Письма в ЖЭТФ, том 111, вып. 10, с. 682 - 688

Зондирование состояний двухзарядного акцептора

в гетероструктурах на основе CdHgTe

с помощью оптического затвора

И.Д.Николаев⁺, Т.А.Уаман Светикова⁺, В.В.Румянцев^∗, М.С.Жолудев^∗, Д.В.Козлов^∗, С.В.Морозов^∗,

С. А. Дворецкий^×, Н. Н. Михайлов^×, В. И. Гавриленко^∗, А. В. Иконников⁺¹⁾

⁺Физический факультет МГУ им. М. В. Ломоносова, 119991 Москва, Россия

^∗Институт физики микроструктур РАН - филиал Федерального исследовательского центра

Институт прикладной физики РАН, 603950 Н. Новгород, Россия

^×Институт физики полупроводников им. А. В. Ржанова Сибирского отделения РАН, 630090 Новосибирск, Россия

Поступила в редакцию 10 апреля 2020 г.

После переработки 16 апреля 2020 г.

Принята к публикации 16 апреля 2020 г.

В работе выполнены исследования спектров фотопроводимости в двойной квантовой яме

HgTe/CdHgTe с нормальным зонным спектром. В спектрах фотопроводимости были обнаружены полосы

фоточувствительности, связанные с ионизацией вакансии ртути - двухзарядного акцептора. Используя

эффект остаточной фотопроводимости, удалось проследить трансформацию спектров фотопроводимо-

сти при прохождении положения уровня Ферми от края валентной зоны до зоны проводимости через

запрещенную зону. Было показано, что наблюдаемые полосы поглощения связаны с ионизацией именно

двухзарядного акцептора, а не отдельных различных однозарядных состояний.

DOI: 10.31857/S1234567820100067

1. Введение. Полупроводниковый материал

туры на основе КРТ в настоящее время рассмат-

CdHgTe (кадмий-ртуть-теллур, КРТ) является базо-

риваются в качестве активной среды для межзон-

вым для приемников и приемных матриц среднего

ных лазеров диапазона 30-50 мкм [5, 6], недоступно-

инфракрасного диапазона [1]. Одним из основных

го квантово-каскадным лазерам на материалах A3B5

его достоинств является возможность получения вы-

из-за фононного поглощения [7].

сококачественных твердых растворов Cd_xHg_1-xTe

Одной из особенностей, присущей как твердым

практически с любой долей кадмия. При этом ши-

растворам CdHgTe, так и гетероструктурам на их

рина запрещенной зоны может изменяться от 1.6 эВ

основе, является образование вакансий ртути даже

(при x = 1) вплоть до нуля (при x ≤ 0.16-0.17),

в структурах высшего качества. Вакансия возникает

что делает такие растворы перспективными для

из-за слабой связи Hg-Te [8]. При этом она действу-

терагерцевой (ТГц) оптоэлектроники.

ет как двухзарядный акцептор, поскольку, встраи-

Больший контроль над зонным спектром может

ваясь в кристаллическую решетку HgTe, ион рту-

быть достигнут при переходе от объемных материа-

ти отдает в валентную зону два электрона. Поми-

лов к гетероструктурам с квантовыми ямами (КЯ).

мо увеличения числа дырок в валентной зоне, ва-

Последние, применительно к КЯ HgTe/CdHgTe, за

кансия добавляет отрицательный вклад в периоди-

последнее десятилетие вызвали огромный интерес

ческий потенциал кристаллической решетки и может

исследователей за счет своих уникальных свойств. В

оказывать значительное влияние на времена межзон-

качестве наиболее известных примеров можно ука-

ной рекомбинации [9]. Последнее особенно важно для

зать переход от нормальной к инвертированной зон-

практических приложений. Кроме того, в материа-

ной структуре при увеличении ширины КЯ [2, 3] и

лах на основе КРТ существует проблема отсутствия

обнаружение проводимости по краевым состояниям,

“простого” мелкого акцептора (каким, например, яв-

топологически защищенным от обратного рассеяния,

ляется бор для кремния). Поэтому для получения

в КЯ с инвертированным спектром [4]. С точки зре-

структур с дырочной проводимостью часто вакансии

ния новых практических приложений, гетерострук-

ртути создают намеренно, например, с помощью от-

жига [10], что, естественно, сказывается на качестве

¹⁾e-mail: antikon@physics.msu.ru

структур.

