WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

После отражения от образца свет опять проходил сквозь Для проведения эксперимента методом молекулярнополупрозрачную пластину 5 и далее шел по тому же пучковой эпитаксии выращивались структуры с небольпути, что при измерении спектров пропускания. Максишим числом N широких квантовых ям ZnSe и барьерных мальное отношение сигнал/шум обеспечивалось выбослоев ZnSxSe1-x одинаковой ширины a = b (d = 2a — ром напряжения питания фотоэлектронного умножителя период структуры). Рост производился при температуи его охлаждением парами кипящего азота. Измерере 295 K на подложке (001) GaAs. Благодаря выбранным ния производились при ширине щели монохроматора режимам роста качество квантовых ям в изучаемых 50-200 мкм, что соответствует оптической ширине щеструктурах было достаточно высоким. После химическоли 0.3-1.0 (0.2-0.5мэВ), инструментальный контур го стравливания подложки образцы представляли собой имел полуширину 0.2 мэВ.

тонкие пленки толщиной 0.5-0.8 мкм. Использование Качество измеренных оптических спектров было суобразцов в свободном состоянии позволяло избежать щественно различным для разных образцов. На рис. напряжений, дополнительных к тем, что обусловлены приведены наиболее четко выраженные спектры отражерассогласованием постоянных кристаллической решетки ния R и пропускания T, измеренные при нормальном квантовых ям и барьеров. Оптические эксперименты проводились для трех образцов со следующими пара- падении света на образец I и нормированные на единицу для удобства. В резонансной области этих спектров метрами: (I) a = 15 нм, N = 15, (II) a = 30 нм, N = 9, (III) a = 60 нм, N = 10. отчетливо видно проявление осцилляций Фабри–Перо, На рис. 3 показана схема эксперимента, в котором обусловленных конечной толщиной структуры, причем спектры отражения и пропускания измерялись незави- интерференционный максимум в спектре отражения симо друг от друга при нормальном падении света на соответствует интерференционному минимуму в спекФизика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 234 С.А. Марков, Р.П. Сейсян, В.А. Кособукин Значения подгоночных параметров, полученных для образца I ZnSe/ZnSx Se1-x (N = 15, a = 15 нм) (h) (l) (h) (l) (h) (l) 0, 0, LT, LT,,, M(h)/m0 M(l)/mэВ эВ мэВ мэВ мэВ мэВ 2.8086 2.8242 0.70 0.57 1.8 1.5 1.1 1.На рис. 5 кривая 1 представляет экспериментальный спектр оптической плотности, рассчитанный по формуле (19) на основе спектров, приведенных на рис. 4.

Экспериментальный спектр на рис. 5 сравнивается с теоретическим спектром Na, вычисленным по формуРис. 4. Спектры отражения (1) ипропускания (2), измеренные лам (16)–(18) с параметрами, соответствующими образпри T 2K для образца I с N = 15 и a = b = 15 нм. Для цу I (N = 15) и одиночной квантовой яме (N = 1). Вхоудобства спектры нормированы на единицу.

дящие в функцию (1) параметры экситонов квантовой ямы ZnSe определялись путем подгонки теоретического спектра (18) под экспериментальный (19) так, чтобы положения пиков совпадали, а их форма была подобтре пропускания. Для получения спектра оптической ной. Коэффициент поглощения на рис. 5, рассчитанный плотности (коэффициента поглощения), свободного от из формулы (18), показывает наличие многих пиков, модулирующего влияния интерференции Фабри–Перо, проводилась обработка измеренных спектров отраже- принадлежащих уровням размерного квантования (15) тяжелого (H1, H2,...) и легкого (L1, L2,...) экситонов.

ния R и пропускания T образца. Оптическая плотность Полученные значения подгоночных параметров экситовычислялась по формуле [20] нов для образца I приведены в таблице (параметры для D = образца II незначительно отличаются, а для образца III структура спектров оказалась недостаточно четкой для -(1-R)(1-Rb)+ (1-R)2(1-Rb)2 + 4RbT надежной подгонки).

=- ln, Обсудим представленные в таблице результаты и 2RbT некоторые оценки, основанные на них. Полученное (19) значение трансляционной массы тяжелого экситона где Rb =( b - 1)2/( b + 1)2 — коэффициент отражеM(h) = 0.7m0 не выходит за пределы интервала, в кония света от полубесконечной среды с диэлектрической тором находятся величины M(h), найденные из разпостоянной b.

