WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 5 Обращение волнового фронта на поверхности оптически возбужденного ZnO © А.Н. Грузинцев¶, В.Т. Волков Институт проблем технологии микроэлектроники Российской академии наук, 142432 Черноголовка, Россия (Получена 10 октября 2003 г. Принята к печати 19 октября 2003 г.) Теоретически и экспериментально показана возможность обращения светового волнового фронта в возбужденной полупроводниковой среде. На эпитаксиальных пленках ZnO при комнатной температуре при накачке азотным лазером впервые обнаружено обращение света для энергии фотонов, равной половине энергии излучательной рекомбинации экситонов. Исследованы зависимости интенсивности сигнала обращения волнового фронта от его спектрального состава. Предлагается объяснение эффекта: квадратичное взаимодействие световых и экситонных электромагнитных колебаний в полупроводниковой среде.

1. Введение В данной работе обнаружен и исследован эффект обращения волнового фронта электромагнитных волн на экситонах в сильно возбужденном ультрафиолетоШирокозонный (Eg = 3.39 эВ) полупроводниковый вым лазером оксиде цинка. В этом случае происходит материал оксид цинка ZnO обладает максимальной процесс всего лишь двухволнового смешения электродля своего класса соединений энергией связи экситомагнитных колебаний, вероятность которого довольно на 60 мэВ [1], что позволяет наблюдать экситонное свевелика в нецентросимметричных электрооптических почение до температур порядка 55 K. Благодаря высокой лупроводниковых материалах типа ZnO.

эффективности излучательной рекомбинации в пленках ZnO в ряде работ наблюдалась стимулированная люминесценция в ультрафиолетовой области 397 нм при 2. Теория возбуждении азотным лазером [2,3]. Это делает оксид цинка перспективным для создания мощных полупро- Выражение для вектора поляризации P полупроводниводниковых лазерных источников света в этом спек- ковой среды при воздействии электромагнитных колебатральном диапазоне. Одним из важнейших элементов ний E1 и E2 с двумя разными частотами и можно в полупроводниковом лазере являются зеркала резона- записать в тензорном виде [7]:

тора, определяющие его добротность, порог генерации, Pi = i(1)Ej + i(2)EjEk + i(3)lEjEkEl +..., (1) j jk jk направленность и спектральную полуширину лазерного излучения.

где суммирование в правой части идет по всем одинаковым индексам ( j, k, l = 1, 2, 3) или трем составляющим Применение зеркал, обращающих волновой фронт суммарного электрического поля, а (1), (2) и (3) —ли(ЗОВФ), в газовых лазерных резонаторах рассматривали нейный, квадратичный и кубический члены разложения ряд авторов [4–6]. Достоинства такого типа зеркал по электрическому полю оптической восприимчивости состоят в том, что резонатор может самонастраиватьсреды, представляющие в общем случае тензоры второся и ЗОВФ могут исправлять искажения, вызванные го, третьего и четвертого рангов соответственно.

усиливающей средой или оптическими элементами в Остановимся в разложении (1) более подробно на резонаторе. Поскольку в этом случае падающая волна члене с квадратичной оптической восприимчивостью, всегда отражается в строго обратном направлении, нет характерном для кристаллов с отсутствием центра симнеобходимости в строгой параллельности зеркал резометрии в кристаллической решетке и ответственном за натора. В этих экспериментах [6] по обращению волногенерацию второй гармоники, а также за электрооптичевого фронта (ОВФ) использовались мощности накачки ский эффект в материале (имеющий в ZnO с решеткой порядка 1.6 · 107 Вт/см2, а мощность отраженной волны гексагонального вюрцита значительную величину [8]).

