbandkanten an den T Punkten auf, wodurch der Bi-QD zu einem direkten Bandlücken-Halbleiter wird (der d-Crossover-Punkt in Abb. 6).

Es sei angemerkt, dass Abb. 6 nur ein grobes Schema des Energiespektrums darstellt, da das Schema Nicht-Parabolicitäts-Effekte vernachlässigt und unendliche Energiebarrieren für QDs annimmt. Eine Abweichung vom parabolischen Dispersionsgesetz ist für das L-Tal wesentlich (siehe z. B. [34]). Tatsächlich sind die effektiven Massen im L-Talzentrum etwa fünfmal kleiner als ihre Werte an der Fermi-Energie (die für die Berechnungen des in Abb. 6 dargestellten Energiespektrums verwendet wurden). Andererseits sind Nicht-Parabolicitäts-Effekte an den T Punkten schwächer, wo die Energiebandlücke größer ist, und daher kann die dargestellte effektive T Energiebandlücke (Abb. 6) als ihre relevante Schätzung betrachtet werden.

Oben haben wir den niedrigenergetischen PL-Peak bei ~0,85 eV auf optische Übergänge in Bi-Nanokristallen mit Durchmessern von etwa 10 nm zurückgeführt. Die vorgestellten Berechnungen für d = 10 nm QDs sagen eine effektive Energiebandlücke E _g,eff = 0,76 eV voraus, die in vernünftiger Übereinstimmung mit dem Experiment steht und somit die hypothetische Annahme des Ursprungs des niedrigenergetischen PL-Peaks stützt.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend wurden multiple GaAsBi/AlAs-geschichtete Quantenwellenstrukturen durch einen gemischten MBE/MEE-Prozess auf GaAs-Substraten gezüchtet. Nach nachträglicher thermischer Glühung der Strukturen bei 750 °C nukleierten zahlreiche relativ niedrig-dispergierte Nanopartikel innerhalb der GaAsBi-Quantenwellen. HRTEM-, EDS- und Raman-Spektroskopie-Messungen zeigen, dass die Nanokristalle überwiegend aus Bismut bestehen. Die durchgeführten Photolumineszenz-Messungen offenbaren einen zusätzlichen niedrigenergetischen, ≈0,85 eV, PL-Peak, der in den geglühten Proben erscheint. Der niedrigenergetische PL-Peak kann vermutlich auf optische Übergänge in Bi-Nanokristallen zurückzuführen sein, die durch Größeneffekte in den direkten Bandlücken-Halbleiterzustand transformiert werden. Die durchgeführten Abschätzungen des Bi-Quantenpunkt-Energiespektrums stützen diese Annahme. Weitere und detailliertere experimentelle und theoretische Arbeiten sind für eine definitive Antwort erforderlich.

Abkürzungen

EDS:

Energiedispersive Spektroskopie

HAADF:

High-angle annular dark-field

HRTEM:

Hochauflösende Transmissionelektronenmikroskopie

MBE:

Molekularstrahlepitaxie

MEE:

Migration-enhanced epitaxy

PL:

Photolumineszenz

QD:

Quantenpunkt

QW:

Quantenwelle

RTA:

Rapid thermal annealing

STEM:

Scanning Transmissionelektronenmikroskopie

TO and LO:

Transversale optische und longitudinale optische Phononenmoden, jeweils