Письма в ЖЭТФ, том 109, вып. 10, с. 679 - 684

Особенности фотолюминесценции двойных акцепторов

в гетероструктурах HgTe/СdHgTe с квантовыми ямами

в терагерцовом диапазоне

Д.В.Козлов^a,b1), В.В.Румянцев^a,b, А.М.Кадыков^a,f, М.А.Фадеев^a,f, Н.С.Куликов^a,b, В.В.Уточкин^a,b,

Н.Н.Михайлов^c,d, С.А.Дворецкий^c,e, В.И.Гавриленко^a,b, Х.-В.Хюберс^f2), Ф.Теппе^g2), С.В.Морозов^a,b

^aИнститут физики микроструктур РАН, 603950 Нижний Новгород, Россия

^bНижегородский государственный университет им. Н. И. Лобачевского, 603950 Нижний Новгород, Россия

^cИнститут физики полупроводников Сибирского отделения РАН, 630090 Новосибирск, Россия

^dНовосибирский государственный университет, 630090 Новосибирск, Россия

^eТомский государственный университет, 634050 Томск, Россия

^f Institut fur Physik, Humboldt-Universitat zu Berlin, 12489 Berlin, Germany

^g Laboratoire Charles Coulomb (L2C), Universite Montpellier, CC069 F-34095 Montpellier, France

Поступила в редакцию 22 марта 2019 г.

После переработки 22 марта 2019 г.

Принята к публикации 17 апреля 2019 г.

В работе исследованы спектры терагерцовой фотолюминесценции при межзонном оптическом воз-

буждении гетероструктур HgTe/CdHgTe с квантовыми ямами в интервале температур 30-100 К и при

мощности возбуждения от 3 до 300 мВт. В спектре фотолюминесценции наблюдается полоса, соответ-

ствующая энергиям квантов меньше ширины запрещенной зоны. Положение наблюдаемой полосы не

меняется с ростом температуры, что позволило связать ее с захватом дырок на акцепторные центры.

Показано, что эти акцепторные центры являются однократно ионизованными вакансиями ртути, яв-

ляющимися двойными акцепторами. Обнаружена немонотонность зависимости интенсивности сигнала

длинноволновой полосы фотолюминесценции от мощности возбуждающего источника, при этом с рос-

том мощности сигнала возбуждающего излучения появляется коротковолновая полоса фотолюминес-

ценции, соответствующая межзонным переходам. В работе показывается, что данный эффект связан с

насыщением числа частично ионизованных вакансий ртути при увеличении интенсивности накачки.

DOI: 10.1134/S0370274X19100072

Введение. В последние годы наблюдается инте-

в HgCdTe (кадмий-ртуть-теллур - КРТ) структу-

рес к терагерцовому излучению, возникающему за

рах, в том числе обусловленных вакансиями рту-

счет переходов с участием мелких примесей в полу-

ти - дефектом, который всегда присутствует в ма-

проводниках и полупроводниковых структурах кван-

териалах на основе HgCdTe, исследуются на про-

товыми ямами (КЯ) [1-3]. Данный интерес в первую

тяжении многих лет, однако полной ясности об их

очередь вызван фундаментальными исследования-

энергетическом спектре нет. Ранее были обнаруже-

ми таких структур. До настоящего времени подоб-

ны особенности в спектре фотопроводимости (ФП)

ные исследования проводились в основном в наибо-

объемных эпитаксиальных слоев КРТ, расположен-

лее распространенных и используемых полупровод-

ные в более длинноволновой области по сравнению с

никах, как Ge, GaAs [1], Si [2].

красной границей межзонных переходов [4]. Показа-

В данной работе была исследована терагерцовая

но, что эти особенности связаны с вакансиями ртути,

(ТГц) эмиссия гетероструктур HgTe/Hg_1-xCd_xTe с

которые являются двойными акцепторами [4]. Затем

КЯ, обусловленная переходами с участием состояний

была обнаружена ТГц эмиссия из таких слоев [5].

мелких акцепторов. Состояния акцепторных центров

Показано, что эта эмиссия также связана с захва-

том дырок из валентной зоны на состояния вакан-

сий ртути [5]. В настоящей работе исследованы спек-

¹⁾e-mail: dvkoz@ipmras.ru

²⁾H.-W. Hübers, F. Teppe.