682

Письма в ЖЭТФ том 111 вып. 9 - 10

2020

Зондирование состояний двухзарядного акцептора в гетероструктурах на основе CdHgTe...

683

Таким образом, вакансия ртути является важной

ся. Можно лишь указать работы [19-21], в которых

“особенностью” материалов на основе КРТ, что де-

измерялись спектры ФП [19] и спектры ФЛ [20, 21]

лает исследование ее энергетических характеристик

таких примесных состояний. В этих работах иссле-

актуальной задачей. При этом ее описание оказыва-

дования проводились на узкозонных гетерострукту-

ется значительно более сложным по сравнению, на-

рах (E_g < 80 мэВ) с нормальным зонным спектром.

пример, с мелким водородоподобным центром. Изу-

В принципе, полученные данные не противоречили

чению таких вакансий в твердых растворах КРТ бы-

друг другу - в спектрах наблюдались субщелевые по-

ло посвящено значительное число работ, однако дан-

лосы, часть из которых (5-16 мэВ и 20-35 мэВ) свя-

ные об энергиях ионизации в них зачастую отлича-

зывалась с возбуждением вакансии ртути. Тем не ме-

ются, а иногда оказываются противоречивыми. При-

нее, связь наблюдаемых полос именно с двухзаряд-

менительно к узкозонным материалам можно рас-

ным акцептором в указанных работах устанавлива-

смотреть следующие работы.

лась лишь на основе расчетов.

В работе [11] энергия ионизации вакансии опреде-

В настоящей работе будет экспериментально про-

лялась с помощью измерения пропускания в дальнем

демонстрировано, что наблюдаемые в спектрах ФП

инфракрасном диапазоне. Она составляла 10-12 мэВ

в гетероструктурах на основе КРТ субщелевые осо-

для растворов Cd_xHg_1-xTe с x = 0.2 - 0.4. Такая же

бенности связаны именно с ионизацией двухзаряд-

энергия была получена в работах [12, 13], однако, в

ного акцептора, а не с ионизацией состояний двух

отличие от [11], энергия ионизации существенно за-

различных однозарядных акцепторов.

висела от содержания кадмия, что может быть связа-

2. Методика эксперимента. Исследуемая

но с тем, что для анализа использовались в основном

структура была выращена методом молекулярно-

транспортные методы. Зависимость от доли кадмия

лучевой эпитаксии на полуизолирующих подложках

также отмечалась в работе [14], в которой были вы-

GaAs (013) толщиной 400 мкм [22, 23]. На подложке

явлены акцепторные состояния с энергиями иониза-

выращивался буфер, состоящий из 30 нм слоя ZnTe

ции 12 мэВ для x = 0.216 и 19 мэВ для x = 0.234.

и толстого (5 мкм) релаксированного слоя CdTe.

В работе [15] был выполнен весьма сложный ана-

Затем выращивалась активная часть структуры:

лиз спектров фотолюминесценции (ФЛ) с примене-

нижний барьер Cd_0.64Hg_0.36Te толщиной

30 нм,

нием деконволюции спектральных линий. В резуль-

нижняя КЯ HgTe толщиной

4.5 нм, туннельно-

тате анализа вакансии ртути приписывалась энергия

прозрачный барьер Cd_0.64Hg_0.36Te толщиной 3 нм,

ионизации в диапазоне 12-15 мэВ.

верхняя КЯ HgTe толщиной 4.5 нм и верхний ба-

В более поздних работах вакансии ртути в твер-

рьер Cd_0.64Hg_0.36Te толщиной 30 нм. Поверх всей

дых растворах КРТ стали приписывать несколько

структуры выращивался покровный слой CdTe

энергий ионизаций. К примеру, в работе [16] в твер-

толщиной 40 нм. Легирование структуры не про-

дых растворах с x в диапазоне 0.3-0.4 по спектрам

водилось. Наличие двух КЯ в гетероструктуре

ФЛ были определены уровни акцепторов, отстоящие

для настоящей работы не существенно. Структура

на 14, 18 и 27 мэВ от края валентной зоны, часть

была выбрана для исследования субщелевой фо-

из которых связывалась с вакансиями ртути. В ра-

топроводимости (ФП) из-за хорошо выраженного

боте [17], завершающей серию работ этой группы,

эффекта остаточной фотопроводимости (ОФП) [24].

