WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 6 Длинноволновый край спектра излучения горячей электронно-дырочной плазмы в фотовозбужденном арсениде индия ¶ © Э. Шатковскис, А. Чеснис Вильнюсский технический университет им. Гедиминаса, 2040 Вильнюс, Литва (Получена 27 октября 2003 г. Принята к печати 4 ноября 2003 г.) Исследован длинноволновый край спектра излучения фотовозбужденной горячей электронно-дырочной плазмы, возбуждаемой импульсами неодимового лазера в арсениде индия. Экспериментально показано, что практически экспоненциальная форма длинноволнового края спектра не меняется в исследованном интервале мощностей возбуждения до 1-2МВт/ см2. Сохранение неизменным показателя экспоненты показывает, что заполнение состояний LO-фононов при росте мощности возбуждения меняется несущественно, т. е.

ансамбль LO-фононов еще не „разогревается“. Определена „температура“ фононов и показано, что она повторяет температуру кристаллической решетки. Отсутствие разогрева фононов объясняется сильным e-h взаимодействием и экранированием LO-рассеяния энергии электронов.

При возбуждении полупроводников мощным излуче- данные по исследованию эффекта горячих фононов в нием лазера наблюдаются многие неравновесные про- излучении ЭДП имеются для широкозонных полупроцессы, обусловленные большой плотностью и избыточ- водников [1–13]. Что касается фотовозбужденной плазной энергией фотовозбужденной электронно-дырочной мы носителей заряда в арсениде индия и других узкоплазмы (ЭДП) [1–3]. В последнее время много внима- зонных полупроводниках, то для них такие результаты ния уделяется неравновесным процессам и в системе отсутствуют. Как на одну из причин, можно указать на фононов. Эксперименты, выполненные на широкозонных то, что излучение узкозонных полупроводников лежит в полупроводниках, показали, что при возбуждении в них экспериментально более труднодоступной инфракрасной ЭДП мощным лазерным светом разогрев электронов со- спектральной области. Имеются, однако, работы по провождается неравновесным переполнением состояний исследованию неравновесных фононов в несколько иных фононов, обычно именуемый разогревом фононов. Заусловиях. Так, в работах [14,15] исследована динамика метный резонанс исследования этого явления получили разогрева электронов при внутризонном поглощении после того, когда было установлено, что неравновесный ими излучения в арсениде индия n-типа. Возбуждение разогрев фононов вызывает существенное замедление в зоне и времяразрешенное зондирование электронов скорости потерь энергии фотовозбужденной ЭДП. Выосуществлялось импульсами излучения той же длины званное этим значительное увеличение времени энерволны различной интенсивности. Показано, что при темгетической релаксации фотовозбужденных электронов пературе решетки 70 K и ниже с ростом температуры наблюдалось во многих широкозонных полупроводниэлектронного газа поглощение свободными электронами ках [1–9].

увеличивается и что за это ответственны возникающие Впервые разогрев фононов был обнаружен при иснеравновесные фононы. Время энергетической релаксаследовании комбинационного рассеяния света путем ции электронов при этом увеличивается несущественно.

сравнения интенсивности стоксовой и антистоксовой При комнатной температуре вклад неравновесных фонокомпонент [7–9]. При экстремальных условиях, когда нов в поглощение по сравнению с равновесными опреплотность мощности возбуждающего полупроводник ладелен как незначительный. В работе [16] исследована дизерного излучения составляет ГВт / см2, заселение сонамика рамановского рассеяния также в арсениде индия стояний в системе фононов может увеличиться в десятn-типа. Показано, что в арсениде индия динамика комки раз, а эквивалентная „температура“ фононов достибинационного рассеяния света объяснима в рамках могала 3700 K при температуре кристаллической решетки дели, учитывающей наличие бокового L минимума зоны 290 K [9]. Кроме комбинационного рассеяния горячие проводимости. При этом генерация неравновесных фофононы существенно сказываются нa излучении ЭДП, нонов притормаживается сравнительно большим времеформируя длинноволновый край спектра межзонного ренем междолинных L- -переходов электронов, предшекомбинационного излучения, наподобие правила Урбаха ствующих каскадированию LO-фононов. Интенсивность для края собственного поглощения в полупроводнике.

антистoксовой компоненты растет в течение порядка В этом случае разогрев фононов проявляется через 8 пс после возбуждения, однако сколь-либо заметного экспоненциальный спад длинноволнового края полосы перезаполнения фононных состояний не наблюдается.

излучения. Крутизна длинноволнового края уменьшаетХарактерное время таких переходов оценивается в 6 пс, ся по мере увеличения температуры фононов с ростом в то время как время жизни LO-фононов составляет интенсивности возбуждения [10–11]. Достаточно полные 1.8 пс. Таким образом, соотношение этих времен не ¶ E-mail: eusat@fm.vtu.lt; eusat@uj.pfi.lt способствует накоплению фононов, поскольку скорость Длинноволновый край спектра излучения горячей электронно-дырочной плазмы... лучения горячей ЭДП в основных принципах аналогична описанной в работе [17]. Измерения выполнены при температуре 296 и 100 K.