тры ТГц фотолюминесценции (ФЛ), связанной с пе-

Письма в ЖЭТФ том 109 вып. 9 - 10

2019

679

680

Д.В.Козлов, В.В.Румянцев, А.М.Кадыков и др.

реходами дырок из валентной зоны на состояния ва-

кансий ртути, при межзонном оптическом возбужде-

нии узкозонных гетероструктур HgTe/CdHgTe с КЯ

в широком интервале температур и при различных

значениях мощности накачки.

Методика эксперимента. Исследования ФЛ

проводились с помощью фурье-спектрометра Bruker

Vertex 80v в режиме пошагового сканирования. Из-

мерения проводились в оптическом криостате за-

мкнутого цикла, в котором имеется возможность ре-

гулировки температуры в диапазоне 20-150 К. В ка-

честве фотоприемника был использован кремниевый

болометр, охлаждаемый до температуры 4.2 К. Оп-

тическое возбуждение осуществлялось непрерывным

лазером с длиной волны 808 нм. Максимальная мощ-

Рис. 1. (Цветной онлайн) Спектры ФЛ образца

ность лазера составляла 300 мВт, а диаметр пятна -

# 160126 - гетероструктуры Hg0.24Сd-0.76Te/HgTe с

3 мм. Подробно методика эксперимента описана в ра-

КЯ толщиной 48 А, окруженной барьерами по 300 А,

боте [6].

измеренные при температуре 30 K и при мощности на-

качки от 3 до 300 мВт

Исследуемые структуры были выращены мето-

дом молекулярно-лучевой эпитаксии на полуизоли-

рующей подложке GaAs в направлении (013) c бу-

полос ФЛ 1-3 не меняется, а интенсивность сигнала

ферными слоями ZnTe (толщиной 500 А) и CdTe

меняется не монотонно. Так, на рис. 1 видно, что с

(толщиной 5 мкм). На буфере CdTe выращивалась

ростом мощности накачки от 3 до 100 мВт, амплиту-

КЯ из чистого HgTe толщиной 49 А, окруженная

да линий 1-3 растет, а при увеличении интенсивности

барьерными слоями Hg_0.24Сd_0.76Te толщиной 300 А.

источника до 300 мэВ падает. Интенсивность корот-

Ширина запрещенной зоны (энергетический зазор

коволновой полосы 4, как видно на рис. 1, возрастает

между нижней электронной подзоной размерного

при увеличении мощности источника, при этом поло-

квантования и верхней подзоной размерного кванто-

жение длинноволнового фронта этой полосы остает-

вания тяжелых дырок) для исследуемой структуры

ся неизменным.

составляла около 50 мэВ при T = 4.2 К, а темновая

На рисунке 2 представлены спектры ФЛ исследу-

концентрация дырок 7 · 10¹⁰ см^-2.

емого образца # 160126, измеренные при фиксиро-

Исследования спектров ФЛ. На рисунке 1

ванной мощности источника (300 мВт), но при раз-

представлены спектры ФЛ структуры # 160126, из-

ных значениях температуры. Как и следовало ожи-

меренные при температуре 30 K при различной мощ-

ности накачки в диапазоне от 3 до 300 мВт. Энергия

квантов для межзонных переходов в такой структуре

при температуре 30 К составляет около 60 мэВ. Вид-

но, что во всех спектрах присутствует полоса ФЛ от

6 до 50 мэВ, разделенная узкими участками резкого

спада интенсивности сигнала ФЛ на линии 6-20 мэВ

(полоса 1), 20-32 мэВ (полоса 2) и 32-50 мэВ (поло-

са 3). Следует отметить, что провал сигнала в спек-

тре ФЛ между полосами 1 и 2 соответствует полосе

фононного поглощения [7,8].

Также на рис. 1 видно, что при высокой мощно-

сти источника (100 и 300 мВт) возникает полоса ФЛ,

соответствующая энергиям квантов 55-70 мэВ (поло-

са 4 на рис.1). Эта полоса отсутствует при неболь-

шой мощности накачки.

Рис. 2. (Цветной онлайн) Спектры ФЛ образца

Интенсивность полос 1-3 меняется при изменении

# 160126, измеренные при мощности источника

300 мВт и температурах от 30 до 100 К

интенсивности накачки одинаковым образом. С рос-

том мощности возбуждающего излучения положение

2019

Письма в ЖЭТФ том 109 вып. 9 - 10

Особенности фотолюминесценции двойных акцепторов в гетероструктурах HgTe/СdHgTe...