рассматривается возможность того, что при малых

В этой структуре пошаговая подсветка видимым

концентрациях кадмия (x < 0.33) вакансия ртути

светом позволяла последовательно изменять тип

представляет собой глубокий центр с отрицательной

проводимости от дырочного к электронному, чего

энергией Хаббарда, или так называемый negative U

не наблюдалось ранее в структурах с одиночными

центр, для которого энергия отрыва второй дырки

КЯ. Таким образом, используя контролируемую

от акцептора оказывается меньше, чем первой. Од-

подсветку, можно управлять положением уровня

нако в работе [18], в которой изучались спектры ФП

Ферми в исследуемом образце. Такую возможность

эпитаксиальных пленок Cd_xHg_1-xTe с x = 0.19-0.3,

иногда называют

“оптическим затвором” (optical

было показано, что энергия отрыва первой дырки от

gating).

нейтрального акцептора составляет 10 мэВ, а энер-

Согласно проведенным расчетам зонной структу-

гия отрыва второй дырки - 19 мэВ. Данные энергии

ры [25] исследуемый образец обладает нормальным

не зависели от состава.

зонным спектром, что подтверждается ранее выпол-

В то же время исследования состояний двухза-

ненными магнитооптическими исследованиями (см.

рядного акцептора в гетероструктурах с квантовыми

данные по образцу 150217 в работе [26]). Заметим,

ямами на основе КРТ фактически только начинают-

что для получения хорошего согласия между наблю-

Письма в ЖЭТФ том 111 вып. 9 - 10

2020

684

И.Д.Николаев, Т.А.Уаман Светикова, В.В.Румянцев, и др.

даемыми и рассчитанными энергиями магнитоопти-

3. Результаты и обсуждение. На рисунке 1

ческих переходов, в [26] использовались скорректи-

представлены температурные зависимости сопро-

рованные параметры толщин КЯ и барьера меж-

тивления и концентрации носителей в исследуемой

ду ними. Ширина запрещенной зоны в структуре

по данным магнитооптических измерений составляет

∼ 75 мэВ, поэтому переходы с участием исследуемых

“примесных” состояний будут наблюдаться в субще-

левой области спектра.

Характеризация образцов осуществлялась с по-

мощью исследования их электрофизических свойств.

На поверхность образцов размерами 4 × 2 мм на-

носились индиевые контакты в холловской геомет-

рии. Эти же образцы использовались при измере-

ниях спектров ФП. Образцы размещались в свето-

непроницаемой вставке, полностью экранирующей

их от внешнего излучения. Рядом с образцом были

размещены светодиод, излучающий в синей области

спектра, и миниатюрная лампа накаливания, поз-

волявшие осуществлять контролируемую подсветку

образцов. Медленно опуская вставку в сосуд Дьюара

с жидким гелием, можно было проводить измерения

в диапазоне температур 4.5-300 К. Внешнее магнит-

ное поле 0.05 Тл создавалось с помощью резистивно-

го соленоида. Ток через образец составлял 1-10 мкА.

Исследовались температурные зависимости продоль-

ного и поперечных сопротивлений.

Кроме того, проводились измерения квантового

эффекта Холла по двухконтактной схеме на образ-

цах размером 5 × 5 мм с полосковыми омически-

ми контактами. Структуры размещались в гелие-

вом криостате в центре сверхпроводящего соленои-

да (максимальное поле 6 Тл). Рядом с образцом был

размещен “синий” светодиод.

