Управление локализацией электронов в полупроводниковых гетероструктурах тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.07, доктор физико-математических наук Алещенко, Юрий Анатольевич

• Алещенко, Юрий Анатольевич
• доктор физико-математических наук
• 2012

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук Алещенко, Юрий Анатольевич

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. Эффекты передислокации в структурах множественных квантовых ям ваАз/А/ваАв

Параграф 1.1. Резонансное комбинационное рассеяние света и эффекты передислокации в структурах множественных квантовых ям СаАз/АЦСанхАэ 27 Параграф 1.2. Фотолюминесценция при умеренных уровнях возбуждения и резонансное комбинационное рассеяние света в сверхрешетках ОаАз/АЮаАз 36 Выводы к главе

ГЛАВА 2. Влияние шероховатостей границ раздела на оптические свойства квантово-размерных структур

Параграф 2.1. Флуктуации гетерограниц раздела в структурах квантовых ям 45 Параграф 2.2. Оптические свойства квантово-размерных структур с макроскопическими шероховатостями границ раздела 48 Параграф 2.2.1. Теоретическое рассмотрение ФЛ в квантово-размерных структурах с макроскопическими флуктуациями положения гетерограниц 48 Параграф 2.2.2. Экспериментальные исследования вклада макрофлуктуаций гетерограниц в спектры ФЛ структур КЯ 54 Параграф 2.2.3. Обсуждение результатов экспериментальных исследований вклада макрофлуктуаций гетерограниц в спектры ФЛ структур КЯ 61 Параграф 2.3. Микроскопические флуктуации геометрических параметров и локализованные электронные состояния в квантово-размерных структурах 66 Параграф 2.3.1. Экспериментальные исследования естественных КТ, образованных микрофлуктуациями ширин квантовых ям и барьерных слоев в сверхрешетках и структурах множественных КЯ СаАз/А1хСа|-хАз

Параграф 2.3.2. Теоретическая модель

Параграф 2.3.2.1. Природа эквидистантных пиков 73 Параграф 2.3.2.2. Редукция трехмерной задачи для расчета энергетического спектра квантовых точек

Параграф 2.3.2.3. Одномерные флуктуации

Параграф 2.3.3. Спектр КТ, образованных круговыми флуктуациями

Параграф 2.3.4. Численные оценки 89 Параграф 2.3.5. Обратная задача нахождения профиля цилиндрической КТ, обладающей эквидистантным энергетическим спектром

Выводы к главе

ГЛАВА 3. Интерференционная ионизация примеси электрическим полем в туннельно связанных квантовых ямах

Параграф 3.1. Теоретическое рассмотрение эффекта интерференционной ионизации примеси электрическим полем

Параграф 3.2. Методика исследований эффекта интерференционной ионизации донорной примеси электрическим полем в системе КЯ

Параграф 3.3. Результаты исследований двухъямной структуры GaAs/AlGaAs с 5-легированной квантовой ямой без поля

Параграф 3.4. Энергия ионизации донора Si

Выводы к главе

ГЛАВА 4. Трансформация размерности экситонных состояний в квантовых ямах с асимметричными барьерами

Параграф 4.1. Зависимость от импульса размерности электронных состояний в гетероструктурах

Параграф 4.2. 2D-3D трансформация размерности экситонных состояний в одиночных квантовых ямах с сильно асимметричными по высоте барьерами 125 Параграф 4.2.1. Экспериментальные особенности исследований трансформации размерности экситонных состояний в одиночных КЯ с асимметричными по высоте барьерами

Параграф 4.2.2. Эволюция состояния 2D экситона в зависимости от ширины КЯ и внешнего электрического поля

Параграф 4.2.3. Теоретическое описание эволюции состояния 2D экситона в структуре с одиночной КЯ с асимметричными по высоте барьерами во внешнем электрическом поле

Выводы к главе

ГЛАВА 5. Униполярный полупроводниковый лазер на квантовых ямах с сильно асимметричными по высоте барьерами

Параграф 5.1. Оптическая эффективность униполярного полупроводникового лазера на квантовых ямах с асимметричными барьерами

Параграф 5.2. Оптимизация активного элемента униполярного лазера

Параграф 5.3. Простейшие структуры с асимметричными барьерами

Параграф 5.4. Особенности перестройки электронного спектра двухъямной гетероструктуры GaAs/AlGaAs с переменной размерностью электронных состояний во внешнем электрическом поле

Параграф 5.4.1. Постановка измерений спектров ФЛ двухъямной гетероструктуры GaAs/AlGaAs

Параграф 5.4.2. Спектры ФЛ двухъямной гетероструктуры GaAs/AlGaAs во внешнем электрическом поле

Параграф 5.4.3. Теоретические исследования перестройки электронного спектра двухъямной гетероструктуры GaAs/AlxGai-xAs во внешнем электрическом поле 177 Параграф 5.4.4. Обсуждение результатов для двухъямной гетероструктуры GaAs/AlxGai-xAs с переменной размерностью электронных состояний во внешнем электрическом поле

Параграф 5.5. Управление заселенностью верхнего лазерного уровня в структурах квантовых ям с асимметричными барьерами с помощью внешнего электрического поля

Параграф 5.5.1. Экспериментальные исследования прототипов активного элемента униполярного лазера

Параграф 5.5.2. Теоретические расчеты перестройки электронного спектра трехъ-ямных структур с асимметричными барьерами во внешнем электрическом поле 196 Параграф 5.5.3. Расчеты параметров, определяющих инверсную населенность в трехъямных структурах с асимметричными барьерами во внешнем электрическом поле

Параграф 5.6. Многопериодный активный элемент униполярного полупроводникового лазера

Параграф 5.6.1. Особенности моделирования многопериодного активного элемента униполярного лазера

Параграф 5.6.2. Экспериментальные методики исследований многопериодного активного элемента униполярного лазера

Параграф 5.6.3. Результаты экспериментальных исследований многопериодного активного элемента

Выводы к главе

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Управление локализацией электронов в полупроводниковых гетероструктурах»

Актуальность темы

Физика полупроводниковых гетероструктур в настоящее время является одним из наиболее динамично развивающихся направлений физики твердого тела [1,2]. Достижения в этой области стали возможными благодаря успехам технологии, прежде всего методов молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) и литографии высокого разрешения. Эти методы позволяют создавать совершенные монокристаллические полупроводниковые слои и многослойные гетероструктуры с толщиной слоев 1-10 нм, сравнимой с длиной волны де Бройля носителей заряда, что открывает принципиальную возможность наблюдения и использования явлений, обусловленных волновой природой электрона. К ним, в частности, относится интерференция электронных волн и вызванные ею так называемые размерные квантовые эффекты, такие, например, как квантование энергии электронов в тонких слоях, резонансный характер прохождения электронов через эти слои и т.д. На основе гетероструктур с квантово-размерными слоями (наноструктур) создан широкий круг приборов опто- и наноэлектроники, среди них полупроводниковые лазерные диоды с квантовыми ямами (КЯ) и квантовыми точками (КТ) в качестве активной области; транзисторы с высокой подвижностью электронов двумерного электронного газа, локализованного вблизи гетерограницы; резонансно-туннельные диоды; фотоприемники и светоизлучающие приборы на основе межзонных и межподзонных переходов в квантово-размерных слоях.

К наивысшим технологическим достижениям в области квантовых приборов следует, несомненно, отнести создание квантового каскадного лазера (KKJ1) группой исследователей из Bell Laboratories (США) под руководством Ф. Капассо [3]. В основу этого прибора легли идеи о возможности оптического усиления при переходах между квантованными электронными состояниями в структуре с множественными квантовыми ямами в сильном электрическом поле, высказанные в 1971 году российскими учеными Р.Ф. Казариновым и Р.А. Сурисом [4]. Генерация излучения в новом приборе происходила благодаря межподзонным переходам в зоне проводимости туннельно связанных КЯ, то есть использовались носители заряда одного типа (электроны). Поэтому KKJ1 является униполярным прибором, в нем отсутствует р-п переход как в обычных полупроводниковых лазерах и светодиодах. Для увеличения квантового выхода излучения был применен эффект каскадирования, то есть активная область повторялась в лазерной структуре несколько десятков раз. Эффект каскадирования состоит в следующем: каждый инжектированный электрон испускает фотон в первом каскаде прибора, после чего электрон не аннигилирует с дыркой валентной зоны, а повторно инжектируется во второй каскад, где испускает еще один фотон и так далее. По существу ККЛ работает как электронный водопад. Электрон спускается по каскаду одинаковых энергетических ступенек, созданных в материале в процессе роста, испуская фотон на каждой ступени.

Такая конструкция ККЛ имеет ряд преимуществ перед традиционными диодными лазерами, в которых излучательная рекомбинация осуществляется между электронными и дырочными состояниями. В отличие от диодных лазеров длина волны униполярного лазера определяется квантовым ограничением, то есть толщиной слоев в активной области, а не шириной запрещенной зоны материала. К достоинствам униполярных лазеров относятся также высокая температурная стабильность и возможность работы при комнатной температуре вследствие подавления процессов оже-релаксации. Оба фактора связаны с одинаковым знаком эффективной массы в рабочих подзонах униполярного лазера. Важным преимуществом ККЛ является гораздо более эффективное использование инжектированных носителей заряда. Действительно, в диодном лазере каждая электрон-дырочная пара, инжектированная в активную область, создает только один фотон. Таким образом, выходная мощность диодного лазера, снимаемая с одного торца, определяется соотношением Р = г/^у1(/- 11к)/2е, где - энергия фотона, / - возбуждающий ток,

Ль - пороговый ток, е - заряд электрона. Множитель '/2 отражает тот факт, что выходная мощность делится поровну между двумя гранями, а коэффициент //а называется дифференциальной внешней квантовой эффективностью, которая зависит от таких свойств оптического резонатора как внутренние потери, длина активной области и коэффициент отражения граней. Соответствующее выражение для мощности ККЛ имеет вид: Р = Ь{1 - и отражает тот факт, что в ККЛ каждый электрон, дающий вклад в ток, при токах, превышающих пороговое значение, испускает N лазерных фотонов, где N - число каскадов в приборе. Типичное количество активных областей (каскадов), разделенных областями инжекторов, в современных ККЛ составляет 20-35, но лазерная генерация для подобных структур была продемонстрирована и для одного каскада [5], а также для структур терагерцовых ККЛ, насчитывающих более 100 активных областей [6-13]. Структура ККЛ получается очень сложной и включает 500-1500 последовательно выращенных слоев толщиной от 0,5 до 10 нм [14], но современная технология МЛЭ успешно справляется с этой задачей.

К достоинствам ККЛ относится и возможность продвижения при использовании одной и той же комбинации материалов в далекий инфракрасный (ИК) диапазон длин волн к терагерцовым частотам генерации (Я > 50 мкм), что важно для астрономии и для изучения атмосферы Земли и других планет. Возможности диодных инжекционных лазеров ограничены длиной волны около 20 мкм в силу отсутствия надежных, легко поддающихся обработке и устойчивых к повторяющимся циклам нагрева и охлаждения, связанным с лазерной генерацией, узкозонных материалов для далекой ИК области спектра [15]. Более того, как видно из приведенного выше выражения для мощности генерации диодного лазера, при одних и тех же пороговом токе и дифференциальной квантовой эффективности щ мощность генерации диодного лазера уменьшается с ростом длины волны. Например, диодный лазер, излучающий в красном диапазоне длин волн, где энергия фотона Иу^ ~ 2 эВ, будет в 20 раз более мощным, чем лазер для среднего ИК диапазона (12 мкм), генерирующий фотоны с энергией Ьу\ ~ 0,1 эВ. Кроме того, уменьшается с ростом длины волны генерации, так как оптические потери возрастают Л примерно как Я . На практике мощность ККЛ более чем в 1000 раз превышает мощность диодного лазера, работающего на той же длине волны, благодаря эффекту каскадирования и большему рабочему току. Используемые в ККЛ материалы имеют достаточно широкую запрещенную зону, что позволяет пропускать через прибор большие инжекционные токи, которые могли бы повредить диодный лазер, изготовленный из узкозонного материала. В настоящее время такие лазеры на основе различных гетеропар могут работать в диапазоне -2,6-250 мкм [16-17]. При этом ККЛ с гетеропарой А11пАз/Оа1пА5 в активной области перекрывают диапазон 3,3-24 мкм, а каскадные лазеры на гетеропаре АЮаАзЛЗаАз могут работать в диапазоне 60-250 мкм. Мощности ККЛ в непрерывном и импульсном режимах достигают 7 [18] и 120 Вт [19], соответственно, а кпд «от розетки» достигает 50% и выше при низких температурах [20-21].

