WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

от мощности возбуждения. Эффективность АФЛ при Тот факт, что при высокоэнергетическом нерезонансном возбуждении фотонами с энергией 2.41 эВ в сравнении с возбуждении (рис. 1, спектр a) не удается регистрисопоставимым по интенсивности прямым возбуждением ровать эту полосу излучения, может быть обусловлен Нам не удалось зарегистрировать антистоксову ФЛ при комнатной недостаточной плотностью или спецификой релаксации температуре. Очевидно, что в этом случае термическая активация нонеравновесных носителей в системе островков с просителей и их безызлучательная рекомбинация играют доминирующую роль. странственно неоднородным потенциалом.

Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. Низкотемпературная антистоксова фотолюминесценция в наноструктурах CdSe/ZnSe заключаем, что в нашем случае оже-процесс не является доминирующим механизмом антистоксова излучения.

Три кривые на рис. 2 показывают изменения в спектре ФЛ при увеличении плотности мощности возбуждающего излучения от 30 до 630 Вт/см2. Видно, что кроме увеличения интенсивности АФЛ намечается дополнительный максимум со стороны больших энергий, так что при P = 630 Вт/см2 проявляются две полосы с максимумами при 2.56 и 2.57 эВ. В работе [21] проявление более высокоэнергетической компоненты полосы ФЛ при резонансном возбуждении связывалось с рекомбинацией с участием первого возбужденного состояния наноостровков. Мы считаем, что этот вопрос требует дополнительного исследования, поскольку в качестве альтернативных вариантов можно назвать рекомбинацию при переходах с основного состояния на уровень легкой дырки (e-lh) или излучение из ямы ZnCdSe некоторого усредненного состава, окружающей островки.

Рис. 2. Изменение спектра фотолюминесценции при резонансПри возбуждении фотонами с энергией 2.54 эВ в ном возбуждении наноструктуры CdSe/ZnSe с номинальной толщиной вставки CdSe 1.5 МС в зависимости от плотно- спектре проявились также линии комбинационного сти мощности возбуждения. Eexc = 2.54 эВ. P0 = 30 Вт/см2. рассеяния света, что более отчетливо показано на T = 90 K. рис. 3. В спектре резонансного КРС регистрируются линии LO и 2LO, соответствующие рассеянию на продольных оптических фононах Zn1-xCdxSe-вставки, на частотах LO 248 см-1, 2LO 500 см-1. Такие значения частот полос LO и 2LO свидетельствуют о том, что сигнал КРС формируется в областях вставки CdSe и соответствует смешанному твердому раствору Zn1-xCdxSe с x 20-25% [22,23]. Достаточно большие полуширины регистрируемых линий ( 32 см-LO и 43 см-1) могут быть обусловлены неоднород2LO ностью состава вставки и влиянием упругих напряжений в зондируемых областях.

На рис. 4 представлены спектры ФЛ обсуждаемого образца при T = 5 K. При возбуждении в области поглощения барьера ZnSe (рис. 4, спектр a) регистрируется одна неоднородно уширенная полоса излучения с максимумом при 2.568 эВ. В сравнении со спектром ФЛ, полученным при T = 90 K (рис. 1, спектр a), наблюдается уменьшение полуширины полосы (от Рис. 3. Спектр резонансного КРС наноструктуры CdSe/ZnSe до 24 мэВ), ее форма становится более симметричной, с номинальной толщиной вставки CdSe 1.5 МС. Eexc = 2.54 эВ.

а максимум смещается на 4 мэВ в сторону больших T = 90 K.

