WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Для наглядности на рисунке представлены зависимоОчевидно, что с увеличением перекрытия волновых сти l(E), полученные в структуре с изолированными КЯ GaAs/AlAs (40 /80 ) (рис. 1, a, данные 2 — темные функций электрона и дырки, локализованных в соседквадраты) и в объемном GaAs (рис. 1, f, данные 2 — них КЯ, пренебрегать вкладом междуямных оптических темные квадраты). В объемном GaAs экспериментальные переходов уже нельзя. Заметный вклад таких оптичеданные аппроксимированы штриховой прямой, которая ских переходов сказывается на поляризации ГФЛ и тем воспроизведена на всех частях рис. 1. Зависимость l(E) самым может служить свидетельством отклонения от в СР с наиболее высокими барьерами, x = 1, (рис. 1, a) приближения сильной связи. Как следует из рис. 1, зааппроксимирована сплошной линией, которая также вос- метные изменения в зависимости l(E) происходят в СР произведена на всех остальных частях (b–f ) рис. 1. с x 0.6, где уменьшение высоты барьера существенно Рассмотрим сначала энергетическую зависимость сте- модифицирует энергетическую зависимость l(E). Вопени линейной поляризации для СР с высокими ба- первых, в диапазоне энергий электронов 0 < E < рьерами, т. е. при x = 1 (рис. 1, a). В этом случае степень линейной поляризации заметно отличается от вид l(E) схож с тем, что наблюдается в КЯ, а именно, нулевого значения и медленно возрастает. Во-вторых, Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. Выстраивание импульсов и ориентация спинов фотовозбужденных электронов в GaAs... Рис. 1. Зависимости линейной поляризации l в максимуме бесфононного пика ГФЛ от кинетической энергии фотовозбужденных электронов E при возбуждении линейно поляризованным светом в различных структурах. 1 — зависимости l(E) для СР GaAs/AlxGa1-xAs (40 /6 ) с различным содержанием Al в барьерах (x = 0.3 - 1). Ширина электронной минизоны для каждой СР указана вертикальной стрелкой. 2 — зависимости l(E) для структуры с изолированными КЯ (QW) GaAs/AlAs (40 /80 ) (a) и для объемного GaAs (f ). В объемном GaAs (f ) и СР с наиболее высокими барьерами (x = 1) (a) экспериментальные данные аппроксимированы соответственнo штриховой и сплошной прямыми, которые воспроизведены на всех остальных частях рисунка.

наклон зависимости l(E) при E > постепенно умень- минизонами G, т. е. 1 (x 0.6), пренебречь вклашается с уменьшением высоты барьера. Наибольшие дом междуямных оптических переходов уже нельзя. Слеизменения наблюдаются в СР с x = 0.3 (данные 1 довательно, > 1 является условием для применения на рис. 1, f ), где зависимость l(E) очень похожа на приближения сильной связи при вычислении матричных зависимость в объемном GaAs (данные 2). элементов межподзонных оптических переходов в СР.

Из результатов рис. 1 следует, что, когда ширина пер- В дальнейшем мы будем называть образцы с x > 0.вой электронной минизоны сравнивается с шириной сверхрешетками с ”узкими” минизонами, а образцы с запрещенной зоны между первой и второй электронными x < 0.6 сверхрешетками с ”широкими” минизонами.

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 762 И.А. Акимов, Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, В.Ф. Сапега 3.2. Восстановление спин-импульсной корреляции в сверхрешетке Другой экспериментальный результат, свидетельствующий о проявлении оптических свойств объемного GaAs в сверхрешетках, — это восстановление спинимпульсной корреляции по мере увеличения ширины минизон. Как обсуждалось ранее (см. введение), уменьшение циркулярной поляризации c (при циркулярно поляризованном возбуждении) в продольном магнитном поле свидетельствует о существовании корреляции между спином и импульсом фотовозбужденных электронов.

