WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |

Глава 1. Оптическая спектроскопия спиновых явлений в наногетероструктурах на рубеже XX – XXI вв.

Первая глава диссертации носит обзорно-справочный характер. С одной стороны, ее цель состоит в том, чтобы очертить ситуацию в оптической спектроскопии полупроводниковых наноструктур, складывавшуюся к моменту постановки задачи нашего исследования, дать краткий обзор новых идей и экспериментальных методик. В то же время идеи и результаты, имеющие наиболее непосредственное отношение к основному содержанию диссертационной работы, в достаточной степени отражены в следующих ее главах. В разделе 1.1 охарактеризованы два активно развивающихся экспериментальных метода физики спиновых явлений в наноструктурах:

спектроскопия одиночных квантовых точек и поляризационная спектроскопия со сверхвысоким разрешением во времени. Результаты, получаемые с применением этих методов в различных лабораториях мира, в значительной мере составляли научный контекст нашего исследования. Кроме того, метод одиночных квантовых точек использован в оригинальной части работы (Глава 3), а методические аспекты его конкретной реализации обсуждаются в Главе 2.

С другой стороны, целью главы является предоставление читателю информации справочного характера, необходимой для понимания основного содержания оригинальных глав. Дело в том, что хотя главные результаты диссертации относятся к полупроводниковым наноструктурам вообще и наноструктурам A2B6 в частности, довольно значительный объем экспериментального материала настоящей работы получен на примере более узкого семейства – наноструктур с полумагнитными слоями. Эти материалы обладают специфическими магнитными и магнитооптическими свойствами, которые активно изучались в 1990-е годы, в том числе нами [1]. Детальное обсуждение «полумагнитной специфики» в тексте оригинальных глав сделало бы работу трудночитаемой, да и к основному научному содержанию это не имеет прямого отношения. В связи со сказанным в разделе 1.2 дан краткий обзор магнитных свойств, оптических и поляризационных явлений в полумагнитных кристаллах и наноструктурах.

Глава 2. Экспериментальные подходы и методические вопросы В Главе 2 описаны экспериментальные подходы, применявшиеся нами для получения спектроскопической информации о полупроводниковых наноструктурах А2В6. В разделе 2.1 кратко охарактеризованы три основные использованные методики: спектроскопия поляризованной люминесценции наноструктур (включая метод угловых гармоник поляризации), спектроскопия одиночных квантовых точек и метод комбинационного рассеяния с переворотом спина. Рассмотрены особенности реализации каждой из методик, требования, предъявляемые ими к используемым приборам и оборудованию, возможные источники систематических ошибок и способы борьбы с ними.

Спектроскопия поляризованной люминесценции наноструктур в совокупности с методом угловых гармоник применялась в исследованиях магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения КЯ (Глава 3), оптической ориентации квазидвумерных экситонов при сильном обменном взаимодействии (Глава 5) и магнитооптических межполяризационных конверсий в КТ (Глава 5). Важнейшим моментом в этом методе является прецизионное измерение степени поляризации люминесценции, и лишь на втором по важности месте идет спектральное разрешение. Спектроскопия одиночных КТ была применена при анализе спиновой структуры трионного состояния в поперечном магнитном поле и смешивания подзон тяжелых и легких дырок (Глава 3). В экспериментальном отношении здесь ключевыми являются высокое спектральное разрешение и специальные приемы, позволявшие селектировать сигналы отдельных квантовых точек.

Спектроскопия комбинационного рассеяния с переворотом спина была основным экспериментальным методом в обеих задачах Главы 4. В этом методе исследуются узкие линии, расположенные в непосредственной спектральной окрестности линии возбуждающего лазера. Поэтому, помимо высокого спектрального разрешения, требуется обеспечить эффективное подавление диффузно рассеянного лазерного света.