энергий. Последнее объясняется как небольшим температурным сдвигом, так и более резким (по сравнению с наноостровками) ростом интенсивности излучения 2D Следует отметить, что эффективность АФЛ при реэкситонов смачивающего слоя ZnCdSe, обусловливаюзонансном возбуждении примерно на порядок выше, щего высокоэнергетическое крыло. При возбуждении с чем в случае нерезонансного возбуждения (рис. 1, энергией фотонов меньше ширины запрещенной зоны спектр b). Такое усиление АФЛ может быть обусловлено барьера ZnSe (рис. 4, спектр b) энергетическое положедополнительным вкладом в этот процесс в качестве ние и форма полосы ФЛ наноостровков CdSe практичепромежуточных состояний уровней размерного квантоски остаются неизменными. Ситуация кардинально извания наноостровков. При резонансном возбуждении наменяется, если возбуждение осуществляется с энергией ноостровков оже-процесс рекомбинации также вероятен фотонов в области энергии экситонного перехода легкой как возможный механизм усиления антистоксова излучедырки3 (рис. 4, спектр c). Максимум полосы излучения ния. Однако для него ожидается кубическая зависимость Энергетическое положение экситонного перехода легкой дырки интенсивности АФЛ от плотности возбуждения, что (e-lh) для этого образца определено нами из спектра возбуждения противоречит полученным данным ( I1.3). Поэтому мы фотолюминесценции.

Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. 728 М.Я. Валах, Н.В. Вуйчик, В.В. Стрельчук, С.В. Сорокин, Т.В. Шубина, С.В. Иванов, П.С. Копьев смещается в сторону высоких энергий на E 6мэВ и ее полуширина уменьшается от 35 до 13 мэВ. Наблюдаемый эффект обусловлен селективно-резонансным возбуждением локализованных экситонных состояний ниже „края подвижности“ Мотта–Андерсона [24] с участием LO- и TO-фононов. Подобный эффект наблюдался в работе [25] для твердых растворов CdSxSe1-x и сверхрешеток CdSe/ZnSe с субмонослойными толщинами слоев CdSe [26,27]. Возникновение „края подвижности“ в таких системах обусловлено неоднородностью распределения внутренних деформаций и состава вставки.

Если энергия фотона возбуждающего излучения соответствует низкоэнергетическому крылу полосы ФЛ Рис. 5. Спектр антистоксовой фотолюминесценции нано(рис. 4, спектр d), то регистрируется спектр ФЛ как структуры CdSe/ZnSe с номинальной толщиной вставки CdSe в стоксовой, так и в антистоксовой областях спектра 0.6 МС. Eexc = 2.707 эВ. T = 5 K. Стрелкой показана энергия (аналогично случаю, представленному на рис. 2). В стокфотонов возбуждения.

совой области спектра проявляется слабая полоса при 2.522 эВ, которую, как отмечалось выше (рис. 2), мы приписываем излучению наноостровков определенного размера и состава. В спектре также присутствует линия регистрируется полоса АФЛ (рис. 4, спектр e). Следует КРС, соответствующая процессу рассеяния на LO-фоноотметить, что при регистрации АФЛ нам не удалось нах Zn1-xCdxSe (LO 249.5см-1). При энергии фонаблюдать АФЛ барьера ZnSe, что свидетельствует о тона возбуждения, заметно меньшей энергетического доминировании процесса захвата носителей на энергетиположения максимума излучения наноостровков, опять ческие уровни размерного квантования наноостровков.

АФЛ также наблюдалась нами для образца с одиночной вставкой CdSe номинальной толщиной 0.6 МС.

Соответствующий спектр ФЛ (T = 5K), полученный при энергии возбуждающих фотонов 2.707 эВ, приведен на рис. 5. В спектре регистрируется интенсивная полоса при 2.751 эВ с полушириной 5 мэВ. Энергетическое положение максимума полосы ФЛ соответствует концентрации Cd для твердого раствора Zn1-xCdx Se, x 0.03-0.04 [23], а с учетом квантово-размерного эффекта x 0.07 [20]. Следует отметить, что так же, как и в предыдущем случае, АФЛ барьера ZnSe не регистрируется. В спектре проявились два слабых по интенсивности максимума при 2.760 и 2.732 эВ, природа которых остается пока не ясной.