На рис. 2 показана зависимость c от магнитного поля B, измеренная в геометрии Фарадея, для электронов с кинетической энергией E 80-100 мэВ.

В объемном GaAs c быстро убывает с увеличением B из-за разрушения спин-импульсной корреляции. В СР с ”узкими” минизонами (x = 1, 0.8) c не зависит от магнитного поля аналогично тому, как это происходит в КЯ, где корреляции между спином и импульсом нет из-за того, что компонента импульса kz отсутствует.

Такое поведение c(B) объясняется тем, что в СР с Рис. 2. Зависимость циркулярной поляризации c в максимуме узкими минизонами матричные элементы межподзонных бесфононного пика ГФЛ от магнитного поля B, измеренная оптических переходов остаются такими же, как и в в геометрии Фарадея при возбуждении циркулярно поляриструктурах с КЯ, так как вкладом междуямных переходов зованным светом, для СР с x = 0.2-1 и объемного GaAs.

можно пренебречь. Однако уже в приближении сильной Кинетическая энергия фотовозбужденных электронов в СР связи, если учесть вклад таких переходов, эффект спинсоответствует E 80-100 мэВ.

импульсной корреляции восстанавливается.

В приближении сильной связи волновые функции электрона в зоне проводимости () и в валентной к появлению вклада, аналогичного формуле (2) с замезоне () записываются в виде ной множителя ±kz на ±Q.

=eik (z - na) eiQna, Если речь идет о переходах в первую электронную n подзону, то (z) = (-z) и величина f- отлична от нуля, только если дырочная функция (z) содер=eik (z - na) eiQna, жит нечетную часть. В первой подзоне тяжелых дыn рок при k = 0 для симметричной ямы такая часть отсутствует. Однако при k = 0 к состояниям с угло где (z) и (z) — волновые функции в изолированной вым моментом +3/2 (-3/2) примешиваются состояквантовой яме, a — период сверхрешетки, Q — минизонния +1/2 (-1/2), т. е. состояния легких дырок, причем нoе волновое число, k — волновой вектор в плоскости нечетный вклад дают подзоны легких дырок с четными ямы. Матричный элемент оптического перехода в приномерами.

ближении сильной связи может быть записан в виде Детальный расчет влияния магнитного поля на цирку |D · e| f0 + f+ cos(Qa) + f- sin(Qa), (3) лярную поляризацию ГФЛ при рекомбинации электронов на акцепторных уровнях в фарадеевской геометрии f0 = (z)|D · e|(z), потребовал бы знания матричных элементов оптических переходов, и мы не будем его проводить. Однако качеf± = (z + a)|D · e|(z) ± (z - a)|D · e|(z), (4) ственное согласие вышеописанной картины с экспериментальными данными следует из того факта, что это где D — оператор дипольного момента, e — вектор поляризации возбуждающего света (для циркулярной по- влияние становится заметным при таком содержании Al (x = 0.4), когда энергия второй подзоны легких дырок ляризации D · e = Dx + iDy). Здесь учтены только члены, описывающие переходы из валентной зоны в зону прово- начинает превышать величину барьера в валентной зоне, так что интеграл перекрытия, обусловленный примесью димостивнутри одной ямы(член f0) и между соседними ямами (члены, содержащие f±). За спин-импульсную этих состояний, становится существенным. Как следует корреляцию отвечает последний член в формуле (3), из рис. 2, в СР с x 0.4 эффект разрушения корреляции который меняет знак при замене Q на -Q. Именно этот между спином и импульсом в магнитном поле уже член приводит для спина фотовозбужденного электрона сравним с таким же эффектом в объемном GaAs.