К сожалению, использование параллельных рабочих подзон в униполярном лазере имеет и серьезный недостаток, затрудняющий достижение значительной инверсной населенности в такой системе. Сходство начальных и конечных электронных состояний в униполярном лазере приводит к тому, что фактически одного ЬО-фонона с отличным от нуля импульсом достаточно для электронной релаксации между параллельными подзонами независимо от расстояния между ними. В то же время, значительно увеличить время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами можно только за счет уменьшения перекрытия электронных волновых функций (ВФ) в соответствующих подзонах. Это приводит к уменьшению оптической эффективности лазера. Поэтому времена жизни электронов для межподзонных переходов в структурах униполярных лазеров оказываются в пикосекундном диапазоне. В этих условиях для достижения значительного усиления структура униполярного лазера обычно включает 25-100 периодов активного элемента.

В первых структурах ККЛ использовалась диагональная схема излучательных переходов электрона в реальном пространстве между лазерными подзонами, локализованными в соседних КЯ [3]. Активная область такого ККЛ включает три КЯ из твердого раствора состава Сао^по^зАя и четыре барьера из А^^по^Аэ. Составы твердых растворов являются изопериодическими к подложке и+-1пР. Ширины ям выбраны таким образом, что в самой узкой КЯ шириной 0,8 нм локализован верхний лазерный уровень £3, во второй КЯ шириной 3,5 нм находится нижний лазерный уровень £2, наконец, в третьей КЯ шириной 2,8 нм локализован самый нижний уровень . Рассчитанное значение разности энергий между лазерными уровнями в приложенном электрическом поле напряженностью ~105 В/см равно £ъ-£г = 295 мэВ, что соответствует излучению на длине волны А = 4,2 мкм. К достоинствам такой схемы относятся слабое перекрытие ВФ лазерных подзон. Это (а также большое расстояние по энергии между подзонами, требующее большого импульса у фононов, участвующих в релаксации) способствует увеличению времени безызлучательной релаксации между лазерными подзонами с участием оптического фонона (гзг = 4,3 пс) и уменьшает вероятность туннелирования электронов в континуум инжектора. Расстояние по энергии между нижним лазерным уровнем £г и самым нижним уровнем £х соответствует энергии ЬО фонона в Оао1471по,5зАз (34 мэВ). За счет большего перекрытия ВФ подзон £2 и £х и релаксации с испусканием оптического фонона без изменения импульса осуществляется быстрое опустошение нижнего лазерного уровня за время тц = 0,6 пс. Таким образом, гз2 >>х2\ и обеспечена инверсия населенности между лазерными подзонами. Основным недостатком диагональной схемы является рассеяние электронов на шероховатостях интерфейса. Дополнительное рассеяние может быть обусловлено флуктуациями примеси в инжекторе. Оба эти фактора приводят к уширению спектра люминесценции и, соответственно, к увеличению порога генерации.

Полуширина линии спектра спонтанного излучения сужается почти вдвое в активной области с вертикальными переходами [22]. В простейшем случае используется активная область с двумя КЯ [23,24], параметры которых подобраны так, что лазерные подзоны £3 и £г расположены в первой яме, а подзона - во второй. Условие инверсии населенностей г32 »т21 по-прежнему выполняется, хотя т-ц в ККЛ с вертикальными переходами уменьшается до -1,8 пс. Пороговая плотность тока в ККЛ с вертикальными переходами уменьшается примерно вдвое, а рабочая температура возрастает вплоть до комнатной.

Замена туннельно связанных КЯ в активной области ККЛ сверхрешеткой (СР) позволила перейти от генерации на межподзонных переходах к генерации при переходах между зонами проводимости (минизонами) СР Оао^по^зАэ/А^^по^гАз [25,26]. В этом случае электроны туннельно инжектируются в нижние состояния второй минизоны проводимости и переходят в пустые состояния вблизи потолка первой минизоны с испусканием фотона с энергией, соответствующей энергетической щели между минизонами. Величина этой щели может быть сделана гораздо меньше запрещенных зон материалов барьеров и КЯ СР. Поэтому за счет изменения ширин барьеров и КЯ сверхрешетки в активной области можно варьировать в широких пределах длину волны генерации. Минизоны СР перекрывают больший диапазон энергий (от нескольких десятков до сотен мэВ для режима сильной туннельной связи, когда ширина барьера составляет 1-2 нм) по сравнению с активными подзонами в стандартной конструкции ККЛ, поэтому лазер со СР в активной области должен выдерживать гораздо большие плотности тока инжекции без нарушения условия резонансного туннелирования в верхнюю рабочую минизону с ростом приложенного напряжения. Оптические переходы между минизонами СР вблизи границы зоны Бриллюэна характеризуются большой силой осциллятора, которая возрастает при сужении барьеров. Условие инверсной населенности для межминизонного ККЛ выполняется автоматически, так как время жизни электрона вблизи потолка валентной зоны, определяемое сверхбыстрым (г, « 0,1 пс) рассеянием внутри минизон с испусканием оптического фонона, оказывается гораздо меньше времени рассеяния между минизонами (г21 »10 пс), контролируемого ЬО фононами с большим импульсом. С другой стороны, чтобы минимизировать проникновение внешнего поля в СР и подавить эффект объемного заряда при инжекции, ее приходится легировать. Легирование поддерживает плоский зонный профиль СР и предотвращает пробой минизон при внешнем смещении. Однако возможности повышения характеристик ККЛ с легированной СР в качестве активной области оказались сильно ограниченными из-за рассеяния электронов на примеси и поглощения фотонов на свободных носителях. Эти эффекты приводят к росту оптических потерь, уширению линии генерации [27] и уменьшению инверсии населенностей.

Чтобы уменьшить нежелательные эффекты, были предприняты попытки использования нелегированной СР в активной области, где для поддержания плоских зон внешнее приложенное поле компенсируется сначала за счет сильного (до слоевой концентрации 7-8-1011 см"2 в каждом периоде) легирования специальным образом сконструированного инжектора [28], а затем - за счет внутреннего квазиэлектрического поля, создаваемого благодаря плавному изменению периода СР с? в активной области и ее среднего состава [29]. Последний подход оказался наиболее эффективным для достижения рекордных характеристик ККЛ. Дальнейшим развитием данного типа ККЛ стали лазеры на основе перехода из связанного состояния в континуум [30], которые сочетают высокоэффективную инжекцию электронов в верхнее изолированное состояние внутри минищели за счет резонансного туннелирования как в ККЛ с трехъямным активным элементом и эффективную экстракцию носителей из нижней минизоны в следующий каскад, характерную для межминизонных лазеров. Помимо улучшения таких характеристик как мощность излучения, рабочая температура и срок службы, подобные ККЛ позволили продвинуться к длинам волн генерации свыше 100 мкм [10].

Основной помехой излучательной рекомбинации между подзонами одной зоны (зоны проводимости) в рассмотренных выше схемах активных областей ККЛ является безызлучательная внутризонная релаксация за счет рассеяния на оптических фононах. Типичное время фононной релаксации (~ 1 пс) по крайней мере на три порядка величины меньше времени излучательной релаксации (> 1 не), что приводит к очень низкой внутренней квантовой эффективности (< 10"3). Максимальное время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами с участием оптического фонона в ККЛ на межподзонных переходах не превышает 5 пс. Поэтому для достижения значительной инверсной населенности, необходимой для вынужденного излучения, требуются большие токи инжекции. Такие токи вызывают значительный разогрев активной области, который ограничивает характеристики ККЛ. Другой важный аспект связан с реализацией инверсной населенности без уменьшения эффективности инжекции. В случае ККЛ на межподзонных переходах требуется чрезвычайно тонкая настройка для реализации инверсной населенности, то есть хорошее ограничение электронной ВФ на верхнем рабочем уровне и малое время жизни электрона на нижнем уровне.

Для замедления релаксации неравновесных электронов и облегчения реализации инверсной населенности был создан междузонный ККЛ, в котором для формирования каскадной структуры используется нарушенное выстраивание запрещенных зон в системе из двух связанных КЯ, образующих гетеропереход II типа [31]. При этом потолок валентной зоны второй КЯ расположен выше, чем дно зоны проводимости первой ямы. Классическим примером такого сочетания является гетеропара ^Аэ/ОаБЬ, которая обладает полуметаллическими свойствами благодаря такому перекрытию зон. Однако в случае размерного квантования верхний уровень валентной зоны ОаЭЬ и нижний уровень зоны проводимости ЬгАэ расходятся (вырождение снимается), и система 1пАз/Оа8Ь становится диэлектриком. Поскольку имеет место перекрытие ВФ электрона в 1пАз и дырки в ваБЬ, то имеется заметная вероятность их излучательной рекомбинации. Этот излучательный переход между дискретными уровнями и используется для генерации излучения в междузонном ККЛ. Реальная схема основана на пространственно диагональном междузонном излучательном переходе в структуре КЯ II типа 1пАз/Оа8Ь/А18Ь [31,32]. Повторяющиеся активные области в структуре разделены легированными донорной примесью инжекторами, представляющими собой варизонную многослойную структуру 1пАз/А1(1п)8Ь. Активные области, где происходят междузонные излучательные переходы, заключают квантовые ямы II типа 1пАз/Оа1п8Ь. Оже-рекомбинация в активных областях подавляется методами зонной инженерии [33-35]. Активные области отделены от инжекторов узкими барьерами А18Ь. Гетеропара 1пАз/А18Ь интересна тем, что она имеет большой разрыв в зоне проводимости (Д£с «1,35 эВ), а электроны в ЬтАб имеют маленькую эффективную массу, приводящую к сильному квантованию. Благодаря особенностям конструкции междузонного ККЛ он относится к униполярным приборам, хотя после инжекции сквозь тонкий барьер на электронный уровень в КЯ 1пАб электрон дважды оказывается в валентной зоне. Излучательная же рекомбинация с дыркой происходит в валентной зоне твердого раствора Оа1п8Ь. Поскольку релаксация неравновесных электронов носит междузонный характер, то этот процесс замедлен по сравнению с внутризонной фононной релаксацией между квантовыми уровнями. На междузонном ККЛ в импульсном режиме была достигнута высокая мощность излучения 6 Вт с одной грани резонатора при 80 К) и рабочая температура вплоть до комнатной [32]. В непрерывном режиме достигнуты выходные мощности более 1 Вт (78 К) [36]. Однако пороговая плотность тока остается еще много больше, чем значения, предсказанные теорией [37,38]. Это может быть связано с высокой концентрацией дефектов и сильной поверхностной рекомбинацией в использованных материалах.

В последнее время широкое распространение получил так называемый двухфононный резонансный подход к конструкции активного элемента ККЛ как с диагональными [39], так и с вертикальными [40] переходами между рабочими лазерными уровнями. Этот подход заключается в том, что за излучательным переходом £п между верхним и нижним лазерными уровнями в четырехъямном активном элементе ККЛ на основе 1пОаАз/А11пАз следуют два последовательных безызлучательных перехода между двумя самыми низкими уровнями £2 и £х в системе. Структура сконструирована таким образом, что расстояния £Ъ1 и £1Х равны или несколько больше энергии оптического фонона (—35 мэВ). В результате время перехода электрона из состояния £ъ в состояние £г уменьшается до 0,31 пс, кроме того, предотвращается тепловой заброс электронов из основного состояния системы £х на нижний лазерный уровень £ъ, так как расстояние £Ъ1 оказывается, как минимум, 70 мэВ. Эти факторы приводят к уменьшению заселенности нижнего лазерного уровня. Следует отметить, что жесткое задание условия двухфононного резонанса в четырехъямной структуре существенно ограничивает возможности выбора других параметров при желаемой энергии лазерного перехода. В частности, становится затруднительным обеспечить значительное расстояние по энергии между верхним лазерным уровнем £4 и следующим за ним более высоким состоянием £ъ, которое преимущественно локализовано в тех же КЯ, что и самые низкие по энергии состояния активной области £2 и £х. Как следствие, в активном элементе с двухфононным резонансом возрастает паразитная инжекция в состояние £ь.