4. Заключение Таким образом, нами представлены экспериментальные исследования эффективной низкотемпературной АФЛ в гетероструктурах CdSe/ZnSe с одиночными вставками CdSe номинальной толщиной 1.5 и 0.6 МС при возбуждении с энергией фотона, меньшей энергии нижних уровней размерного квантования наноструктуры. Это явление свидетельствует о наличии глубоких дефектных состояний, локализованных на гетерогранице барьер–наноостровок, которые выступают в роли промежуточных состояний для процесса антистоксова излучения. Доминирующим механизмом возбуждения АФЛ является двухступенчатое двухфотонное поглощение, о чем свидетельствует близкая к квадратической зависиРис. 4. Спектры фотолюминесценции наноструктуры мость интенсивности АФЛ от плотности возбуждения.

CdSe/ZnSe с номинальной толщиной вставки CdSe 1.5 МС при Аномально большая интенсивность АФЛ обусловлеразличных энергиях фотонов возбуждения Eexc, эВ: a — 2.882, b — 2.707, c — 2.602, d — 2.54, e — 2.41. T = 5K. на большой плотностью наноостровков, эффективным Физика и техника полупроводников, 2003, том 37, вып. Низкотемпературная антистоксова фотолюминесценция в наноструктурах CdSe/ZnSe процессом захвата носителей на уровни размерного [22] M.Ya. Valakh, M.P. Lisitsa, G.S. Pekar, G.N. Polisskii, V.I. Sidorenko, A.M. Yaremko. Phys. St. Sol. (b), 113, квантования и значительной концентрацией глубоких (1982).

дефектных состояний, включающих катионные вакансии [23] R.G. Alonso, E.-K. Suh, A.K. Ramdas, N. Samarth, H. Luo, на гетерогранице барьер–наноостровок.

J.K. Furdyna. Phys. Rev. B, 40, 3720 (1989).

[24] N.F. Mott, E.A. Davis. Electronic Processes in Non-Crystalline Materials (Oxford University Press, Oxford, 1979).

Список литературы [25] E. Cohen, M.D. Sturge. Phys. Rev. B, 25, 3828 (1982).

[26] A.A. Toropov, T.V. Shubina, S.V. Sorokin, A.V. Lebedev, R.N. Kyutt, S.V. Ivanov, M. Karlsteen, M. Willander, G.R. Po[1] N. Peranio, A. Rosenauer, D. Gerthsen, S.V. Sorokin, zina, J.P. Bergman, B. Monemar. Phys. Rev. B, 59, I.V. Sedova, S.V. Ivanov. Phys. Rev. B, 61, 16 015 (2000);

(1999).

D. Litvinov, A. Rosenauer, D. Gerthsen, N.N. Ledentsov. Phys.

[27] A.A. Toropov, T.V. Shubina, S.V. Sorokin, I.V. Sedova, Rev. B, 61, 16 819 (2000).

A.A. Sitnikova, S.V. Ivanov, M. Karlsteen, M. Willander, [2] D. Litvinov, A. Rosenauer, D. Gerthsen, P. Kratzert, M. Rabe, J.P. Bergman, G.R. Pozina, B. Monemar. J. Cryst. Growth, F. Henneberger. Proc. 10th Int. Symp. „Nanostructures:

201/202, 1231 (1999).

Physics and Technology“. (St.Petersburg, 2002) p. 49.

[3] A. Rosenauer, T. Reisinger, E. Steinkirchner, J. Zweck, Редактор Л.В. Шаронова W. Gebhardt. J. Cryst. Growth, 152, 580 (1995).

[4] G. Bacher, D. Tnnies, D. Eisert, A. Forchel, M.O. Mller, Low-temperature anti–Stokes M. Korn, B. Jobst, D. Hommel, G. Landwehr, J. Sliner, M. Heuken. J. Appl. Phys., 79, 4368 (1996). photoluminescence in CdSe/ZnSe [5] R.N. Kyutt, A.A. Toropov, S.V. Sorokin, T.V. Shubina, nanostructures S.V. Ivanov, M. Karlsteen, M. Willander. Appl. Phys. Lett., M.Ya. Valakh, M.V. Vuychik, V.V. Strelchuk, 75, 373 (1999).