Спектры ФП измерялись при T = 5 К с помо-

Рис. 1. (Цветной онлайн) (a) - Зависимости удель-

ного поверхностного сопротивления двойной КЯ

щью фурье-спектрометра Bruker Vertex 70v. В ка-

HgTe/CdHgTe от обратной температуры, полученные в

честве источника использовался глобар, в качестве

темновых условиях (кривая 1) и после кратковремен-

светоделителя - Mylar Multilayer. Образцы разме-

ного освещения лампой накаливания (кривые 2 и 3)

щались в проточном криостате Oxford Instruments

или “синим” светодиодом (кривая 4). Сплошные и то-

OptistatCF, который устанавливался в спектрометр

чечные линии для кривых 2 и 3 соответствуют нагре-

так, чтобы образец находился в фокусе пучка излу-

ванию и последующему охлаждению образца без вклю-

чения. В криостате использовались окна из полипро-

чения подсветки. (b) - Зависимости концентрации но-

пилена и лавсана. Перед образцом размещался хо-

сителей заряда от обратной температуры для тех же

лодный фильтр из черного полиэтилена. Рядом с об-

условий, что и на рис. 1a. Открытые символы соот-

разцом находился “синий” светодиод. Спектральные

ветствуют дырочному типу проводимости, сплошные -

характеристики всех используемых оптических эле-

электронному

ментов и фильтров позволяли осуществлять запись

спектров в диапазоне 4-84 мэВ без внесения в спектр

структуре. В высокотемпературной области при T >

каких-либо резких особенностей. Спектральное раз-

> 180 К наблюдается активационный участок, кото-

решение составляло ≈ 1 мэВ (8 см^-1). Использова-

рый соответствует области собственной проводимо-

лись те же образцы, что и при исследованиях темпе-

сти. Энергия активации, определенная по наклону

ратурных зависимостей сопротивления. Сигнал ФП

этого линейного участка, составляет E_a ≈ 70 мэВ, со-

снимался с токовых контактов.

ответственно, термическая ширина запрещенной зо-

Письма в ЖЭТФ том 111 вып. 9 - 10

2020

Зондирование состояний двухзарядного акцептора в гетероструктурах на основе CdHgTe...

685

ны составляет E_g ≈ 140 мэВ, что в два раза превыша-

структуре можно использовать как лампу накалива-

ет величину, определенную ранее из спектров магни-

ния, так и “синий” светодиод. Однако с помощью све-

топоглощения [26]. Предположительно, это связано

тодиода удается получать меньшие дозы подсветки

со значительными флуктуациями потенциала, из-за

и, соответственно, изменять концентрацию с мень-

которых термически возбужденным носителям заря-

шим шагом. Поэтому при дальнейших исследовани-

да приходится дополнительно преодолевать значи-

ях мы использовали только подсветку синим светом.

тельный барьер до достижения порога подвижности.

На рисунке 2 показаны зависимости сопротивле-

С понижением температуры сопротивление и кон-

ния структуры, измеренного по двухконтактной схе-

центрация выходят на постоянные значения. Кон-

ме, от магнитного поля при различных дозах под-

центрация в темновых условиях при низких темпе-

светки “синим” светодиодом. Каждая кривая (кроме

ратурах составляет p ≈ 1.1 · 10¹¹ см^-2. Проводимость

темновой) записана после выключения светодиода.

при этом является дырочной.

Видно, что подсветка приводит сначала к возраста-

После кратковременной подсветки лампой нака-

нию сопротивления, а затем, после достижения неко-

ливания сопротивление структуры вырастает прак-

торого максимума, к его убыванию.

тически на порядок (кривые 2 на рис. 1). Отметим,

Также из рисунка 2 видно, что характерные зна-

что при нагреве до T = 100 К и последующем обрат-

чения магнитных полей, при которых начинается

ном охлаждении сопротивление практически не из-

менилось, что говорит об устойчивом эффекте ОФП.

Концентрацию, равно как и подвижность, в этих

условиях измерить не удается.

После дальнейшей кратковременной подсветки

при низкой температуре сопротивление образца

уменьшается практически до первоначальных

значений. Однако тип проводимости при этом ока-

зывается электронным. Концентрация при этом

составляет n

≈ 6 · 1010 см^-2. Нагрев до 100К и

последующее охлаждение немного увеличивают и

сопротивление, и концентрацию, что свидетельству-

ет о падении подвижности после нагрева. Возможно,

нагрев приводит к некоторому опустошению каких-

либо глубоких ловушек, находящихся, например,

на поверхности. Это увеличивает концентрацию

электронов, но и увеличивает число рассеивающих

Рис. 2. (Цветной онлайн) Зависимости сопротивления

центров, что приводит к падению подвижности.

