WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 1997, том 39, № 6 Рассеяние света электронами в области экситонного поглощения GaAs © С.О. Когновицкий, В.В. Травников, Я. Аавиксоо, И. Рейманд Физико-технический институт им.А.Ф.Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Институт физики Академии наук Эстонии, ЕЕ-2400 Тарту, Эстония (Поступила в Редакцию 14 августа 1996 г.

В окончательной редакции 4 октября 1996 г.) Исследовано влияние дополнительной генерации фотовозбужденных электронов на спектры экситонного поглощения и люминесценции сверхчистых образцов GaAs при T = 2 K. Показано, что обнаруженное увеличение коэффициента поглощения для основного (n = 1) экситонного состояния связано с поляритонным характером энергетического спектра этого состояния и обусловлено увеличением поляритонного затухания. Рост затухания при генерации электронов вызывается процессами рассеяния поляритонов на горячих электронах в процессе термализации последних. При этом происходит нагрев поляритонов. Причиной изменений, обнаруженных в спектрах люминесценции, является обратный процесс–нагрев электронов и охлаждение поляритонов.

Энергетические состояния экситонов и свободных но- таким образом, чтобы свести к минимуму возбуждение сителей формируют энергетический спектр в области свободных носителей и надежно измерять линии поглособственного поглощения полупроводников. При фото- щения основного (n = 1) и возбужденного (n = 2) возбуждении носители и экситоны могут взаимодейство- экситонных состояний. Накачка свободных носителей вать между собой. Это взаимодействие носит двоякий ха- осуществлялась двумя способами. В первом случае она рактер. С одной стороны, воздействие свободных носите- выполнялась с помощью непрерывного гелий-неонового лей за счет экранирования кулоновского взаимодействия или аргонового лазера ( = 632.8 или 514.5 nm).

может изменять энергетический спектр полупроводника Излучение в этом случае регистрировалось с помощью (положение края запрещенной зоны, энергию связи и стандартной методики счета фотонов. Во втором случае силу осциллятора экситона и т.д.). С другой стороны, для генерации носителей использовался импульс лазера экситон-электронное взаимодействие может приводить к на красителе длительностью 5 ps, а полуширина аппарассеянию экситонов и электронов друг на друге в предератной функции системы регистрации составляла 300 ps.

лах своих зон. Экранирование обычно проявляется при Импульсное возбуждение и регистрация использовались больших интенсивностях фотовозбуждения. В частности, нами также и при исследовании временной кинетики в спектрах поглощения экранирование может приводить люминесценции. Накачка носителей приводит не только к полному исчезновению экситонных линий [1–3]. Рассек изменению пропускания, но и к появлению в области яние экситонов и электронов друг на друге проявляется экситонных резонансов люминесценции, интенсивность при умеренных интенсивностях возбуждения. До сих которой в некоторых случаях была сравнимой с инпор оно исследовалось при изучении спектров люмитенсивностью сигнала пропускания. Далее представлены несценции и проявлялось в основном либо в особенрезультаты измерения ”чистого” пропускания, которые ностях формы линий излучения основного экситонного получались вычитанием сигнала люминесценции из сумсостояния [4,5], либо в особенностях кинетики излучения марного регистрируемого сигнала.

этого состояния [6,7]. Целью данной работы являлось На рис. 1 спектр 1 является исходным спектром провыяснение влияния экситон-электронного рассеяния на пускания, полученным без дополнительной подсветки.

спектры поглощения света.

Cпектр 2 получен в тех же условиях, но при одновременной генерации носителей непрерывным He–Ne-лазером (интенсивность фотовозбуждения (Iex) в этом случае 1. Экспериментальные результаты равнялась Iex = 1W/cm2). Дополнительная генерация носителей существенным образом меняет спектр пропусВ настоящей работе исследовались тонкие ( 500 nm) кания. Характер изменения поглощения для основного кристаллы GaAs, которые получались путем полировки и возбужденного состояний диаметрально противополои последующего химического травления из образцов, жен. В области основного состояния поглощение при геаналогичных сверхчистым образцам, использованным в работах [6–8]. Спектры поглощения исследовались при нерации свободных носителей увеличивается, а в области T = 2 K в спектральной полосе ”пробного” пучка максимума возбужденного состояния оно уменьшается.

света, выделяемой монохроматором МДР-12 из сплош- Аналогичные результаты получены и при импульсной ного спектра лампы накаливания. Полоса подбиралась подсветке.

4 1012 С.О. Когновицкий, В.В. Травников, Я. Аавиксоо, И. Рейманд Рис. 1. Спектр пропускания тонкого образца GaAs без (1) и Рис. 2. Временная зависимость отношения сигнала пропуска при (2) одновременной добавочной фотогенерации носителей. ния с подсветкой к величине сигнала пропускания без подсветСтрелка E0 соответствует энергии дна зоны основного экситон- ки. Штриховой линией представлен импульс возбуждающего ного состояния. лазера.

