WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 5 Спектроскопия горячей фотолюминесценции: исследование двумерных структур © Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, И.И. Решина, В.Ф. Сапега Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Представлены результаты исследования вторичного свечения (рамановское рассеяние и горячая фотолюминесценция) в полупроводниковых структурах пониженной размерности.

В последние годы (1992–1998 гг.) нами выполнен нарушением закона сохранения сверхрешеточного квазицикл работ по исследованию вторичного свечения в импульса в реальных СКЯ. Причиной нарушения закона структурах с квантовыми ямами (СКЯ) и сверхрешет- сохранения квазиимпульса являются флуктуации ширин ках (СР) GaAs / GaAlAs (рамановская спектроскопия, квантовых ям и барьеров, неизбежно возникающие в горячая фотолюминесценция). Далее дан краткий обзор процессе роста СКЯ. Эти флуктуации приводят к результатов этих работ, включающий недавно получентому, что в последовательности идентичных КЯ могут ные результаты по наблюдению 2D-квази-3D-перехода в оказаться КЯ с большей или меньшей шириной (соот сверхрешетках.

ветственно с м или большей энергией размерного еньшей квантования). Процесс рассеяния света от регулярной последовательности идентичных КЯ происходит с со1. Рассеяние света хранением сверхрешеточного квазиимпульса, в то время с переворотом спина как ”дефектные” КЯ рассеивают свет с нарушением закона сохранения импульса. Поэтому в рамановском В работах по исследованию комбинационного расспектре наблюдаются как известные дублеты сложенных сеяния света (КРС) с переворотом спина связанных фононов, так и непрерывный спектр, обусловленный неносителей тока в СКЯ [1] изучались как легированные Be, так и нелегированные СКЯ GaAs / AlxGa1-xAs. однордным уширением уровней размерного квантования.

Показано, что при резонансном возбуждении ком- В работе также показано, что спектр испущенных в реплексов ”экситон, связанный на нейтральном акцепторе зонансном рамановском процессе акустических фононов (A0X)” и ”экситон, локализованный вблизи нейтрального определяется видом электронной / дырочной волновой акцептора (A0LE)”, реализуются различные механизфункции.

мы КРС.

Тот факт, что непрерывный рамановский спектр расУстановлено, что в фарадеевской геометрии рассеясеянного на акустических фононах света имеет ярко ния назад процесс с участием (A0X)-комплексов может выраженный резонансный характер, был использован для рассматриваться как двойной процесс переворота спина, исследования структуры электронных состояний квантокоторый включает, кроме взаимного переворота спинов вых ям в квантующих магнитных и электрических полях.

дырок, переворот спина электрона при взаимодействии с акустическим фононом.

При резонансном возбуждении комплексов A0LE обна- 3. Энергетическая релаксация горячих ружен специфический для квантовых ям (КЯ) механизм электронов в СКЯ и СР переворота спина дырки, обусловленный анизотропным обменным взаимодействием. Такой процесс становится Большое внимание в последние годы было привлевозможным благодаря понижению симметрии комплекса чено к проблеме энергетической релаксации горячих A0LE по сравнению с комплексом A0X.

электронов в 2D-структурах за счет электрон-фононного Непосредственно определены g-факторы дырки на аквзаимодействия. В таких структурах большое значение цепторе, электрона и локализованных экситонов, исслеимеет не только размерное квантование электронного дованы анизотропия и зависимость g-фактора от ширины спектра, но и модификация фононного спектра, появлеКЯ. Измерены величины кристаллического расщепления ние квантованных (”confined”) и интерфейсных фононов.

состояний акцептора E(±3/2 ±1/2) в КЯ разных Экспериментальное исследование этих вопросов оптичеширин.