структуры от магнитного поля, полученные в темно-

Сама подвижность в этих структурах составляет

вых условиях (кривая 1) и после кратковременных

∼ 2000 см²/В·с для дырок и

∼4000 см²/В ·с для

подсветок синим светом (кривые 2-6). Последователь-

ная засветка приводит сначала к росту сопротивления

электронов при низких температурах.

(кривые 1-3), а затем к уменьшению (кривые 3-6)

Освещение структуры синим светом приводит к

той же ситуации, что и вторая подсветка лампой на-

каливания (кривые 3 и 4 на рис. 1). Это связано с тем,

резкий рост сопротивления, сначала уменьшаются с

что при достаточно длительном воздействии светом

дозой подсветки, а затем вновь увеличиваются. Дан-

устанавливается какая-то “итоговая” концентрация,

ный резкий рост сопротивления связан с увеличени-

значение которой зависит только от длины волны

ем кратности вырождения уровней Ландау с ростом

[24]. Длина волны излучения используемого светоди-

магнитного поля. При достаточной величине магнит-

ода при T = 4.2 К составляет λ ≈ 440 нм, максимум

ного поля все носители заряда оказываются на одном

излучения лампы накаливания - λ ≈ 1500 нм. Со-

уровне Ландау (ультраквантовый предел). При этом

гласно [24], длительное воздействие светом с такими

дальнейшее увеличение поля приводит к тому, что

длинами волн приводит к установлению примерно

все больше носителей заряда становятся локализо-

одинаковой электронной концентрации для данной

ванными и перестают давать вклад в проводимость.

структуры. Таким образом, для смены типа проводи-

Уменьшение концентрации носителей заряда, есте-

мости и изменения концентрации носителей заряда

ственно, приводит к тому, что такая ситуация насту-

за счет эффекта положительной ОФП в исследуемой

пает при меньших магнитных полях.

Письма в ЖЭТФ том 111 вып. 9 - 10

2020

686

И.Д.Николаев, Т.А.Уаман Светикова, В.В.Румянцев, и др.

При больших дозах подсветки, когда проводи-

мость осуществляется электронами, на зависимостях

магнитосопротивления наблюдается фундаменталь-

ное плато квантового эффекта Холла. Концентра-

ция электронов, определенная по положению плато,

соответствующему фактору заполнения ν = 1 (кри-

вая 6 на рис.2), составляет 5.4·10¹⁰ см^-2, что хорошо

согласуется с данными холловских измерений в сла-

бых магнитных полях.

На темновой кривой (соответствующей дыроч-

ной проводимости) также наблюдаются проявления

квантования Ландау, однако выраженных плато, как

для “электронного” случая, не наблюдается. Скорее

всего, это связано со сложной структурой уровней

Ландау в валентной зоне в КЯ HgTe [27, 28] и, осо-

бенно, в структурах с двойными КЯ [29, 30].

Таким образом, можно утверждать, что кратко-

временные дозированные подсветки синим светом

или светом лампы накаливания приводят к постепен-

ному уменьшению темновой дырочной концентрации

и переходу через изолирующее состояние вновь к

проводящему, но уже определяемому электронами.

Другими словами, при подсветке уровень Ферми, на-

ходясь сначала в валентной зоне, поднимается вверх

по энергии, затем проходит запрещенную зону и, на-

конец, оказывается в зоне проводимости.

Перейдем теперь к рассмотрению спектров фото-

Рис. 3. (Цветной онлайн) Спектры ФП двойной КЯ

проводимости. На рисунке 3 показаны спектры ФП,

HgTe/CdHgTe, полученные в

“темновых” условиях

снятые сразу после охлаждения образца (кривая 1)

(кривая 1) и после кратковременных подсветок синим

и после кратковременных последовательных подсве-

светом (кривые 2-7). Кривые сдвинуты по оси ординат

ток синим светом (кривые 2-7). На всех спектрах

относительно друг друга на фиксированную величину.

наблюдается полоса межзонной ФП с красной гра-

Полосы a и b - наблюдаемые в спектрах субщелевые

ницей 70-75 мэВ. Это значение хорошо согласуется

особенности. Серые полосы по краям рисунка обозна-

с данными, определенными из спектров магнитопо-

чают спектральные области, выходящие за пределы по-

глощения [26]. Резкий спад полосы после 80 мэВ свя-

лосы пропускания светоделителя Mylar Multilayer

зан с падением пропускания используемого свето-

делителя.

b сохраняется. Сопротивление при этом продолжа-

Наибольший интерес представляют субщелевые

ет расти, достигая максимума в несколько мегаом.