В разделе 2.2 представлены результаты небольшого оригинального исследования по вопросу, имеющему методическое значение. Механизмы ряда изучавшихся нами явлений и соответствующие вклады в поляризацию излучения имеют существенную температурную зависимость. Поэтому нам была необходима уверенность в том, что температура образца известна и находится под контролем. Однако в оптических экспериментах температура образца под лучом может отличаться от температуры гелиевой ванны. В настоящем разделе изучались эффекты нагрева наноструктур под лучом в обычных условиях оптического низкотемпературного эксперимента. В роли объектов выступали несколько полумагнитных КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te и (Cd,Mn)Te/(Cd,Mn,Mg)Te различного технологического происхождения с концентрацией ионов марганца x от 1 до 7%. Температура освещенной области образца в ее зависимости от плотности оптического возбуждения регистрировалась по степени магнитоиндуцированной циркулярной поляризации фотолюминесценции. Магнитное поле в этих экспериментах прикладывалось в направлении оси роста образца. Величина степени поляризации в образцах с малыми x в слабых магнитных полях обратно пропорциональна температуре [2], что позволяет использовать поляризованную люминесценцию в качестве термометра. Изучалось влияние на эффект нагрева со стороны таких факторов как площадь фокусировки пятна, концентрация магнитных ионов в образце, избыток энергии возбуждающих квантов над дном экситонной зоны (в том числе в экспериментах с двумя лучами – «нагревающим» и «пробным»). Было установлено, что в исследованных кристаллах нагрев преимущественно носит фононный характер:

поглощаемый свет рождает неравновесные фононы в подложке (рис.1) либо непосредственно в слое Рис.1. Эффект нагрева под лучом в КЯ Cd0.93Mn0.07Te/Cd0.64Mn0.07Mg0.29Te:

КЯ, вызывая локальный перегрев люминесценция возбуждается слабым «пробным» пучком, энергия квантов в кристаллической решетки по «нагревающем» пучке ниже основного экситонного перехода в КЯ. На вставке: отношению к термостату. Это явление скачок величины эффекта нагрева при носит довольно универсальный изменении энергии квантов нагревающего пучка в окрестности края фундаменхарактер и не обусловлено наличием тального оптического поглощения подложки (Cd,Zn)Te.

или отсутствием в наноструктуре двумерного газа электронов или дырок. Установлены типичные величины эффекта нагрева и диапазон плотностей оптического возбуждения, в котором разыгрывается эффект. В дальнейших экспериментах (Главы 3 – 5) возможность нагрева образца всегда нами учитывалась и, как правило, исключалась соответствующим снижением плотности оптического возбуждения.

-В нашей работе [Д4] ход кривых нагрева T (G) с ростом мощности накачки G во всех случаях хорошо описывался предложенной на основе -качественных соображений зависимостью T (G) (G + const)-1/ 4, что является, на наш взгляд, одним из свидельств решеточного механизма нагрева.

Авторы ряда последующих работ [3–5] обнаружили тот же характер зависимости от мощности в различных образцах с полумагнитными КЯ и КТ.

Глава 3. Анизотропия состояний валентной зоны и поляризованная люминесценция квантовых ям и квантовых точек В главе 3 рассмотрены проявления эффектов анизотропии валентной зоны, вызванной одноосными искажениеми (дисторсиями) в плоскости, понижающими симметрию наноструктур (КЯ и КТ, выращенных в направлении [001]) по сравнению с номинальной. Опыт наших исследований и многочисленные публикации последних лет свидетельствуют, что ситуация с пониженной симметрией КЯ и КТ в плоскости (т.е. с наличием дисторсий) является распространенной и даже наиболее типичной.

В разделе 3.1 механизмы явлений, протекающих при приложении поперечного магнитного поля (геометрия Фойхта), выявлены наиболее наглядно при помощи метода спектроскопии одиночных квантовых точек [Д5].

Чтобы избежать усложнения картины из-за наличия анизотропного и анизотропного обменных взаимодействий в экситоне, мы выбрали для исследования одиночные однократно заряженные КТ и их фундаментальные оптические возбуждения – трионы. Было установлено, что линия рекомбинационного излучения триона в нулевом поле частично линейно поляризована, причем для исследованных нами самоорганизованных КТ CdSe/ZnSe типичной является величина степени поляризации 20–30 %. Уже отсюда очевидны анизотропные свойства КТ в плоскости. Разброс направлений осей анизотропии, в том числе для КТ, расположенных в пределах 2 µm друг от друга, заставляет отдать предпочтение анизотропии формы КТ как главному источнику дисторсий в этом случае.