скими методами с временным разрешением столкнулось с рядом трудностей, связанных с очень большой интен2. Обусловленное нарушением закона сивностью возбуждения в лазерных импульсах (экранирование, горячие фононы и др.), что приводило к недосохранения импульса рассеяния стоверным результатам. Разработанный авторами метод света на акустических фононах фотолюминесценции горячих электронов (ГФЛ) при возВпервые была исследована природа квазинепрерывно- буждении непрерывными лазерами и измерения магнитго [2,3] рамановского спектра в области частот акусти- ной деполяризации этой люминесценции, использованческих фононов. Показано, что этот спектр обусловлен ный ранее для исследования объемных кристаллов [4], 3 786 Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, И.И. Решина, В.Ф. Сапега Исследовано рассеяние и энергетическая релаксация горячих электронов в СКЯ CaAs / AlAs 5 nm / 10 nm, легированных акцепторной примесью бериллия в центральной части ям в диапазоне 8 1017-5 1018 cm-3 [6].

В этом случае основной вклад в вероятность рассеяния и энергетическую релаксацию вносит взаимодействие горячих электронов с нейтральными акцепторами, сопровождающееся возбуждением и ионизацией последних. Ослабление роли фононного рассеяния проявляется в исчезновении фононных осцилляций в спектре ГФЛ, рис. 1, b. Были измерены вероятности рассеяния из начального фотовозбужденного состояния и времена, характеризующие энергетическую релаксацию в зависимости от концентрации акцепторов NA и найдены поперечные сечения этих процессов. Вероятности рассеяния для электронов с начальной кинетической энергией 0.26 eV изменяются от 10 до 25 ps-1, поперечное сечение этого процесса 0 = 4 10-14 cm2, что почти вдвое меньше 0 для объемных образцов. Уменьшение Рис. 1. Спектры горячей фотолюминесценции СКЯ связано с уменьшением в КЯ малоуглового рассеяния.

GaAs / AlAs, 5 / 10 nm, Eexc = 1.96 eV, T = 6K.

Времена, характеризующие релаксацию, находятся в диаa — NA = 3 1017 cm-3, b — NA = 4.6 1018 cm-3.

пазоне 300-500 fs, а соответствующее сечение рассеяния равняется 2.4 10-15 cm2. Была развита теория рассеяния горячих электронов на нейтральных акцепозволил и в случае СКЯ и СР обойти упомянутые пторах в квантовых ямах, учитывающая как неупругие трудности и получить надежные результаты, касающиеся так и упругие процессы рассеяния и не ограниченная вероятности рассеяния горячих электронов, ее зависиморамками обычного приближения малоуглового рассеясти от ширины квантовых ям, а также о роли различных типов фононов в процессе рассеяния [5]. Измерения проводились для серии СКЯ GaAs / AlAs с ширинами ям Lw в диапазоне 4-16 nm и с фиксированной шириной барьеров 10 nm. На рис. 1, a приведен спектр ГФЛ для одной из СКЯ. Спектр возникает при рекомбинации горячих фотовозбужденных электронов с дырками, локализованными на акцепторных уровнях бериллия (концентрация дырок не превышала 3 1017 cm-3). Отчетливая осцилляционная структура спектра связана с рекомбинацией электронов как из начального фотовозбужденного состояния, так и в ходе энергетической релаксации по первой электронной подзоне путем испускания оптических фононов. Расстояние между пиками равно энергии фононов, вносящих доминирующий вклад в рассеяние.

Для СКЯ с Lw > 12 nm это расстояние равнялось 37 meV, что равно энергии LO-фононов. Для структур с узкими квантовыми ямами расстояние между пиками равнялось 50 meV, что близко к энергии интерфейсных фононов типа AlAs. Измерения магнитной деполяризации ГФЛ при начальной кинетической энергии горячих электронов (”zero”-пик) позволили определить вероятность внутризонного рассеяния. Экспериментальные результаты сравнивались с вычисленными вероятностями рассеяния для фононов различных типов, полученными в рамках диэлектрической континуальной модели (ДКМ). Экспериментальные и расчетные результаты в зависимости от Рис. 2. Зависимость вероятности внутризонного рассеяния Lw приведены на рис. 2 и удовлетворительно согласуются горячих (200 meV) электронов от ширины квантовой ямы в друг с другом как по величине вероятности рассеяния, СКЯ GaAs / AlAs. Сплошные кривые — расчетные значения в так и в доминирующем вкладе в рассеяние интерфейсных рамках модели ДКМ для оптических фононных мод различных фононов типа AlAs в узких квантовых ямах.

