WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 6 Выстраивание импульсов и ориентация спинов фотовозбужденных электронов в GaAs при переходе от двумерных к трехмерным структурам © И.А. Акимов, Д.Н. Мирлин¶, В.И. Перель, В.Ф. Сапега Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 28 декабря 2000 г. Принята к печати 28 декабря 2000 г.) Методами поляризованной фотолюминесценции горячих электронов исследовано влияние формирования минизон в сверхрешетках на правила отбора при оптических переходах. Показано, что в диапазоне параметров минизон в сверхрешетках можно выделить две области, для каждой из которых характерны свои правила отбора. Особенности правил отбора для каждой из областей проявляются в линейной и циркулярной поляризации фотолюминесценции, функции распределения фотовозбужденных электронов по квазиимпульсам и их поведении в магнитном поле.

1. Введение квантовой ямы, mc — эффективная масса электрона, а E1 — энергия первого уровня размерного квантования.

В полупроводниках III–V рекомбинационное излучеПоглощение циркулярно поляризованного света приние горячих электронов поляризовано, если возбуждаводит к ориентации спинов фотовозбужденных электроющий свет поляризован. Поглощение линейно поляринов и циркулярной поляризации люминесценции. На перзованного света приводит к выстраиванию импульсов вый взгляд, спин электрона, возбужденного циркулярно фотовозбужденных электронов и дырок [1–4]. Рекомбиполяризованным светом при межзонном поглощении, нация выстроенных по импульсу электронов приводит должен быть в момент рождения направлен параллельно к линейной поляризации горячей фотолюминесценции возбуждающему лучу — вдоль направления углового (ГФЛ). Степень линейной поляризации излучения для момента возбуждающего фотона. На самом деле, как поэлектронов в волновым вектором K =(kx, ky, kz), рекомказано в работе [2], спин фотовозбужденных электронов бинирующих с тяжелой дыркой, можно записать как [2] в объемном образце имеет составляющую в плоскости, 2 перпендикулярной лучу. Эта составляющая S описываky - kx K =. (1) ется формулой 2 2 kx + ky + 2kz S = Kkz, (2) При этом поляризация излучения, распространяющегося вдоль оси z, определяется как l =(Ix-Iy)/(Ix+Iy), где Ix где K — составляющая волнового вектора в плоскои Iy — интенсивности света с вектором поляризации elum, сти, перпендикулярной лучу света, а — некоторый направленным вдоль осей x и y соответственно. Таким коэффициент. Этот эффект, получивший название спинобразом, электроны, рекомбинирующие с тяжелыми дыримпульсной корреляции, обусловлен сложной структуками, излучают свет, поляризованный преимущественрой валентной зоны. По тем же причинам вклад в но перпендикулярно проекции волнового вектора K на циркулярную поляризацию ГФЛ вносят электроны со плоскость (x, y).

спином, перпендикулярным лучу. Этот вклад пропорАналогичные явления выстраивания импульсов ционален (S · K). Здесь K относится к моменту недавно наблюдались в квантовых ямах (КЯ) излучения, тогда как в формуле (2) относится к моменGaAs/AlGaAs [5–10] и были теоретически рассмотрены ту возбуждения. Магнитное поле, направленное вдоль в работе [11]. Особенности выстраивания двумерных оси z, приводит к вращению вектора K и прецессии электронов по импульсам в отличие от трехмерных спина S. Так как вращение и прецессия происходят с проявлются в сильной зависимости поляризации ГФЛ разными скоростями (в GaAs K вращается быстрее), то от кинетической энергии фотовозбужденных электронов скалярное произведение (S ·K) уменьшается с ростом в КЯ. В структурах с КЯ степень линейной поляризации поля, а значит уменьшается и циркулярная поляризация изменяется от l = 0 для электронов с нулевой кинетичеГФЛ. Именно такой эффект наблюдался в работе [12] ской энергией до l 0.5 для электронов с кинетической на объемных образцах GaAs. Тем самым было получено энергией, превышающей энергию первого уровня прямое экспериментальное подтверждение существоваразмерного квантования. Качественная зависимость ния спин-импульсной корреляции. Однако этот эффект линейной поляризации от кинетической энергии рождаотсутствует в структурах с КЯ при поглощении света, ющихся электронов в КЯ получается из формулы (1) при направленного перпендикулярно плоскости ямы [7]. Это 2 2 замене kz на kz (/L)2 2mcE1/, где L — ширина обусловлено тем, что компонента импульса kz в случае ¶ E-mail: mirlin@dnm.ioffe.rssi.ru КЯ отсутствует.