В качестве альтернативы двухфононному резонансному подходу недавно предложена нерезонансная экстракция в насчитывающем пять КЯ активном элементе ККЛ [41]. Суть этого подхода состоит в том, что для нижних состояний (£, или £2) в пятиямном активном элементе ККЛ с лазерным переходом между состояниями £4 и £3 условие двухфононного резонанса снимается. При этом для одного из нижних состояний (для определенности считаем его состоянием 1) вводится дополнительное близкое к нему состояние Г. Важно, чтобы ВФ состояний 1 и Г имели значительное перекрытие с ВФ состояния 2. В этих условиях время жизни нижних состояний оказывается близким к значению, достигаемому при двухфононном резонансном подходе, в то же время, сохраняется возможность варьирования других параметров системы для достижения оптимальных характеристик. В частности, в структурах с нерезонансной экстракцией самый низкий уровень 1' отстоит от нижнего лазерного состояния £ъ на 100 мэВ, что препятствует тепловому забросу электронов, а энергетический зазор между верхним лазерным уровнем ¿Г4 и следующим за ним более высоким состоянием £5 достигает 63 мэВ. Одновременно в таких структурах сохраняются высокие значения матричного элемента для лазерного перехода и времени жизни для верхнего лазерного уровня.

Очень эффективное рассеяние электронов на продольных оптических фононах является основным механизмом безызлучательной релаксации, который конкурирует с излучательными переходами между подзонами в униполярных лазерах. Вследствие рассеяния на ЬО фононах типичные времена жизни электронов в возбужденном состоянии составляют порядка одной пикосекунды, поэтому для достижения инверсной населенности требуется эффективный механизм инжекции. В структурах ККЛ эффективная инжекция обеспечивается резонансным туннелированием электронов между областями инжекторов и активными КЯ. В квантовом фонтанном лазере, предложенном и реализованном Ф. Жюльеном с сотрудниками [42-44], используется селективное оптическое возбуждение электронов из основного состояния в верхнее лазерное состояние активной области. Активная область фонтанного лазера включает многократно повторяющуюся пару туннельно связанных асимметричных КЯ (АКЯ) ОаАз/А^зэСао^Аз с тремя связанными электронными состояниями [42,45]. Для заселения основного электронного состояния используется модуляционное легирование структуры донорной примесью либо в области КЯ, либо в барьерах. Асимметрия структуры используется для прямой оптической накачки электронов из основного состояния £х в верхнее возбужденное состояние £ъ. Лазерная эмиссия происходит между верхним и нижним возбужденными состояниями, то есть ¿Г3 —» ¿Г2. Быстрый возврат электронов из нижнего возбужденного в основное состояние (£2 —») обеспечивается за счет усиления рассеяния на ЬО фононах при выборе соответствующего расстояния между этими уровнями. Длина волны накачки и эмиссии может перестраиваться в среднем ИК диапазоне при выборе подходящих ширины и состава пяти слоев структуры (двух КЯ ОаАэ, узкого барьера АЮаАэ между ними и двух внешних ограничивающих барьеров АЮаАв).

Инверсная населенность в такой трехуровневой системе реализуется при условии, что время жизни электронов в подзоне £2 оказывается меньше, чем время рассеяния Г32 между подзонами £ъ и £2. При выборе расстояния между подзонами £2 и £х близким к энергии ЬО фонона безызлучательная релаксация между этими состояниями происходит практически вертикально, так как импульс, передаваемый электроном фонону, мал (Дк = <7~ 0). В объемных полупроводниках скорость взаимодействия пропорциональна 1%|2, в этом случае следует ожидать резкого увеличения скорости межподзонного рассеяния £г -¿Г,. Подробный анализ электрон-фононного взаимодействия для оптимизации скоростей рассеяния между подзонами в структурах АКЯ с учетом плененных фононных мод был выполнен в [46]. Согласно расчетам, при низких концентрациях носителей заряда (~ 1 • 1011

-у см") типичные времена рассеяния составляют Т21 ~ 0,4 пс и Г32 ~ 1,9 пс для структуры АКЯ с £1Л = £ю и £Ъ]= 125 мэВ. Несмотря на достаточно малые времена рассеяния, их значительное отличие обеспечивает реализацию инверсной населенности. При более высоких концентрациях носителей, когда равновесная энергия Ферми оказывается выше подзоны основного состояния, желательно увеличить расстояние между этой подзоной и первым возбужденным состоянием, чтобы минимизировать тепловую населенность подзоны £2. В этих условиях ожидается увеличение Г21 до ~ 1 пс, но возможность реализации инверсной населенности все еще сохраняется.

Приведенные выше соображения легли в основу конструкции униполярного фонтанного лазера, оптимизированной для повышения коэффициента усиления и максимальной рабочей температуры [47]. Лазер рассчитан на накачку излучением СОг лазера (Я = 9,6 мкм) и имеет длину волны генерации 14-15 мкм. Структура фонтанного лазера включает 150 периодов активных областей, разделенных барьерами Alo^sGao^As толщиной 20 нм. В состав каждой активной области входят АКЯ GaAs шириной 7,9 и

5,1 нм и туннельно прозрачный барьер толщиной 1,1 нм. Квантовые ямы модуляционно

11 2 легированы до слоевой концентрации электронов 2-10 см" . Рассчитанные энергии переходов 8Х~£Ъ и £2 £ъ составляют 127 и 86,8 мэВ, соответственно. Расстояние £г выбрано равным 40,2 мэВ, то есть несколько превышает энергию LO фонона GaAs (36 мэВ).

Основные преимущества фонтанного лазера над ККЛ связаны с отсутствием тока в структуре. В этом случае отпадает необходимость в переносе и охлаждении носителей заряда в области инжектора, не требуется «тонкой настройки» энергетических уровней структуры для обеспечения беспрепятственного туннелирования электронов от каскада к каскаду, не стоит остро проблема деградации материала, актуальная для сильноточных приборов. Конструкция фонтанного лазера в результате оказывается более простой, к материалам, составляющим структуру, предъявляются менее жесткие требования. В отсутствие тока в структуре не требуется легировать слои, заключающие активную область, и использовать металлические контакты, чем обусловлены малые внутренние потери в длинноволновом диапазоне, связанные с поглощением на свободных носителях заряда. Еще одним важным преимуществом оптической накачки является то обстоятельство, что фонтанный лазер может работать без значительного разогрева при мощностях накачки, гораздо выше пороговых. Поэтому ожидается, что фонтанный лазер обеспечит более высокую мощность оптического излучения при длинах волн больше 10 мкм по сравнению с ККЛ. В частности, для описанной выше конструкции фонтанного лазера [47] достигнута мощность излучения с одной грани резонатора 6,6 Вт (при температуре 20 К) при накачке через боковую грань и 17,6 Вт (77 К) при нормальном падении возбуждающего излучения с использованием дифракционной решетки.

Основным недостатком фонтанного лазера является необходимость во внешнем источнике оптической накачки. Кроме того, из-за малых (< 2 пс) времен безызлучательной релаксации между лазерными подзонами с участием оптического фонона, высокие характеристики опять же достигнуты на весьма сложных структурах, включающих 150 периодов модуляционно легированных КЯ. В [42] была также предсказана возможность реализации инверсной населенности в активном элементе фонтанного лазера при селективном междузонном возбуждении, несмотря на то, что междузонное оптическое возбуждение верхней подзоны всегда сопровождается оптической генерацией электронов в более низких подзонах [48]. Такой фонтанный лазер уже не является униполярным прибором.

Слабое перекрытие электронных ВФ верхнего и нижнего лазерного уровня, необходимое для создания инверсии населенности, может быть реализовано не только в двухъямных структурах, но и в КЯ в форме асимметричной воронки [49,50]. На основе таких КЯ ГпОаАз/АЮаАБ специальной формы, имеющих три уровня размерного квантования, предложен лазер среднего ИК диапазона. В предложенной конструкции активного элемента энергетические расстояния между уровнями больше, чем энергия оптического фонона. Расчетные времена жизни электронов на уровнях £ъ и £2 по отношению к межподзонным переходам с эмиссией продольного оптического фонона равны, соответственно, 4,3 и 0,5 пс. Относительно большое время жизни на уровне с наибольшей энергией (£*3) объясняется специальной формой КЯ и слабым перекрытием электронных ВФ уровня £ъ и уровней £х и £г. В то же время, электроны с уровня £2 быстро релаксируют в основное состояние, испуская ЬО фонон. Поэтому после токовой или оптической инжекции электронов и дырок и захвата электронов уровнем £ъ между уровнями 6"з и £2 может возникнуть инверсия населенности электронов. Энергетический интервал между уровнями составляет примерно 100 мэВ (А ~ 12 мкм), так что соответствующая энергия фотона относится к средней ИК области.

При высоких уровнях инжекции (или оптического возбуждения) электроны и дырки накапливаются на нижнем уровне и электрон-электронные или электрон-дырочные столкновения могут разрушить инверсию населенности. В предложенном лазере основное состояние может опустошаться благодаря стимулированному излучению ближнего ИК диапазона между первыми уровнями размерного квантования электронов и тяжелых дырок, генерируемому в той же самой структуре. Концентрация электронов и дырок на нижних уровнях стабилизируется при высоких уровнях инжекции (или оптического возбуждения). В этом случае генерируется одновременно излучение среднего и ближнего ИК диапазонов. Такой лазер можно назвать «двухцветным». Этот прибор не может быть отнесен к униполярным лазерам, так как стимулированное межподзонное излучение сопровождается стимулированной межзонной эмиссией.

Параметры этих приборов в значительной степени определяются энергетическим спектром и волновыми функциями уровней размерного квантования, распределением электронной плотности по толщине структуры (т.е., локализацией электронной волновой функции), а также темпами эмиссии и захвата носителей заряда на уровни размерного квантования.

Диссертационная работа, посвященная исследованию возможностей управления локализацией электронной волновой функции в полупроводниковых гетероструктурах, является актуальной как с научной, так и с практической точек зрения.

Целью работы является исследование возможностей управления локализацией электронной волновой функции в полупроводниковых гетероструктурах, разработка методов диагностики локализации волновой функции, исследование физических эффектов, связанных с локализацией электронной волновой функции в квантово-размерных структурах с различными видами несовершенств, разработка принципов создания приборов, основанных на управлении локализацией электронной волновой функции.

Объекты и методы исследования. В качестве объектов исследования были выбраны полупроводниковые гетероструктуры с квантовыми ямами на основе системы ОаАз/АЮаАэ, выращенные методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Основными методами исследования в данной работе являлись методы спектроскопии вторичного излучения - комбинационного рассеяния (КР) света и фотолюминесценции (ФЛ), -дающие информацию об электронной и фононной подсистемах исследуемых материалов и обладающие высоким пространственным разрешением, определяемым диаметром сфокусированного лазерной пучка на поверхности образца. Научная новизна работы состоит в следующем:

1. С помощью спектроскопии резонансного КР подтверждена теоретически предсказанная возможность локализации электронных состояний в барьерах сверхрешеток ОаАз/АЮаАэ, проявляющаяся в спектрах как резонансное селективное усиление ваАз- и А1Аз-подобных ЬО мод барьеров АЮаАв, формирование их обертонов и составных частот. Обнаружен эффект передислокации электронных возбуждений из барьеров в квантовые ямы при сужении барьеров. В этом случае селективно усиливается ЬО мода КЯ ОаАэ, проявляются ее обертоны, а при сопоставимых относительных вероятностях нахождения электрона в КЯ и барьере формируются составные ЬО моды этих пространственно разделенных компонентов сверхрешетки.

2. Обнаружен зависящий от температуры сдвиг резонансной частоты фотолюминесценции квантовой области структур одиночных квантовых ям ОаАэ/АЮаАз, вызванный макроскопическими флуктуациями ширины квантовых ям на целое число монослоев при выращивании методом МЛЭ с прерываниями роста на границах раздела. Этот сдвиг объясняется локализацией носителей заряда в более широких за счет флуктуаций областях квантовой ямы при низких температурах и более равномерным распределением носителей при повышении температуры. В результате температурная зависимость положения пика фотолюминесценции для узких (2,5 нм) квантовых ям не повторяет температурный ход ширины запрещенной зоны объемного материала (со сдвигом вследствие эффекта размерного квантования). Для широких квантовых ям температурный сдвиг резонансной частоты менее выражен из-за более слабого проявления эффекта размерного квантования. Для объяснения наблюдаемого температурного сдвига резонансной частоты фотолюминесценции развита общая теория межзонной спонтанной рекомбинации двумерных носителей заряда в структурах КЯ с макроскопическими шероховатостями границ раздела.

