WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

к оси [011] и достигает величин 2.5. АВТ зависит от При измерении СВ для энергий детектирования в энергии возбуждения и проявляется в небольшом диаобласти Edet E1H величина A(Eex) существенно возпазоне энергий возбуждения в области непосредственно растает, причем по всему спектру A(Eex) 1. На рис. выше основного экситонного состояния. АПТ проявляпредставлены СВ для Edet = 2.672 эВ. Спектр 1 соответется для энергий излучения в области ниже энергии ствует СВ, измеренному при конфигурации поляризаций основного состояния для всех энергий возбуждения, за Eex Edet x [011]. Спектр 2 получен в соответствии с исключением области энергий возбуждения, приводяформулой (2). Этот спектр характеризует отношение щих к появлению АВТ.

интенсивностей излучения, измеряемых при ортогональных поляризационных конфигурациях, в случае, когда 3. Обсуждение результатов поляризации возбуждения и детектирования параллельны друг другу.

При низких температурах основной вклад в наблюПредставленные выше результаты зависят от поляридаемые спектры люминесценции квантово-размерных зации как возбуждающего, так и детектируемого света.

структур дают локализованные экситонные состояния.

Для выделения влияния поляризации возбуждающего Для случая идеально плоских интерфейсов в структусвета на обнаруженную анизотропию излучения мы ре с нелегированной квантовой ямой, сформированной вычислили отношение суммарных (по поляризациям из твердого раствора, экситоны локализовались бы на детектирования) интенсивностей излучения спектров, флуктуациях концентрации. В реальных структурах геизмеренных при двух поляризациях возбуждения:

терограницы не являются идеально плоскими и могут быть представлены в виде поверхности с террасами A(Eex) = Ix (Eex) +Ix (Eex) Iy (Eex) +Iy(Eex ).

x y x y (плато), лежащими в плоскостях, разделенных на тол(3) щину одного или нескольких монослоев [9]. В резульСпектр 3 на рис. 4 получен в соответствии с отноше- тате ширина ямы флуктуирует, принимая дискретные, нием (3). Этот спектр характеризует зависимость ани- пропорциональные толщине монослоя, значения. Вследзотропии интегральной (по поляризациям излучения) ствие этого квазидвумерные носители находятся во интенсивности излучения с энергией Edet от поляриза- флуктуационном потенциале, амплитуда которого опреции возбуждения. Из рис. 4 видно, что как по величине деляется разностью энергий размерного квантования в 6 Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 468 В.Х. Кайбышев, В.В. Травников идеальных ямах с соответствующими дискретными ширинами. Такой флуктуационный потенциал формирует хвост локализованных экситонных состояний, которые и вносят основной вклад в низкотемпературную люминесценцию нелегированных структур с квантовыми ямами [10]. В работах [6,7] теоретически рассмотрена локализация экситона на флуктуации ширины квантовой ямы, имеющей форму прямоугольного островка.

В этих работах один из интерфейсов рассматривался как идеально плоский, а второй интерфейс в области островка был сдвинут на один монослой в глубь барьера относительно области за пределами островка. Учет дальнодействующего обменного взаимодействия на дважды вырожденное, оптически активное в плоскости интерфейса состояние локализованного в таком островке экситона приводит к расщеплению радиационного дублета на два подуровня, линейно поляризованных вдоль осей прямоугольника. Основное состояние, состояние с Рис. 5. Схема, поясняющая в рамках теории возмущений меньшей энергией, поляризовано вдоль большей стороканал поглощения света с образованием безызлучательных ны. При низких температурах именно это состояние, экситонов с большими волновыми векторами. На первом этапе за счет термализации, должно давать основной вклад виртуально возбуждаются экситоны в промежуточном состояв наблюдаемую люминесценцию. Учитывая сказанное, нии i (для простоты представлены промежуточные состояния лишь одной экситонной зоны). На втором этапе экситоны естественно предположить, что АПТ связана с эффектом из точки i рассеиваются в конечное состояние f за счет термализации и соответствует излучению экситонов, процесса упругого рассеяния на шероховатостях с волновым локализованных флуктуациями ширины ямы, имеющими вектором Q.

форму островков, вытянутых вдоль оси [011]. Исчезновение указанной поляризации при высоких температурах является доказательством этого предположения.