Выстраивание импульсов и ориентация спинов фотовозбужденных электронов в GaAs... Магнитное поле оказывает влияние на линейную по- Во второй части статьи описываются исследованные ляризацию ГФЛ при линейно поляризованном возбужде- образцы и экспериментальная методика. Результаты иснии. В объемном GaAs функция распределения электро- следования зависимости поляризации ГФЛ от кинетиченов по импульсам вращается вокруг оси, совпадающей с ской энергии фотовозбужденных электронов и восстанаправлением вектора магнитного поля B. Поэтому про- новления спин-импульсной корреляции в СР приводятся исходит изменение степени линейной поляризации ГФЛ, в третьей части. Показано, что поляризационные харакесли только направление B не совпадает с осью сим- теристики в СР с узкими минизонами хорошо описываметрии распределения электронов по импульсам [2,4]. ются в приближении сильной связи. Экспериментально В квантовой яме движение электронов в плоскости ямы установлен предел применимости этого приближения.

(плоскость xy) соответствует движению свободных элек- В четвертой части рассмотрено поведение линейной тронов с изотропной эффективной массой. Вследствие поляризации ГФЛ во внешнем магнитном поле в геомеэтого магнитное поле B z (геометрия Фарадея) приво- триях Фарадея и Фойхта.

дит к вращению распределения электронов по импульсам вокруг оси z. В этом случае параметры Стокса для линейной поляризации в КЯ описываются так же, как 2. Образцы и методика эксперимента и в объемном полупроводнике [6,7]. Однако в геометрии Фойхта (B перпендикулярно направлению распростраОбразцы были выращены методом молекулярнонения света) влияние магнитного поля на линейную лучевой эпитаксии на подложках GaAs (100). Ширина поляризацию в объемном полупроводнике и КЯ сильно квантовых ям (GaAs) L в каждом образце была фиксироразличается. В объемном GaAs линейная поляризация вана и составляла приблизительно 40. Энергетическая изменяется при увеличении магнитного поля, в то время ширина электронных минизон определялась различной как для квантовых ям поляризация не зависит от величишириной барьеров (AlxGa1-xAs) b и различным содерны B, если магнитная длина электрона больше ширины жанием в них Al (т. е. высотой барьеров). Центральная квантовой ямы [7].

часть ям L/2 легировалась бериллием (в концентрации Таким образом, выстраивание импульсов и ориентаNBe 1018 см-3), в то время как прилегающие к интерция спинов горячих электронов, а также их поведение фейсам области оставлялись нелегированными. Число во внешнем магнитном поле существенно различны в периодов в каждом из образцов соответствовало 60.

объемных образцах и в образцах с квантовыми ямами.

Для возбуждения горячих носителей использовались Перечислим наиболее важные качественные различия He–Ne- и Kr лазеры, а также лазеры на красителях (в случае КЯ всегда предполагается, что возбуждающий (красители R6G и DCM) и титан-сапфире, накачиваемые луч препендикулярен плоскости ямы).

Ar+-лазером. Для регистрации люминесценции исполь1) В объемных образцах линейная поляризация люзовались спектрометры ДФС-24 и SPEX1404, оборудоминесценции при возбуждении линейно поляризованным ванные охлаждаемыми фотоэлектронными умножителясветом слабо зависит от кинетической энергии фотовозми ФЭУ-79 и GaAs-ФЭУ соответственно и стандартной бужденных носителей. В квантовых ямах линейная полясхемой счета фотонов. Наблюдение фотолюминесценции ризация обращается в нуль, когда кинетическая энергия в геометрии обратного отражения проводилось таким стремится к нулю.

образом, что направления возбуждающего и отраженно2) При возбуждении циркулярно поляризованным свего лучей света были перпендикулярны плоскости (001) том в геометрии Фарадея объемных образцов цирку- структуры. Измерения в магнитном поле с напряженлярная поляризация ГФЛ зависит от магнитного поля ностью до 10 Тл проводились в геометриях Фарадея в результате разрушения спин-импульсной корреляции.

и Фойхта.

В квантовых ямах такой зависимости нет, так как спинВсе экспериментальные результаты были получены импульсная корреляция отсутствует.

при возбуждении линейно или циркулярно поляризован3) В объемных образцах в геометрии Фойхта магнитным светом. При линейно поляризованном возбужденое поле приводит к изменению линейной поляризации нии электрический вектор лазерного излучения eexc был ГФЛ. В квантовых ямах в этой геометрии магнитное направлен вдоль оси [110] образца. Для определения поле не влияет на линейную поляризацию ГФЛ, если степени линейной поляризации ГФЛ использовалось сомагнитная длина больше ширины ямы.

