WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |

В большинстве КЯ в нулевом поле фотолюминесценция имеет слабую линейную поляризацию («встроенная поляризация», ), направление которой привязано к осям кристалла, а величина слабо меняется по спектру люминесценции. За неё ответственно смешивание состояний валентной зоны дисторсиями в плоскости. В магнитном поле, направленном в плоскости КЯ, появляются наведенные полем вклады в линейную поляризацию, отличающиеся друг от друга по тому, как они меняются при вращении кристалла вокруг оси роста. Первый вклад («нулевая угловая гармоника», A0B2 ) соответствует поляризации, по направлению привязанной к магнитному полю и имеющей слабую спектральную зависимость. За нее в основном ответственен член «ванфлековского» типа, связаный со смешиванием состояний валентной зоны, осуществляемым магнитным полем или совместным действием магнитного поля и дисторсий в плоскости. Второй вклад («вторая гармоника», A2B2 ) по направлению привязан к осям кристалла, как и встроенная поляризация, но имеет резкую спектральную зависимость. Как и «встроенная поляризация», этот вклад всецело обусловлен дисторсиями, однако, в отличие от нее, восходит главным образом к расщеплению электронных и дырочных подуровней в магнитном поле. Третий вклад («четвертая гармоника», A4B2 ) имеет небольшую величину, 90-градусную симметрию и наиболее дискуссионную природу. Мы показали, что вклад такого типа может быть получен в квадратичном приближении по магнитному полю без учета кубических по J членов в гамильтониане валентной зоны (как в [7]) и вообще без явного учета кубических элементов симметрии кристалла.

Задавшись вопросом о происхождении дисторсий в исследованных структурах, мы обнаружили корреляцию между наличием таких искажений в КЯ и в барьерных слоях (рис.4), а также влияние на них типа подложки и буферного слоя. Количественный анализ результатов, и особенно несоответствие между величинами встроенной поляризации и поперечного g-фактора дырок, привели нас к выводу о том, что для КЯ характерны дисторсии мезоскопического масштаба, ориентированные в случайных направлениях.

Рис.4. Угловые зависимости степеней линейной поляризации 0 и 45, В целом развитая теория хорошо измеренные в одном образце для люминесценции из КЯ (a) и из выдержала экспериментальные проверки барьерного слоя (b). Во всех зависимостях присутствует вторая и разумно объяснила большую угловая гармоника.

совокупность результатов по линейно поляризованной люминесценции в КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te и (Cd,Mn)Te/(Cd,Mg,Mn)Te. Также отметим полное идейное согласие с результатами по одиночным КТ (раздел 3.1). В том, что применимость подхода и выводов раздела 3.2 выходит за рамки исследованных там экспериментально систем, позволяет убедиться следующий пример. В работе [16] сообщалось о симметризации оптического отклика ансамбля КТ CdSe/ZnSe в магнитном поле: вторая угловая гармоника, исходно присутствовавшая в угловой зависимости степени линейной поляризации, пропадала при определенной величине приложенного поля. Этот результат легко объяснить на основе выражения (1). Как видно, первый член, отвечающий за «встроенную поляризацию», может быть компенсирован третьим членом – но лишь в случае различающихся знаков при амплитудах и A2. Именно такое соотношение знаков реализуется в системе CdSe/ZnSe. Это легко установить, в частности, из результатов по одиночным КТ CdSe/ZnSe, полученных в разделе 3.1 (см. рис.2).

Глава 4. Спин-флип комбинационное рассеяние света в квантовых ямах CdTe/(Cd,Mn)Te: виды отклика, механизмы, промежуточные состояния Настоящая Глава в основном объединяет результаты по спин-флип комбинационному рассеянию света (СФКР), называемому также в отечественной литературе комбинационным рассеянием с переворотом спина.

Изначально мы преследовали цель проверить методами СФКР выводы об анизотропии валентной зоны и, в частности, о предельно анизотропном характере латерального дырочного g-фактора (см. Главу 3). Соответственно в качестве объекта исследования были выбраны образцы КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te, демонстрирующие предельно сильную анизотропию g-фактора.

Нам удалось достичь поставленной цели, что выразилось в обнаружении сильных угловых зависимостей интенсивности различных форм рамановского отклика. Однако оказалось, что располагая недоступной ранее информацией о спиновой структуре валентной зоны, можно манипулировать рамановскими промежуточными состояниями, и это дало возможность глубже проникнуть в суть процессов СФКР квантовой ямой. Полумагнитные КЯ представляют собой прекрасный модельный объект для изучения механизмов СФКР, демонстрируя большое разнообразие СФКР-реплик, яркое резонансное поведение откликов и при этом позволяя ограничиваться в эксперименте не слишком сильными магнитными полями. Практически все наиболее существенные результаты были получены в полях до 2 Т, что намного меньше типичных величин поля (6– 12 Т), используемых, как правило, в экспериментах по СФКР на немагнитных образцах. Это обеспечивало определенную экспериментальную свободу, позволяя дополнить собственно методику измерения спектров СФКР (требующую гелиевых температур и сильных полей) такими приемами, как изучение угловых - и - зависимостей спектров (для чего было необходимо прецизионное вращение образца, погруженного в жидкий гелий).