681

дать, в спектре, как и на рис. 1, присутствуют поло-

Это захват дырки из валентной зоны на A^-22-центр с

сы 1-4. С ростом температуры интенсивность этих

излучением фотона и образованием A^-12 или захват

полос ФЛ падает, при этом положение полос 1-3

дырки на A^-12-центр с излучением фотона и образо-

не меняется, а полоса 4 смещается в сторону высоких

ванием A⁰²-центра. На A⁰² дырки захвачены быть не

энергий квантов. Последний факт говорит о том, что

могут, поэтому такие центры в формировании сигна-

полоса 4 в спектре ФЛ связана с межзонными пере-

ла ФЛ не участвуют.

ходами, поскольку ширина запрещенной зоны в HgTe

При интерпретации спектров ФЛ в структурах с

увеличивается с ростом температуры [9]. Полосы ФЛ

КЯ необходимо учитывать дисперсию энергии свя-

1-3, не смещающиеся с ростом температуры, напро-

зи дырок, локализованных в КЯ, на вакансиях рту-

тив, связаны с переходами носителей между состоя-

ти в барьере. Для этого были рассчитаны энергии

ниями, привязанными к одной зоне.

состояний одной (одночастичные состояния) и двух

Интерпретация измеренных спектров.

(двухчастичное состояние) дырок, связанных на ва-

Ранее в работе

[5] была исследована структура

кансии ртути при различных расположениях дефек-

HgTe/Hg_0.3Сd_-0.7Te с КЯ толщиной 48 А с парамет-

та в гетероструктуре, т.е. найдены энергии отрыва

рами, близкими к изучаемому в настоящей работе

первой и второй дырок от такой вакансии (энергии

образцу. В представленных в работе [5] спектрах

ионизации A⁰² и A^-12-центров). Расчет проводился k-

ФЛ этой структуры также присутствуют две длин-

p методом. Гамильтониан уравнения для огибающих

новолновые полосы 5-18 мэВ и 20-32 мэВ. Полоса 3

волновых функций дырок записывался в виде сум-

(около 32-50 мэВ) в спектре ФЛ структуры из рабо-

мы 4 слагаемых: кинетической энергии (гамильто-

ты [5] отсутствует. В работе [5] описанные полосы

ниан Латтинджера [10]), энергии кулоновского вза-

ФЛ связывали с переходами дырок из валентной

имодействия с заряженным акцептором, ограничи-

зоны на состояния вакансий ртути в запрещенной

вающего потенциала квантовой ямы, а также допол-

зоне. Естественно связать аналогичные особенности

нительного отталкивающего потенциала, существен-

сигнала ФЛ в спектре изучаемой в настоящей работе

ного вблизи акцепторного центра и описывающего

структуры с оптическими переходами с участием

потенциал центральной ячейки (ПЦЯ). Данный по-

состояний вакансии ртути.

тенциал выбирали, аналогично [11], в виде экрани-

Вакансия ртути является двухвалентным акцеп-

рованного кулоновского потенциала точечного заря-

тором и может находиться в трех зарядовых состоя-

да:^1r Ze² exp(-^rλ ). Для величины заряда (Z) и дли-

ниях:

ны экранировки (λ) использовались значения из ра-

1) с акцептором могут быть связаны две дыр-

боты [4], которые дают наилучшее согласие энергий

ки. Такой акцепторный центр будем называть A⁰²-

ионизации вакансий ртути с положением линий ФП в

центром (A - акцептор, нижний индекс показывает

объемных КРТ структурах. При расчетах использо-

валентность, верхний - заряд центра);

валось аксиальное приближение, т.е. не учитывалась

2) c акцептором может быть связана одна дыр-

анизотропия закона дисперсии дырок в плоскости,

ка. Такой акцепторный центр будем называть A^-12-

квантовой ямы. Для этого в элементах гамильтони-

центром;

ана Латтинджера опущены слагаемые, ответствен-

3) акцепторный центр может не иметь связанных

ные за такую анизотропию [12]. Значения парамет-

дырок. Это - полностью ионизованный A^-22-центр.