ных оптических экспериментов для направления [100] в объемном ZnSe [14]. Трансляционная масса легкого экситона M(l) = 0.57m0 несколько выше, чем для объемных образцов [14], но близка к значению M(l) = 0.6m0, полученному в работе [9] для одиночной широкой квантовой ямы. Как уже отмечалось, зонная структура с (h) (l) 0 <0 соответствует латеральному сжатию квантовых ям ZnSe в рассматриваемых гетероструктурах. В модели деформационного потенциала [10] для образца I найдена величина деформации exx = eyy = -2.9 · 10-3, которая соответствует расщеплению валентных подзон (l) (h) Ev - Ev -, равному -15.6 эВ, и смещению ваe v лентной зоны Eg = 13.6 мэВ. С этими экспериментальными параметрами для экситонной энергии Рид(h,l) v берга Ry = Eg + Eg /2 - 0 получаем значеe ние 17.2 мэВ, которое практически совпадает с величиной 17.4 мэВ, известной для объемных экситонов [21].

Рис. 5. Спектры оптической плотности D (1), измеренные Из линейной интерполяции между зонными параметпри T 2K для образца I с N = 15 и a = b = 15 нм, и рами ZnSe и ZnS [22] для раствора ZnSxSe1-x в исвычисленные безразмерные коэффициенты поглощения N a следуемых образцах найдены значения концентрации сверхрешетки с N = 15 (2) и a одиночной квантовой ямы x 0.10, которой соответствуют постоянная решетс N = 1 (3) при a = 15 нм. Отмечены положения пиков, ки 5.65 и ширина запрещенной зоны барьерного соответствующих уровням размерного квантования экситонов тяжелой (H1, H2,...) и легкой (L1, L2,... ) дырок. слоя Eg(ZnSe0.9S0.1) =2.93 эВ. Варьирование фоновых Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Спектроскопия экситонных поляритонов в напряженных полупроводниковых структурах AIIBVI... диэлектрических постоянных 0 квантовых ям и b квантования в широких квантовых ямах движения как барьерных слоев по отдельности показало, что различие целого экситонов тяжелой и легкой дырок. В рамках между ними не существенно. развитого формализма путем подгонки спектров найВ заключение обсудим параметры затухания эксито- дены эффективные трансляционные массы тяжелого и ( j) нов из таблицы, которые значительно превышают легкого экситонов, а также параметры их продольноизвестные для объемных экситонов в ZnSe значения поперечного расщепления и затухания в квантовых ямах.

0.2 мэВ [23] или 0.4 мэВ [15]. Согласно таблице, для Работа выполнена при поддержке РФФИ (гранты (l) (l) легкого экситона выполняется условие LT < ; это № 02-02-17601 и № 02-02-17635).

могло бы поставить под сомнение существование поля(l) Авторы глубоко признательны С.В. Иванову и С.В. Соритона, если найденное значение интерпретировать рокину за изготовление образцов для настоящего исслекак истинный параметр затухания экситона. Для тяжело(h) дования.

(h) го экситона параметры таблицы дают <, где c (h) (h) (h) Список литературы = 20 20 LT /(M(h)c2) c [1] E.L. Ivchenko, G.E. Pikus. Superlattices and Other Hetero— критическое значение параметра диссипативного заstructures. (Springer Verlag, Berlin, 1997).

тухания объемного экситона, выше которого исчезают [2] Е.Л. Ивченко, В.А. Кособукин. ФТП, 22, 24 (1988).

эффекты пространственной дисперсии в распростране[3] С.И. Пекар. Кристаллооптика и добавочные световые нии поляритонов [24]. Однако наши экспериментальволны. (Киев, Наук. думка, 1982).

ные спектры показывают, что это не так: наблюдае[4] В.А. Киселев, Б.С. Разбирин, И.Н. Уральцев. Письма мая многопиковая структура обусловлена именно наЖЭТФ, 18, 504 (1973).

личием пространственной дисперсии и связанным с [5] V.A. Kiselev, B.S. Razbirin, I.N. Uraltsev. Phys. St. Sol. (b), ней квантованием (15). Эти два противоречия означают, 72, 161 (1975).

[6] Y. Chen, F. Bassani, J. Massies, C. Deparis, G. Neu. Europhys.

что представленные в таблице эффективные значения ( j) Lett., 14, 483 (1991); A. Tredicucci, Y. Chen, F. Bassani, параметров затухания завышены по сравнению с J. Massies, C. Deparis, G. Neu. Phys. Rev. B, 47, 10 истинными. Причинами наблюдаемого дополнительного (1995).

вклада в ширину экситонных линий поглощения могут [7] G.N. Aliev, N.V. Luk’yanova, R.P. Seisyan, M.R. Vladimirova, быть радиационное затухание экситонов в квантовых H. Gibbs, G. Khitrova. Phys. St. Sol. (a), 164, 193 (1997).