ЭДП, возбуждаемая в арсениде индия мощным импульсным излучением неодимового лазера, при превышении определенной интенсивности возбуждения разогревается на несколько сотен кельвинов по отношению к температуре решетки TL. Разогрев проявляется через замедление спада коротковолнового крыла полосы излучения ЭДП [17,18]. В настоящей работе мы представляем результаты исследования длинноволнового крыла излучения разогретой ЭДП. Картина эволюции длинноволновых участков спектра излучения ЭДП при росте интенсивности возбуждения представлена на рис. 1. Две характерные особенности выделяются на рисунке. Во-первых, интенсивность излучения растет по всему спектру с увеличением подводимой мощности лазерного импульса. Во-вторых, длинноволновое крыло спектра сохраняет близкую к экспоненциальной форму Рис. 1. Длинноволновое крыло спектра излучения горячей фотовозбужденной ЭДП в арсениде индия. a) TL = 296 K, и показатель экспоненты не меняется при увеличении интенсивность возбуждения I0 (кв / см2 · с): 1 — 8 · 1022, мощности лазерного импульса. Практически экспонен2 —1.7 · 1023, 3 —2.6 · 1023, 4 —5.4 · 1023, 5 —1.6 · 1024;

циальная форма длинноволнового крыла позволяет ввеb) TL = 100 K, I0 (кв / см2 · с): 1 — 1.5 · 1022, 2 — 8 · 1022, сти и определить параметр, близкий к так называемой 3 —1 · 1023, 4 —4 · 1023, 5 —2.5 · 1024.

„температуре“ фононов T, принимая, что параметр уширения E0 = kT (здесь k есть постоянная Больцмана) [10–12]. Найденные из экспериментальных резуль татов значения температуры T при соответствующих их возбуждения меньше скорости исчезновения. Работа интенсивностях возбуждения изображены сплошными посвящена исследованию динамики энергетической релаксации в пико- и субпикосекундном интервале времен, и непосредственные оценки температуры фононов в ней отсутствуют. Таким образом, явления „разогрева фононов“ в том смысле, каким оно наблюдается при возбуждении ЭДП в широкозонных полупроводниках, в арсениде индия не наблюдалось. Заметим к тому же, что условия экспериментов в работах [14–16] по неравновесной концентрации носителей заряда соответствуют слабому возбуждению или даже отсутствию такого возбуждения в случае внутризонного поглощения света. Далее, исследование комбинационного рассеяния не всегда эффективно для исследования разогрева фононов, так как активные в комбинационном рассеянии фононные моды могут разогреваться сравнительно слабо. В этом случае более подходят исследования излучения ЭДП, поскольку в формировании длинноволнового края полосы излучения плазмы носителей заряда участвуют как раз наиболее разогретые фононные моды[10–12]. Такого рода исследования в узкозонных полупроводниках нам не известны.

Цель данной работы — исследование длинноволнового края спектра излучения горячей ЭДП в арсениде индия. Исследованы образцы специально не легированного Рис. 2. Температура фононов T (треугольники) в арсематериала электронного типа проводимости с равновесниде индия с горячей фотовозбужденной ЭДП, температура ной концентрацией электронов n0 = 1.6 · 1016 см-3. Возкристаллической решетки TL (кривые 2, 4) и температура буждение осуществлялось импульсами излучения неодиэлектронов Te (кружки — экспериментальные значения, мового лазера с модулированной добротностью (энергия и 3 — расчет из уравнений баланса энергии) в зависимости кванта h = 1.17 эВ). Методика измерений спектров из- от интенсивности возбуждения I0 светом неодимового лазера.

Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 672 Э. Шатковскис, А. Чеснис и полыми треугольниками на рис. 2. Для сравнения приятствующих разогреву фононов. Другим возможным на том же рисунке приведены рассчитанные и экспе- препятствием для разогрева фононов горячими электрориментально измеренные значения температуры ЭДП нами в арсениде индия является конкуренция других Te и температуры кристаллической решетки TL при каналов потерь энергии, главным из которых являеттех же экспериментальных условиях [17]. Из рисунка ся электронно-дырочное (e-h) рассеяние. При плотновидно, что в то время как температура ЭДП сильно сти ЭДП, превышающей 1018 см-3, потери энергии растет, температура фононов при росте интенсивности электронов только по каналу обычного e-h-рассеяния возбуждения сохраняется без изменения. При макси- превышают потери на рассеяние LO-фононами [18,19].

мальных плотностях поступающей мощности лазерного Кроме того, в арсениде индия необходимо учитывать и импульса, когда начинает проявляться нагрев возбуждаевозможность очень эффективного канала e-h-рассеяния, мой поверхности полупроводника, температура фононов сопровождаемого переходом тяжелых дырок в подзону практически отслеживает температуру кристаллической легких дырок [20]. В обоих случаях количество энеррешетки.

