WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

R — критическое значение параметра затухания, определяемое условием Q1() =Q2(). Существенное для нас свойство экситонных поляритонов заключается в II том, что функция (12) возрастает от значения K = 0 при величина KII/Kmax (модель II) стремится к единице при = 0 по закону K( ) =(4Kmax/) / (при / 1) c c любом отношении /, как и должно быть для среды R до значения (13), которое достигается при (14) и без пространственной дисперсии (без „механического“ остается постоянным при / > 1. Зависимость c переноса экситонов) [31]. Таким образом, о собственно I KI/Kmax (модель I) от, вычисленная для AlGaAs по экситон-поляритонном поглощении в этой модели можформуле (12) с = c = 0.3 мэВ, представлена на c но говорить при конечных N, но достаточно больших рис. 1 кривой 1. Интегральное поглощение должно для того, чтобы существовали когерентные поляритонблизко следовать представленной теории выше порога ные моды и выполнялся закон S(Nd) =S(0) exp(-Nd) подвижности, где экситоны квазисвободны. При для потока энергии S с коэффициентом поглощения заданной величине x такое приближение тем точнее, чем (экстинкции), не зависящим от N. Этому случаю выше кристаллофизическое качество образца, т. е. чем соответствует кривая 2 на рис. 1. Однако и при маменьше относительная флуктуация: 2 /(x) 1.

лых N можно определить эффективный коэффициент поглощения ef [22] в соответствии с процедурой об2.2.2. Модель локализованных экситонов. Дру- работки экспериментальных спектров; интеграл (10) в случае = ef имеет зависимость от, представленную гой механизм температурно-зависимого интегрального поглощения [21,22] связан с переизлучением локали- кривой 3 на рис. 1. Аналогичные зависимости предзованных экситонов в конечной цепочке резонансных сказываются для расстояний между квантовыми ямами, квантовых ям. Это означает, что вклады отдельных достигающих d 103 [22].

ям Pn в полную экситонную поляризацию P = Pn Таким образом, резонансный экситон-поляритонный пространственно не перекрываются, т. е. (Pn · Pm) =0 перенос энергии возможен в принципе как в области при n = m. В этом случае электромагнитный перенос распространяющихся (механизм I), так и локализован осуществляется модой, которая в структурах с числом ных (механизм II) экситонов. Теоретические предполоям N 1 имеет поляритонный характер. На рис. 1 жения об однородности среды в модели I или ее перикривыми 2 и 3 представлен вычисленный в рамках одичности в модели II не критичны для существования теории [22] коэффициент интегрального поглощения переноса: в случае неупорядоченной системы предыдуII света KII/Kmax квазидвумерными экситонами в одномер- щие рассуждения переносятся на перколяционные обланых структурах с N квантовыми ямами и расстоянием сти, по которым осуществляется резонансный электро между ними (периодом) d c/( 0 0). „Неклассиче- магнитный перенос. Когерентность между дипольными II ское“ поведение KII/Kmax при малых определяется осцилляторами (экситонами) в таких областях устанавсоотношением между параметрами нерадиационного и ливается с помощью электромагнитной составляющей радиационного = R затухания экситонов квантовой поляритона, которая имеет существенно большую длину R ямы и существенно зависит от числа ям N. При N волны, чем экситонные длины локализации. В случае Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Экситоны и поляритоны в полупроводниковых твердых растворах AlGaAs тонких полупроводниковых образцов граница между надежно выполнять функцию „стоп-слоя“, и травление механизмами переноса I и II становится размытой. Для велось до достижения общей прозрачности образца в таких образцов может оказаться существенной ситу- видимом свете. Образовавшиеся в результате травления ация, когда поляритоны не формируются из-за мало- образцы толщиной 6-8 мкм без приклейки упаковываго числа экситонных переизлучений, однако наличие лись в миниатюрные боксы из покровного стекла и переизлучений приводит к зависимости интегрального светозащитной бумаги, выполнявшей функцию экрана поглощения от электромагнитного запаздывания через для проходящего света. В таком виде образцы либо поотношение /. гружались непосредственно в среду жидкого гелия при R Из дальнейшего видно, что наблюдаемая ширина откачке (T = 1.7K), либо устанавливались на держателе линий H экситонного поглощения в твердых растворах криостата УТРЕКС 240, где обтекались газообразным значительно превосходит величину. Наличие неодно- гелием заданной температуры в диапазоне 5-400 K.