ров Латтинджера и диэлектрической проницаемости

Наблюдаемыми величинами являются энергии

в твердом растворе находились линейной интерпо-

ионизации A⁰²-центра и A^-12-центра, которые обозна-

ляцией между соответствующими значениями пара-

чим E₁ и E₂ соответственно. Описывать состояния

метров в HgTe и CdTe, взятых из работы [13]. Более

центра можно двумя способами - как состояния ды-

подробно расчет энергий состояний вакансий ртути

рок, связанных с акцептором, или как состояния

описан в работе [14].

электронов, связанных с центром. Мы будем придер-

Следует отметить, что диэлектрические прони-

живаться “дырочного” формализма, при котором все

цаемости слоев барьеров (Hg_0.24Сd_-0.76Te) и кван-

энергетические состояния будут описываться как со-

товой ямы (HgTe) существенно отличаются (состав-

стояния дырок, а оптические переходы в структуре

ляют, соответственно, 12.5 и 20.8) [13]. Из-за этого

будут описываться как переходы дырок.

на гетерогранице возникает существенный наведен-

Сигнал ФЛ, связанной с акцепторными центра-

ный заряд, который оказывает заметное влияние на

ми, обусловлен излучательными переходами дырок

потенциал, действующий на носители. В настоящей

на акцепторные состояния из валентной зоны (ина-

работе влияние этого заряда учитывается с помощью

че говоря, захватом дырок на акцепторные центры).

так называемых “сил изображений”. Рассмотрим два

Письма в ЖЭТФ том 109 вып. 9 - 10

2019

682

Д.В.Козлов, В.В.Румянцев, А.М.Кадыков и др.

полубесконечных диэлектрика с диэлектрическими

проницаемостями ε₁ и ε₂, и на расстоянии d от грани-

цы раздела этих двух сред, в диэлектрике с проница-

емостью ε₁, расположен некоторый внешний заряд q.

Тогда на границе раздела возникает наведенный за-

ряд и его электрическое поле выглядит так:

1) в среде с диэлектрической проницаемостью ε₁

это поле равно полю точечного заряда, расположен-

ного симметрично внешнему заряду относительно от

границы сред;

2) в среде с диэлектрической проницаемостью ε₂

поле наведенного заряда равно полю точечного за-

ряда, положение которого совпадает с положением

внешнего заряда.

Величина такого “эффективного” заряда, называ-

Рис. 3. (Цветной онлайн) Рассчитанные зависимости

емого “зарядом-изображением”, равна:

энергии ионизации нейтральной вакансии ртути (A⁰²-

центра) от положения такой вакансии в гетерострук-

q(ε₁ - ε₂)/(ε₁ + ε₂).

туре, рассчитанные без учета влияния наведенных на

В нашем случае слой диэлектрика с одной диэлек-

гетерогранице зарядов (синяя линия с окружностями),

и с учетом влияния “сил-изображений” (красная ли-

трической проницаемостью (КЯ из HgTe) ограничен

ния с квадратами). За начало отсчета (z = 0) выбрана

средами с другой диэлектрической проницаемостью

гетерограница (пунктирная линия)

(барьеры из Hg_0.24Сd_0.76Te). В этом случае “заряды-

изображения” возникают для каждой из двух гете-

рограниц. Отметим, что “заряд-изображение” для

рочной подзоне размерного квантования (концентра-

одной первой границы является внешним зарядом

ция дырок в КЯ при T

= 4.2 К составляет p =

для второй границы и для нее возникает изображе-

= 7·1010 cм^-2). Таким образом, в равновесных усло-

ние такого заряда (изображение изображения), кото-

виях все вакансии ртути являются A⁰²-центрами и

рое в свою очередь оказывается уже внешним заря-

не могут давать вклад в примесную ФЛ. При под-

дом для первой. Таким образом, возникает последо-

светке возбуждающим излучением, энергия кван-

вательность изображений. При каждой шаге такие

та которого составляет 1545 мэВ, что превышает

изображения удаляются от квантовой ямы на рас-

ширину запрещенной зоны в барьерах структуры

стояние, равное ее ширине, и их заряд уменьшается

(Hg_0.24Сd_0.76Te), в этих барьерах возникают элек-

в (ε₁ - ε₂)/(ε₁ + ε₂) раз.