3. Предложен приближенный метод расчета электронного спектра квантовых точек, возникающих вследствие пересечения круговых (в силу условий роста) флуктуаций ширин квантовых ям/барьеров на соседних границах раздела сверхрешеток. Метод основан на сведении трехмерной задачи к одномерной (метод декомпозиции). Метод успешно применен для анализа данных фотолюминесценции сверхрешеток.

4. Экспериментально обнаружен эффект резкого изменения энергии ионизации примеси при передислокации электронной волновой функции в системе квантовых ям во внешнем электрическом поле, вызывающем инверсию двух нижних электронных подзон размерного квантования в соседних квантовых ямах, более широкая из которых селективно легирована донорной примесью.

5. В структурах одиночных квантовых ям СаАз/А^Оа^Аэ с асимметричными по высоте барьерами обнаружена 2D-ЗD трансформация размерности экситонных состояний с ростом внешнего электрического поля.

6. Предложена оригинальная конструкция активного элемента униполярного полупроводникового лазера, в которой эффект 2Б-ЗВ трансформации размерности электронных состояний использован для эффективного подавления однофононной безызлучательной релаксации между лазерными подзонами, что обеспечивает более легкую реализацию инверсной населенности.

Практическая значимость работы состоит в следующем:

1. Продемонстрированы возможности спектроскопии резонансного КР для тестирования локализации электронной волновой функции в квантово-размерных структурах.

2. Предложен способ получения из анализа экспериментальной формы линии ФЛ функции распределения макроскопических флуктуаций ширины одиночной квантовой ямы на целое число монослоев, возникающих при выращивании структуры методом МЛЭ с прерываниями роста на гетерограницах.

3. Обнаруженный экспериментально эффект интерференционной ионизации примеси может иметь важное практическое значение, так как позволяет повысить на несколько порядков величину модуляции латеральной проводимости канала полевого транзистора в виде системы КЯ, благодаря изменению внешним электрическим полем как подвижности, так и концентрации электронов.

4. Создан многопериодный активный элемент униполярного полупроводникового лазера оригинальной конструкции. В его основе лежит физическая идея о подавлении межподзонной безызлучательной релаксации за счет использования зависимости ВФ в структурах КЯ с сильно асимметричными по высоте барьерами от квазиимпульса. Экспериментально подтверждена работоспособность предложенной конструкции.

В результате проведенных исследований развито новое научное направление в физике полупроводников - создание активного элемента полупроводникового униполярного лазера на основе гетероструктур с переменной размерностью электронных состояний.

Научные положения, выносимые на защиту ПОЛОЖЕНИЕ 1. Метод спектроскопии резонансного КР эффективен для тестирования локализации электронной волновой функции в сверхрешетках, где за счет сужения барьеров (квантовых ям) возможна передислокация электронной волновой функции из барьеров в квантовые ямы и обратно.

ПОЛОЖЕНИЕ 2. Температурный сдвиг резонансной частоты межзонного перехода в спектрах фотолюминесценции узких квантовых ям определяется не только температурным ходом ширины запрещенной зоны объемного материала и эффектом размерного квантования, но и локализацией носителей заряда при низких температурах на макроскопических (возникших при выращивании методом МЛЭ с прерываниями роста на гетерограницах) флуктуациях ширины квантовой ямы. На температурной зависимости положения пика фотолюминесценции для узкой квантовой ямы наблюдается излом, который соответствует точке, где тепловая энергия носителей заряда при понижении температуры становится меньше средней величины дисперсии энергий основного состояния, обусловленной флуктуациями ширины КЯ. Из анализа экспериментальной формы линии фотолюминесценции можно получить функцию распределения макроскопических флуктуаций на гетерограницах.

ПОЛОЖЕНИЕ 3. Перекрытие круговых (в силу условий роста) флуктуаций толщин соседних квантовых ям в сверхрешетках может привести к формированию естественных квантовых точек с эквидистантными энергетическими состояниями, объясняемыми близкой к квадратичной зависимостью поперечника областей перекрытия от координаты в плоскости слоев. Энергетический спектр таких квантовых точек при малых перекрытиях флуктуаций соседних квантовых ям может быть рассчитан с помощью процедуры сведения трехмерной задачи к одномерной. Подобная процедура может быть использована и для решения обратной задачи нахождения профиля квантовой точки (проволоки), обладающей эквидистантным спектром.

ПОЛОЖЕНИЕ 4. Передислокация электронной волновой функции в системе легированных квантовых ям при инверсии двух нижних электронных подзон из-за их антикроссинга во внешнем электрическом поле сопровождается резким уменьшением энергии ионизации примеси, локализованной в более широкой квантовой яме. Благодаря этому эффекту, в диапазоне напряженностей поля 25-40 КВ/см энергия ионизации донорной примеси 81 в двухъямной структуре уменьшается от 15,5 мэВ до нуля. ПОЛОЖЕНИЕ 5. В спектрах фотолюминесценции структур одиночных квантовых ям ОаАзААЛдОаьхАз с асимметричными по высоте барьерами наблюдается 2Б-ЗЭ трансформация размерности экситонных состояний с ростом внешнего электрического поля. По мере смещения максимума электронной волновой функции в низкий барьер с ростом поля, энергия связи экситона сначала уменьшается, а затем происходит трансформация 2В экситона в квази-ЗБ экситон, в состав которого входят тяжелая дырка в квантовой яме и электрон резонансного надбарьерного состояния. Развит приближенный метод расчета электронного спектра структур с переменной размерностью электронных состояний, учитывающий вклад непрерывного спектра, в том числе и во внешнем электрическом поле.

ПОЛОЖЕНИЕ 6. Многопериодная трехъямная структура, включающая квантовую яму с асимметричными по высоте барьерами, перспективна для эффективного активного элемента униполярного лазера. В случае, если связанная с этой КЯ подзона служит нижним лазерным состоянием, то за счет существования этого состояния только в ограниченной области волновых векторов в плоскости слоев обеспечено эффективное подавление безызлучательного перехода в нее с верхней лазерной подзоны, в результате чего время жизни электронов в верхнем лазерном состоянии возрастает в несколько раз по сравнению с существующими униполярными лазерами на основе квантовых ям с симметричными по высоте барьерами. Экспериментально доказано, что время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами в созданном нами многопериодном активном элементе униполярного лазера достигает 9 пс и превышает время безызлучательной релаксации с нижней лазерной подзоны, что обеспечивает инверсную населенность в такой системе.

ПОЛОЖЕНИЕ 7. Продемонстрирована возможность управления внешним электрическим полем размерностью нижней лазерной подзоны в активном элементе униполярного лазера на основе квантовых ям с асимметричными по высоте барьерами. Это позволяет реализовать на основе таких структур активный элемент квантового униполярного лазера с рекордными характеристиками.

Приоритет результатов. Все полученные автором научные результаты, вынесенные на защиту, получены впервые.

Апробация работы. Материалы диссертационной работы докладывались и обсуждались на Всероссийских и Международных конференциях и симпозиумах:

- Международных симпозиумах «Наноструктуры: Физика и Технология» (Санкт Петербург, 1996, 1998, 1999, 2000, 2003; 2005),

- Российских конференциях по физике полупроводников (Москва, 1997; Новосибирск, 1999; Санкт Петербург, 2003; Звенигород, 2005; Нижний Новгород, 2011),

- Всероссийском совещании «Нанофотоника» (Нижний Новгород, 1999),

- International Conference "Advanced Laser Technologies" "ALT'99" (Italy, 1999),

- I-III Симпозиумах по когерентному оптическому излучению полупроводниковых соединений и структур (Москва, Звенигород, 2007, 2009, 2011),

- Симпозиумах «Полупроводниковые лазеры: физика и технология» (Санкт-Петербург, 2008, 2010).

Результаты работы, как в целом, так и отдельные ее части докладывались на семинарах Физического института им. П.Н. Лебедева РАН, Университета имени Фридриха - Александра (Эрланген, Германия).

Публикации. По теме диссертации имеется 40 публикаций в научных журналах и трудах российских и международных конференций.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Объем диссертации составляет 261 страницу, включая

Заключение диссертации по теме «Физика конденсированного состояния», Алещенко, Юрий Анатольевич

Выводы к главе 5

Предложена оригинальная конструкция активного элемента квантового униполярного полупроводникового лазера на КЯ ОаАэ/АЮаАз с оптической накачкой. Особенностями предложенной конструкции являются сильно асимметричные по высоте барьеры, окружающие активный элемент. В предложенной конструкции легко достигается подавление межподзонных безызлучательных переходов в нижнюю рабочую подзону, если точка 2D-ЗD трансформации размерности электронного состояния для этой подзоны имеет место при малых импульсах движения в плоскости слоев. В этом случае могут быть легко реализованы условия инверсной населенности в системе. Выполнена оптимизация конструкции активного элемента униполярного лазера на квантовых ямах с асимметричными барьерами.

В экспериментальных исследованиях конкуренции между механизмами межзонной излучательной рекомбинации и туннелирования через узкий барьер в структурах ОаАэ/АЮаАз с одиночной КЯ и симметричными барьерами, ширина одного из которых в разных образцах варьировалась в интервале 6 = 4-10 нм реализовано изменение времени жизни связанного электронного состояния между двумя предельными случаями, когда оно определяется туннелированием из КЯ через узкий барьер (6 = 4 нм) и когда доминирует излучательная рекомбинация (6 = 8 нм). Продемонстрировано значительное изменение степени локализации электронной ВФ в точке 20-ЗБ трансформации размерности электронных состояний путем сравнения спектров ФЛ структуры с одиночной КЯ ОэАб шириной 4 нм, окруженной асимметричными по высоте барьерами А^Са^Ав (х = 0,40 и х = 0,06), а также аналогичных структур с дополнительной туннельно связанной КЯ шириной 6 и 8 нм (ширина барьера, разделяющего КЯ, 3 нм). В случае резонанса состояний в широкой КЯ с симметричными барьерами и в КЯ с асимметричными барьерами последнее характеризуется более высокой степенью локализации по сравнению с состоянием в одиночной КЯ с асимметричными барьерами и при этом сохраняет свойства 2Б-30 трансформации размерности.

Теоретически и экспериментально исследованы особенности перестройки электронного спектра двухъямной гетероструктуры ОаАэ/АЮаАз с переменной размерностью электронных состояний во внешнем электрическом поле. Структура является важной составной частью предложенного нами активного элемента квантового униполярного полупроводникового лазера. Развит оригинальный метод расчета электронного спектра структур с переменной размерностью электронных состояний, учитывающий вклад непрерывного спектра, в том числе, и во внешнем электрическом поле. Показано, что эффект трансформации размерности нижней подзоны, связанной с КЯ с асимметричными барьерами, играет определяющую роль в изменении спектров ФЛ во внешнем электрическом поле. Продемонстрирована возможность управления размерностью нижней лазерной подзоны в таком активном элементе внешним электрическим полем. Это позволяет реализовать на основе КЯ с асимметричными барьерами активный элемент квантового униполярного лазера с рекордными характеристиками.

Выполнены теоретические и экспериментальные исследования трехъямных структур, представляющих собой прототип активного элемента униполярного лазера на квантовых ямах с сильно асимметричными по высоте барьерами. Показано, что приложение к структурам внешнего электрического поля позволяет получить эффект, аналогичный трансформации размерности состояний в структуре с оптимальными параметрами. Несмотря на значительное увеличение толщин барьеров в исследованных трехъямных структурах по сравнению с оптимизированной структурой, произведение матричных элементов, определяющих усиление, сохраняет значительную величину (175-200 А2 против 250 А2 в структуре с оптимальными параметрами) в широком диапазоне электрических полей.

