WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 4 Индуцированные магнитным полем переходы между минизонами в сверхрешетках GaAs/AlxGa1-xAs © В.Ф. Сапега¶, Д.Н. Мирлин, Т. Руф†, М. Кардона†, В. Винтер†, К. Эберл† Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия † Max-Planck-Institut fr Festkrperforschung, D-70569 Stuttgart, Germany (Получена 18 октября 2000 г. Принята к печати 19 октября 2000 г.) Методами поляризованной горячей фотолюминесценции исследован переход от замкнутых к открытым орбитам электронов в магнитном поле в сверхрешетках с различной шириной электронных минизон.

Обнаружена сильная зависимость характера магнитной деполяризации горячей фотолюминесценции от ширины электронных минизон сверхрешеток. Наблюдение заметной деполяризации горячей фотолюминесценции при кинетической энергии электронов, превышающей ширину запрещенной зоны между минизонами сверхрешетки, интерпретировано как индуцированный магнитным полем переход между электронными минизонами (магнитный пробой).

1. Введение В соответствии с этим в магнитном поле либо наблюдается деполяризация ГФЛ (когда магнитное поле перпенВ полупроводниках AIIIBV излучательная рекомбинадикулярно плоскости КЯ), либо нет (когда магнитное ция электронов с волновым вектором k = (kx, ky, kz) поле лежит в плоскости КЯ) [4,5]. В сверхрешетках линейно поляризована [1–3]. Степень линейной поля(СР) магнитное поле изменяет движение носителей как ризации фотона с волновым вектором qz, рожденного в случае, когда направление магнитного поля совпадает с при рекомбинации электрона с волновым вектором k и направлением роста СР, так и в случае, когда оно лежит тяжелой дырки, есть в плоскости слоев СР [5].

В данной работе мы исследовали особенности дви2 2 ky - kx жения электронов в магнитном поле в сверхрешетках l =. (1) 2 2 2 ky + kx + 2kz с широкими электронными минизонами. При этом в отличие от случая, рассмотренного в [5], кинетическая Степень линейной поляризации фотона, распространяюэнергия электронов могла существенно превышать энерщегося в направлении z, определена следующим обрагию первой запрещенной зоны, разделяющей первую зом: l = (Ix - Iy)/(Ix + Iy), где Ix (Iy) — интенсивность люминесценции с поляризацией фотонов elum и вторую электронные минизоны. Это позволило нам исследовать эффект индуцированного магнитным полем вдоль x (y). Во внешнем магнитное поле под действием перехода между электронными минизонами.

силы Лоренца волновой вектор электрона изменяет свое направление, что в соответствии с (1) проявляется в деполяризации горячей фотолюминесценции (ГФЛ) [1].

2. Эксперимент В объемном кристалле носители заряда совершают циклотронное движение в плоскости, перпендикулярной Эксперименты были выполнены на СР к направлению приложенного поля, и характер этого GaAs/AlxGa1-xAs с x 0.2-1, легированных Be движения в сферически симметричном случае не зависит ( 1018 см-3). Ширины КЯ и барьеров были фиксиот ориентации магнитного поля относительно кристаллорованными и составляли соответственно 40 и 6. Для графических осей. Такое циклотронное движение элеквозбуждения ГФЛ использовались перестраиваемые тронов приводит к деполяризации ГФЛ, если только ось титан-сапфировый или на красителях (с красителем симметрии функции распределения фотовозбужденных R6G) лазеры, накачиваемые Ar--ионным лазером. Фотоэлектронов по квазиимпульсам не совпадает с направлелюминесценция регистрировалась двойным решеточным нием магнитного поля. Характер движения носителей монохроматором SPEX 1404, оборудованным фотоэлекзаряда сильно изменяется в кристаллах с пониженной тронным умножителем на основе GaAs с системой счета размерностью. Так, в квантовых ямах (КЯ) носители фотонов. Эксперименты по деполяризации ГФЛ были заряда по-прежнему совершают циклотронное движение, выполнены в магнитных полях B 14 Тл в геометрии если магнитное поле приложено перпендикулярно к Фойхта (магнитное поле перпендикулярно волновому плоскости КЯ, однако такое движение отсутствует, если вектору фотона и лежит в плоскости слоев СР) или магнитное поле лежит в плоскости КЯ и при этом Фарадея (магнитное поле совпадает с направлением ширина КЯ меньше, чем магнитная длина: Lz lB (где роста СР и с волновым вектором фотона). Линейная Lz — ширина КЯ, а lB =( c/eB)1/2 — магнитная длина).

поляризация измерялась в максимуме бесфононного ¶ E-mail: sapega@dnm.ioffe.rssi.ru пика ГФЛ [5], а ее величина определялась с помощью Индуцированные магнитным полем переходы между минизонами в сверхрешетках GaAs/AlxGa1-xAs стандартного выражения I - I l =, (2) I + I где I и I — интенсивность люминесценции, поляризованной так же, как возбуждающее излучение (elum eex) и перпендикулярно поляризации возбуждающего излучения (elum eex) соответственно. В геометрии Фойхта измерялись две величины: (электрический вектор возбуждающего света параллелен магнитному полю) и (электрический вектор возбуждающего света перпендикулярен магнитному полю).