родного уширения означает, что из-за различных локальных условий частоты 0 экситонов статистически 3.2. Оптический эксперимент распределены в образце по некоторому закону f (0) и обработка результатов ( d0 f (0) =1). Если предположить, что закономерВ основе данного исследования лежит метод интегрального поглощения [32–34], позволяющий выявить ность (12) выполняется для множества проходящих чехарактерную для экситонных поляритонов зависимость рез образец областей, которые различаются резонансныинтеграла (10) от параметра нерадиационного затухания ми частотами 0, то усреднение по ним интегрального экситона =. Метод состоит в измерении площапоглощения образца дает ди под контуром линии экситонного поглощения как функции температуры [32–34] или другого фактора [35], K() = d d0 f (0)( - 0; ) меняющего величину.

Для определения спектра поглощения в эксперименте - измерялись независимо друг от друга спектры коэф фициентов отражения R() и пропускания T () при = d( - 0; ). (15) нормальном падении света на пленку (образец). Сцелью получения спектра оптической плотности (коэффициента поглощения), свободной от модулирующего влияния Эта величина имеет тот же вид, что (12)-(14), независиинтерференции Фабри-Перо, вызванной внутренним мо от неоднородного уширения экситонного состояния.

отражением от границ образца, проводилась обработка Мы показали, что наличие экситон-поляритонного измеренных спектров R() и T () по методике, опипереноса как по распространяющимся, так и по локасанной в [28]. Оптическая плотность D и коэффициент лизованным состояниям экситонов может выражаться в поглощения = D/l, где l — толщина слоя твердого специфической зависимости интегрального поглощения раствора, вычислялись по формуле [36] от параметра нерадиационного затухания экситонов (температуры). Нашей дальнейшей задачей будет обсужD = l дение экспериментов для твердых растворов, в которых обнаружены критические особенности описанного выше -( ) ( )1-R() (1-R0)+ 1-R() (1-R0)2+4R0T (), типа в температурной зависимости интегрального по- =- ln 2R0T () глощения. Этим будет обосновано существование экситонных поляритонов и применимость описанных выше (16) представлений к средам с плавным флуктуирующим где R0 =( 0 - 1)2/( 0 + 1)2 — коэффициент отражеэкситонным потенциалом.

ния света от полубесконечной фоновой среды с диэлектрической постоянной 0.

3. Образцы и техника эксперимента 4. Данные эксперимента и обсуждение 3.1. Приготовление образцов 4.1. Спектры экситонов в твердых растворах Исследуемые слои твердых растворов AlGaAs были выращены [15] методом молекулярно-пучковой эпитак- На рис. 2 приведены фрагменты спектра края поглосии. Предпринимались меры, необходимые для умень- щения, зарегистрированные для образцов AlxGa1-xAs шения концентрации фоновых примесей [14]. с x = 0.15 и x = 0.21 при температуре жидкого гелия Для выполнения измерений оптического поглощения при откачке (T = 1.7K). Замечательной особенностью арсенид-галлиевая подложка химически оттравливалась зарегистрированных спектров является то, что для от арсенид-галлиевой подложки. При этом короткопе- обоих образцов, т. е. при концентрациях замещающего риодная сверхрешетка 20 (AlAs)5(GaAs)10 не могла компонента Al вплоть до x = 0.21, хорошо выражены Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 1326 Р.П. Сейсян, В.А. Кособукин, М.С. Маркосов для наших образцов имеется искажение спектров, хотя слабое, но существенное для экситонной структуры края поглощения. Оно неизбежно должно влиять на измеряемую ширину экситонной линии при таких относительно малых концентрациях Al, когда расщепление эксиe тонного уровня меньше его ширины и для правильной оценки последней требуется вычитание величины расщепления. По-видимому, и в опытах по люминесценции таких образцов ширина экситонного состояния в спектре всегда будет включать, если расщепление e окажется недостаточным для того, чтобы при данной температуре высвечивалась только одна длинноволновая компонента.

Предлагаемая идентификация линий спектра приводится на рис. 2. Для x = 0.21 естественно отнести наблюдаемое возбужденное состояние к коротковолновой экситонной серии (1s+, 2s+,...), образовавшейся в результате деформационного расщепления. Что же Рис. 2. Спектры края поглощения, измеренные при T = 1.7K касается 2s--состояния, то оно, по-видимому, передля свободных тонких (толщиной d = 2.5мкм) образцов крывается 1s+-состоянием и поэтому наблюдаться не Alx Ga1-x As с x = 0.15 и x = 0.21. Над спектрами сверху может. Уточненные с учетом скрытого деформационного прямой скобкой показана предлагаемая интерпретация эксирасщепления энергии максимумов образца с x = 0.тонных линий.