гии, теряемой электронами при e-h-рассеянии, расТаким образом, экспериментальное исследование тет с увеличением числа центров рассеяния, которое длинноволнового крыла полосы излучения разогретой в данном случае совпадает с плотностью ЭДП. При светом фотовозбужденной ЭДП в арсениде индия поувеличении мощности возбуждения растет и плотность казывает, что до уровней возбуждения 1МВт/ см2 ЭДП. Поэтому все большая доля энергии фотовозбузаметный разогрев в системе фононов отсутствует. Это жденных электронов передается дырочной компоненте существенно отличает полученный результат от данных, ЭДП путем e-h-рассеяния, тем самым уменьшая долю имеющихся для многих широкозонных материалов. Наэнергии, теряемой электронами за счет рассеяния на пример, в селениде кадмия при идентичных условиях LO-фононах. Надо учитывать также и то, что растущая эксперимента T достигает 400 K и более [2,12]. Этот с возбуждением плотность ЭДП вызывает экранировавывод представляется тем более достаточно неожиданние полярного e-LO-взаимодействия [21]. В конечном ным, если принять во внимание то, что в арсениде итоге энергия передается в решетку путем дырочноиндия более чем на 90% преобладает межзонная ударфононного рассеяния, однако при этом возбуждаются ная рекомбинация неравновесных электронно-дырочных фононы с другими значениями квазиимпульса, чем при пар. Дело в том, что в режиме квазистационарного каскадировании фотовозбужденных электронов.

фотовозбуждения в области собственного поглощения Перечисленные выше факторы обусловливают, на наш полупроводника, при доминирующей междузонной ударвзгляд, отсутствие заметного разогрева фононов в арной рекомбинации, энергия возбуждающих световых сениде индия при фотовозбуждении лазерным светом квантов полностью расходуется на разогрев ЭДП [3,17].

с плотностью мощности до (1-2) МВт / см2. В свою Поэтому ЭДП в арсениде индия и других узкозоночередь отсутствие разогрева фононов определяет соных полупроводниках греется более эффективно, чем хранение формы длинноволнового края спектра излув широкозонных, так как в последних заметная часть чения фотовозбужденной горячей ЭДП. Это, однако, запасенной ЭДП энергии выносится с рекомбинацией.

не исключает разогрева фононов при более мощном, Следует заключить, поэтому, что диссипация запасенной чем в настоящей работе, возбуждении. Заметим также, в ЭДП энергии лазерного света в арсениде индия что реализуемые в нашем эксперименте физические происходит по несколько иному сценарию, чем в шиусловия принципиально отличаются от имевших место рокозонных полупроводниках, отчего разогрев фононов в работах [14–15], где динамика неравновесных фонов нем менее эффективен. Авторы работы [16] показали, нов наблюдалась в сильно легированном материале и, что каскадному излучению неравновесных фононов в что принципиально важно, без возбуждения горячей арсениде индия предшествует междолинное -L рассеЭДП. В нашем случае мы имеем двухкомпонентную яние и обратный переход электронов в -долину. Время биполярную ЭДП и, как следствие, решающий вклад междолинных переходов 6 пс больше времени жизни e-h-рассеяния в потери энергии электронов.

фононов в арсениде индия 1.8 пс. Следовательно, Таким образом, экспериментально установлено, что соотношение времен междолинных переходов и вредлинноволновый край спектра излучения фотовозбумени испускания оптических фононов не способствует жденной ЭДП в арсениде индия не меняет своей накоплению последних и заполнению фононных состоформы при увеличении мощности фотовозбуждения до яний. Это существенно отличает диссипацию энергии ЭДП в узкозонном арсениде индия от соответствую- (1-2) МВт / см2. Сохранение формы и показателя экспоненты длинноволнового крыла спектра излучения ЭДП щего процесса, рассмотренного в той же работе, для указывает на отсутствие заметного разогрева фононов.

широкозонного фосфида индия, в котором охлаждение электронов происходит непосредственно в -долине пу- Причиной отсутствия разогрева фононов является претем каскадного излучения LO-фононов. Малое время обладание электронно-дырочного рассеяния в потерях жизни фононов и относительно большое по сравнению энергии горячих фотовозбужденных электронов и ослабс последним время междолинного L- рассеяния — ление рассеяния на полярных оптических фононах за это, на наш взгляд, только один из факторов, не благо- счет экранирования.

Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Длинноволновый край спектра излучения горячей электронно-дырочной плазмы... Список литературы [1] J. Shah. Sol. St. Electron., 12, 1051 (1989).

[2] Р. Балтрамеюнас, А. Жукаускас, Г. Тамулайтис. ЖЭТФ, 91, 1909 (1986).

[3] E. Shatkovskis. Mater. Sci. Forum., 297–298, 299 (1999).

[4] W. Ptz, P. Kocevar. Phys. Rev. B, 57, 7040 (1983).

[5] A. ukauskas. Phys. Rev. B, 57, 15 337 (1998).

[6] A.S. Vengurlekar, S.S. Prabbu, S.K. Roy. Phys. Rev. B, 50, 15 461 (1994).

[7] G.P. Vella-Coleiro. Phys. Rev. Lett., 23, 697 (1969).

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.