3. Результаты и обсуждение На рис. 1, a представлены зависимости степени линейной поляризации l от магнитного поля в геометрии Фарадея, измеренные на одной из СР. Как и в случае объемного образца [1], КЯ[4] и СР с узкими электронными минизонами [5], в магнитном поле происходит уменьшение степени линейной поляризации, причем характер кривой деполяризации l(B)/l(0) =[1 +(B/B1/2)2]-Рис. 2. Зависимость линейной поляризации от магнитного (где B1/2 — магнитное поле, в котором поляризация поля в максимуме бесфононного пика ГФЛ в фойхтовской уменьшается вдвое) не зависит от кинетической энергии геометрии для СР с широкими минизонами при кинетических электронов. В геометрии Фойхта (см. рис. 1, b) деполяриэнергиях электронов = 102 (1), 243 (2), 293 (3), 321 (4), зация ГФЛ проявляется по-разному в КЯ, СР и объемном 332 мэВ (5). Точки 2 соответствуют электронам с кинетичеслучаях. В объемном случае магнитное поле приводит ской энергией, лежащей внутри первой запрещенной зоны, в к уменьшению поляризации ГФЛ, как и в фарадеевской то время как точки 3 — электронам с энергией на уровне дна геометрии (см. данные 1 на рис. 1, b), однако при B второй минизоны.

(B)/ (0) 0.63. В этой геометрии магнитное поле совпадает с осью симметрии функции распределения электронов по импульсам, поэтому уменьшение (B) может быть объяснено только при учете гофрировки валентной зоны. В КЯ с Lz 150 в экспериментально достижимых магнитных полях магнитное поле не влияет на поляризацию ГФЛ (см. данные 2 на рис. 1, b). В СР с узкими электронными минизонами (имеются ввиду СР, у которых ширина первой электронной минизоны в направлении роста СР меньше ширины запрещенной зоны, разделяющей первую и вторую электронные минизоны, т. е. 1 < G) влияние магнитного поля на поляризацию зависит от кинетической энергии электронов. Поляризация заметно возрастает (а не падает, как в объемном случае) в магнитном поле, когда кинетическая энергия электронов () меньше или сравнима с шириной первой минизоны (точки 3 на рис. 1, b), и зависит очень слабо (точки 4 на рис. 1, b), когда кинетическая энергия электронов лежит в первой запрещенной зоне, разделяющей Рис. 1. Зависимость линейной поляризации l от магнитного первую и вторую разрешенные минизоны СР.

поля в максимуме бесфононного пика ГФЛ. a — фарадеевская В СР с широкими электронными минизонами геометрия для СР 40 /6 ; сплошная линия — аппроксимация (1 G) характер поведения поляризации в магнитфункцией вида l(B)/l(0) = [1 + (B/B1/2)2]-1. b — ном поле отличается как от объемного случая, так и от фойхтовская геометрия для объемного GaAs (1), КЯ (2) и СР случая СР с узкими минизонами. На рис. 2 представлес узкими минизонами при кинетической энергии электронов 1 (3) и 21 (4). ны зависимости линейной поляризации от магнитного Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 462 В.Ф. Сапега, Д.Н. Мирлин, Т. Руф, М. Кардона, В. Винтер, К. Эберл поля в фойхтовской геометрии для СР, которой соот- поэтому и изменение поляризации невелико. В СР с ветствуют следующие расчетные (в модели [6]) значе- широкими минизонами ситуация радикально изменяется, ния параметров электронных минизон: 1 232 эВ, когда кинетическая энергия электронов превышает энерG 77 мэВ, расстояние между дном первой и второй гию дна второй электронной минизоны: 1 +G.

минизон 1 +G 309 мэВ. В этой СР кривая деполя- В этом случае электроны, рожденные в первой минизоне, ризации подобна той, что наблюдается в объемном GaAs по-прежнему движутся по открытым орбитам, поэтому (ср. данные 1 на рис. 1, b и рис. 2), когда кинетическая магнитное поле не может существенно повлиять на энергия электронов лежит в пределах первой минизоны поляризацию ГФЛ (k k). Однако электроны ( 1). При возбуждении электронов с энергиями, могут попасть во вторую минизону в результате нележащими в запрещенной зоне (1 < < 1 +G), упругого рассеяния на полярных оптических фононах магнитное поле слабо сказывается на поляризации ГФЛ, или в результате туннелирования в магнитном поле.