Проведено моделирование потенциального профиля и времен релаксации многопериодного активного элемента униполярного лазера на основе структур ОаАз/АЮаАБ с сильно асимметричными по высоте барьерами. Оптимизированы параметры, обеспечивающие подавление межподзонной безызлучательной релаксации между лазерными подзонами. Изготовлены экспериментальные образцы оптимизированного многопериодного активного элемента. Проведен комплекс экспериментальных исследований, указывающих на близость параметров активного элемента к номинальным. Экспериментально доказано, что время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами в созданном нами многопериодном активном элементе униполярного лазера на основе структур квантовых ям ОаАз/А^Оа^Аз с сильно асимметричными по высоте барьерами достигает 9 пс и превышает время безызлучательной релаксации с нижней лазерной подзоны, что обеспечивает инверсную населенность в такой системе.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В диссертационной работе оптическими методами проведены исследования широкого круга гетероструктур с квантово-размерными слоями. Исследования объединены единым подходом, основанным на анализе локализации волновых функций в исследуемых структурах.

В работе получены следующие основные результаты:

1. Методом спектроскопии РКР подтверждена теоретически предсказанная возможность локализации электронных состояний в барьерах СР ОаАз/АЦОаь^Аз. Обнаружен эффект передислокации электронных возбуждений из барьеров в квантовые ямы при сужении барьеров.

2. Показано, что метод спектроскопии РКР эффективен для тестирования локализации электронной ВФ в квантово-размерных структурах.

3. Обнаружен перенос электронов в реальном пространстве между Х- и Г-долинами зоны проводимости в структурах множественных КЯ СаАз/А^а^Аз с широким барьерными слоями.

4. Обнаружен зависящий от температуры сдвиг резонансной частоты в спектрах узких КЯ ОаАз/А^Оа 1 -дАб , обусловленный локализацией носителей заряда при низких температурах на макроскопических (возникших при выращивании методом МЛЭ с прерываниями роста на гетерограницах) флуктуациях ширины квантовой ямы. На температурной зависимости положения пика фотолюминесценции для узкой квантовой ямы обнаружен излом, который соответствует точке, где тепловая энергия носителей заряда при понижении температуры становится меньше средней величины дисперсии энергий основного состояния, обусловленной флуктуациями ширины КЯ.

5. В рамках квазиклассического приближения развита общая теория межзонной спонтанной рекомбинации двумерных носителей заряда в структурах КЯ с макроскопическими шероховатостями границ раздела. Показано, что из анализа экспериментальной формы линии ФЛ можно получить функцию распределения макроскопических флуктуаций на гетерограницах.

6. Показано, что узкие эквидистантные пики, зарегистрированные в спектрах микрофотолюминесценции СР ОаАз/АЬОаьдАз, являются следствием формирования электронных состояний нового типа в структурах типа КТ, возникающих в результате перекрытия флуктуаций ширины соседних КЯ.

Эквидистантный спектр новых состояний объясняется близкой к квадратичной зависимостью поперечника областей перекрытия и, соответственно, ширины эффективной КЯ, от координаты в плоскости слоев.

7. Развит приближенный метод расчета электронного спектра КТ произвольной формы, основанный на сведении трехмерной задачи к одномерной. Решена обратная задача нахождения профиля КТ (проволоки), обладающей эквидистантым спектром.

8. Обнаружен эффект резкого изменения энергии ионизации примеси при передислокации электронной ВФ в системе КЯ во внешнем электрическом поле. Благодаря этому эффекту, в диапазоне напряженностей поля 25-40 КВ/см энергия ионизации донорной примеси 81 в двухъямной структуре ОаАз/А^Оа 1 Лб уменьшается от 15,5 мэВ до нуля.

9. В спектрах ФЛ двухъямных гетероструктур ОаАз/А^Оа^Аз с 5-легированием в центре одной из КЯ обнаружены аномально большие интенсивности экситонных переходов с2-Ы и с1-Ь2 по сравнению с интенсивностью экситонного пика с1-Ы, что объясняется локализацией ВФ для первых подзон размерного квантования электронов и тяжелых дырок в разных КЯ из-за встроенного поля в структуре.

10. Обнаружена 2Б-30 трансформация размерности экситонных состояний в структурах одиночных КЯ СаАз/А^а^Аз с сильно асимметричными по высоте барьерами с ростом внешнего электрического поля. Показано, что модель квазинепрерывного спектра позволяет корректно описать все участки экспериментальной зависимости положения пика экситона одиночной КЯ с сильно асимметричными по высоте барьерами от приложенного к структуре напряжения при учете энергетической релаксации в квазинепрерывном спектре и туннелирования через треугольный барьер.

11. Предложен, оптимизирован и реализован активный элемент униполярного лазера на основе структур квантовых ям СаАз/АУЗа^Аз с сильно асимметричными по высоте барьерами, отличающийся эффективным подавлением безызлучательной релаксации между лазерными подзонами с участием оптического фонона за счет существования нижней лазерной подзоны лишь в ограниченной области волновых векторов к в плоскости слоев.

12. Продемонстрирована возможность управления внешним электрическим полем размерностью нижней лазерной подзоны в активном элементе униполярного лазера на основе структур квантовых ям ОаАэ/А^Оа^Аз с сильно асимметричными по высоте барьерами.

13. Экспериментально доказано, что время безызлучательной релаксации между лазерными подзонами в созданном нами многопериодном активном элементе униполярного лазера на основе структур квантовых ям СаАз/А^Оа^Аз с сильно асимметричными по высоте барьерами достигает 9 пс и превышает время безызлучательной релаксации с нижней лазерной подзоны, что обеспечивает инверсную населенность в такой системе. * *

Работа выполнена с использованием оборудования Центра коллективного пользования ФИАН.

Автор считает своим долгом выразить благодарность Ю.В. Копаеву, В.В. Капаеву, В.М. Пудалову, И.П. Казакову, Ю.Г. Садофьеву, В.И. Цехошу, А.Е. Жукову (ФТИ им. А.Ф. Иоффе), В.М. Устинову (ФТИ им. А.Ф. Иоффе), П.С. Копьеву (ФТИ им.

A.Ф. Иоффе), В.И. Белявскому, A.A. Горбацевичу, Т.Н. Заварицкой, И.И. Засавицкому, М.В. Кочиеву, H.H. Мельнику, В.П. Мартовицкому, С.Т. Павлову, M.JI. Скорикову,

B.А. Цветкову, В.В. Колташеву (Научный центр волоконной оптики), В.Г. Плотниченко (Научный центр волоконной оптики), С.С. Шмелеву (Научно-образовательный центр ФИАН-МИЭТ).

Список включенных в диссертацию работ

А1] Алещенко Ю.А., Заварицкая Т.Н., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Мельник Н.Н. Резонансное комбинационное рассеяние света и эффекты передислокации в сверхрешетках GaAs/AlGaAs // Письма в ЖЭТФ. - 1994. - Т. 59, № 4 - С. 235-239. [А2] Алещенко Ю.А., Заварицкая Т.Н., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Мельник Н.Н. Фотолюминесценция при умеренных уровнях возбуждения и резонансное комбинационное рассеяние света в сверхрешетках GaAs/AlGaAs // ФТП. - 1996. - Т. 30, №5-С. 812-819.

A3] Aleshchenko Yu.A., Gorbatsevich А.А., Tokatly I.V. Optical properties of quantum-scale structures with randomly inhomogeneous heteroboundaries // Phys. Low-Dim. Struct. - 1996. -V. 7/8-P. 137-152.

A4] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Mel'nik N.N. Equidistatnt spectrum of fluctuation states in heterostructures // Abstracts of invited lectures and contributed papers of Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St.Petersburg, Russia, June 24-28, 1996), P. 95-98.

A5] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Мельник Н.Н. Обусловленный флуктуациями параметров эквидистантный спектр локализованных состояний в квантово-размерных структурах // Письма в ЖЭТФ. - 1996. - Т. 63. В. 4 - С. 260-265. [А6] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Mel'nik N.N. Geometrical parameter fluctuations and localized electronic states in quantum-scale structures // Semicond. Sci. Technol. - 1997. - V. 12, No. 12 - P. 1565-1573.

A7] Aleshchenko Yu.A., Kazakov I.P., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V., Tyurin A.E. Interference ionization of impurity by electric field in coupled quantum wells // Semicond. Sci. Technol. - 2000. - V. 15, No. 6 - P. 579-583.

A8] Алещенко Ю.А., Казаков И.П., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Корняков Н.В., Тюрин А.Е. Интерференционная ионизация примеси электрическим полем в системе квантовых ям // Письма в ЖЭТФ. - 1999. - Т. 69, В. 3 - С. 194-199.

А9] Aleshchenko Yu.A., Kazakov I.P., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V., Tyurin A.E. Electric field induced interference impurity ionization in coupled quantum wells // Proc. 7th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St.Petersburg, Russia, June 14-18, 1999), P. 344-347.

A10] Алещенко Ю.А., Казаков И.П., Капаев B.B., Копаев Ю.В., Корняков Н.В., Тюрин А.Е. Интерференционная ионизация примеси электрическим полем в туннельно связанных квантовых ямах // Тезисы докладов IV Всероссийской конференции по физике полупроводников «Полупроводники'99» (Новосибирск, 25-29 октября 1999 г.), С. 39. [All] Kopaev Yu.V., Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Tokatly I.V. Electric and magnetic field dependent dimensionality of electronic states in quantum-scale semiconducting and superconducting geterostructures // International Journal of Modern Physics B. - 1998. - V. 12, Nos. 29-31 - P. 2932-2934.

A12] Алещенко Ю.А., Казаков И.П., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Трансформация размерности экситонных состояний в квантовых ямах с несимметричными барьерами в электрическом поле // Письма в ЖЭТФ. - 1998. - Т. 67, В. 3 - С. 207-211. [А13] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Изменение размерности экситонных состояний в квантовых ямах с асимметричными барьерами во внешнем электрическом поле // Тезисы докладов III Всероссийской конференции по физике полупроводников «Полупроводники'97» (Москва, 1-5 декабря 1997 г.), С. 245.

А14] Aleshchenko Yu.A., Kazakov I.P., Kapaev V.Y., Kopaev Yu.V., Tyurin A.E. Electric field dependent dimensionality of excitonic states in single quantum well structures with symmetric barriers // Proc. 6th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St.Petersburg, Russia, June 22-26, 1998), P. 362-365.

A15] Алещенко Ю.А., Капаев B.B., Копаев Ю.В. Униполярные полупроводниковые лазеры на асимметричных квантовых ямах // Тезисы докладов IV Российской конференции по физике полупроводников «Полупроводники'99» (Новосибирск, 25-29 октября 1999 г.), С. 346.

А 16] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Book of Abstracts of Int. Conf. "Advanced Laser Technologies" "ALT'99" (Potenza-Lecce, Italy, September 20-24,1999).

A17] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Nanotechnology. - 2000. - V. 11 -P. 206-210.

A18] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Униполярные полупроводниковые лазеры на асимметричных квантовых ямах // Материалы Всероссийского совещания «Нанофотоника» (Нижний Новгород, 15-18 марта 1999 г.), С. 44-46. А19] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Proc. SPIE. - 2000. - V. 4070, No. 2 - P. 132-137. [A20] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Proc. 8th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St.Petersburg, Russia, June 19-23, 2000), P. 19-22.

А21] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kop'ev P.S., Ustinov V.M., Zhukov A.E. Specific features of the behavior of electronic states in GaAs/AlGaAs double quantum well structure with strongly asymmetric barriers in an external electric field // Proc. 11th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St.Petersburg, Russia, June 23-28, 2003), P. 21-22.

A22] Алещенко Ю.А., Капаев B.B., Копаев Ю.В., Копьев П.С., Устинов В.М., Жуков А.Е. Особенности поведения электронных состояний в квантовых ямах с асимметричными по высоте барьерами в электрическом поле // Тезисы докладов VI Российской конференции по физике полупроводников «Полупроводники 2003» (Санкт-Петербург, 27-31 октября 2003 г.), С. 299-300.

А23] Алещенко Ю.А., Жуков А.Е., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Копьев П.С., Устинов В.М. Особенности перестройки электронного спектра двухъямной гетероструктуры GaAs/AlGaAs с переменной размерностью электронных состояний во внешнем электрическом поле // ЖЭТФ. - 2004. - Т. 125, В. 4 - С. 879 - 890.

А24] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kop'ev P.S., Ustinov V.M., Zhukov A.E. Behavior of electron states in GaAs/AlGaAs double quantum well structure with strongly asymmetric barriers in an external electric field // International Journal of Nanoscience. -2004.-V. 3,Nos. 1 &2-P. 203-211.