составляла примерно 2 · 10-3 от мощности сигнальДля упрощения выкладок положим, что вектор поляриной волны (коэффициент отражения зеркала). Во всех зации P и оба электрических поля E1 и E2 направлены вышеуказанных вариантах для обращения волнового вдоль оси роста кристалла, совпадающей с осью z фронта используется процесс трехволнового смешения пространства. Световая волна движется в направлении в нелинейном кристалле или газообразной среде. Из-за оси x и имеет вид этого ЗОВФ имеют большой объем, малый коэффициент отражения и не применимы для довольно миниатюрных E2 = E20 exp(-it + ikx) +E20 exp(it - ikx).

полупроводниковых лазеров.

При этом другое электромагнитное колебание в полу¶ проводнике соответствует на кривой дисперсии поляриE-mail: gran@ipmt-hpm.ac.ru Fax: (095) 9628047 тона точке экситона в состоянии покоя (волновой вектор 544 А.Н. Грузинцев, В.Т. Волков K = 0) и имеет вид E1 = E10 exp(-i t) +E10 exp(i t).

Тогда второй член в уравнении (1) принимает вид (2) (2)(E1 + E2)(E1 + E2) =2(2)E1E2 + 2E1 + (2)E2. (2) Остановимся подробнее на первом слагаемом в правой части (2) и распишем его в предположении, что частота световой волны равна половине экситонной частоты, т. е.

= /2.

Рис. 1. Схема установки, использованной для обращения 2(2)E1E2 =2(2) E10E20 exp(-i3t + ikx) волнового фронта на пленке оксида цинка: 1 — источник света «Нарва-100», 2 —линзы, 3 — монохроматор МДР-12, + E10E20 exp(-it - ikx) +К.С., (3) 4 — расщепитель пучка, 5 — образец ZnO, 6 — лазер ЛГИ-505, 7 — монохроматор МДР-6, 8 — фотоумножигде К.С. обозначает комплексно-сопряженные члены к тель ФЭУ-79, 9 — система регистрации спектра и 10 —светопервым двум слагаемым в (3). Выражение (3) для пофильтр.

ляризации полупроводника дает две электромагнитных волны, но первая из них не укладывается на кривую дисперсии кристалла. Тогда как вторая представляет собой Система регистрации спектра была настроена на частоту обращенную световую волну, движущуюся навстречу импульсов возбуждающего лазера ЛГИ-505 и состояла падающей (E2) независимо от угла падения света на из усилителя переменных сигналов «Unipan-237» с выповерхность полупроводника. Ее интенсивность пропорходом на компьютер. Образец оксида цинка находился циональна интенсивности падающей волны, интенсивнопри комнатной температуре и был сориентирован так, сти экситонных колебаний и квадратичной нелинейной чтобы электромагнитные колебания световой волны от оптической восприимчивости среды. Если возбуждать лазера и лампы накаливания имели составляющие вдоль экситоны ультрафиолетовым азотным импульсным лазеоси роста пленки. Лазерный пучок фокусировался на ром в ZnO, глубина поглощения которого составляет поверхности пленки в пятно диаметром менее 100 мкм, порядка 0.1–0.2 мкм, то легко получить условия для что позволяло получать плотность мощности накачки ОВФ в тонком приповерхностном слое полупроводника.

порядка 108 Вт/см2. Совмещение светового и лазерного пятна на образце контролировалось с помощью оп3. Методика эксперимента тического микроскопа. В качестве расщепителя пучка света (рис. 1) использовалась обычная стеклянная плаВ работе использовались пленки ZnO, нанесенстина. При регистрации спектров обращенного сигнала ные на сапфир основной ориентации (0001) методом и люминесценции пленки использовались светофильэлектронно-лучевого высоковакуумного напыления на тры КС-15 и СЗС-23, соответственно, — для удаления установке L-560 (Leubold Haereus). Толщина пленок паразитных сигналов 2-го порядка двойного монохромасоставляла 0.5 мкм. Пленки ZnO имели высокое критора МДР-6 в регистрируемых спектрах.