троны с большой подвижностью. Такие электроны

В гамильтониан для огибающих волновых функ-

инжектируются в КЯ и после попадания в яму за-

ций был добавлен еще кулоновский потенциал заря-

хватываются на акцепторы. Тем самым равновесие

да изображений. На рисунке 3 представлены рассчи-

нарушается, и возникают A^-12 центры. В итоге, дыр-

танные зависимости энергии ионизации нейтральной

ки из валентной зоны могут захватываться на A^-12-

вакансии ртути (A⁰²-центра) от положения такой ва-

центры, отдавая при этом энергию, равную энергии

кансии в гетероструктуре, рассчитанные как без уче-

ионизации A⁰²-центров (E₁), которую уносят испус-

та влияния наведенных на гетерогранице зарядов

каемые фотоны. Если дырки захватываются на A^-22-

(синяя линия с окружностями), так и с учетом влия-

центры, они испускали бы фотон с энергией равной

ния сил изображений (красная линия с квадратами).

энергии ионизации A^-12-центров (E₂).

Видно, что наведенные заряды сильно увеличивают

Напомним, что на рис.3 красной линией пред-

энергию связи акцепторного центра, расположенно-

ставлены зависимости E₁(z) от положения акцептор-

го в КЯ или в барьере недалеко от гетерограницы.

ного центра в структуре. Видно, что энергия E₁ при

Энергия связи вакансии ртути, помещенной в глу-

смещении акцептора от центра КЯ к гетерогранице

бине барьера, меняется меньше (см. рис. 3).

убывает, однако энергия связи дырки на акцептор-

Полученные результаты расчета энергии связи

ном центре не обращается в 0 при перемещении де-

вакансии ртути используем для интерпретации спек-

фекта далее в барьер. Этого и следовало ожидать,

тров ФЛ структуры # 160126. Вначале отметим, что

поскольку вакансия в барьере создает притягиваю-

уровень Ферми при низкой температуре в исследу-

щий потенциал в КЯ, что приводит к появлению ло-

емой структуре с КЯ располагается в первой ды-

кализованных состояний двумерных дырок в таком

Письма в ЖЭТФ том 109 вып. 9 - 10

2019

Особенности фотолюминесценции двойных акцепторов в гетероструктурах HgTe/СdHgTe...

683

потенциале, подобно тому, как описано в работе [15].

“гасит” сигнал ФЛ, из-за чего на спадающем участ-

Видно на рис. 3, что при смещении акцептора от цен-

ке полосы 1 от нее отделяется полоса 2 (20-32 мэВ).

тра квантовой ямы (z = -25 A на графике) в глубину

Полоса 4 в спектре ФЛ исследуемой структуры бы-

барьера (z = 300 A на графике - соответствует тол-

ла выше идентифицирована как связанная с межзон-

щине барьера) энергия ионизации нейтральной ва-

ными переходами носителей. Следует отметить, что

кансии ртути - A⁰²-центра меняется от 5 до 50 см^-1.

данная полоса возникает при увеличении мощности

Этот диапазон энергий соответствует расположению

возбуждающего источника. При этом падает сигнал

длинноволновых полос 1-3 в спектре ФЛ исследуе-

в длинноволновых полосах. Это может быть связа-

мой структуры. Отметим, что при равномерном рас-

но с тем, что при малом возбуждении электроны из

пределении дефектов по структуре максимумы сиг-

зоны проводимости безызлучательным образом пе-

нала ФЛ будут образовывать оптические переходы с

реходят на состояния нейтральных вакансий ртути

участием состояний центров, расположение которых

(А⁰²-центров). Возникающие при этом А^-12 участвуют

соответствует участкам плавной зависимости E₁(z)

в формировании сигнала ФЛ. Однако при некоторой

[15, 16].

мощности большая часть А⁰²-центров оказывается за-

На кривой E₁(z) (рис.3) можно выделить три

полнена электронами, т.е. уменьшается число конеч-

участка, соответствующие следующему положению

ных состояний для безызлучательных переходов из

вакансии:

зоны проводимости. В результате электроны начина-

1) акцептор находится в КЯ (участок на рис.3 от

ют рекомбинировать с дырками из валентной зоны

z = -25A до 0). Энергия ионизации меняется мед-

излучательным образом. С ростом мощности накач-

ленно. Диапазон изменения энергии связи 44-50 мэВ;

ки такие переходы электронов идут более интенсив-

2) акцептор находится в барьере, но недалеко от

но, при этом уменьшается число дырок в валентной

гетерограницы (участок на рис.3 от z = 0 до 100 A).

зоне, которые могли бы переходить на А^-12-центры,

Энергия связи A⁰²-центра быстро меняется от 44 до

а значит сигнал ФЛ, связанной с переходами на ак-

16 мэВ;

цепторные центры, будет падать, что и наблюдается.