A25] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kop'ev P.S., Ustinov V.M., Zhukov A.E. Control of the population of the upper laser level in quantum well structures with strongly asymmetric barriers by the electric field // Proc. 13th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St. Petersburg, Russia, June 20-25, 2005), P. 94-95. [A26] Алещенко Ю.А., Жуков A.E., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Копьев П.С., Устинов В.М. Управление заселенностью верхней рабочей подзоны в структурах униполярного лазера электрическим полем // Тезисы докладов VII Российской конференции по физике полупроводников «Полупроводники 2005» (Москва, Звенигород, 18-23 сентября 2005 г.), С. 212.

А27] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Униполярные полупроводниковые лазеры на гетероструктурах с переменной размерностью электронных состояний // Тезисы докладов Симпозиума по когерентному оптическому излучению полупроводниковых соединений и структур (Москва, Звенигород, 28-30 ноября 2007 г.), С. 14-15. [А28] Алещенко Ю.А., Жуков А.Е., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Копьев П.С., Устинов В.М. Управление заселенностью верхней рабочей подзоны электрическим полем в структурах с асимметричными барьерами для униполярного лазера // ФТП. - 2008. - Т. 42, В. 7 - С. 856-863.

А29] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Униполярные полупроводниковые лазеры на гетероструктурах с переменной размерностью электронных состояний // Труды Симпозиума по когерентному оптическому излучению полупроводниковых соединений и структур (Москва, Звенигород, 28-30 ноября 2007 г.), Издательство ФИАН, С. 171-182 (2008).

А30] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Униполярные лазеры на полупроводниковых гетероструктурах с переменной размерностью электронных состояний // Тезисы докладов Симпозиума «Полупроводниковые лазеры: физика и технология» (Санкт-Петербург, 5-7 ноября 2008 г.), С. 12.

А31] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Многопериодная структура для фонтанного режима генерации униполярного лазера // Тезисы докладов II Симпозиума по когерентному оптическому излучению полупроводниковых соединений и структур (Москва, Звенигород, 16-18 ноября 2009 г.), С. 12.

А32] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Многопериодная структура для фонтанного режима генерации униполярного лазера // Труды II Симпозиума по когерентному оптическому излучению полупроводниковых соединений и структур (Москва, Звенигород, 16-18 ноября 2009 г.), Издательство ФИАН, С. 39-48 (2010). [АЗЗ] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Садофьев Ю.Г., Скориков M.JI. // Многопериодная структура для фонтанного режима генерации униполярного лазера, Квантовая электроника. - 2010. - Т. 40, N 8 - С. 685-690.

А34] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., and Kopaev Yu.V. Structures with variable dimensionality of electronic states for unipolar lasers // Journal of Russian Laser Research.

2010.-V. 31, No. 6 - P. 533-553.

A35] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Многопериодные структуры с асимметричными барьерами как прототип активного элемента униполярного лазера // Тезисы докладов 2-го Российского симпозиума «Полупроводниковые лазеры: Физика и технология» (Санкт Петербург, 10-12 ноября 2010 г.), Издательство Политехнического университета, С. 13.

А36] Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., and Kopaev Yu.V. Unipolar lasers on the structures with variable dimensionality of electronic states // Semiconductor Science and Technology.

2011. - V. 26, No. 1 -P. 014021-1-13.

A37] Алещенко Ю.А., Капаев B.B., Копаев Ю.В., Кочиев М.В., Цветков В.А. Времена жизни электронов в многопериодных структурах квантовых ям с асимметричными барьерами // X Российская конференция по физике полупроводников (Нижний Новгород, 19-23 сентября 2011 г.), Тезисы конференции, С. 48.

А38] Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Кочиев М.В., Садофьев Ю.Г., Цветков В.А. Времена межподзонной безызлучательной релаксации в многопериодных структурах квантовых ям с асимметричными барьерами //Труды III Симпозиума по когерентному оптическому излучению полупроводниковых соединений и структур (Москва -Звенигород, 28-30 ноября 2011 г.), Издательство ФИАН, С. 18-27 (2012).

Список литературы диссертационного исследования доктор физико-математических наук Алещенко, Юрий Анатольевич, 2012 год

1. Литература к введению

2. Алферов Ж.И., Нобелевская лекция по физике 2000 // УФН, 2002, т. 172, с. 1068-1086.

3. Кремер Г., Нобелевская лекция по физике 2000 // УФН, 2002, т. 172, с. 1091-1110.

4. Faist J., Capasso F., Sivco D.L., Sirtori С., Hutchinson A.L., Chu S.N.G., Cho A.Y. Quantum cascade laser // Science. 1994 - V. 264, No. 5158 - P. 553-556.

5. Казаринов Р.Ф., Сурис P.A. О возможности усиления электромагнитных волн в полупроводнике со сверхрешеткой // ФТП. 1971. - Т. 5, В. 4 - С. 797-800.

6. Gmachl С., Capasso F., Tredicucci A., Sivco D.L., Hutchinson A.L., Chu S.N.G., Cho A.Y. Noncascaded intersubband injection lasers at X ~ 1.1 цш // Appl. Phys. Lett. 1998 - V. 73, No. 26-P. 3830-3832.

7. Rochat M., Ajili L., Willenberg H., Faist J., Beere H., Davies G., Linfield E., Ritchie D. Low-threshold terahertz quantum cascade lasers // Appl. Phys. Lett. 2002 - V. 81, No. 8 -P. 1381-1383.

8. Williams B.S., Callebaut H., Kumar S., Hu Q., Reno J.L. 3.4-THz quantum cascade laser based on longitudinal-optical-phonon scattering for depopulation // Appl. Phys. Lett. 2003 - V. 82,No. 7-P. 1015-1017.

9. Scalari G., Ajili L., Faist J., Beere H., Linfield E., Ritchie D., Davies G. Far-infrared (X ~ 87 цт) bound-to-continuum quantum cascade lasers operating up to 90 К // Appl. Phys. Lett. -2003 V. 82, No. 19 - P. 3165-3167.

10. Williams B.S., Kumar S., Callebaut H., Hu Q., Reno J.L. Terahertz quantum-cascade laser operating up to 137 К // Appl. Phys. Lett. 2003 - V. 83, No. 25 - P. 5142-5144.

11. Ajili L., Scalari G., Faist J., Beere H., Linfield E., Ritchie D., Davies G. High power quantum cascade lasers operating at X ~ 87 and 130 цт // Appl. Phys. Lett. 2004 - V. 85, No. 18-P. 3986-3988.

12. Mahler L., Tredicucci A., Köhler R., Beltram F., Beere H.E., Linfield E.H., Ritchie D.A. High-performance operation of single-mode terahertz quantum cascade lasers with metallic gratings // Appl. Phys. Lett. 2005 - V. 87, No. 18 - P. 181101-1-3.

13. Gmachl C., Capasso F., Sivco D.L., Cho A.Y. Recent progress in quantum cascade lasers and applications // Rep. Prog. Phys. 2001 - V. 64, No. 11 - P. 1533-1601.

14. Capasso F., Gmachl C., Sivco D.L., Cho A.Y. Quantum cascade lasers // Phys. Today. -2002-V. 55, No. 5, P. 34—40.

15. Cathabard O., Teissier R., Devenson J., Moreno J.C., Baranov A.N. Quantum cascade lasers emitting near 2.6 \im // Appl. Phys. Lett. 2010 - V. 96, No. 14 - P. 141110-1-3.

16. Scalari G., Walther C., Fischer M., Terazzi R., Beere H., Ritchie D., Faist J. THz and sub-THz quantum cascade lasers // Laser & Photon. Rev. 2009 - V. 3, No. 1-2 - P. 45-66.

17. Lyakh A., Maulini R., Tsekoun A.G., Kumar C., Patel N. Progress in high-performance quantum cascade lasers // Optical Engineering. 2010 - V. 49, No. 11 - P. 111105-1-8.

18. Bai Y., Slivken S., Darvish S.R., Haddadi A., Gokden B., Razeghi M. High power broad area quantum cascade lasers // Appl. Phys. Lett. 2009 - V. 95, No. 22 - P. 221104-1-3.

19. Liu P.Q., Hoffman A.J., Escarra M.D., Franz K.J., Khurgin J.B., Dikmelik Y., Wang X., Fan J.-Y., Gmachl C.F. Highly power-efficient quantum cascade lasers // Nature Photonics. -2010-V. 4,No. 2-P. 95-98.

20. Bai Y., Slivken S., Kuboya S., Darvish S.R., Razeghi M. Quantum cascade lasers that emit more light than heat // Nature Photonics. 2010 - V. 4, No. 2 - P. 99-102.

21. Faist J., Capasso F., Sirtori C., Sivco D.L., Hutchinson A.L., Chu S.N.G., Cho A.Y. Narrowing of the intersubband electroluminescent spectrum in coupled-quantum-well heterostructures // Appl. Phys. Lett. 1994 - V. 65, No. 1 - P. 94-96.

22. Faist J., Capasso F., Sirtori C., Sivco D.L., Hutchinson A.L., Cho A.Y. Vertical transition quantum cascade laser with Bragg confined excited state // Appl. Phys. Lett. 1995 - V. 66, No. 5-P. 538-540.

23. Faist J., Capasso F., Sirtori C., Sivco D.L., Hutchinson A.L., Cho A.Y. Continuous wave operation of a vertical transition quantum cascade laser above T = 80 K // Appl. Phys. Lett. -1995 V. 67, No. 21 - P. 3057-3059.

24. Scamarcio G., Capasso F., Sirtori C., Faist J., Hutchinson D.L., Sivco D.L., Cho A.Y. Highpower infrared (8-micrometer wavelength) superlattice lasers // Science 1997 - V. 276, No. 5 -P. 773-776.

25. Scamarcio G., Capasso F., Faist J., Sirtori C., Sivco D.L., Hutchinson D.L., Cho A.Y. Tunable interminiband infrared emission in superlattice electron transport // Appl. Phys. Lett.1997 V. 70, No. 14 - P. 1796-1798.

26. Tredicucci A., Capasso F., Gmachl C., Sivco D.L., Hutchinson A.L., Cho A.Y., Faist J., Scamarcio G. High-power inter-miniband lasing in intrinsic superlattices // Appl. Phys. Lett.1998 V. 72, No. 19 - P. 2388-2390.

27. Tredicucci A., Capasso F., Gmachl C., Sivco D.L., Hutchinson A.L., Cho A.Y. High performance interminiband quantum cascade lasers with graded superlattices // Appl. Phys. Lett.- 1998 -V. 73, No. 15-P. 2101-2103.

28. Faist J., Beck M., Aellen T., Gini E. Quantum-cascade lasers based on a bound-to-continuum transition // Appl. Phys. Lett. 2001 - V. 78, No. 2 - P. 147-149.

29. Yang R.Q., Pei S.S. Novel type-II quantum cascade lasers // J. Appl. Phys. 1996 - V. 79, No. 11 - P. 8197-8203.

30. Yang R.Q., Bradshaw J.L., Bruno J.D., Pham J.T., Wortman D.E. Mid-infrared type-II interband cascade lasers // IEEE J. Quantum Electron. 2002 - V. 38, No. 6 - P. 559-568.

31. Grein C.H., Young P.M., Ehrenreich H. Theoretical performance of InAs/In^Gai^Sb superlattice-based midwave infrared lasers // J. Appl. Phys. 1994 - V. 76, No. 3 - P. 1940-1942.

32. Zegrya G.G., Andreev A.D. Mechanism of suppression of Auger recombination processes in type-II heterostructures // Appl. Phys. Lett. 1995 - V. 67, No. 18 - P. 2681-2683.

33. Flatte M.E., Grein C.H., Young P.M., Ehrenreich H., Miles R.H., Cruz H. Theoretical performance limits of 2.1-4.1 fim InAs/InGaSb, HgCdTe, and InGaAsSb lasers // J. Appl. Phys.- 1995 V. 78, No. 7 - P. 4552-4559.

34. Canedy C.L., Bewley W.W., Lindle J.R., Kim C.S., Kim M., Vurgaftman I., Meyer J.R. High-power and high-efficiency midwave-infrared interband cascade lasers // Appl. Phys. Lett. -2006-V. 88,No. 16-P. 161103-1-3.

