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Bei DLTS-Messungen wurden drei Energieniveaus , , nachgewiesen, wobei die beiden unteren Niveaus dem zweifach entarteten Grundzustand entsprechen. Durch die Abstoßung der Elektronen ist dieser aufgespalten in zwei einzelne Niveaus. Die so gemessene Lage der Energieniveaus ist , und [Sch02b].
Für den Fit wurden vier Energieniveaus mit Verbreiterungen angenommen (2.7), die unteren beiden nicht entartet, die oberen beiden jeweils zweifach entartet. Die Niveaus entsprechen dem (aufgespaltenen) Grundzustand, dem (aufgespaltenen) angeregten Zustand. Die weiteren Fitparameter sind analog zu denen in Abschnitt 2.6.3.
Das Ergebnis des Fits ist in Abbildung 2.17 zusammen mit der experimentellen CV-Kennlinie dargestellt. Für die Energieniveaus ergibt sich eine Lage , , mit Verbreiterungen , , . Bei sind im Mittel die Quantenpunkte mit jeweils 3.4 Elektronen besetzt. Das heißt, die unteren beiden Niveaus sind voll besetzt, das erste angeregte zu , das darüber ist unbesetzt.
Die Zahlenwerte des Fits für die Lage der Energieniveaus sind denen aus dem Experiment in Tabelle 2.9 gegenübergestellt. Wie man sieht, deckt sich die Rechnung hervorragend mit den Werten der DLTS-Messungen. Die unteren beiden Energieniveaus bilden den Grundzustand der, genau wie im Experiment beobachtet, aufgespalten ist. Der Unterschied der Energiewerte des Niveaus liegt in der Größenordnung der Coulomb-Abstoßung. Grund hierfür ist die bereits in Abschnitt 2.6.1 erwähnte Vereinfachung, bei der die Ladungsträger der Quantenpunkte als homogen geladene Schicht in die Poisson-Gleichung (2.11) eingehen, die dreidimensionale Struktur also hier vernachlässigt wird.
Eine Erklärung für die flache Lage des Grundzustands bei (im Gegensatz zu laut k.p-Rechnung - Abbildung 2.7 - beziehungsweise und der Proben Z14a (Abschnitt 2.6.1) und 752-3 (Abschnitt 2.6.3) als auch für die Aufspaltung des Grundzustands und die geringe Besetzung der Quantenpunkte mit maximal 3.4 Elektronen (bei der Probe 752-3 mit vergleichbaren Quantenpunkten sind es 5.5 Elektronen) ist in Abbildung 2.18 zu sehen. Bereits bei reicht die Raumladungszone weit in das Bauteil hinein. In der Umgebung der Quantenpunkte liegt die Leitungsbandkante über dem Quasi-Fermi-Niveau, die Störstellen dort sind ionisiert. Dadurch wird die Ladung in den Quantenpunkten nicht mehr von den Elektronen des Umfeldes abgeschirmt, die Wechselwirkung der in den Quantenpunkten gebundenen Elektronen untereinander ist stark. Abstoßung der Elektronen führt zur Aufspaltung und Verschiebung der Energieniveaus, ferner liegt ein Teilbereich des Potentialtopfs bereits über der Leitungsbandkante, was die geringe Besetzung und wiederum flachere Energieniveaus verursacht. Inwieweit intra-dot oder inter-dot Wechselwirkungen hierbei dominieren, ist anhand des in dieser Arbeit verwendeten eindimensionalen Modells [Wet98] nicht zu entscheiden. Als Ausblick sei hier auf Rechnungen mit einem detaillierteren, dreidimensionalen Modell verwiesen [Wet03].
Die Verbreiterung der Energieniveaus ist im Vergleich zu den Dioden in den drei vorhergehenden Abschnitten sehr klein. Bei den Proben Z14a (Abschnitt 2.6.1) und 752-3 (Abschnitt 2.6.3), mit jeweils einer Lage Quantenpunkten, liegen die Energieniveaus so dicht, daß in der CV-Kennlinie nur ein Plateau zu sehen ist, die Verbreiterung des angeregten Zustandes ist enorm (ca. ). Im Kontrast dazu steht die Probe T3189 (Abschnitt 2.6.2), mit einem Dreifach-Stapel Quantenpunkten, und die Probe aus diesem Abschnitt, mit einer Lage Quantenpunkten, wo in der CV-Kennlinie getrennte Energieniveaus zu sehen sind, bei kleinen Verbreiterungen. Es ist zu vermuten, daß auch die Energieniveaus der Proben Z14a und 933 leicht aufgespalten sind und daß aber das Zusammenfassen zu einem Energieniveau die starke Verbreiterung bedingt.
In Tabelle 2.8 sind die nominellen und die modifizierten Wachstumsparameter aufgeführt. Um den Fit zu optimieren, sind Dotierungsprofile für die schwach dotierten Bereiche verwendet worden, der Verlauf gleicht einer aufgeweichten Stufe, analog zu einer Fermi-Dirac-Verteilung bei hohen Temperaturen. Die Werte der schwachdotierten Schichten über und unter den Quantenpunkten sind die am Ende des entsprechenden Wachstumszyklus, also direkt unter den Quantenpunkten beziehungsweise direkt vor dem Schottky-Kontakt. Bei der Schicht oberhalb der Quantenpunkte ändert sich die Dotierung von auf , bei der Schicht unterhalb von auf , jeweils in Wachstumsrichtung.
Die vorgenommenen Anpassungen der Wachstumsparameter werden vom scheinbaren Dotierungsprofil - siehe Abbildung 2.20 - gestützt. Zwischen und ergibt sich eine Dotierung von und zwischen und von , man sieht jeweils einen Dotierungsgradienten. Ein Schwanken der Dotierung in diesen Schichten ist nicht unbedingt verwunderlich, da die Dotierungskonzentration hier im Bereich der Hintergrunddotierung der MBE-Anlage liegt. Vergleicht man dies mit dem Zahlenwert der verunreinigten, intrinsischen Schicht im vorhergehenden Abschnitt ( ), sieht man, daß jede Verschlechterung des Vakuums in der MBE-Anlage die Dotierung in den schwach dotierten Bereichen über und unter den Quantenpunkten um bis zu eine Größenordnung verändern kann.