АВТ проявляется при энергиях возбуждения в обла- Дисперсия экситонов не зависит от направления рассти свободных экситонных состояний. Для анализа при- пространения в плоскости ямы, и поэтому оптические чин появления этого типа анизотропии воспользуемся спектры, формируемые состояниями тяжелого экситона, известными данными о свободных экситонных состоя- не должны зависеть от ориентации в плоскости ямы ниях в квантовых ямах, изготовленных из прямозонных линейной поляризации внешнего электромагнитного пополупроводников со структурой цинковой обманки и ля, т. е. они должны быть изотропными. По отношению выращенных вдоль направления [100]. Основное (1H) к возможности взаимодействия с внешним электросостояние тяжелого экситона в таких ямах формируется магнитным полем экситонные состояния в квантовых из первых электронных и дырочных подзон размерного ямах делятся на два типа [12–14]: 1) Излучательные квантования с волновыми функциями S-типа ( j = ±1/2) состояния с k < k0 (область I на рис. 5) (k0 —волнои P-типа ( j = ±3/2) соответственно. Для идеальной вой вектор света). Электрическое поле этих состояний ямы волновой вектор свободных экситонов k =(kx, ky) вдали от ямы имеет форму плоской волны, и соотв плоскости ямы является хорошим квантовым числом. ветствующие экситоны могут непосредственно превраДисперсия экситонов в квантовых ямах с учетом обмен- щаться в наблюдаемое излучение. Именно состояния ного электронно-дырочного взаимодействия, а также с с k < k0 формируют спектры поглощения, отражения учетом взаимодействия экситонов с электромагнитным и излучения, обусловленные свободными экситонными полем была детально рассмотрена в работах [11–13]. Из состояниями в квантовых ямах. 2) Безызлучательные этих работ следует, что при пренебрежении эффектами состояния с k > k0 (область II на рис. 5). Электрическое запаздывания зонная структура, соответствующая тяже- поле таких экситонов экспоненциально затухает по мере лому экситону, может быть представлена дисперсионны- удаления от ямы, и они не могут непосредственно взаими кривыми поперечного (T ) и продольного (L) эксито- модействовать с внешним электромагнитным полем. По нов, отличающихся направлением поляризации по отно- своим свойствам, эти состояния напоминают состояния шению к направлению волнового вектора. В отличие от поверхностных поляритонов в объемных кристаллах.

объемных материалов величина продольно-поперечного В нашем случае излучательные экситоны (ИЭ) с расщепления ( ) в квантовых ямах зависит от величи- k < k0 формируют наблюдаемые максимумы E1H и E1L в LT ны волнового вектора: в области больших волновых век- спектрах возбуждения (рис. 3 и 4), а также особенности торов может превышать соответствующие значения спектров отражения в области этих максимумов. ИзоLT для объемного материала ямы, а при kx,y = 0 энергии тропное поведение спектров отражения подтверждает продольных и поперечных экситонов совпадают [12,13]. отсутствие анизотропии для экситонных состояний ямы, Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Влияние интерфейсных ступенек роста на анизотропию экситонного излучения квантовых ям... выращенной в высокосимметричном направлении [100].

Из рис. 2 видно, что величина анизотропии первого типа с увеличением энергии Eem излучающих состояний уменьшается и в области коротковолнового крыла (Eem > E1H) полосы люминесценции величина A 1.

Это, по-видимому, связано с тем, что по мере увеличения энергии излучения возрастает вклад в наблюдаемое излучение свободных экситонных состояний, и в области коротковолнового крыла излучение формируется в основном свободными экситонами. Следует отметить, что наблюдаемое отличие интенсивности максимумов E1H и E1L в спектрах возбуждения (рис. 3, a) связано с анизотропией излучения локализованных экситонов, поскольку именно они формируют спектры излучения Рис. 6. Модельное представление интерфейсной поверхности для соответствующей энергии детектирования.

с вытянутыми вдоль оси [011] островками, локализующими При возбуждении выше энергии E1H (в области между экситоны.

линиями E1H и E1L в спектрах возбуждения (рис. 3)) наблюдаемое излучение может возникать за счет двух каналов поглощения возбуждающего света. Первый из как уже отмечалось, является изотропным. Матричные каналов, очевидно, соответствует поглощению крыльями элементы экситон-фононного взаимодействия в силу резонансных линий свободных ИЭ. Второй из каналов аксиальной симметрии ямы также не могут зависеть может быть связан с опосредованной, непрямой геот поляризации экситонов, создаваемых линейно понерацией безызлучательных экситонов (БЭ) с k > k0.

ляризованным светом. В результате остается связать БЭ могут возникать в результате поглощения возбувозникающую анизотропию с рассеянием экситонов на ждающих фотонов за счет участия дополнительных, шероховатостях.

упругих и неупругих процессов рассеяния, обеспечиваюШероховатости обусловлены в основном ступеньками щих выполнение закона сохранения волнового вектора.

роста, соответствующими границам террас, имеющихся, Поглощение крыльями резонансных линий, так же, как как уже указывалось, на поверхностях интерфейсов и поглощение в максимуме этих линий, естественно, реальных гетероструктур и формирующих островки лодолжно быть изотропным. Отсюда следует, что накализации для экситонов. Обнаруженная линейная поблюдаемая анизотропия возбуждения связана, скорее ляризация в спектрах люминесценции локализованных всего, с процессами опосредованного возбуждения БЭ.

