WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 1998, том 40, № 5 Прямые и пространственно непрямые экситоны в GaAs/AlGaAs-сверхрешетках в сильном магнитном поле © В.Б. Тимофеев, А.И. Тартаковский, А.И. Филин, D. Birkedal, J. Hvam Институт физики твердого тела Российской академии наук, 142432 Черноголовка, Московская обл., Россия Microelectronic Center, The Technical University of Denmark, DK 2800 Lyngby, Denmark По спектрам люминесценции и возбуждения люминесценции исследованы энергетический спектр и энергии связи прямых и пространственно непрямых экситонов в GaAs/AlGaAs-сверхрешетках с различными ширинами электронной и дырочной минизон, помещенных в сильное, поперечное гетерослоям магнитное поле.

Установлено, что основное состояние непрямых экситонов, образованных электронами и дырками, пространственно разделенными между соседними квантовыми ямами, расположено между основным 1s-состоянием прямых экситонов и порогом континуума диссоциированных экситонных состояний в минизонах. Непрямые экситоны имеют значительную силу осциллятора, когда энергия связи экситона превышает масштаб ширины результирующей минизоны. Показано, что сильное магнитное поле трансформирует систему симметрично связанных квантовых ям в сторону слабой связи. При высоких концентрациях экситонов обнаружен эффект конверсии пространственно непрямых экситонов в прямые вследствие экситон-экситонных соударений.

1. Экситонные свойства находятся в центре научных сталлографического направления [001]. Исследовалось интересов, связанных с изучением оптических и элек- пять сверхрешеток, которые имели одинаковую ширину тронных явлений в сверхрешетках на основе полупро- GaAs-квантовых ям, Lw = 80, и отличались ширинами водниковых гетероструктур [1–10]. Этот интерес, в AlGaAs-барьера, Lb, между ямами, а именно: Lb = 20, 30, частности, связан с пространственно непрямыми экси- 50, 100 и 200.

тонами, у которых электрон и дырка локализованы в 2. В сверхрешетках, начиная с барьеров Lw = 50 соседних квантовых ямах, разделенных барьером. Та- и меньше, в спектрах возбуждения люминесценции мекая ванье-штарковская локализация электронов и дырок жду линиями прямых экситонов на тяжелых дырках, установлена и исследована в работах [9,10] в достаточно 1sHH и 2sHH, отчетливо наблюдается новая линия — сильном электрическом поле, перпендикулярном слоям I(1sHH), которая не связана со спектром прямых экссверхрешетки. Пространственно непрямые экситоны могут существовать в сверхрешетке и без нарушения инверсионной симметрии, однако их локализация в пределах периода сверхрешетки в рассматриваемом случае имеет кулоновскую природу. Магнитное поле (B), перпендикулярное слоям сверхрешетки, существенно воздействует на экситонные состояния: увеличивает расщепление между основными состояниями прямых и пространственно непрямых экситонов и, тем самым, при фиксированной туннельной связи в сверхрешетках трансформирует симметрично связанную систему квантовых ям в сторону слабой связи.

В настоящей работе, на примере GaAs/AlGaAs-сверхрешеток, продемонстрировано, что непрямые экситоны формируются в симметрично связанных квантовых системах при наличии центра инверсии. С этой целью исследовался энергетический спектр прямых и пространственно непрямых экситонов в сверхрешетках при изменении ширины барьера между квантовыми ямами.

Использование достаточно сильного магнитного поля, усиливающего кулоновскую связь в экситонах, давало возможность воздействовать на характер связи в сверхрешетках при фиксированной величине барьера.

В работе использовались сверхрешетки, выращенные на основе GaAs/AlGaAs (x = 0.3) гетероструктур с помощью молекулярно-пучковой эпитаксии на изоли- Рис. 1. Спектры возбуждения люминесценции сверхрешетрующей подложке GaAs, ориентированной вдоль кри- ки 80/50/80 в магнитном поле.

4 834 В.Б. Тимофеев, А.И. Тартаковский, А.И. Филин, D. Birkedal, J. Hvam тывать уже несколько периодов сверхрешетки. В этом пределе состояния непрямого экситона становятся все более делокализованными и, в конечном итоге, сливаются с континуумом диссоциированных состояний прямых экситонов [4]. На рис. 3 показано, как ведет себя энергия связи непрямого экситона, а также его сила осциллятора, измеренная относительно прямого экситона, при изменении величины барьера. Видно, что для сверхрешеток с шириной квантовых ям Lw = 80 наиболее оптимальные условия для наблюдения пространственно непрямых экситонов реализуются при ширинах квантового барьера около 30.