как в КЯ или СР с узкими минизонами при энергиях, пре- Очевидно, что подключение дополнительного межподвышающих ширину первой минизоны (ср. данные 2 или 4 зонного рассеяния на полярных оптических фононах не на рис. 1, b, c данными 2 на рис. 2). При дальнейшем уве- может привести к появлению излома на кривых деличении энергии электронов ( >1 +G), т. е. когда поляризации (подключение дополнительного механизма их энергия превышает энергию дна второй электронной рассеяния может только увеличить полуширину кривой минизоны, на кривых деполяризации наблюдается излом деполяризации). Мы полагаем, что появление излома (отмечен стрелками Bi на рис. 2), причем величина на кривых деполяризации (Bi на рис. 2) и его зависи0 характерного магнитного поля Bi, при котором наблюда- мость от кинетической энергии электронов обусловлены ется излом, уменьшается при увеличении кинетической индуцированным магнитным полем переходом между энергии электронов. электронными минизонами (так называемый в теории Обсудим причины, приводящие к аномальному по- металлов магнитный пробой). В теории металлов быведению поляризационных характеристик ГФЛ в СР с ло показано, что магнитное поле может индуцировать широкими минизонами. Поведение поляризации ГФЛ переходы электронов между электронными подзонами, в СР с узкими минизонами было подробно рассмо- что экспериментально наблюдалось в изменении периотрено в работе [5], где было показано, что в геоме- да осцилляций Шубникова–де-Газа (недавно магнитный трии Фойхта в приближении сильной связи движение пробой наблюдался в латеральных полупроводниковых электронов описывается уравнением маятника. В этой сверхрешетках [8,9]). Переход с циклотронной орбиты модели минизонный квазиимпульс электронов Qz, дви- одной зоны на циклотронную орбиту другой зоны происжущихся преимущественно вдоль направления роста СР ходит, когда разрыв k между орбитами в k-пространстве (при 1), в магнитном поле трансформируется в мал по сравнению с неопределенностью волнового веклатеральный квазиимпульс k [5], а параллельная маг- тора электрона. В случае металлов туннелирование элекнитному полю компонента латерального квазиимпульса тронов с волновым вектором, лежащим на поверхности k остается неизменной. Если магнитное поле парал- Ферми, происходит, когда k lB. Иначе это условие лельно электрическому вектору возбуждающего света — может быть записано в виде 2 2 B eexc x, то ky в (1) можно заменить на k и kx на gap k 2 — см. выражение (1). При этом поляризация ГФЛ c, (3) EF sin возрастает (см. данные 3 на рис. 1, b). При возбуждении люминесценции излучением с поляризацией B eexc x где c — циклотронная частота, gap — энергетическое 2 2 в (1) необходимо произвести замену kx = k и ky = k 2.

расстояние между двумя электронными минизонами в Анализ выражения (1) показывает, что поляризация области туннелирования, EF — энергия Ферми, — в этом случае уменьшается с увеличением магнитного угол, отвечающий условию брэгговского рассеяния. Очеполя [5] (этот случай здесь не рассматривается). видно, это условие может быть применено и для слуВ СР с широкими минизонами, в отличие от СР с чая СР. Для оценки возможности магнитного пробоя узкими минизонами, (B) убывает с ростом магнит- в СР gap необходимо заменить на G — величину ного поля, как и в объемном случае. Такое поведе- запрещенной зоны, разделяющей первую и вторую элекние поляризации ГФЛ в СР с широкими минизонами тронные минизоны СР, а вместо EF можно использовать при < 1 обусловлено, по-видимому, (как было значение кинетической энергии электронов в первой показано в [7]) тем, что приближение сильной связи минизоне, которая в свою очередь определяется энергией к описанию таких СР неприменимо. Однако, как и в возбуждающего фотона. Поэтому выбором параметров случае СР с узкими минизонами, магнитное поле по- СР и энергии фотона можно выполнить условия для чти не влияет на поляризацию ГФЛ, когда кинетиче- наблюдения магнитного пробоя. Тем самым в магнитных ская энергия фотовозбужденных электронов лежит в полях, соответствующих условию магнитного пробоя, запрещенной зоне. В этом случае электроны движутся следует ожидать уменьшения. Действительно, в по открытым в k-пространстве орбитам и изменение условиях магнитного пробоя электроны с компонентой компоненты квазиимпульса k мало (k 2mc1) квазиимпульса ky рассеиваются во вторую минизону, и по сравнению с полным латеральным квазиимпульсом, поэтому их доля в функции распределения уменьшается, Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. Индуцированные магнитным полем переходы между минизонами в сверхрешетках GaAs/AlxGa1-xAs что и приводит к уменьшению поляризации — см. выра- [8] M. Langenbuch, R. Henning, M. Suhrke, U. Rsler, C. Albrecht, J.H. Smet, D. Weiss. Physica E, 6, 561 (2000).

жение (1). Очевидно, что характерное магнитное поле, [9] R.A. Deutschmann, A. Lorke, W. Wegscheider, M. Bichler, в котором наблюдается резкое изменение поляризации, G. Abstreiter. Physica E, 6, 565 (2000).

зависит, согласно (3), от кинетической энергии электро[10] P. Steda, A.H. MacDonald. Phys. Rev. B, 41, 11 892 (1990).

Pages:     || 2 |



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

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.