экситонов указывает на то, что основная часть островНеупругие процессы рассеяния в области непосредков локализации, в нашем случае, является островкаственно выше E1H идут с участием акустических фоми, вытянутыми вдоль оси [011]. Преимущественная нонов. При достижении необходимой энергии вклад в ориентация ступенек роста вдоль оси [011] являеттакие процессы поглощения могут давать и оптические ся, по-видимому, общим явлением для роста кубичефононы. Упругие процессы соответствуют рассеянию ских материалов со структурой цинковой обманки на возбуждающих фотонов на разного рода дефектах (анаподложках (100). Образование анизотропных островлогичные процессы образования экситонов с большими ков, вытянутых вдоль направления [011], наблюдалось волновыми векторами оказывают существенное влияние при исследовании поверхностей (100) GaAs методом на формирование наблюдаемых спектров экситонного отражательной дифракции электронов высокой энергиизлучения в объемных полупроводниках [15–17]).

ей (RHEED) [19], а также с помощью сканирующего В нелегированных квантовых ямах упругие процессы туннельного микроскопа [20,21].

обусловлены в основном рассеянием на шероховатостях Геометрический профиль интерфейса может быть опиинтерфейсов [8,18]. В работе [18] процессы рассеяния сан функцией z = S(x, y), где z измеряется относительсвета с участием шероховатостей, так же как и процессы но некоторой усредненной плоскости z = 0 [22]. Прос участием фононов, рассматривались в рамках теории филь также может быть представлен и в виде интеграла возмущений. В этом случае процессы поглощения, свяФурье. При этом каждая компонента фурье-разложения занные с возбуждением БЭ, могут быть представлены действует как синусоидальная решетка, которую можв виде двухэтапного акта (рис. 5). На первом этапе за но охарактеризовать волновым вектором шероховатости счет экситон-фотонного взаимодействия виртуально возQ = 2/, где — длина волны пространственной буждается экситон в точке i с k = k (k —волновой phot фурье-компоненты [22]. В случае хаотического распревектор экситона, k — тангенциальная составляющая phot деления террас произвольной формы функция S(x, y) волнового вектора возбуждающих фотонов). На втором этапе экситон из промежуточного состояния i рассе- должна быть, по-видимому, изотропной [22]. Интерфейсивается на фононах или шероховатостях в конечное ная поверхность с островками роста, вытянутыми вдоль состояние f. Первый этап описывается матричными эле- оси [011], модельно может быть представлена в виде ментами экситон-фотонного взаимодействия, которое, поверхности, на которой присутствуют расположенные Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 470 В.Х. Кайбышев, В.В. Травников хаотически прямоугольные террасы (плато) одинаковой с вытянутыми террасами должна приводить и к дивысоты, но разного размера, и с ориентацией наиболь- рекционной анизотропии заселения соответствующих ших сторон вдоль выбранной оси y (рис. 6). Наличие экситонных состояний. В этом случае для выбранной Eex прямоугольных террас должно приводить к разнице при одинаковых величинах модулей Q к анизотропному функций z = S(x) и z = S(y) вдоль выбранных по осям x заселению приводит, очевидно, разный вес соответствуи y сечений ямы. Такая поверхность может быть охарак- ющих компонент Qx и Qy в фурье-разложении интеризована отличающимися друг от друга наборами ор- терфейсных профилей. Протяженность островков вдоль тогональных волновых векторов шероховатостей {Qx } оси y составляет обычно величины порядка десятков нм, и {Qy }. Анизотропия профилей интерфейсов для сече- что заметно превышает ab [5,26]. Из работ [27,28] следует, что на поверхностях террас, формирующих ний ям вдоль направлений [011] и [011] наблюдалась при островки локализации для экситонов, обычно присутпрямом исследовании сколов в структурах InAs/GaInSb ствуют дополнительные микротеррасы, которые в силу с помощью сканирующего туннельного микроскопа [23].

общей природы возникновения ступенек роста также, Благодаря закону сохранения волнового вектора, для скорее всего, ориентированы вдоль оси [011]. Поэтому того чтобы поглощение, связанное с рассеянием на естественно предположить, что в области максимума шероховатостях, реализовалось для выбранной энергии анизотропии основной вклад компонент с векторами Qy возбуждения Eex, в спектре шероховатостей должен присутствовать волновой вектор, соответствующий пе- должен быть меньше вклада компонент с волновыми векторами Qx, поскольку в более рельефном и струкреходу из точки i в точку f : Q kf (Eex ) (рис. 5).

турированном профиле S(x) экситону „легче подобрать“ Относительная эффективность рассеяния экситона на шероховатостях с выбранной величиной Q определя- шероховатость с порядка его длины волны, по крайней мере в области наиболее эффективного взаимодействия ется характером зависимости вероятности рассеяния экситона от величины волнового вектора шероховато- Q Qmax.

Pages:     | 1 || 3 |



© 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.