3) акцептор находится в барьере далеко от гете-

Следует отметить, что при увеличении мощно-

рограницы (участок на рис. 3 от z = 100 до 300 A).

сти накачки и заполнении состояний нейтральных

Энергия связи вакансии ртути очень медленно меня-

вакансий, могли бы, кроме А^-12-центров, появляться

ется от 16 до 6 мэВ.

А^-22-центры - вакансии ртути, на которые из зоны

Неизвестно, как распределены дефекты по струк-

проводимости перешло по два электрона. При этом

туре, однако, естественно предположить, что в каж-

А^-22-центры также участвуют в ФЛ: на такие цен-

дом слое гетероструктуры вакансии ртути распреде-

тры захватываются дырки из валентной зоны, с об-

лены равномерно, но следует ожидать, что из-за раз-

разованием А^-12-центров, и испусканием фотонов с

ной доли ртути в растворе, в слоях Hg_0.24Сd_0.76Te

энергией ионизации А^-12-центров (E₂). Энергия свя-

концентрация таких дефектов существенно меньше,

зи таких ионизованных центров выше, чем энергия

чем в HgTe. Таким образом, можно ожидать, что сиг-

ионизации нейтральных вакансий ртути (см. рис. 4),

нал ФЛ будет состоять из двух полос:

и меняется от 12 мэВ (в глубине барьера) до 95 мэВ

1) из мощной длинноволновой полосы, связанной

(в центре квантовой ямы). Таким образом, состо-

с захватом дырок на акцепторы, находящиеся в ба-

яния акцепторов, помещенных в КЯ и на глубину

рьере. Эта полоса ФЛ будет включать в себя участок

до 50 А в барьер (см. рис. 4) имеют энергию иониза-

интенсивного сигнала от 6 до 16 мэВ и участок спада

ции больше ширины запрещенной зоны (50 мэВ), т.е.

сигнала до 44 мэВ;

попадают в непрерывный спектр зоны проводимо-

2) из полосы ФЛ, связанной с захватом дырок на

сти и становятся резонансными. Следует отметить,

акцепторы, находящиеся в квантовой яме. Эта поло-

что расчет спектра акцепторов проводился в модели

са ФЛ занимает диапазон от 44 до 50 мэВ.

Латтинджера, не учитывающей зону проводимости.

Переходы дырок из валентной зоны на состояния

Учет влияния этой зоны, которое существенно для

мелких акцепторных центров в барьерах образуют

состояний А^-12-центров, попадающих в непрерывный

полосу 1 в спектре ФЛ структуры # 160126, а пере-

спектр, безусловно изменит вид зависимости энергии

ходы на состояния акцепторных центров в КЯ обра-

ионизации этих центров от положения акцепторов в

зуют полосу 3. Сигнал ФЛ в полосе 1 должен равно-

структуре, однако энергии ионизации А^-12 центров

мерно спадать с ростом энергии квантов от 16 мэВ,

заведомо покроют область от 12 до 50 мэВ, т.е. до

однако, как было сказано ранее, присутствующая в

ширины запрещенной зоны. Если бы такие центры

диапазоне 15-20 мэВ полоса фононного поглощения

существовали в структуре, в спектре присутствова-

Письма в ЖЭТФ том 109 вып. 9 - 10

2019

684

Д.В.Козлов, В.В.Румянцев, А.М.Кадыков и др.

А. В. Андрианов, А. О. Захарин, Ю. Л. Иванов,

М. С. Кипа, Письма в ЖЭТФ 91, 102 (2010).

S. G. Pavlov, H.-W. Hübers, E. E. Orlova,

R. Kh. Zhukavin, H. Riemann, H. Nakata, and

V. N. Shastin, Phys. Stat. Sol. (b) 235, 126 (2003).

Д. А. Фирсов, Л. Е. Воробьев, В. Ю. Паневин,

А. Н. Софронов, Р. М. Балагула, И. С. Махов,

Д. В. Козлов, А. П. Васильев, Физика и техника по-

лупроводников 49(1), 30 (2015).

V. V. Rumyantsev, D. V. Kozlov, S.V. Morozov,

M. A. Fadeev, A. M. Kadykov, F. Teppe, V. S. Varavin,

M. V. Yakushev, N. N. Mikhailov, S. A. Dvoretskii, and

V. I. Gavrilenko, Semicond. Sci. Technol. 32, 095007

(2017).