На рис. 1 и 2 показаны спектры возбуждения люминесценции для сверхрешеток с барьерами Lb = и 30 A, измеренные в магнитных полях с шагом 1 T.

Наиболее сильными в спектрах являются линии 1sHHи 1sLH-прямых экситонов. С ростом магнитного поля эти экситонные состояния демонстрируют диамагнитный сдвиг, величина которого оказывается большей для экситона с тяжелой дыркой, поскольку это состояние слабее связано, чем 1sHH-экситон. При уменьшении ширины барьера (Lb = 30, 20 ) диамагнитный сдвиг 1sLH-экситона практически нулевой, так как эффект сверхрешетки наиболее сильный для экситонных состояний с легкой дыркой.

Помимо основных состояний прямых экситонов в спектрах возбуждения люминесценции наблюдаются магнитоэкситоны, соответствующие более высоким состояниям Ландау (N > 1). Оптически активны в спектрах только те магнитоэкситоны, которые представляют собой связанные состояния электрона и дырки, принадлежащие одному и тому же уровню диамагнитного Рис. 2. Спектры возбуждения люминесценции сверхрешетквантования (рис. 1 и 2).

ки 80/30/80 в магнитном поле для циркулярной поляризаОстановимся на диамагнитных свойствах прямых и ции +.

непрямых экситонов. Диамагнитные поправки к энеритонов (рис. 1, 2). Эта линия в сверхрешетках с узкими барьерами отвечает основному состоянию экситона на тяжелых дырках с пространственно разделенными электроном и дыркой на расстоянии, соответствующем одному периоду сверхрешетки. Таким образом, речь в данном случае идет о пространственно непрямом экситоне, локализованном в аксиальном направлении в пределах одного периода сверхрешетки. В отличие от ванье-штарковской локализации, в данном случае локализация имеет исключительно кулоновское происхождение. Состояние непрямого экситона связано слабее, чем соответствующее состояние прямого экситона. Наибольшая сила осциллятора I-экситона реализуется в сверхрешетках с промежуточным характером туннельной связи.

Так, в сверхрешетке 80/30/80 (рис. 2), сила осциллятора непрямого экситона составляет около 10% от величины силы осциллятора прямого экситона на тяжелых дырках.

При уменьшении ширины барьера (Lb = 20 и меньше) волновая функция непрямого экситона становится все Рис. 3. Поведение энергии связи и силы осциллятора непрябольше протяженной в z-направлении и может охва- мого экситона при изменении ширины барьера в сверхрешетке.

Физика твердого тела, 1998, том 40, № Прямые и пространственно непрямые экситоны в GaAs/AlGaAs-сверхрешетках... прямых экситонов с высокой точностью линейно зависит от накачки. В то же время люминесценция непрямых экситонов демонстрирует явно нелинейное поведение:

сверхлинейный рост при малых уровнях возбуждения и сублинейный рост — при высоких.

Тушение люминесценции непрямых экситонов при больших накачках объясняется процессами неупругих экситон-экситонных соударений. С ростом концентрации непрямых экситонов растет вероятность их парных соударений, благодаря механизму диполь-дипольного взаимодействия, с преобразованием в пространственно прямые экситоны. Схематически этот процесс показан на вставке к рис. 4 и может быть записан следующим образом: ekhk+1 + ek+1hk ekhk + ek+1hk+1 + фотон, где ekhk+1 и ek+1hk — непрямые экситоны с электроном и дыркой, локализованными в различных (k)- и (k + 1)-квантовых ямах, а ekhk и ek+1hk+1 — пространственно прямые экситоны. Такой механизм конверсии не требует туннелирования электрона или дырки под барьер и оказывается эффективным при больших плотностях непрямых экситонов.

Рис. 4. Спектр фотолюминесценции (кривая a) и фрагмент 4. Таким образом, в настоящей работе показано, что спектра возбуждения ФЛ (кривая b) экситонов с тяжелыми оптимальные условия для наблюдения непрямых экситодырками.