35. Mu Y.-M., Yang R.Q. Theoretical investigation of mid-infrared interband cascade lasers based on type II quantum wells // J. Appl. Phys. 1998 - V. 84, No. 9 - P. 5357-5359.

36. Yang R.Q., Mu Y.-M. Some issues in mid-IR type-II interband cascade lasers // Proc. SPIE- 1999 V. 3628, No. 4 - P. 104-112.

37. Hofstetter D., Beck M., Aellen T., Faist J. High-temperature operation of distributed feedback quantum-cascade lasers at 5.3 (¿m // Appl. Phys. Lett. 2001 - V. 78, No. 4 - P. 396-398.

38. Hofstetter D., Beck M., Aellen Т., Faist J., Oesterle U., Ilegems M., Gini E., Melchior H. Continuous wave operation of a 9.3 цш quantum cascade laser on a Peltier cooler // Appl. Phys. Lett. 2001 - V. 78, No. 14 - P. 1964-1966.

39. Julien F.H., Sa'ar A., Wang J., Leburton J.-P. Optically pumped intersubband emission in quantum wells // Electron. Lett. 1995 -V. 31, No. 10 - P. 838-839.

40. Gauthier-Lafaye O., Boucaud P., Julien F.H., Sauvage S., Cabaret S., Lourtioz J.-M., Thierry-Mieg V., Planel R. Long-wavelength 15.5 /яп) unipolar semiconductor laser in GaAs quantum wells // Appl. Phys. Lett. 1997 - V. 71, No. 25 - P. 3619-3621.

41. Moussa Z., Boucaud P., Julien F.H., Lavon Y., Sa'ar A., Berger V., Nagle J., Coron N. Observation of infrared intersubband emission in optically pumped quantum wells // Electron. Lett.- 1995-V. 31,No. 11-P. 912-913.

42. Wang J., Leburton J.-P., Moussa Z., Julien F.H., Sa'ar A. Simulation of optically pumped mid-infrared intersubband semiconductor laser structures // J. Appl. Phys. 1996 - V. 80, No. 4 -P. 1970-1978.

43. Gauthier-Lafaye O., Seguin-Roa В., Julien F.H., Collot P., Sirtori C., Duboz J.Y., Strasser G. High-power tunable quantum fountain unipolar lasers // Physica E 2000 - V. 7, No. 1-2-P. 12-19.

44. Sauvage S., Boucaud P., Julien F.H., Gauthier-Lafaye O., Berger V., Nagle J. Intersubband photoluminescence of GaAs quantum wells under selective interband excitation // Appl. Phys. Lett.- 1997-V. 71,No. 9-P. 1183-1185.

45. Воробьев JI.E. Внутризонная инверсия населенности и усиление ИК излучения при инжекции носителей заряда в квантовые ямы и квантовые точки // Письма в ЖЭТФ 1998 -Т. 68, В. 5-С. 392-399.

46. Горбацевич А.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Управляемая эволюция электронных состояний в наноструктурах // ЖЭТФ 1995. - Т. 107, № 4 - С. 1320-1349.

47. Алещенко Ю.А., Заварицкая Т.Н., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Мельник Н.Н. Резонансное комбинационное рассеяние света и эффекты передислокации в сверхрешетках GaAs/AlGaAs // Письма в ЖЭТФ 1994. - Т. 59, № 4 - С. 235-239.

48. Saint-Cricq N., Landa G., Renucci J.B., Hardy I., Munoz-Yague A. Raman determination of the composition in semiconductor ternary solid solutions // J. Appl. Phys. 1987. - V. 61, No. 3-P. 1206-1208.

49. Cingolani R., Ploog K. Frequency and density dependent radiative recombination processes in III-V semiconductor quantum wells and superlattices // Adv. Phys. 1991. - V. 40, No. 5 - P. 535-623.

50. Voon L.C.L.Y., Ram-Mohan L.R., Luo H., Furdyna J.K. Barrier localization effects in AUGai.jAs-Al^Gai,yAs superlattices // Phys. Rev. В 1993. - V. 47, No. 11 - P. 6585-6589.

51. Zucker J.E., Pinczuk A., Chemla D.S., Gossard A., Wiegmann W. Delocalized excitons in semiconductor heterostructures // Phys. Rev. В 1984. - V. 29, No. 12 - P. 7065-7068.

52. Song J.J., Yoon Y.S., FedotowskyA., Kim Y.B. Barrier-width dependence of optical transitions involving unconfined energy states in GaAs-AlxGaixAs superlattices // Phys. Rev. В 1986. - V. 34, No. 12 - P. 8958-8962.

53. Menendéz J. Phonons in GaAs-AlxGai.xAs superlattices // J. Luminesc. 1989. - V. 44, Nos. 4-6-P. 285-314.

54. Mowbray D.J., Cardona M., Ploog K. Multiphonon resonant Raman scattering in short-period GaAs/AlAs superlattices // Phys. Rev. В 1991. - V. 43, No. 14 - P. 11815-11824.

55. Lockwood D.J., Wasilewski Z.R. Optical phonons in AlxGaixAs: Raman spectroscopy // Phys. Rev. В 2004. - V. 70, No. 15 - P. 155202-1-9.

56. Adachi S. GaAs, AlAs, and AlxGaixAs: Material parameters for use in research and device applications // J. Appl. Phys. 1985. - V. 58, No. 3-P. R1-R29.

57. Алещенко Ю.А., Заварицкая Т.Н., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Мельник Н.Н. Фотолюминесценция при умеренных уровнях возбуждения и резонансноекомбинационное рассеяние света в сверхрешетках GaAs/AlGaAs // ФТП 1996. - Т. 30, №5-С. 812-819.

58. Calleja Е., Fontaine С., Munoz Е., Munoz-Yagiie A., Fockele М., Spaeth J.-M. Origin of the near infrared luminescence in «-type AlxGai.xAs alloys // Semicond. Sci. Technol. 1991. -V. 6,No. 10-P. 1006-1014.

59. Vurgaftman I., Meyer J.R., Ram-Mohan L.R. Band parameters for III-V compound semiconductors and their alloys // J. Appl. Phys. 2001. - V. 89, No. 11 - P. 5815-5875.

60. Blom P.W.M., Smit C., Haverkort J.E.M., Wolter J.H. Carrier capture into a semiconductor quantum well // Phys. Rev. В 1993. - V. 47, No. 4 - P. 2072-2081.

61. Feldmann J., Sattmann R., Gobel E.O., Kuhl J., Hebling J., Ploog K., Muralidharan R., Dawson P., Foxon C.T. Subpicosecund real-space charge transfer in type-II GaAs/AlAs superlattices // Phys. Rev. Lett. 1989. - V. 62, No. 16 - P. 1892-1895.

62. Boyn R., Zimmermann H. "Dissolution" of 4f-4f transitions in phonon sidebands (ZnS:Tm3+) // Phys. Stat. Sol. (b) 1987. - V. 140, No. 1 - P. 163-172.

63. Feng Z.C., Perkowitz S., Kinell D.K., Whitney R.L., Talwar D.N. Compositional dependence of optical-phonon frequencies in Al^Gai^As // Phys. Rev. В 1993. - V. 47, No. 20 -P. 13466-13470.1. Литература к главе 2

64. Барановский С.Д., Эфрос А.Л. Размытие краев зон в твердых растворах // ФТП. -1978.-Т. 12, № 11-С. 2233-2237.

65. Efros A.L., Wetzel С., Worlock J.M. Effect of a random adiabatic potential on the optical properties of two-dimensional excitons // Phys. Rev. B. 1995. - V. 52, No. 11 - P. 8384-8390.

66. Weisbuch C., Dingle R., Gossard A.C., Wiegmann W. Optical characterization of interface disorder in GaAs-Gai-xAlxAs multi-quantum well structures // Solid State Commun. 1981. -V. 38, No. 8-P. 709-712.

67. Zimmermann R. Theory of dephasing in semiconductor optics // Phys. Status Solidi B. -1992. V. 173, No. 1 - P. 129-137.

68. Srinivas V., Hryniewicz J., Chen Y.J., Wood C.E.C. Intrinsic linewidths and radiative lifetimes of free excitons in GaAs quantum wells // Phys. Rev. B. 1992. - V. 46, No. 16 -P.10193-10196.

69. Castella H., Wilkins J.W. Splitting of the excitonic peak in quantum wells with interfacial roughness // Phys.Rev. B. 1998. - V. 58, No. 24 - P. 16186-16193.

70. Bastard G., Delalande C., Meynadier M.H., Frijlink P.M., Voos M. Low-temperature exciton trapping on interface defects in semiconductor quantum wells // Phys. Rev. B. 1984. -V. 29, No. 12 - P. 7042-7044.

71. Zrenner A., Butov L.V., Hagn M., Abstreiter G., Böhm G., Weimann G. Quntum dots formed by interface fluctuations in AlAs/GaAs coupled quantum well structures // Phys. Rev. Lett. 1994. - V. 72, No. 21 - P. 3382-3385.

72. Brunner K., Abstreiter G., Böhm G., Tränkle G., Weimann G. Sharp-line photoluminescence of excitons localized at GaAs/AlGaAs quantum well inhomogeneities // Appl. Phys. Lett. 1994. - V. 64, No. 24 - P. 3320-3322.

73. Hess H.F., Betzig E., Harris T.D., Pfeiffer L.N., West K.W. Near-field spectroscopy of the quantum constituents of a luminescent system // Science. 1994. - V. 264, No. 5166 -P. 1740-1745.

74. Herman M.A., Sitter H. Molecular beam epitaxy fundamentals and current status // Springer Ser. Mater. Sei. - 1989. - V. 7 - Springer, Berlin.

75. Tanaka M., Sakaki H. Atomistic models of interface structures of GaAs/Al^Gai-xAs (x = 0.2-1) quantum wells grown by interrupted and uninterrupted MBE // J. Cryst. Growth 1987. -V. 81, Nos. 1-4-P. 153-158.

76. Fukunaga T., Kobayashi K. L. I., Nakashima H. Photoluminescence from AlGaAs-GaAs single quantum wells with growth interrupted heterointerfaces grown by molecular beam epitaxy // Jpn. J. Appl. Phys. 1985. - V. 24, No. 7 - P. L510-L512.

77. Fukunaga Т., Kobayashi К. L. I., Nakashima H. Reduction of well width fluctuation in AlGaAs-GaAs single quantum well by growth interruption during molecular beam epitaxy // Surf. Sci. 1986. - V. 174, Nos. 1-3 - P. 71-75.

78. Venables J.A., Spiller G.D.T., Hanbuecken M. Nucleation and growth of thin films // Rep. Prog. Phys. 1984. -V. 47, No. 4 - P. 399^159.

79. Горбацевич A.A., Токатлы И.В. Влияние макроскопических шероховатостей гетерограниц на оптические восприимчивости квантовых структур // Письма в ЖЭТФ. -1995. Т. 62, № 7 - С. 541-547.

80. Filinov A.V., Riva С., Peeters F.M., Lozovik Yu.E., Bonitz M. Influence of well-width fluctuations on the binding energy of excitons, charged excitons, and biexcitons in GaAs-based quantum wells // Phys. Rev. B. 2004. - V. 70, 035323 - P. 1-13.

81. Warwick C.A., Jan W.Y., Ourmazd A., Harris T.D. Does luminescence show semiconductor interfaces to be atomically smooth? // Appl. Phys Lett. 1990. - V. 56, No. 26 -P. 2666-2668.

82. Christen J., Bimberg D. Line shapes of intersubband and excitonic recombination in quantum wells: Influence of final-state interaction, statistical broadening, and momentum conservation // Phys Rev. B. 1990. - V. 42, No. 11, P. 7213-7219.

83. Aleshchenko Yu.A., Gorbatsevich A.A., Tokatly I.V. Optical properties of quantum-scale structures with randomly inhomogeneous heteroboundaries // Phys. Low-Dim. Struct. 1996. -V. 7/8-P. 137-152.

84. Singh J., Bajaj K.K. Role of interface roughness and alloy disorder in photoluminescence in quantum-well structures // J. Appl. Phys. 1985. - V. 57, No. 12 - P. 5433-5437.

85. Singh J., Bajaj K.K., Chaudhuri S. Theory of photoluminescence line shape due to interfacial quality in quantum well structures // Appl. Phys. Lett. 1984. - V. 44, No. 8 -P. 805-807.