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. Выстраивание импульсов и ориентация спинов фотовозбужденных электронов в GaAs... 4. Линейная поляризация горячей фотолюминесценции в магнитном поле В данном разделе анализируется поведение фотовозбужденных электронов в магнитном поле. В геометрии Фарадея магнитное поле направлено вдоль оси СР и приводит к вращению латерального вектора k так же, как и в КЯ. Волновой вектор движения вдоль направления СР, Q при этом не изменяется. Вследствие этого наблюдается деполяризация ГФЛ, и по аналогии с объемным GaAs [2,4] и КЯ [6,7] линейная поляризация зависит от магнитного поля как 2 l(B) =l(0)/(1 + 4c ), (5) где c — циклотронная частота, — время ухода электрона из начального энергетического состояния, которое в нашем случае соответствует времени рассеяния на оптическом фононе. Однако влияние магнитного поля на движение электронов в КЯ, СР с узкими минизонами и объемном GaAs различается, когда B лежит в плоскости ямы (геометрия Фойхта).

Зависимость степени линейной поляризации l от магнитного поля B в геометрии Фойхта при двух энергиях возбуждения для СР GaAs/AlAs (40 /6 ) с шириной минизоны =120 мэВ представлена на рис. 3, a. При возбуждении электронов с энергией, незначительно превышающей ширину минизоны, (E ) электроны движутся преимущественно вдоль направления СР (ось z).

Поперечное магнитное поле приводит к уменьшению вектора Q и увеличению компоненты латерального век- Рис. 3. Зависимость линейной поляризации l в максимуме бесфононного пика ГФЛ от магнитного поля B в геометрии тора, перпендикулярной магнитному полю, k так, что Фойхта при линейно поляризованном возбуждении. a —СР полная кинетическая энергия электрона E сохраняется.

GaAs/AlAs (40 /6 ): 1, 1 — E ; 2, 2 — E 2;

Вследствие этого наблюдается заметное изменение ли1, 2 — B eexc; 1, 2 — B eexc; сплошная и штриховая нейной поляризации (см. точки 1, 1 на рис. 3, a), котокривые — расчет l(B) в геометриях B eexc и B eexc рая зависит от анизотропии импульсного распределения соответственно. b — объемный GaAs (3) и структуры с КЯ в плоскости ямы. Если магнитное поле параллельно GaAs/AlAs (40 /80 ) (4).

вектору поляризации возбуждающего света (B eexc), происходит увеличение компоненты латерального импульса вдоль оси y, перпендикулярной вектору eexc, и мента магнитная длина превышает ширину КЯ (точки в соответствии с формулой (1) следует ожидать роста поляризации, что и наблюдается в эксперименте (точ- на рис. 3, b).

Следует отметить, что эффекты влияния магнитного ки 1 ). Если магнитное поле перпендикулярно вектору поляризации (B eexc), то увеличивается компонента kx поля на линейную поляризацию в СР и в объемном GaAs и поляризация уменьшается (точки 1). Сплошная и схожи, когда кинетическая энергия электрона незначиштриховая кривые соответствуют расчету для геометрий тельно превышает энергетическую ширину электронной B eexc и B eexc, выполненному в приближении минизоны (E ). При увеличении кинетической сильной связи при условии, что перекрытием волновых энергии электронов в СР в 2 раза, как следует из эксперифункций электрона и дырки в соседних КЯ можно прене- ментальных данных рис. 3, a (точки 2, 2 ), зависимость бречь [14]. В объемном GaAs, как показано на рис. 3, b поляризации аналогична той, что наблюдается в КЯ.

(точки 3), также наблюдается изменение поляризации Такое поведение объясняется тем, что латеральная кинев магнитном поле, связанное с вращением выстроенных тическая энергия k возрастает при увеличении полной импульсов вокруг оси, совпадающей с направлением кинетической энергии электрона E. В случае, если k магнитного поля, однако в этом случае возможно лишь заметно превосходит энергетическую ширину минизоее уменьшение. В КЯ поляризация не зависит от вели- ны, изменение латерального импульса k на величину чины магнитного поля, поскольку в условиях экспери- 2mc уже не является существенным.

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 764 И.А. Акимов, Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, В.Ф. Сапега (вектор Q) в движение в плоскости ям (компонента латерального вектора k, перпендикулярная B), если E.