гии основного состояния пространственно непрямого экситона почти вдвое больше, чем для 1s HH-экситона и значительно меньше, чем для 2s HH-экситона. Эта поправка составляет примерно 45 µV/T2 в сверхрешетке 80/50/80. Таким образом, очевидно, что I(HH)-экситон не имеет какого-либо отношения к возбужденным состояниям прямых экситонов. Мы заключаем, что I(HH)-линия отвечает основному, 1s-состоянию непрямого экситона с пространственно разделенными электроном и дыркой в пределах одного периода сверхрешетки.

3. Пространственно непрямые экситоны наблюдаются и в спектрах люминесценции (рис. 4). Линия непрямых экситонов, I(1sHH), расположена в спектре между линиями пространственно прямых экситонов — D(1sHH) и D(2sHH). Видно, что непрямые экситоны не находятся в тепловом равновесии с прямыми, и фактическая заселенность состояний непрямых экситонов при T = 1.5K на много порядков превосходит термически равновесную (при этих же условиях в спектрах ФЛ отсутствует возбужденное состояние прямого экситона — D(2sHH)).

Столь медленная релаксация непрямого экситона в прямой при слабых стационарных накачках объясняется Рис. 5. Интенсивность линий люминесценции прямого (1) механизмом нерезонансного туннелирования электрои непрямого (2) экситонов в зависимости от концентрации на через барьер, что является медленным процессом.

прямых экситонов, 3 — поведение интенсивности линии непряПоведение спектров люминесценции прямых — (D) и мого экситона при импульсном возбуждении в той же шкале непрямых — (I) экситонов при вариации плотности концентраций. Верхняя горизонтальная шкала — плотность мощности стационарного и импульсного возбуждения мощности возбуждения, нижняя шкала — концентрация пряиллюстрирует рис. 5. Видно, что в исследованном мых экситонов. На вставке приведена схема процесса конвердинамическом диапазоне интенсивность люминесценции сии непрямых экситонов в прямые.

4 Физика твердого тела, 1998, том 40, № 836 В.Б. Тимофеев, А.И. Тартаковский, А.И. Филин, D. Birkedal, J. Hvam нов реализуются в условиях, когда кулоновская энергия в экситоне больше масштаба ширины электронно-дырочной минизоны в сверхрешетке. Существенно, что для наблюдения таких состояний не требуется инверсионной симметрии. Сильное магнитное поле, поперечное гетерослоям сверхрешетки, усиливающее кулоновскую связь в экситоне, трансформирует систему взаимодействующих квантовых ям в сторону слабой связи.

Настоящая работа выполнялась при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (грант 96-02-17535), Межведомственной научнотехнической программы ”Физика твердотельных наноструктур”, а также INTAS (грант 95-IN-RU-576).

Список литературы [1] H. Chu, Y.-C. Chang. Phys. Rev. B36, 2946 (1987).

[2] A. Chomette, B. Lambert, B. Deveaud, F. Clerot, A. Regreny, G. Bastard. Europhys. Lett. 4, 461 (1989).

[3] H. Chu, Y.-C. Chang. Phys. Rev. B39, 10 861 (1989).

[4] D.M. Whittaker. Phys. Rev. B41, 3238 (1990).

[5] P.M. Young, H. Ehrenreich, P.M. Hui, N.F. Johnson. J. Appl.

Phys. 74, 12, 7369 (1993).

[6] B. Deveaud, A. Chomette, F. Clerot, A. Regreny, J.C. Maan, R. Romestain, G. Bastard. Phys. Rev. B40, 5802 (1989).

[7] K. Fujiwara, K. Kawashima, T. Yamamoto, N. Sano, R. Gingolani, H.T. Grahn, K. Ploog. Phys. Rev. B49, (1994).

[8] K. Fujiwara, Y. Kawashima, T. Yamamoto, K. Ploog. Sol. Stat.

Electron. 37, 889 (1994).

[9] E. Mendez, F. Agulli-Rueda, F. Hong. Phys. Rev. Lett. 60, 3426 (1988).

[10] P. Voisin, J. Bleuse, C. Bouche, S. Gaillard, C. Alibert, A. Regreny. Phys. Rev. Lett. 61, 1639 (1988).

Физика твердого тела, 1998, том 40, №




© 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.