На рис. 2 представлена развертка во времени величины Рис. 3 показывает, что интенсивности подсветки, сущеотношения сигнала пропускания с подсветкой (T ) к ве- ственно меняющие спектр поглощения, изменяют заметличине сигнала пропускания без подсветки (T ). Сигнал ным образом и спектр люминесценции. Несмотря на пропускания регистрировался на длине волны, соответ- некоторые отличия (связанные в основном с уменьшениствующей максимуму поглощения основного состояния.

ем относительной интенсивности излучения связанных Из рис. 2 видно, что при импульсной подсветке, как и экситонов [9]) общей формы спектров люминесценции в случае непрерывной, поглощение в области основного тонких образцов от формы спектров люминесценции состояния возрастает.

толстых образцов, исследованных нами ранее [8], общие С ростом накачки наряду с изменениями в спек- закономерности изменения спектров люминесценции с тре пропускания происходят изменения и в спектре ростом накачки одинаковы. Наиболее примечательной люминесценции исследованных тонких образцов. На особенностью этого изменения является возникновение рис. 3 представлены спектры люминесценции одного в области ниже энергии E0 (E0 — энергия дна экситониз тонких образцов при двух значениях интенсивности ной зоны основного состояния) интенсивного длинновозбуждающего света. Спектр 1 соответствует спектру волнового хвоста линии поляритонной люминесценции люминесценции тонкого образца, полученному при ми- (спектр 2 на рис. 3). При минимальной Iex этот хвост нимально возможной интенсивности подсветки, когда практически отсутствует (спектр 1). В толстых образцах никаких изменений в спектре поглощения не наблю- хвост проявляется как ”подставка” для линий D0X, D+X, дается. Спектр 2 получен при Iex = 7W/cm2, когда A0X, соответствующих излучению связанных экситонов.

изменения в спектре поглощения весьма существенны. Спектральное положение линий излучения связанных Физика твердого тела, 1997, том 39, № Рассеяние света электронами в области экситонного поглощения GaAs экситонов для кристаллов GaAs на рис. 3 указано стрелками. Сопоставление с положением стрелок показывает, что появляющийся с ростом Iex хвост длинноволнового излучения располагается в спектральной области, соответствующей излучению связанных экситонов. Чтобы исключить сомнения, обусловленные возможной связью рассматриваемого хвоста с излучательной рекомбинацией связанных экситонов, мы провели исследование временной кинетики люминесценции одного из тонких образцов, в спектре люминесценции которого присутствовала отчетливая линия D+X. Интегрированный по времени спектр люминесценции этого образца, полученный при импульсном возбуждении, представлен на вставке к рис. 4. Стрелками a, b, c, d на этой вставке указаны точки спектра, для которых исследовалась временная кинетика. Импульс люминесценции 1 на рис. 4 соответствует кинетике поляритонного излучения на энергии E(стрелка a), а импульс 2 — кинетике излучения связанного экситона D+X (стрелка c). Кинетика излучения в точках, отмеченных стрелками b и d, практически неотличима от кинетики резонансного поляритонного излучения (импульс 1), и поэтому соответствующие имРис. 4. Кинетика излучения для разных участков спектра поляритонной люминесценции одного из исследованных тонких образцов GaAs. На вставке представлен спектр люминесценции образца. Стрелками указаны участки спектра, для которых измерялась временная зависимость интенсивности излучения.

пульсы на рис. 4 не представлены. Затянутый во времени спад излучения D+X соответствует большим временам излучательной рекомбинации, характерным для связанных экситонов [10]. Одинаковость кинетики для излучения, соответствующего разным точкам длинноволнового хвоста, и излучения из области резонанса свидетельствует в пользу их одинакового происхождения.

2. Обсуждение результатов Результаты по изменению поглощения при генерации носителей являются довольно необычными. В выполненных ранее экспериментах дополнительная подсветка фотонами с энергией E > Eg приводила не к увеличению, а к уменьшению поглощения в области максимума основного экситонного состояния. Это наблюдалось как при Рис. 3. Спектры люминесценции тонкого образца при двух воздействии короткими импульсами большой интенсивзначениях интенсивности возбуждающего света.

Физика твердого тела, 1997, том 39, № 1014 С.О. Когновицкий, В.В. Травников, Я. Аавиксоо, И. Рейманд ности [1–3], так и при модуляции поглощения на малых Для экспериментальной оценки изменения величины частотах слабо интенсивными потоками фотонов [11]. экситонного затухания () нами измерена величина В экспериментах по фотопоглощению [11] наблюда- изменения экситонного поглощения на частоте, соответемая модуляция пропускания объяснялась изменением ствующей максимуму поглощения линии n = 1. Окаэффективной глубины поглощения в результате измене- залось, что коэффициент поглощения при Iex = 5W/cmния приповерхностного поля за счет перезарядки поверх- увеличивается на величину, равную = 0.5·104 cm-1.