отношение l = (I - I)/(I + I), где I и I — Из результатов предыдущих работ [13–15] следует, интенсивности люминесценции, наблюдаемой в такой же что поляризационные свойства ГФЛ в сверхрешетках поляризации, что и возбуждающий свет (elum eexc), (СР) отличаются как от свойств объемных образцов, так и перпендикулярной ей (elum eexc) соответственно.

и от свойств образцов с квантовыми ямами. В данной В геометрии Фойхта были также выполнены измерения работе представлено обобщение этих результатов при линейной поляризации при циркулярно поляризованном плавном переходе от двумерных (изолированные КЯ) к возбуждении (разд. 4). В этом случае I и I опретрехмерным (объемный GaAs) объектам. делялись как интенсивности с поляризацией (elum B) Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 760 И.А. Акимов, Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, В.Ф. Сапега и (elum B) соответственно. Для определения степени поляризация сильно зависит от кинетической энергии циркулярной поляризации ГФЛ использовалось похожее электронов и наклон зависимости остается таким же.

соотношение, l =(I+ - I-)/(I+ + I-), где I+ и I- — Однако в структуре с КЯ поляризация стремится к интенсивности люминесценции, поляризованные так же, нулевому значению при уменьшении энергии до нукак возбуждающий свет, и противоположно ему соответ- ля (см. данные 2 и аппроксимирующую их линию на ственно. рис. 1, a), в то время как в СР l экстраполируется в Измерения поляризационных характеристик ГФЛ бы- нуль при энергии 115 мэВ, приблизительно совпадающей ли выполнены при температуре T = 4 K и умеренной с расчетным значением ширины электронной минизоны плотности накачки P = 10-15 Вт·см-2. Таким образом, = 120 мэВ (см. данные 1 и аппроксимирующую их спектр фотолюминесценции формировался в результате линию на рис. 1, a). Такое поведение объясняется обрарекомбинации фотовозбужденных электронов с дырка- зованием электронной минизоны в СР, которое приводит ми, связанными на нейтральных акцепторах (переходы к квазитрехмерному характеру движения электронов.

типа 1hh 1c A0). Спектры ГФЛ во всех образцах В рассматриваемой СР GaAs/AlAs (x = 1) высота состояли из пика, соответствующего рекомбинации элекбарьеров достаточно велика. Это позволяет воспользотронов из точки рождения (бесфононный пик), а также ваться приближением сильной связи, в котором предего LO-фононных повторений. Кинетическая энергия фополагается, что перекрытием волновых функций электовозбужденных электронов определялась по формуле трона и дырки в соседних КЯ можно пренебречь [14].

E = lum - (Eg - EA), где lum и (Eg-EA) —экспеТогда матричные элементы межподзонных оптических риментально измеренные значения энергий квантов ГФЛ переходов остаются такими же, как и в изолированной и краевой люминесценции соответственно. Здесь Eg — КЯ, а поляризация ГФЛ в СР зависит только от латеэнергия запрещенной зоны сверхрешетки, а EA —энерральной энергии электрона k аналогично тому, как это гия ионизации акцептора.

происходит в КЯ. Отсюда также следует, что, как и в КЯ, с наибольшей вероятностью рождаются электроны с наименьшей энергий k [11]. Вследствие этого фото3. Поляризация горячей возбужденные электроны, рождающиеся с полной кинефотолюминесценции тической энергией E <, движутся преимущественно вдоль направления СР (ось z) и их люминесценция не 3.1. Зависимость линейной поляризации поляризована. Увеличение E приводит к возрастанию горячей фотолюминесценции латеральной энергии k, в то время как энергия движения от кинетической энергии вдоль СР остается прежней и равной. Это приводит к фотовозбужденных электронов росту линейной поляризации ГФЛ. Если же электроны рождаются с энергией E, значительно превышающей, На рис. 1 представлены зависимости степени линейной то они движутся преимущественно в плоскости ям (плосполяризации l в максимуме бесфононного типа ГФЛ от кость xy), и степень линейной поляризации l близка кинетической энергии электронов E для СР с разным к значению, наблюдаемому в КЯ. Такая особенность в содержанием Al (x = 0.3-1) и одинаковой шириной энергетической зависимости функции импульсного расбарьеров 6 (данные 1 — светлые кружки). Для каждого пределения фотовозбужденных электронов приводит к случая приведены расчетные значения = G/, тому, что линейная поляризация l стремится к нулю где — энергетическая ширина первой электронной при уменьшении энергии E до значения, совпадающего минизоны, а G — запрещенная зона между первой с шириной минизоны (см. данные 1 и аппроксимируи второй электронными минизонами, вычисленные в ющую их линию на рис. 1, a). Данный эффект позволяет модели Кронига–Пенни. Ширины электронных миниэкспериментально определять ширины электронных мизон для всех СР указаны вертикальными стрелками.

низон в СР.

Pages:     || 2 | 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.