полосы ФП на 8-16 мэВ (полоса a) и 19-25 мэВ (по-

Наконец, дальнейшая дозированная подсветка при-

лоса b) (рис. 3). В “темновых”²⁾ условиях (кривая 1)

водит к уменьшению сопротивления. При этом обе

наблюдается только полоса a. Сопротивление образ-

субщелевые полосы в спектрах ФП исчезают (кри-

ца при этом близко к значению темнового сопротив-

вые 6 и 7).

ления на рис. 1. Кратковременная подсветка приво-

Для объяснения наблюдаемого поведения субще-

дит к появлению в спектрах полосы b (кривые 2, 3

левых особенностей спектров ФП обратимся к схеме,

на рис. 3). Сопротивление образца при этом увели-

иллюстрирующей энергии ионизации двухзарядного

чивается. Дальнейшая подсветка образца вызыва-

акцептора относительно зон (рис. 4). Данная схема

ет уменьшение интенсивности (кривая 4) и исчезно-

основана на расчете зонного спектра из работы [26]

вение (кривая 5) полосы a, в то время как полоса

и расчете энергий ионизаций двухвалентного акцеп-

тора из работы [19] (дисперсия энергий ионизации

в зависимости от положения вакансии ртути относи-

²⁾В данном случае слово “темновых” взято в кавычки, по-

скольку образец так или иначе освещается теплыми частями

тельно центра КЯ приводит к некоторому уширению

криостата и излучением глобара фурье-спектрометра.

полос a и b ФП). “Удвоение” подзон валентной зоны

Письма в ЖЭТФ том 111 вып. 9 - 10

2020

Зондирование состояний двухзарядного акцептора в гетероструктурах на основе CdHgTe...

687

Рис. 4. (Цветной онлайн) Схема, иллюстрирующая наблюдаемые в спектрах ФП примесные переходы. E1 - первая

подзона размерного квантования зоны проводимости, HH1 и HH2 - подзоны валентной зоны. Схема зон взята из

работы [26]. E_f - положение уровня Ферми. A⁰ - энергия частичной ионизации (отрыв одной дырки) нейтральной

вакансии ртути, A^-1 - энергия полной ионизации (отрыв второй дырки) однократно ионизованной вакансии ртути

(энергии отсчитываются от потолка валентной зоны). Серым цветом обозначены энергии переходов, невозможных при

заданном положении уровня Ферми

возникает из-за двойной КЯ, поскольку барьер меж-

однократно заряженных акцепторов соответственно

ду КЯ оказывается значительно менее туннельно-

(кривые 2 и 3 на рис. 3). Дисперсия энергий иони-

прозрачным для дырок, чем для электронов. Энер-

зации в зависимости от положения вакансии ртути

гия A⁰ соответствует однократной ионизации ней-

относительно центра КЯ приводит к тому, что по-

трального акцептора (акцептор с двумя дырками),

лосы ФП a и b наблюдаются в некотором интервале

энергия A^-1 - отрыву второй дырки от однократно

положений уровня Ферми (интервале доз подсветки).

ионизованного акцептора. Энергия A^-1 больше A⁰,

Дальнейшая подсветка будет приводить ко все

поскольку из-за кулоновского взаимодействия “ото-

большей ионизации нейтральных акцепторов, что

рвать” одну дырку от нейтрального акцептора про-

приведет к уменьшению интенсивности полосы a

ще, чем “оторвать” дырку от уже отрицательно за-

(кривая 4 на рис. 3). Наконец, когда уровень Фер-

ряженного однократно ионизованного акцептора.

ми окажется выше энергии A⁰ (рис. 4с), все акцепто-

После охлаждения образцы обладают дырочной

ры будут однократно ионизованы, и в спектрах ФП

проводимостью, и уровень Ферми близок к потолку

останется только полоса b (кривая 5 на рис.3).