86. Watanabe N., Mori Y. Ultrathin GaAs/GaAlAs layers grown by MOCVD and their structural characterization // Surf. Sci. 1986. - V. 174, Nos. 1-3 - P. 10-18.

87. Bimberg D., Christen J., Fukunaga T., Nakashima H., Mars D.E., Miller J.N. Cathodoluminescence atomic scale images of monolayer islands at GaAs/GaAlAs interfaces // J. Vac. Sci. Technol. B 1987. - V. 5, No. 4 - P. 1191-1197.

88. Bimberg D., Christen J., Fukunaga T., Nakashima H., Mars D.E., Miller J.N. Direct imaging of the columnar structure of GaAs quantum wells // Superlattices and Microstructures -1988. V. 4, No. 3-P. 257-263.

89. Stolz W., Wagner J., Ploog K. Effect of barrier configuration on excitonic recombination in Gao 47lno 53As/Alo 4sIno 52As multi quantum well structures // J. Cryst. Growth 1987. V. 81, Nos. 1-4-P. 79-84.

90. Liu H.C., Coon D.D. Interface-roughness and island effects on tunneling in quantum wells // J. Appl. Phys. 1988. V. 64, No. 12 - P. 6785-6789.

91. Tanaka M., Sakaki H. Interface roughness of GaAs-AlAs quantum wells grown by molecular-beam epitaxy: Misorientation effects // J. Appl. Phys. 1988. V. 64, No. 9 - P. 45034508;

92. Singh J., Bajaj K.K. Theory of excitonic photoluminescence linewidth in semiconductor alloys // Appl. Phys. Lett.- 1984. V. 44, No. 11 - P. 1075-1077.

93. Singh J., Bajaj K.K. Quantum mechanical theory of linewidths of localized radiative transitions in semiconductor alloys // Appl. Phys. Lett.- 1986. V. 48, No. 16 - P. 1077-1079.

94. Colvard С., Bimberg D., Alavi K., Maierhofer С., Nouri N. Localization-dependent thermalization of excitons in GaAs/Al^Gai-^As quantum wells // Phys. Rev. В 1989. V. 39, No. 5-P. 3419-3422.

95. Landsberg P.Т., Abrahams M.S., Osinski M. Evidence of no k-selection in gain spectra of quantum well AlGaAs laser diodes // IEEE J. Quantum Electron. 1985. V. QE-21, No. 1 -P. 24-28.

96. Bimberg D., Mars D., Miller J.N., Bauer R., Oertel D., Christen J. Kinetics of island formation at the interfaces of AlGaAs/GaAs/AlGaAs quantum wells upon growth interruption // Superlattices and Microstructures 1987. - V. 3, No. 1 - P. 79-82.

97. Skolnick M.S., Nash K.J., Saker M.K., Bass S.J., Claxton P.A., Roberts J.S. Free-carrier effects on luminescence linewidths in quantum wells // Appl. Phys. Lett. 1987. - V. 50, No. 26 -P. 1885-1887.

98. Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Мельник H.H. Обусловленный флуктуациями параметров эквидистантный спектр локализованных состояний в квантово-размерных структурах // Письма в ЖЭТФ. 1996. - Т. 63. В. 4 - С. 260-265.

99. Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Mel'nik N.N. Geometrical parameter fluctuations and localized electronic states in quantum-scale structures // Semicond. Sei. Technol. 1997. - V. 12, No. 12-P. 1565-1573.

100. Дмитриев А.Г. Температурная зависимость ширины запрещенной зоны GaAs // ФТП. 1995. - Т. 29, № 3 - С. 442-447.

101. Brunner К., Bockelmann U., Abstreiter G., Walther M., Böhm G., Tränkle G., Weimann G. Photoluminescence from a single GaAs/AlGaAs quantum dot // Phys. Rev. Lett. -1992. V. 69, No. 22 - P. 3216-3219.

102. Brunner К., Abstreiter G., Böhm G., Tränkle G., Weimann G. Sharp-line photoluminescence and two-photon absorption of zero-dimensional biexcitons in a GaAs/AlGaAs structure // Phys. Rev. Lett. 1994. - V. 73, No. 8 - P. 1138-1141.

103. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая механика // 4 изд. 1989. - Наука, Москва.

104. Ponomarev I.V., Deych L.I., Lisyansky A.A. Effect of interwall surface roughness correlations on optical spectra of quantum well excitons // Phys. Rev. В 2005. - V. 71, 155303 -P. 1-10.1. Литература к главе 3

105. ЗЛ. Белявский В.И., Копаев Ю.В., Корняков Н.В., Шевцов С.В. Эффект изменения энергии ионизации примесей при передислокации волновых функций в системе квантовых ям // Письма в ЖЭТФ. 1995. - Т. 61, В. 12 - С. 1004-1009.

106. Aleshchenko Yu.A., Kazakov I.P., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V., Tyurin A.E. Interference ionization of impurity by electric field in coupled quantum wells // Semicond. Sci. Technol. 2000. - V. 15, No. 6 - P. 579-583.

107. Лифшиц И.М. О вырожденных регулярных возмущениях. I. Дискретный спектр // ЖЭТФ. 1947. - Т. 17, В. 11 - С. 1017-1025.

108. Алещенко Ю.А., Казаков И.П., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Корняков Н.В., Тюрин А.Е. Интерференционная ионизация примеси электрическим полем в системе квантовых ям // Письма в ЖЭТФ. 1999. - Т. 69, В. 3 - С. 194-199.

109. Борн М., Вольф Э. Основы оптики.-М.: Наука, 1973,- 720 с.

110. Lu W., Ng G.-I., Jogai В., Lee J.-H., Park C.-S. Identification of room temperature photoluminescence in pseudomorphic modulation-doped AlGaAs/InGaAs/GaAs quantum wells // J. Appl. Phys. 1997. V. 82, No. 3 - P. 1345-1349.

111. Holtz P.O., Monemar В., Sundaram M., Merz J.L., Gossard A.C. Excited 2s state of a donor confined in a GaAs/AlxGai^As quantum well // Phys. Rev. B. 1993. - V. 47, No. 16 -P.10596-10600.

112. Huang Z.H., Liang S.D., Chen C.Y., Lin D.L. Polaronic effects on donor states in III-V and II-VI quantum wells under electric fields // J. Phys.: Condens. Matter. 1998. - V. 10, No. 9 -P. 1985-1997.

113. Sasagawa R., Sugawara H., Ohno Y., Nakajima H., Tsujino S., Akiyama H., Sakaki H. Enhancement of intersubband transition energies in GaAs quantum wells by Si delta doping of high concentration // Appl. Phys. Lett. 1998. - V. 72, No. 6 - P. 719-721.

114. Lee S. Т., Petrou A., Dutta M., Pamulapati J., Newman P. G., Fu P. L. Photoluminescence study of silicon donors in «-type modulation-doped GaAs/AlAs quantum wells // Phys. Rev. B. -1995.-V. 51, No. 3-P. 1942-1945.1. Литература к главе 4

115. Волков Б.А., Идлис Б.Г., Усмаиов М.Ш. Приграничные состояния в неоднородных полупроводниковых структурах // УФН. 1995. - Т. 165, № 7 - С. 799-810.

116. Грибников З.С., Райчев О.Э. Спектр электронов в гетероструктурной квантовой яме и туннелирование между подзонами размерного квантования в продольном электрическом поле // ЖЭТФ. 1989. - Т. 96, В. 3 - С. 996-1013.

117. Колесников А.В., Силин А.П. Энергетический спектр узкощелевых полупроводниковых гетероструктур нового типа // ЖЭТФ. 1996. - Т. 109, В. 6 -С. 2125-2129.

118. Капаев В.В., Копаев Ю.В. Зависимость от импульса размерности электронных состояний в гетероструктурах // Письма в ЖЭТФ. 1997. - Т. 65, В. 2 - С. 188-193.

119. Капаев В.В., Копаев Ю.В., Токатлы И.В. Зависимость от импульса размерности электронных состояний в гетероструктурах // УФН. 1997. - Т. 167, № 5 - С. 562-566.

120. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. // Квантовая механика. 1974. - М.: Наука.

121. Алещенко Ю.А., Казаков И.П., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Трансформация размерности экситонных состояний в квантовых ямах с несимметричными барьерами в электрическом поле // Письма в ЖЭТФ. 1998. - Т. 67, В. 3 - С. 207-211.

122. Pieger К., Straka J., Forchel A., Kulakovskii V., Reinecke T.L. Comparison of the subband transitions in asymmetric and symmetric GaAs/In^Gai^As/Al^Gai^As quantum wells // Proc. MRS Fall, Boston. 1993. - P. 255-260.

123. Pavesi L., Guzzi M. Photoluminescence of Al/ja^As alloys // J. Appl. Phys. 1994. -V. 75, No. 10 - P. 4779-4842.

124. Kavokin A.V., Nesvizhskii A.I. Stark effect near the type-I-type-II transition point in semiconductor quantum wells // Phys. Rev. B. 1994. - V. 49, No. 24 - P. 17055-17058.

125. Andreani L.C., Pasquarello A. Accurate theory of excitons in GaAs-GaixAlxAs quantum wells // Phys. Rev. B. 1990. - V. 42, No. 14 - P. 8928-8938.1. Литература к главе 5

126. Елесин В.Ф., Цуканов А.В., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Когерентный лазер на двухямной структуре с подавленной межподзонной релаксацией // Письма в ЖЭТФ. -1997. Т. 66, В. 11 - С. 709-713.

127. Елесин В.Ф. Теория одномодовой генерации когерентного квантового каскадного лазера // ЖЭТФ. 1997. - Т. 112, В. 2(8) - С. 483-498.

128. Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Униполярные полупроводниковые лазеры на асимметричных квантовых ямах // Тезисы докладов IV Российской конференции по физике полупроводников «Полупроводники'99» (Новосибирск, 25-29 октября 1999 г.), С. 346.

129. Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Book of Abstracts of Int. Conf. "Advanced Laser Technologies" "ALT'99" (Potenza-Lecce, Italy, September 20-24, 1999).

130. Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Nanotechnology. 2000. - V. 11 -P. 206-210.

131. Ferreira R., Bastard G. Evaluation of some scattering times for electrons in unbiased and biased single- and multiple-quantum-well structures // Phys. Rev. 1989 - V. 40, No. 2 - P. 1074-1086.

132. Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V. Kinetic processes in unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Proc. 9th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St.Petersburg, Russia, June 18-22, 2001), P. 522-525.

133. Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В. Униполярные полупроводниковые лазеры на асимметричных квантовых ямах // Материалы Всероссийского совещания «Нанофотоника» (Нижний Новгород, 15-18 марта 1999 г.), С. 44-46.

134. Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Proc. SPIE. 2000. - V. 4070, No. 2 - P. 132-137.

135. Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., Kopaev Yu.V., Kornyakov N.V. Unipolar semiconductor lasers on asymmetric quantum wells // Proc. 8th Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" (St.Petersburg, Russia, June 19-23, 2000), P. 19-22.

136. Алещенко Ю.А., Капаев В.В., Копаев Ю.В., Садофьев Ю.Г., Скориков M.JI. // Многопериодная структура для фонтанного режима генерации униполярного лазера, Квантовая электроника. 2010. - Т. 40, N 8 - С. 685-690

137. Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., and Kopaev Yu.V. Structures with variable dimensionality of electronic states for unipolar lasers // Journal of Russian Laser Research.2010. -V. 31, No. 6 P. 533-553.

138. Aleshchenko Yu.A., Kapaev V.V., and Kopaev Yu.V. Unipolar lasers on the structures with variable dimensionality of electronic states // Semiconductor Science and Technology.2011.-V. 26, No. 1-P. 014021-1-13.

139. Pacelli A. Self-consistent solution of the Schrodinger equation in semiconductor devices by implicit iteration // IEEE Transactions on electron devices. 1997. - V. 44, No. 7 - P. 11691171.

140. Pickin W., David J. P. R. Carrier decay in GaAs quantum wells // Appl. Phys. Lett. -1990, V. 56, No. 3 P. 268-270.

141. Colocci M., Gurioli M., Vinattieri A., Deparis C., Massies J., Neu G. Time resolved luminescence of GaAs/AlGaAs heterostructures grown by molecular beam epitaxy on misoriented substrates // Appl. Phys. Lett. 1990, V. 57, No. 8 - P. 783-785.