типов.

Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. Спектроскопия горячей фотолюминесценции: исследование двумерных структур ния. Расчеты основанные на этой теории, согласуются с экспериментальными результатами. Из сопоставления эксперимента и расчета определен радиус акцептора в плоскости квантовой ямы, составляющий 4 nm.

4. Влияние размерности на поляризационные характеристики ГФЛ В полупроводниках со сложной структурой валентной зоны (типа GaAs) поглощение линейно поляризованного света приводит к выстраиванию электронов и дырок по импульсам, в то время как циркулярно поляризованный свет рождает частицы, ориентированные по спину. Рекомбинация выстроенных по импульсу или ориентированных по спину электронов приводит соответственно к линейной или циркулярной поляризации люминесценции [4].

В объемном полупроводнике линейная поляризация (при линейно поляризованной накачке) l слабо возрастает при увеличении энергии рекомбинирующих электронов E. С другой сторон, в двумерном полупроводнике СКЯ CaAs / AlAs l = 0 при E = 0 и возрастает до l 0.5, когда E > E1, где E1 — энергия первого Рис. 3. Зависимость линейной поляризации ГФЛ l от энергии размерно-квантованного состояния.

электронов для СКЯ, СР и объемного GaAs. При изменении x В промежуточном случае сверхрешеток экстраполя- от 1 до 0.3 ширина минизоны меняется от 0.121 до 0.212 eV.

ция l(E) приводит к нулевому значению при энергии Отчетливо видна эволюция зависимости l(E) при изменении x, т. е. высоты барьера.

электронов E, близкой к ширине первой электронной минизоны, а не при E = 0, как в СКЯ. Такое поведение l(E) было объяснено в рамках приближения сильной связи, в котором предполагается слабое взаимодействие ширина первой электронной минизоны), а не при E 0, соседних КЯ. В работе [7] было показано, что это как в КЯ. Такая же зависимость l(E) наблюдалась в приближение справедливо в СР с узкими электронными случае СР с x = 0.8.

минизонами, т. е. в GaAs / AlAs-СР с ширинами барьеров Заметные изменения в зависимости l(E) происходят Lb 6 и при фиксированной ширине квантовых ям уже в СР с x 0.6, где уменьшение высоты барьера суLw = 40. Можно было ожидать, что в СР с широкими щественно модифицирует энергетическую зависимость минизонами энергетическая зависимость l(E) будет l(E). Однако наибольшие изменения наблюдаются в похожа на зависимость l(E) в объемном GaAs. На рис. случае СР с x = 0.3 (рис. 3, c), где зависимость l(E) представлена энергетическая зависимость линейной поочень похожа на зависимость в случае объемного GaAs ляризации ГФЛ l в сверхрешетках с разным содержа(ср. с рис. 3, a). Вместе с тем, некоторые детали, свянием Al(x = 0.3 и 1), т. е. с разной высотой барьеров занные с квази-двумерным движением электронов, при Ub (0.29 и 1.06 eV). Для наглядности на этом рисунке E > сохраняются. Это проявляется в том, что наклон представлены данные, полученные в СКЯ (рис. 3, b) и в l(E) при E > отличается от наклона при 0 < E <, объемном GaAs (рис. 3, a). В случае объемного GaAs поскольку электроны с кинетической энергией E > экспериментальные данные аппроксимированы пунктирдвижутся преимущественно в плоскости СР.

ной прямой.

Другое характерное отличие ГФЛ в объемном GaAs и Измеренная зависимость l(E) в случае СР с наиболее СКЯ связано с циркулярной поляризацией (c) люминесвысокими барьерами (x = 1) (см. рис. 3, d) находится ценции (при циркулярно поляризованном возбуждении).