сталлическое качество с осью роста, перпендикулярной поверхности [9]. В спектре их люминесценции при комнатной температуре превалировал пик экситонного 4. Экспериментальные результаты свечения с максимумом при 3.24 эВ. Спектры фотолюмии их обсуждение несценции (ФЛ) пленок исследовались при возбуждении импульсным азотным лазером ЛГИ-505 с длительностью На рис. 2 приведен спектр ФЛ (кривая 1) исслеимпульса 10 нс, пиковой мощностью 15 кВт и длиной дуемых пленок ZnO, зарегистрированный при возбужволны 337.1 нм. Схема установки, использованной для дении лазером без дополнительной подсветки. Видно обращения волнового фронта на пленке оксида цинка, присутствие лишь экситонного пика с максимумом показана на рис. 1. Здесь важно отметить, что падающая при 3.24 эВ с небольшим плечом в длинноволновой на образец световая волна была от лампы накаливаобласти при 3.12 эВ. Эти особенности спектра можно ния «Нарва-100», запитанной источником постоянносвязать с излучательной рекомбинацией свободного и го тока, и падала на образец под углом более 45, связанного на доноре экситона в ZnO [2,3].

чтобы геометрически отраженный свет не попадал в регистрирующий монохроматор МДР-6. Свет лампы Теперь одновременно с импульсным возбуждением накаливания после прохождения через светосильный азотным лазером направим на образец непрерывный монохроматор МДР-12 был непрерывным по времени по времени световой поток из сине-фиолетовой спеки имел спектральную полуширину не больше 4 нм. тральной области с различной энергией фотона от 2.Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Обращение волнового фронта на поверхности оптически возбужденного ZnO до 3.26 эВ (рис. 3). Из рис. 3 видно, что в регистрируемом сигнале имеется лишь сигнал фотолюминесценции пленки с максимумом 3.24 эВ и плечом при 3.12 эВ.

При этом изменение спектрального положения непрерывной подсветки никак не сказывается на форме и интенсивности спектральных линий.

Рис. 4. Спектры сигнала обращения волнового фронта пленки ZnO на сапфире в красной спектральной области при энергии фотонов падающего света, эВ: 1 — 1.75, 2 — 1.72, 3 — 1.70, 4 — 1.67, 5 — 1.65, 6 — 1.63, 7 — 1.61, 8 — 1.57, 9 — 1.53, 10 — 1.49, 11 — 1.46, 12 —1.42 и 13 — 1.39.

Температура измерений T = 300 K.

Рис. 2. Спектры фотолюминесценции (1) и интенсивности Гораздо интересней получается картина регистрисигнала обращения волнового фронта (2) пленки ZnO на руемого сигнала в красной спектральной области с сапфире. Температура измерений T = 300 K.

энергией фотона, равной половине энергии излучательной рекомбинации экситона в оксиде цинка (рис. 4).

В этом случае перед регистрирующим монохроматором МДР-6 ставился инфракрасный светофильтр КС-15, который не пропускал не только рассеянный свет лазера 337.1 нм, но и сигнал люминесценции пленки ZnO.

Это делалось для зарезания возможной в монохроматоре 2-го порядка линии люминесценции. Мы видим, что при световой подсветке с энергией фотона 1.75 эВ (рис. 4, кривая 1) в красной области спектра отсутствует какой-либо обращенный сигнал. Однако при приближении энергии фотона к половине экситонной составляющей 3.24/2 = 1.62 эВ, появляется узкий спектральный пик обращенной световой волны, энергетическое положение которого совпадает с энергией падающих на образец фотонов. Метод регистрации сигнала говорит также о том, что он в отличие от падающей волны имеет импульсный характер с частотой возбуждающего лазера.

Спектральная полуширина сигнала ОВФ совпадает с шириной падающей световой волны, а интенсивноcть обращенной волны зависит от ее спектрального положения.