Это, как и в объемном случае, проявляется в возникновении линейной поляризации ГФЛ. Положительный знак l в этом случае означает, что фотовозбужденные электроны движутся преимущественно вдоль СР.

Результаты, приведенные в данном разделе, подтверждают вывод о том, что функция распределения импульсов фотовозбужденных электронов в ”узкозонных” СР вытянута вдоль направления СР, если E.

5. Заключение Образование электронной минизоны в СР GaAs/AlxGa1-xAs приводит к тому, что функция импульсного распределения фотовозбужденных электронов сильно зависит от соотношения между их кинетической энергией E и шириной электронной минизоны.

Это объясняется тем, что большинство электронов, Рис. 4. Возникновение линейной поляризации l в магнитном рождающихся с E, движутся вдоль СР, в то поле B (геометрия Фойхта) при возбуждении циркулярно время как электроны, рождающиеся с E >, движутся поляризованным светом для СР GaAs/AlAs (40 /6 ) при преимущественно в плоскости ям. Особенно ярко это E (1), структуры с изолированными КЯ GaAs/AlAs проявляется в зависимости линейной поляризации от (40 /80 ) (2), объемного GaAs (3). Положительный знак l магнитного поля в геометрии Фойхта. По мере увелиозначает, что вектор поляризации ГФЛ elum преимущественно чения ширин электронных и дырочных минизон в СР направлен вдоль магнитного поля B; эффект отсутствует в происходит существенное изменение матричных элеструктуре с изолированными КЯ.

ментов оптических переходов. Зависимость поляризации от кинетической энергии фотовозбужденных электронов становится схожа с соответствующей зависимостью Особенности квазитрехмерного движения электронов в объемном полупроводнике, т. е. слабо зависит от в СР с узкими минизонами особенно ярко проявляются в энергии. В СР с широкими минизонами обнаружено эксперименте, когда магнитное поле приводит к возник- восстановление эффекта спин-импульсной корреляции, новению линейной поляризации при неполяризованной характерного для объемного GaAs, но отсутствующего накачке. На рис. 4 представлены зависимости l(B) в КЯ в структурах с КЯ. Из этих результатов следует, что (данные 2), СР с x = 1 (данные 1) и объемном GaAs переход от квазитрехмерного характера выстраивания (данные 3). Для определения степени линейной поляри- импульсов и ориентации спинов фотовозбужденных электронов к пределу объемного полупроводника зации измерялись две компоненты интенсивности ГФЛ:

происходит, когда ширина первой электронной минизоны параллельно (I ) и перпендикулярно (I) направлению сравнивается с шириной первой запрещенной зоны СР.

вектора B. Так же, как и в объемном GaAs, в СР Это условие является пределом применимости принаблюдается возникновение линейной поляризации ГФЛ ближения сильной связи для вычисления матричных в магнитном поле, в то время как в КЯ этот эффект элементов межподзонных оптических переходов.

отсутствует. В объемном полупроводнике при неполяризованной накачке функция распределения по импульсам аксиально симметрична с осью симметрии вдоль напраСписок литературы вления распространения света [2], и при B = 0 l = 0.

Поперечное магнитное поле приводит к вращению рас[1] D.N. Mirlin, I.Ya. Karlik, L.P. Nikitin, I.I. Reshina, V.F. Sapega.

пределения импульсов и возникновению анизотропии в Sol. St. Commun., 37, 757 (1981).

плоскости, перпендикулярной направлению распростра- [2] Б.П. Захарченя, Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, И.И. Решина.

УФН, 136 (3), 459 (1982).

нения света. Вследствие этого наблюдается появление линейной поляризации ГФЛ. Положительный знак l [3] S.A. Lyon. J. Luminesc., 35, 121 (1986).

[4] М.А. Алексеев, И.Я. Карлик, Д.Н. Мирлин, В.Ф. Сапега.

означает, что фотовозбужденные электроны движутся ФТП, 23 (5), 761 (1989).

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.