В поперечном магнитном поле одинокая линия излучения триона расщепляется (вполне линейно по приложенному полю, что является одним из свидетельств ее трионной природы) на неэквидистантный квартет линий, каждая из которых полностью линейно поляризована. Две внутренние линии квартета поляризованы вдоль одного и того же направления, и это направление перпендикулярно направлению, в котором поляризованы две внешние линии квартета. Величина расщепления между двумя соседними линиями на обоих Рис.2. Зеемановское расщепление трионов в Рис.3. Спектры люминесценции одной одиночных КТ CdSe/ZnSe: типичный случай из КТ, записанные для двух различных (a, b) и исключительный случай «почти положений анализатора (a) и (b) при изотропной» КТ, когда дырочное расщепление вращении образца вокруг нормали к не удается спектрально разрешить (c, d). Внизу его поверхности. Магнитное поле 9Т – спектры в неполяризованном свете, вверху – параллельно плоскости образца.

спектры в поле 9 T, записанные в двух взаимно ортогональных линейных поляризациях.

краях квартета меняется от одной КТ к другой, причем она тем больше, чем более сильно поляризовано излучение данной КТ в нулевом поле (рис.2).

Замечательным является то обстоятельство, что направления поляризации всех линий квартета индивидуальны для каждой данной КТ и не зависят от направления поля, приложенного в плоскости КТ и вызывающего квартетное расщепление (рис.3). Направления поляризации линий коррелируют с направлением преимущественной поляризации, наблюдавшейся у тех же КТ в нулевом поле. Интенсивность внутренних линий квартета выше, чем интенсивность внешних линий квартета.

Все наблюдавшиеся основные закономерности получили объяснение на основе представлений об одноосной дисторсии в плоскости КТ, понижающей ее симметрию и приводящей к смешиванию подзон тяжелых и легких дырок.

Низкая симметрия смешивающего возмущения приводит к псевдоизотропной структуре дырочного g-фактора в плоскости, при которой величина спинового расщепления дырок не зависит от направления поля, однако структура дырочных волновых функций и соответствующие поляризационные правила отбора определяются ориентацией магнитного поля по отношению к дисторсии [6,7]. Смешивание дырочных подзон определяет линейную поляризацию в нулевом поле, а также бльшую силу осциллятора для рекомбинационных переходов, ответственных за пару внутренних линий квартета.

Ключевые результаты раздела 3.1 – квартетное расщеплений линий одиночных КТ в фойхтовской геометрии при поляризации линий, не зависящей от направления магнитного поля – были позднее подтверждены наблюдениями ряда авторов, причем на КТ, принадлежащих к различным гетеропарам семейств А2В6 и А3В5 [8–12]. Смешивание дырочных подзон в КТ, индуцирующее поперечный g-фактор дырок, необходимо было учитывать для объяснения результатов экспериментов на одиночных КТ, легированных одним атомом марганца [13–15].

В разделе 3.2 разрабатывались методы изучения анизотропии состояний валентной зоны и сопутствующих эффектов по линейно поляризованной ансамблевой люминесценции квантовых ям. Были выбраны КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te и (Cd,Mn)Te/(Cd,Mn,Mg)Te на основе полумагнитных полупроводников. Как в эксперименте, так и при анализе результатов широко применялся метод угловых гармоник поляризации. Мы детально проанализировали имеющие различную симметрию вклады в линейную поляризацию фотолюминесценции КЯ и стоящие за ними физические механизмы. Магнитополевые, угловые и спектральные зависимости поляризации фотолюминесценции в совокупности с данными по рамановскому спин-флип рассеянию были использованы для построения и проверки теоретической модели. Мы показали, что для реальных КЯ эффекты, связанные с нарушением симметрии в плоскости слоя, существенно проявляются в линейной поляризации люминесценции, определяя и спиновое расщепление состояний валентной зоны в магнитном поле, параллельном плоскости.

Напротив, полумагнитная природа исследованных КЯ в нашем случае не приводила к каким-либо качественно новым эффектам, хотя и была полезна в эксперименте, поскольку сдвигала все наблюдаемые явления в область меньших приложенных магнитных полей. Таким образом, сделанные нами выводы должны в полной мере сохранять актуальность для немагнитных КЯ.

Для КЯ, выращенных вдоль направления [001], линейную поляризацию люминесценции 0 в магнитном поле B, параллельном плоскости слоя, следует анализировать на основе формулы 0 =cos 2 + A0B2 + A2B2 cos 2 + A4B2 cos 4, (1) которая представляет собой симметрийное разложение до второй степени по полю, причем симметрия КЯ исходно предполагается низкой, не выше C2v (Здесь – угол между осью [110] и магнитным полем; сравнительная эффективность различных вкладов в коэффициенты, A0, A2, A4 подробно анализируется в [Д9]).

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»