В разделе 4.1 детально исследованы спектры резонансного СФКР, профили возбуждения, полевые и угловые зависимости таких СФКР-откликов как СФКР на зонном электроне в КЯ (в это понятие мы включаем и электрон, слабо локализованный на шероховатостях интерфейса КЯ либо на хвостах кулоновского потенциала донорного остова), СФКР на 3d - электроне, локализованном на ионе марганца, СФКР на зонной дырке, СФКР на экситоне.

Наиболее полно изучены процессы с переворотом спина зонного электрона и электрона на марганце, наблюдающиеся в чистой фойхтовской геометрии.

Оказалось, что оба эти СФКР-отклика вблизи фундаментального перехода 1e -1hh резонируют дважды – на экситонном состоянии и на трионном состоянии (или на состоянии экситон-примесного комплекса D0 X ).

Существенно то, что при очевидном внешнем сходстве (определяемом одинаковой величиной рамановского сдвига и шириной линии) правильнее здесь вести речь о различных процессах, осуществляющихся по отличным друг от друга механизмам и вовлекающих различные промежуточные состояния. Об этом свидетельствует ряд экспериментальных фактов, включая особенности резонансного поведения и угловые зависимости интенсивности линий.

Выбранные для исследования КЯ были анизотропными – такими, что спиновая структура валентной зоны в них определялась дисторсией в плоскости КЯ (см. Главу 3). Проявлением и подтверждением этой анизотропии стала обнаруженная нами зависимость интенсивности линий СФКР на зонных электронах от угла поворота кристалла по отношению к магнитному полю [Д1]. Интерпретация этого эффекта, как и всего комплекса полученных нами результатов, осуществлялась с учетом спиновой структуры дырочных подуровней, реализующейся при различных ориентациях кристалла в случае псевдоизотропного g-фактора дырки. Анизотропия интенсивности СФКРоткликов в основном обусловлена различием во временах жизни промежуточного состояния, определяемым, в свою очередь, различным временем спиновой релаксации вовлеченной в процесс дырки. Лишь для процесса СФКР на марганце, происходящего через трионное промежуточное состояние (или состояние D0 X ), в игру вступает более мощный фактор – эффективность двойного резонанса в условиях низкотемпературной блокады нижнего электронного спинового подуровня [Д2,Д3]. Это приводит к более резкой и антифазной с остальными зависимости интенсивности этого отклика от угла (рис.5).

В результате анализа данных по СФКР в поперечном и наклонных магнитных полях удалось впервые количественно определить все компоненты предельно анизотропного g-фактора дырки в конкретной КЯ [Д3].

Три использованных метода Рис.5. Зависимости интенсивности определения поперечного g-фактора различных реплик СФКР от ориентации осей кристалла вблизи трионного (a) и дырки – по -зависимостям экситонного (b) резонансов в 60 КЯ рамановского сдвига реплик HSF и CdTe/(Cd,Mn)Te. Геометрия Фойхта, магнитное поле 2 Т, конфигурация XSF (рис.6), по спектральному z(, )z.

положению максимумов профилей возбуждения процесса ESF и по магнитоиндуцированному красному сдвигу линии фотолюминесценции в наклонных полях – дали результаты в прекрасном согласии друг с другом:

43 0 0 3 0 h = 0 7.7 0 = Ah 0 0.54 0 ; (2) 0 0 - 7.7 0 0 - 0. форма записи с коэффициентом обменного усиления Ah, по сути дела, соответствует «вынесению за скобки» полумагнитной специфики исследуемой КЯ и потому представляет важную оценку величины латерального g-фактора, который может наводиться в реальных КЯ (безразлично – магнитных или немагнитных) неконтролируемой дисторсией в плоскости.

Хорошее согласие оценок величины поперечного g-фактора дырки из различных соображений мы рассматриваем как факт, подкрепляющий правильность основных положений и выводов предложенной нами базовой схемы промежуточных состояний СФКР в КЯ. Прекрасной проверкой этой Рис.6. Зависимости рамановских сдвигов линий ESF, HSF и XSF (СФКР электрона, концепции оказалось также дырки и экситона) от угла наклона предсказание новой линии СФКР – магнитного поля (между конфигурациями Фарадея и Фойхта). Поле 1 T, T=1.6 K.