в хорошем согласии с рассмотрением, сделанным в В объемном случае имеет место так называемый эффект приближении сильной связи.

корреляции спина и импульса фотовозбужденных элекИз этого рассмотрения следует, что энергетическая тронов. Этот эффект увеличивает циркулярную поляризавиcимость l в СР с наиболее узкими минизонами зацию люминесценции.

подобна той, которая наблюдалась в случае СКЯ. Это от- Прямое экспериментальное подтверждение этого эфчетливо видно из сравнения наклона зависимости l(E) фекта было получено в работе [8], где наблюдалось в этих двух случаях (см. рис. 3, d). Однако в СР своего уменьшение c в магнитном поле (B) в геометрии Фанулевого значения l(E) достигает при E (где — радея. Ход зависимости c от магнитного поля показал, 3 Физика твердого тела, 1999, том 41, вып. 788 Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, И.И. Решина, В.Ф. Сапега Список литературы [1] V.F. Sapega, T. Ruf, E.L. Ivchenko, M. Cardona, D.N. Mirlin, K. Ploog. Phys. Rev. B50, 2510 (1994).

[2] D.N. Mirlin, I.A. Merlukov, V.I. Perel,, I.I. Reshina, A.A. Sirenko, R. Planel. Solid State Commun. 82, 305 (1992).

[3] V.F. Sapega, V.I. Belitsky, T. Ruf, H.D. Fuchs, M. Cardona, K. Ploog. Phys. Rev. B46, 16005 (1992).

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

ФТП 23, 761 (1989).

[5] Д.Н. Мирлин, Б.П. Захарченя, И.И. Решина, А.В. Родина, В.Ф. Сапега, А.А. Сиренко, В.М. Устинов, А.Е. Жуков, А.Ю. Егоров. ФТП 30, 699 (1996).

[6] Д.Н. Мирлин, В.И. Перель, И.И. Решина. ФТП 32, (1998).

[7] V.F. Sapega, V.I. Perel,, A.Yu. Dobin, D.N. Mirlin, I.A. Akimov, T. Ruf, M. Cardona, K. Eberl. Phys. Rev. B56, 6871 (1997).

[8] И.Я. Карлик, Д.Н. Мирлин, Л.П. Никитин, Д.Г. Поляков, В.Ф. Сапега. Письма в ЖЭТФ 36, 155, (1982).

Рис. 4. Зависимость циркулярной поляризации ГФЛ c от магнитного поля для СР и объемного GaAs. В СР с широкими минизонами (см. x = 0.4 и x =0.3) эффект спин-импульсной корреляции восстанавливается.

что действие магнитного поля сводится к циклотронному вращению импульса фотовозбужденных электронов и, тем самым, к разрушению спин-импульсной корреляции.

В КЯ эффект спин-импульсной корреляции отсутствует:

соответствующий ей член написать нельзя, так как отсутствует компонента импульса электрона в направлении углового момента фотона n (предполагается, что n перпендикулярен плоскости СКЯ.) На рис. 4 показана зависимость c от магнитного поля, измеренная в геометрии Фарадея, для электронов с кинетической энергией E 80-100 meV. В объемном GaAs c быстро убывает (темные перевернутые треугольники) с увеличением магнитного поля B из-за разрушения спин-импульсной корреляции. В СР с узкими минизонами спин-импульсная корреляция отсутствует и c не изменяется с увеличением B (темные кружки (x = 1); светлые квадраты (x = 0.8)). В случае широкозонных сверхрешеток, циркулярная поляризация уменьшается с увеличением магнитного поля. Этот эффект становится заметным в СР с x 0.6 и означает, что формирование широкой минизоны восстанавливает эффект спин-импульсной корреляции. В СР с x 0.3 (темные квадраты на рис. 4) эффект разрушения спин-импульсной корреляции уже сравним с таким же эффектом в случае объемного GaAs.

Работа выполнена при финансовой поддержке грантов РФФИ (№ 96-02-16895, 96-15-96393, 96-15-96392) и Фольксваген (N 1/70958).




© 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.