валентной зоны (рис.4а). В этом случае все вакан-

При еще большем повышении энергии Ферми

сии ртути будут нейтральными. Соответственно, в

все акцепторы оказываются полностью (двукратно)

спектрах ФП будут наблюдаться переходы с энерги-

ионизованными (рис. 4d), что приводит к исчезно-

ей A⁰, соответствующие отрыву одной дырки (пере-

вению всех субщелевых особенностей спектров ФП

ходу электронов из валентной зоны на нейтральный

(кривая 6 на рис. 3). В конце концов, при попадании

акцептор). Именно такие переходы и отвечают за на-

уровня Ферми в зону проводимости (рис. 4е), возрас-

блюдаемую в спектрах полосу a (кривая 1 на рис. 3).

тает собственная электронная проводимость образ-

Важно отметить, что отсутствие полосы b на кри-

ца, из-за чего зарегистрировать межзонную ФП ста-

вой 1 говорит о том, что энергии A⁰ и A^-1 соответ-

новится сложнее (кривая 7 на рис. 3).

ствуют именно ионизации двухзарядного акцептора,

Спектральное положение полос a (8-16 мэВ) и b

а не каких-то двух отдельных однозарядных акцеп-

(19-25 мэВ) хорошо совпадает с данными, получен-

торов. В последнем случае, в ситуации, когда уро-

ными для энергий ионизации вакансии ртути в раз-

вень Ферми находится в валентной зоне, в спектрах

личных одиночных КЯ HgTe с нормальной зонной

ФП сразу бы наблюдались обе полосы a и b.

структурой [19-21]. Такое совпадение вместе с на-

После кратковременной подсветки уровень Фер-

блюдаемыми изменениями интенсивностей полос при

ми поднимается и доходит до энергии A⁰. В этом слу-

изменении положения уровня Ферми позволяют свя-

чае часть нейтральных акцепторов становится одно-

зать полосу a с ионизацией нейтральной вакансии

кратно ионизованными (рис. 4b). При данных усло-

ртути (отрыв одной дырки), а полосу b с ионизацией

виях в спектрах ФП будут наблюдаться обе поло-

уже однократно ионизованной вакансии (отрыв вто-

сы a и b, связанные с ионизацией нейтральных и

рой дырки).

Письма в ЖЭТФ том 111 вып. 9 - 10

2020

688

И.Д.Николаев, Т.А.Уаман Светикова, В.В.Румянцев, и др.

Исследования выполнены при поддержке Рос-

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

сийского научного фонда (грант # 19-72-00128). Из-

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

мерения магнитосопротивления были выполнены в

(2017).

рамках гранта Президента РФ для государствен-

19.

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

ной поддержки молодых российских ученых (МК-

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

1430.2020.2).

Н. Н. Михайлов, С. А. Дворецкий, В. И. Гавриленко,

F. Teppe, ФТП 50, 1690 (2016).

Авторы благодарят Л. С. Бовкуна за помощь в

анализе транспортных измерений.

20.

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

М. А. Фадеев, Н. С. Куликов, В. В. Уточкин,

Н. Н. Михайлов, С. А. Дворецкий, В. И. Гавриленко,

A. Rogalski, Opto-Electron. Rev. 20, 279 (2012).

Х.-В. Хюберс, Ф. Теппе, С. В. Морозов, Письма в

L. G. Gerchikov and A. Subashiev, Phys. Status Solidi

ЖЭТФ 109, 679 (2019).

B 160, 443 (1990).

21.

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

B. A. Bernevig, T. L. Hughes, and S. C. Zhang, Science

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

314, 1757 (2006).

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

M. König, S. Wiedmann, C. Brüne, A. Roth,

В. И. Гавриленко, Ф. Теппе, ЖЭТФ 154, 1226 (2018).

H. Buhmann, L. W. Molenkamp, X.L. Qi, and

22.

N. N. Mikhailov, R.N. Smirnov, S. A. Dvoretsky,

S. C. Zhang, Science 318, 766 (2007).

Y. G. Sidorov, V. A. Shvets, E. V. Spesivtsev, and

V. Rumyantsev, M. Fadeev, V. Aleshkin, N. Kulikov,

S. V.Rykhlitski, Int. J. Nanotechnol. 3, 120 (2006).

V. Utochkin, N. Mikhailov, S. Dvoretskii, S. Pavlov,

23.