[6] E.J. Johnson, J. Kafalos, R.W. Davies, W.A. Dyes. Appl. Phys. S.V. Sorokin, T.V. Shubina, S.V. Ivanov, P.S. Kop’ev Lett., 40, 993 (1982).

Institute of Semiconductor Physics, [7] L.G. Quagliano, H. Nather. Appl. Phys. Lett., 45, 555 (1984).

National Academy of Sciences of Ukraine, [8] N. Knzner, D. Kovalev, H. Heckler, J. Diener, G. Polisski, 03028 Kiev, Ukraine F. Koch, Al.L. Efros, M. Rosen. Phys. St. Sol. (b), 224, Ioffe Physicotechnical Institute, (2001).

[9] Yu.P. Rakovich, S.A. Filonovich, M.J.M. Gomes, J.F. Donegan, Russian Academy of Sciences, D.V. Talapin, A.L. Rogach, A. Eychmller. Phys. St. Sol. (b), 194021 St. Petersburg, Russia 229, 449 (2002).

[10] R. Hellman, A. Euteneuer, S.G. Hense, J. Feldmann,

Abstract

An intense anti–Stokes photoluminescence has been P. Thomas, E.O. Gbel, D.R. Yakovlev, A. Waag, G. Landwehr.

observed at low temperatures for CdSe/ZnSe structures having Phys. Rev. B, 51, 18 053 (1995).

individual CdSe inserts of the nominal thicknesses of 1.5 and [11] M. Satake, Y. Masumoto, T. Miyajima, T. Asatsuma, T. Hino.

0.6 monolayers in the ZnSe matrix. At the exciting photon energy Phys. Rev. B, 61, 12 654 (2000).

that is noticeably smaller than that of the anti–Stokes band max[12] S. Kalem, A. Gurtis, Q. Hartmann, B. Moser, G. Stillman.

imum energy, the dependence of the photoluminescence intersity Phys. St. Sol. (b), 221, 517 (2000).

[13] W. Seidel, A. Titkov, J.P. Andree, P. Voisin, M. Voos. Phys. on the excitation power was almost the quadratic one. Under the Rev. Lett., 73, 2356 (1994).

resonant excitation, the above dependence was much more weaker.

[14] P.P. Paskov, P.-O. Holtz, B. Monemar, J.M. Garcia, The mechanism of the anti–Stokes photoluminescence excitation W.V. Schoenfeld, P.M. Petroff. Jap. J. Appl. Phys., 40 (1), can be explained by a nonlinear two-step two-photon absorption (2001).

process involving the deep states of defects that include cation [15] I.V. Ignatiev, I.E. Kozin, H.W. Ren, S. Sugon, Y. Masumoto.

vacancies localized in the vicinity of the nanoislands.

Phys. Rev. B, 60, R14001 (1999).

[16] S.V. Ivanov, A.A. Toropov, T.V. Shubina, S.V. Sorokin, A.V. Lebedev, I.V. Sedova, P.S. Kop’ev, G.R. Pozina, J.P. Bergman, B. Monemar. J. Appl. Phys., 83, 3168 (1998).

[17] S. Sorokin, T. Shubina, A. Toropov, I. Sedova, A. Sitnikova, R. Zolotareva, S. Ivanov, P. Kop’ev. J. Cryst. Growth, 200/201, 461 (1999).

[18] C.S. Kim, M. Kim, S. Lee, J.K. Furdyna, M. Dobrowolska, H. Rho, L.M. Smith, H.E. Jackson. J. Cryst. Growth, 214/215, 761 (2000).

[19] K.M. Lee, Le Si Dang, G.D. Watkins. Sol. St. Commun., 35 (7), 527 (1980).

[20] I. Yamakawa, S. Sorokin, A. Toropov, S. Ivanov, A. Nakamura.

Jap. J. Appl. Phys., 39, L851 (2000).

[21] E. Kurtz, T. Sekigushi, Z. Zhu, T. Yao. Superlatt. Microstruct., 25 (1/2), 119 (1999).

Pages:     | 1 ||



© 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.