При оценке величины нами учитывалось измеренное ностных центров. Изменение приповерхностного поля изменение коэффициента отражения, которое также имедовольно медленный процесс [11], и в нашем случае оно ет место при подсветке. Используя значение групповой вряд ли может отвечать за основной эффект воздействия подсветки, поскольку, как это видно из рис. 2, макси- скорости для поляритонов нижней ветви на энергии, соответствующей максимуму поглощения, находим, что мальная модуляция пропускания происходит за коротзатухание в области резонанса возрастает на величину, кие времена, сопоставимые с временным разрешением равную = 7.4 · 109 s-1.

установки. Следует, однако, отметить, что существует и Величина экситонного затухания определяется всеми длинновременная компонента воздействия подсветки на процессами ухода поляритонов из состояния с заданспектр пропускания. На это указывает отличие величины ными энергией и волновым вектором. Схематически T /T от единицы в промежутке между импульсами процессы, определяющие затухание поляритонов, предвозбуждения. В данной работе мы не будем обсуждать ставлены на рис. 5. Обычно (см., например, [14,15]) при механизм этой длинновременной модуляции пропуска рассмотрении процессов, определяющих, учитывались ния. Что же касается быстрой компоненты воздействия процессы ухода в другие поляритонные состояния за счет подсветки, то остается предположить, что она связана неупругого рассеяния на фононах (акустических (LA) с воздействием носителей на объемный коэффициент и оптических (LO)) и упругого рассеяния на примесях поглощения.

(imp), а также процессы безызлучательной (nr) гибели Основным параметром, определяющим коэффициент экситонов (рис. 5,a):

экситонного поглощения, является затухание экситонов. Для выделенного экситонного резонанса в зависи=LA +LO +imp +nr. (2) мости от соотношения величины и некоторой критичеВ принципе дополнительное возбуждение носителей моской величины затухания c, определяемой силой осцилжет изменять все указанные в уравнении (2) парцилятора рассматриваемого экситонного резонанса, сущеальные величины. За счет антистоксовых процессов ствуют две альтернативные возможности рассмотрения свойств экситонного резонанса [12,13]. При < c рассеяния на фононах (LA+, LO+) (рис. 5, a), рождающихся в ходе энергетической релаксации свободных необходим учет поляритонного эффекта. Коэффициент носителей, могут увеличиваться значения LO и LA.

поглощения поляритонов прямо пропорционален веОднако использованные нами небольшие интенсивности личине затухания [14] возбуждения не могут привести к существенному изменению чисел заполнения в фононной подсистеме [16], и =/v, (1) поэтому взаимодействие с фононами вряд ли может быть где v — групповая скорость поляритонов. Если > c, причиной увеличения. При дополнительной генерации экситоны и фотоны в кристалле могут рассматриваться носителей могут меняться и величины затухания, обкак независимые квазичастицы. В этом случае линия условленные взаимодействием экситонов с примесями.

экситонного поглощения аппроксимируется лоренцевС одной стороны, с ростом концентрации фотовозбуским контуром, и величина коэффициента поглощения на жденных носителей происходит насыщение центров бечастоте резонанса обратно пропорциональна величине зызлучательной гибели экситонов, и величина nr может ((E0) 1/).

уменьшаться. С другой стороны, может возрастать велиРезультаты, представленные на рис. 1, с учетом вышечина imp, обусловленная упругим рассеянием экситонов сказанного однозначно указывают на то, что генерация на различных центрах, поскольку после локализации на носителей приводит к увеличению затухания экситонов.

них носителей они из центров захвата могут превраДля состояния n = 1 реализуется поляритонный подход щаться в центры упругого рассеяния [8,17]. Оценить ( < c) [8], и поэтому генерация носителей приводит к изменение затухания за счет взаимодействия экситонов возрастанию коэффициента поглощения. Для возбужденс примесями практически невозможно, поскольку нам ного состояния ситуация соответтсвует случаю > c.

неизвестны ни тип, ни концентрация центров, опредеЭто и понятно, поскольку сила осциллятора состояния ляющих величины nr и imp. Можно лишь сказать, что n = 2 в 8 раз меньше силы осциллятора состояния подходящее для объяснения экспериментальных резульn = 1, а его затухание за счет возможности перехода татов увеличение imp должно компенсироваться соотв n = 1 существенно больше. В дальнейшем мы будем ветствующим уменьшением величины nr, чтоставит под анализировать лишь изменения, происходящие в области сомнение объяснение наблюдаемого эффекта и за счет состояния n = 1, для которого справедлив поляритонный взаимодействия с примесями.

Pages:     || 2 |



© 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.