S. Dvoretsky, N. Mikhailov, Y. Sidorov, V. Shvets,

H.-W. Hübers, V. Gavrilenko, C. Sirtori, Z. F. Krasilnik,

S. Danilov, B. Wittman, and S. Ganichev, J. Electron.

and S. Morozov, Phys. Status Solidi B 256, 1800546

Mater. 39, 918 (2010).

(2019).

24.

К. Е. Спирин, Д. М. Гапонова, К. В. Маремьянин,

G. Alymov, V. Rumyantsev, S. Morozov, V. Gavrilenko,

В. В. Румянцев, В. И. Гавриленко, Н. Н. Михайлов,

V. Aleshkin, and D. Svintsov, ACS Photonics 7, 98

С. А. Дворецкий, ФТП 52, 1482 (2018).

(2020).

25.

S. S. Krishtopenko, W. Knap, and F. Teppe, Sci. Rep.

M. S. Vitiello, G. Scalari, B. Williams, and P. De Natale,

6, 30755 (2016).

Opt. Express 23, 5167 (2015).

26.

Л. С. Бовкун, С. С. Криштопенко, А.В. Иконни-

D. T. Cheung, J. Vac. Sci. Technol. A 3, 128 (1985).

ков, В. Я. Алешкин, А. М. Кадыков, S. Ruffenach,

A. Rogalski, Rep. Prog. Phys. 68, 2267 (2005).

C. Consejo, F. Teppe, W. Knap, M. Orlita, B. Piot,

10.

В. С. Варавин, Г. Ю. Сидоров, Ю. Г. Сидоров,

M. Potemski, Н. Н. Михайлов, С. А. Дворецкий,

Журнал физической химии 84, 1605 (2010).

В. И. Гавриленко, ФТП 50, 1554 (2016).

11.

B. Li, Y. Gui, Z. Chen, H. Ye, J. Chu, S. Wang, R. Ji,

27.

L. S. Bovkun, A. V. Ikonnikov, V. Ya. Aleshkin,

and L. He, Appl. Phys. Lett. 73, 1538 (1998).

K. E. Spirin, V. I. Gavrilenko, N.N. Mikhailov,

12.

T. Sasaki, N. Oda, M. Kawano, S. Sone, T. Kanno, and

S. A. Dvoretskii, F. Teppe, B. A. Piot, M. Potemski,

M. Saga, J. Cryst. Growth 117, 222 (1992).

and M. Orlita, J. Phys. Condens. Matter 31, 145501

13.

S. H. Shin, M. Chu, A. H. B. Vanderwyck, M. Lanir, and

(2019).

C. C. Wang, J. Appl. Phys. 51, 3772 (1980).

14.

S. R. Kurtz, J. Bajaj, D.D. Edwall, and S.J. C. Irvine,

28.

K. Ortner, X. C. Zhang, A. Pfeuffer-Jeschke,

Semicond. Sci. Technol. 8, 941 (1993).

C. R. Becker, G. Landwehr, and L. W. Molenkamp,

Phys. Rev. B 66, 075322 (2002).

15.

F. Yue, J. Wu, and J. Chu, Appl. Phys. Lett. 93, 131909

(2008).

29.

L. S. Bovkun, A. V. Ikonnikov, V. Ya. Aleshkin,

16.

К. Д. Мынбаев, А. В. Шиляев, Н. Л. Баженов,

K. V. Maremyanin, N. N. Mikhailov, S. A. Dvoretskii,

А.И. Ижнин, И. И. Ижнин, Н. Н. Михайлов, В. С. Ва-

S. S. Krishtopenko, F. Teppe, B. A. Piot, M. Potemski,

равин, С. А. Дворецкий, ФТП 49, 379 (2015).

M. Orlita, and V. I. Gavrilenko, Opto-Electron. Rev. 27,

17.

F. Gemain, I. C. Robin, and G. Feuillet, J. Appl. Phys.

213 (2019).

114, 213706 (2013).

30.

М. В. Якунин, С. С. Криштопенко, С. М. Подгор-

18.

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

ных, М. Р. Попов, В. Н. Неверов, Н. Н. Михайлов,

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

С. А. Дворецкий, Письма в ЖЭТФ 104, 415 (2016).

Письма в ЖЭТФ том 111 вып. 9 - 10

2020