ямах, ширина которых меньше длины волны света, [8] Y. Merle D’Aubign, H. Mariette, N. Magnea, H. Tuffigo, неоднородное уширение экситонных уровней вследствие R.T. Cox, G. Lentz, Le Si Dang, J.-L. Pautrat, A. Wasiela.

флуктуаций напряжения и т. д. Аналогичная ситуация J. Cryst. Growth, 101, 650 (1990).

отмечалась в случае, когда параметры экситона опреде[9] S. Lankes, M. Meier, T. Reisinger, W. Gebhardt. J. Appl. Phys., лялись из спектра поверхностных экситонных полярито80, 4049 (1996).

нов [15]. [10] Г.Л. Бир, Г.Е. Пикус. Симметрия и деформационные эффекты в полупроводниках (М., Наука, 1972).

[11] E.O. Kane. Phys. Rev. B, 11, 3850 (1975).

4. Заключение [12] G. Fishman. Sol. St. Commun., 27, 1097 (1978).

[13] G. Palamidas, D.R. Tilley. J. Phys. C: Sol. St. Phys., 14, Для периодических структур ZnSe/ZnSx Se1-x, состо(1981).

ящих из небольшого числа одинаковых широких кван- [14] B. Sermage, G. Fishman. Phys. Rev. Lett., 43, 1043 (1979);

Phys. Rev. B, 23, 5107 (1981).

товых ям, при температуре 2 K измерены оптические [15] J.Lagois. Phys. Rev. B, 23, 5511 (1981).

спектры отражения и пропускания. В результате ис[16] Р.П. Сейсян. Спектроскопия диамагнитных экситонов ключения модуляции, обусловленной интерференцией (М., Наука, 1984).

Фабри–Перо, получены спектры оптической плотности, [17] В.А. Кособукин. ФТТ, 34, 3107 (1992).

которые имеют многопиковую структуру. Для интер[18] H. Mathieu, Y. Chen, J. Camassel, J. Allegre, D.S. Robertson.

претации спектров ограниченных сверхрешеток развит Phys. Rev. B, 32, 4042 (1985).

метод матриц переноса, учитывающий наличие двух [19] V.A. Kosobukin. Phys. St. Sol. (b), 208, 271 (1998).

близких по частоте экситонных резонансов, каждый [20] D.S. Gerber, G.N. Maracas. J. Quant. Electron., 29, из которых обладает собственной пространственной (1993).

дисперсией. В гетероструктурах на основе кубических [21] Numerical Data and Functional Relationships in Science полупроводников AIIBVI такими резонансными состоя- and Technology, ed. by K.-H. Hellwege (LANDOLT– BRNSTEIN) (Springer, Berlin 1982). Group III, v. 17b.

ниями являются тяжелый и легкий экситоны, связан[22] T.-Y. Chung, J.H. Oh, S.-G. Lee, J.W. Jeong, K.J. Chang.

ные с дырочными подзонами, которые имеют слабое Semicond. Sci. Technol., 12, 701 (1997).

деформационное расщепление из-за рассогласования по[23] A.D’Andrea, R. Del Sole. Phys. Rev. B, 25, 3714 (1982).

стоянных кристаллической решетки полупроводников.

[24] Н.Н. Ахмедиев. ЖЭТФ, 79, 1534 (1980).

На основе этой теории наблюдавшиеся в спектрах поРедактор Л.В. Беляков глощения серии пиков приписаны уровням размерного Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 236 С.А. Марков, Р.П. Сейсян, В.А. Кособукин Exciton-polariton spectroscopy of strained semiconductor structures AIIBVI with wide quantum wells S.A. Markov, R.P. Seisyan, V.A. Kosobukin Ioffe Physicotechnical Institute, Russian Academy of Sciences, 194021 St. Petersburg, Russia

Abstract

Exciton–polaritons were studied in wide quantum wells ZnSe/ZnSx Se1-x the width of which exceeds the exciton Bohr radius. From optical reflection and transmission spectra measured at temperature 2 K the optical density spectra were obtained after removing modulative Fabry–Perot effects, the spectra showing several excitonic absorption peaks. In conformity with exciton–polariton features in structures under study a transfer matrix technique was developed for wide quantum wells where two exciton resonances with close frequencies and appropriate spatial dispersions were taken into account. Considered as those resonances were the excitons of heavy and light holes of which subbands had been splitted due to strain resulted from mismatching the crystal lattice constants of constituent semiconductors. It is shown that two series of peaks in the absorption spectra belong to the size-quantization levels of heavy and light excitons of wide quantum wells. By fitting the theoretical spectra the effective exciton parameters are obtained.

Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.