Д. В. Козлов, В. В. Румянцев, С. В. Морозов,

Рис. 4. (Цветной онлайн) Рассчитанные зависимости

А. М. Кадыков, М. А. Фадеев, М. С. Жолудев,

энергии ионизации A^-12-центра от положения акцепто-

В. С. Варавин, Н. Н. Михайлов, С. А. Дворецкий,

ра в гетероструктуре, рассчитанные с учетом влияния

В. И. Гавриленко, F. Teppe, ЖЭТФ 154, 1226 (2018).

“сил-изображений”. За начало отсчета (z = 0) выбрана

S. V. Morozov, V.V. Rumyantsev, A. V. Antonov,

гетерограница (пунктирная линия)

K. V. Maremyanin, K.E. Kudryavtsev, L. V. Krasil-

nikova, N. N. Mikhailov, S. A. Dvoretskii, and

ла бы полоса ФЛ, соответствующая захватам дырок

V. I. Gavrilenko, Appl. Phys. Lett.

104,

072102

(2014).

на эти центры и сливающаяся с полосой межзонной

ФЛ, чего не наблюдается. Таким образом, можно

V. V. Rumyantsev, S.V. Morozov, A. V. Antonov,

M. S. Zholudev, K. E. Kudryavtsev, V. I. Gavrilenko,

предположить, что переходы электронов в валент-

S. A. Dvoretskii, and N. N. Mikhailov, Semicond. Sci.

ную зону значительно более быстрые, чем перехо-

Technol. 28, 125007 (2013).

ды из зоны проводимости на состояния заряженных

D. N. Talwar and M. Vandevyver, J. Appl. Phys. 56,

А^-12-центров, поэтому А^-22 центры не образуются.

1601 (1984).

Заключение. В работе исследованы спектры

J. L. Schmit and E. L. Stelzer, J. Appl. Phys. 40, 4865

ТГц ФЛ при межзонном оптическом возбуждении

(1969).

гетероструктур HgTe/CdHgTe с КЯ в интервале тем-

10.

J. M. Luttinger, Phys. Rev. 102, 1030 (1955).

ператур 30-100 К и при мощности возбуждения от

11.

A. Baldereschi and N. O. Lipari, Phys. Rev. B 8, 2697

3 до 300 мВт. Показано, что длинноволновые линии

(1973).

в спектрах ФЛ, положение которых не меняется с

12.

S. Fraizzoli and A. Pasquarello, Phys. Rev. B 42, 5349

температурой, связаны с захватом свободных дырок

(1990).

на состояния вакансий ртути. Обнаружена немоно-

13.

E. G. Novik, A. Pfeuffer-Jeschke, T. Jungwirth,

тонность изменения сигнала примесной ФЛ с рос-

V. Latussek, C. R. Becker, G. Landwehr, H. Buhmann,

том мощности возбуждающего источника. Показано

and L. W. Molenkamp, Phys. Rev. B 72, 035321 (2005).

насыщение числа частично ионизованных вакансий

14.

Д. В. Козлов, В. В. Румянцев, С. В. Морозов,

ртути при увеличении интенсивности накачки. По-

А. М. Кадыков, М. А. Фадеев, В. С. Варавин,

казано, что скорость межзонных переходов меньше

Н. Н. Михайлов, С. А. Дворецкий, В. И. Гаврилен-

скорости переходов электронов из зоны проводимо-

ко, F. Teppe, Физика и техника полупроводников 50,

сти на состояния нейтральных вакансий ртути, но

1690 (2016).

больше скорости переходов электронов из зоны про-

15.

В. Я. Алешкин, Б. А. Андреев, В. И. Гавриленко,

водимости на состояния заряженных вакансий рту-

И. В. Ерофеева, Д. В. Козлов, О. А. Кузнецов, Фи-

ти.

зика и техника полупроводников 34, 582 (2000).

Исследования выполнены при поддержке Россий-

16.

V. Ya. Aleshkin, B. A. Andreev, V. I. Gavrilenko,

ского научного фонда (проект # 17-12-01360).

I. V. Erofeeva, D.V. Kozlov, and O. A. Kuznetsov,

Nanotechnology 11, 348 (2000).

Письма в ЖЭТФ том 109 вып. 9 - 10

2019