На рис. 2 (кривая 2) построена зависимость инРис. 3. Спектры сигналов люминесценции и обращения тенсивности обращенной волны в максимуме от его волнового фронта пленки ZnO на сапфире в сине-фиолетовой спектрального положения. Видно, что, как и на рис. 4, спектральной области при энергии фотонов световой подсветсигнал ОВФ имеет максимальную интенсивность при ки, эВ: 1 — 3.26, 2 — 3.18, 3 — 3.10, 4 — 2.95, 5 — 2.82, 6 —2.69 и 7 — 2.58. Температура измерений T = 300 K. энергии падающих фотонов 1.61 эВ, почти совпадающей 3 Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 546 А.Н. Грузинцев, В.Т. Волков с половиной энергии экситонного пика ФЛ. При этом Обнаруженный нами механизм ОВФ в полупроводнина кривой 2 (рис. 2) заметно характерное плечо в ковой среде существенно отличается от процесса четыдлинноволновой области, аналогичное плечу на кривой рехволнового смешения на встречных пучках в оптически нелинейной среде [6]. Там также происходит ОВФ фотолюминесценции (кривая 1).

сигнальной волны, но среда должна быть прозрачной Отметим, что согласно вышеприведенным теоретичедля всех пучков света и обладать кубической оптической ским выкладкам для сред с квадратичной оптической нелинейностью. Из-за малой величины кубической оптинелинейностью может возникать обращение волнового ческой восприимчивости [7] эффективность обращения фронта при энергии фотонов падающего света, равной света невысока и требуется большой объем нелинейной половине энергии экситонных колебаний (3). При этом среды. В нашем случае полупроводник непрозрачен для интенсивность обращенной волны пропорциональна инволны накачки и возможно использование тонких слоев.

тенсивноcти падающего света и интенсивности экситонЗеркала же обращенного волнового фронта для полного ной волны. В нашем случае интенсивность падающего восстановления фазы в обращенной волне должны быть красного света практически постоянна в исследованном как раз оптически тонкими, т. е. порядка длины волны спектральном диапазоне 1.4–1.7 эВ. Поэтому спектральсвета, что возможно лишь в нашем случае.

ная кривая интенсивности сигнала ОВФ повторяет кривую экситонной интенсивноcти (рис. 2, кривые 2 и 1 соРабота выполнена при поддержке ИНТАС (проект ответственно), а сам процесс происходит лишь в момент № 2002-0796).

образования большой плотности экситонов в полупроводнике. Поскольку время излучательной рекомбинации Список литературы экситонов в пленках ZnO при комнатной температуре составляет порядка пикосекунды, экситонные колеба[1] Y. Chen, D.M. Bagnall, Z. Zhu, T. Sekiuchi, K. Park. J. Cryst.

ния существуют лишь в момент действия лазерного Growth, 181, 165 (1997).

импульса накачки. Следовательно, ОВФ носит также [2] Ji. Chen, T. Fujita. Jap. J. Appl. Phys., 41, L203 (2002).

импульсный характер, что подтверждается регистрацией [3] А.Н. Грузинцев, В.Т. Волков, Л. Бартхоу, П. Беналул. ФТП, 36 (6), 741 (2002).

переменного сигнала на частоте следования импульсов [4] P.A. Belanger, A. Hardy, A.E. Seigman. Appl. Optic, 19, лазера в наших исследованиях. Ввиду ярко выраженной (1980).

спектральной зависимости интенсивности пика обра[5] J.F. Lam, W.P. Brown. Optics Lett., 5, 61 (1980).

щенного сигнала (рис. 2, кривая 2) обнаруженный нами [6] D.M. Bloom, G.C. Bjoklund. Appl. Phys. Lett., 31, 592 (1977).

процесс не может быть рассеянием непрерывного света [7] Ф. Качмарек. Введение в физику лазеров (М., Мир, 1981).

на поликристаллических зернах пленки ZnO, а сигнал [8] W. Hirschwald. Zinc oxide: Current topics in materials science чисто геометрического отражения света от поверхности (North-Holland Publishing Company, 1981).

образца не попадал в регистрирующую систему.

[9] А.Н. Грузинцев, В.Т. Волков, Л.Н. Матвеева. Микроэлектроника, 31, 227 (2002).

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.