на рис. 2 позволяют оценить энергию связи экситона из эксперимента. Для этого мы выполнили контурный анализ линии основного состояния путем аппроксималинии не только основного 1s-экситонного состояния, но ции длинноволнового склона (1s-) и слабой короткои возбужденного 2s-состояния. Другой важной особенноволновой ступеньки (1s+), как показано на рис. 3. Эксистью спектров является расщепление основного состоятонная энергия Ридберга Ry+, оцененная по формуле ния, отчетливо наблюдающееся для образца с концентраRy+ = 4[E(2s+) - E(1s+)]/3 в водородоподобном прицией алюминия x = 0.21. Это расщепление 4мэВ e наблюдается благодаря тому, что линии поглощения узки, их ширина не превышает 2.5 мэВ даже при x = 0.21.

Более того, основное и возбужденное состояния разделены относительно глубоким минимумом поглощения, проявление которого возможно, если ширина линий существенно меньше 3 Ry/4, где Ry — экситонная постоянная Ридберга (энергия связи для основного экситонного уровня). Выполнение этого условия согласуется с оценкой энергии связи экситона по эмпирической формуле Ry(x) =4.1 + 5.5x + 4.4x2 мэВ [37], которая дает Ry(x = 0.15) =5.02 мэВ и Ry(x = 0.21) =5.45 мэВ.

Таким образом, представленные на рис. 2 спектры края поглощения свидетельствуют о весьма высоком качестве исследуемых слоев [15] твердых растворов AlxGa1-xAs.

Наблюдаемое расщепление можно связать с дефорe мацией несоответствия e0, возникающей при гетероэпитаксиальном росте, а также (при постростовом охлаждении) с различием коэффициентов термического расширения eT, которые проявляются в меру присутствия в наших образцах недотравленной части арсенид-галлиевой подложки. Оценки с использованием справочных данных Рис. 3. Спектральное разложение максимума экситонного из [37,38] дают при x = 0.15 (0.21) суммарную латеральную деформацию e = e0 + eT = -4.1(-5.8) · 10-4 поглощения (кривая 1), измеренного для свободных тонких образцов Alx Ga1-x As с x = 0.15 при T = 1.7 K. Компоненты и максимальное значение деформационного расщеплерасщепления 1s- и 1s+ аппроксимируются гауссианами ния 2.5 (3.5) мэВ, близкое к экспериментальному. Таким и 3, сумма которых дается кривой 4. Энергия расщепления образом, несмотря на близость постоянных решетки составляет = 1.9 мэВ, ширины линий равны 2.6 и 3.2 мэВ e эпитаксиального слоя AlxGa1-xAs и подложки GaAs соответственно.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Экситоны и поляритоны в полупроводниковых твердых растворах AlGaAs отклонения от предсказаний водородоподобной модели в нашем случае незначительны и не превышают ошибку эксперимента. При этом условии деформационное расщепление составляет 2 эВ, а ширина линии e 1s--состояния — obs 2.6 мэВ.

Серии спектров пропускания и отражения, полученные при различных температурах на криостате УТРЕКС, приведены на рис. 4, a и b соответственно. В области спектральной прозрачности образца, т. е. при больших длинах волн, чем для 1s-состояния, наблюдается интенсивная интерференционная структура, край которой смещается вместе с экситонной структурой в длинноволновую сторону с увеличением температуры. Максимумы пропускания совпадают по длинам волн с минимумами отражения и наоборот, при этом периодическая интерференционная структура полностью маскирует реальную картину экситонного края поглощения. Применение формулы (16) позволяет воспроизвести спектр поглощения в „чистом“ виде, практически полностью исключив интерференционную структуру. Результаты такой обработки спектров показаны на рис. 4, c, из которого видно, что максимум поглощения сначала несколько растет с увеличением температуры, а затем падает при одновременном уширении линии основного экситонного состояния.

На рис. 5 приведены температурные зависимости ширины H и положения максимума 0 экситонной линии поглощения, измеренные для образца с x = 0.15. При увеличении температуры до 50 K энергия возбуждения экситона 0(T ) слабо уменьшается, затем сдвиг максимума становится существенным. Сплошной линией на рис. 5 показана аппроксимация Варшни для ширины Рис. 4. Спектры пропускания T (a) и отражения R (b), измеренные для тонких свободных образцов Al0.15Ga0.85As при температурах T от 5 до 380 K, и коэффициент поглощения (c), полученный в результате обработки измеренных спектров R и T по формуле (16).

Рис. 5. Температурные зависимости ширины H (левая шкала) и положения максимума 0 (правая шкала) спектральной линии, измеренные для длинноволновой компоненты основного экситонного состояния в твердом растворе Al0.15Ga0.85As.

ближении, составила 5.1 ± 0.2 мэВ, что хорошо согласуСплошная кривая — зависимость Eg(T ), вычисленная ется с теоретическим значением 5.02 мэВ, приведенным по формуле (17) при Eg(0) =1.7033 эВ, a1 = 5.9 мэВ/K, выше. Оценки (см., например, [39]) показывают, что a2 = 238.2K.

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.