комбинированного процесса, который возбуждается только через трионное (или D0 X ) промежуточное состояние и завершается переворотом двух спинов – зонного электрона и электрона на марганце. Этот процесс был нами экспериментально обнаружен в «параллельных» поляризационных геометриях (рис.7). Базовая модель дает верные предсказания относительно неизбежности, значительной интенсивности, резонансных и поляризационных свойств комбинированного процесса СФКР.

В результате исследований достигнуто детальное понимание механизмов и природы промежуточных состояний (конкретных спиновых подуровней) для Рис.7. Спектры СФКР в 60 КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te в конфигурациях z(, )z и z(, )z. На вставке:

совпадение величины рамановского сдвига новой реплики (помечена «») с суммой величин рамановских сдвигов двух других реплик подтверждает интерпретацию новой линии как комбинированного СФКР с переворотами спинов зонного электрона в КЯ и 3d-электрона на ионе марганца.

процессов резонансного СФКР в КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te. В частности, установлено, что механизм процесса ESF (СФКР на электронах в КЯ, идущего через промежуточное состояние X ) включает электрон-электронный флипфлоп переход в промежуточном состоянии, а механизм процесса D0MnSF (СФКР на марганце, идущего через промежуточное состояние D0 X ) – дырочно-марганцевый флип-флоп переход в промежуточном состоянии.

В разделе 4.2 исследован обнаруженный нами новый эффект – гигантское изменение интенсивности резонансного СФКР под действием дополнительной надбарьерной подсветки [Д12]. Эффект наблюдался в образцах, СФКР в которых подробно изучен в разделе 4.1, а также в ряде других образцов с изолированными КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te. При общем технологическом происхождении и близких параметрах образцов знак эффекта менялся от образца к образцу, а величина составляла от 5-кратного роста до 10–15кратного уменьшения интенсивности сигналов СФКР. Параллельно со спектрами СФКР исследовались спектры возбуждения люминесценции, спектры отражения и спектры рэлеевского рассеяния от тех же КЯ.

Помимо наблюдавшегося различия в знаке эффекта, мы выделили следующий ключевой набор экспериментальных результатов: иерархия величин эффекта надбарьерной подсветки в ряду «поглощение – отражение – СФКР»; характерная спектральная зависимость эффекта в окрестности резонанса X в спектрах возбуждения люминесценции; спектральная селективность эффекта в спектрах СФКР (сильный эффект на экситонном резонансе X, слабый – на трионном резонансе T ).

Предложенная интерпретация эффекта подсветки базируется на идее об изменении нерадиационного естественного уширения состояний X. Уширение меняется при подсветке в результате изменения времени жизни состояний X по отношению к захвату в трионное состояние T. Эта трактовка обеспечивает объяснение ключевых экспериментальных фактов, а также согласуется с известными из литературы представлениями о перезарядке наноструктур с КЯ под действием надбарьерной подсветки [17–19]. Разный знак эффекта в различных образцах следует связывать, очевидно, с разным типом неконтролируемого (фонового) легирования КЯ. Приток в КЯ при подсветке носителей определенного типа либо увеличивает, либо уменьшает концентрацию двумерного газа свободных носителей (в зависимости от того, совпадает или нет тип вновь поставляемых носителей с типом носителей, имевшихся в КЯ в темноте). Соответственно изменению концентрации свободных носителей меняется темп захвата экситонов в трионное состояние, влияя на естественное уширение экситонов.

Гигантская чувствительность спектров СФКР к величине обусловлена тем, что СФКР является процессом с двойным резонансом, в котором существенны оба рамановских знаменателя. Расчет показывает, что при наличии доминирующего неоднородного уширения интенсивность СФКР должна меняться как ( / )-3 ; для сравнения – отражение при этом меняется как ( / )-1, поглощение не меняется вовсе.

Глава 5. Магнитооптическая спектроскопия экситонов при сильном обменном взаимодействии между электроном и дыркой В Главе 5 объединены результаты, посвященные спиновым свойствам и способам спектроскопического исследования нейтральных экситонов в квантоворазмерных структурах. Как известно (см., например, [20]), в широко изучаемых и применяемых на практике КЯ и КТ на основе полупроводников со структурой сфалерита или вюрцита для экситонов характерно наличие обменного взаимодействия между электроном и дыркой. При этом выделяют две составляющие обменного взаимодействия. Первая составляющая – так называемое изотропное обменное взаимодействие – частично снимает вырождение квартета экситонных состояний в центре зоны Бриллюэна, приводя к его расщеплению на два дублета: оптически активные («светлые») экситоны, характеризуемые проекциями углового момента ±1, и оптически неактивные («темные») экситоны ± 2. Вторая составляющая – анизотропное обменное взаимодействие – связана с наличием анизотропии (нарушением симметрии в плоскости структуры) и приводит к расщеплению дублета светлых экситонов ±1 на пару уровней, соответствующих взаимно ортогональным линейным дипольным осцилляторам.

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |






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