WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 2 Новый механизм оптоакустического отклика в полупроводнике © Н.В. Чигарев Международный лазерный центр Московского государственного университета им. М.В. Ломоносова, 119992 Москва, Россия E-mail: cnv@mail.ru (Поступила в Редакцию 13 мая 2003 г.) Недавно полученные полупроводники, обладающие ферромагнитными свойствами, могут оказаться весьма перспективными средами для оптоакустических приложений. В них возможна генерация звука при переходе в ферромагнитную фазу, контролируемом плотностью фотовозбужденных носителей. Сравниваются эффективности указанного и электронно-деформационного механизмов фотовозбуждения звука. Сделана оценка длительности акустических импульсов, генерируемых при изменении магнитной восприимчивости образца.

1. Введение показано, что электронно-деформационный механизм фотовозбуждения звука достаточно эффективен в полуЗадачи лазерной оптоакустики требуют получения проводниках на нано-, пико- и субпикосекундной временвсе более коротких и мощных акустических импульсов.

ной шкале. В то же время длительность генерируемых Полупроводники являются перспективными средами для им акустических импульсов ограничивается процессами оптоакустических задач, поскольку активно применяют- диффузионного расширения и рекомбинации ЭДП. Пося в микроэлектронике. Перспективам диагностики и этому достаточно актуален поиск новых, эффективных бесконтактного контроля качества полупроводниковых механизмов фотовозбуждения коротких акустических импульсов. Весьма перспективными средами для этой материалов методами лазерной оптоакустики посвящено значительное число экспериментальных работ. Меха- цели представляются недавно полученные полупроводники, имеющие при определенных условиях ферромагнизмы оптоакустического отклика в полупроводниках нитную фазу [7,8].

исследованы в работе [1]. В непьезоэлектрических полупроводниках известны два механизма оптоакустического преобразования: термоупругий и электронно-деформа2. Плазменные механизмы ционный. Первый механизм является универсальным в фотогенерации гиперзвука том смысле, что действует в газах, жидкостях и тверв полупроводнике дых телах. Второй механизм возникает при межзонном оптическом возбуждении электронно-дырочной плазмы Рассмотрим образец полупроводника, помещенный в (ЭДП) в полупроводнике. Процессы динамики ЭДП постоянное электрическое поле E, направленное перопределяют профиль акустического импульса, возбуждапендикулярно его поверхности. Пусть поверхность полуемого за счет деформационного потенциала электропроводника облучается пучком накачки импульсного ланов и дырок. Изучение профилей генерируемых акузера, генерируя ЭДП в приповерхностном слое толщистических импульсов позволяет исследовать процессы, ной, равной обратному коэффициенту поглощения света происходящие в электронной подсистеме на коротких -1. Будем рассматривать систему на временах свыше временах.

1 ps, когда ЭДП можно считать равновесной. Пусть Ультразвуковые волны, генерируемые электроннопакет свободных носителей перемещается в постоянном деформационным потенциалом в Ge и Si, исследовались электрическом поле со скоростью v = µE, где µ — с помощью наносекундных лазерных импульсов [2].

подвижность пакета носителей ЭДП. Тогда временная С развитием техники генерации коротких оптических динамика ЭДП в приповерхностном слое определяется импульсов появилась возможность применения сначаследующим уравнением, учитывающим процессы дифла пико-, а затем и фемтосекундных лазеров для цефузии, рекомбинации и дрейфа ЭДП лей оптоакустики. В работах [3,4] исследовано фотоN 2N N (1 - R)e-x I(t) возбуждение и распространение импульсов гиперзву= D - v - (N)N +, (1) ка с временным разрешением 100 ps в кристалли- t x2 x h ческом германии. Был сделан вывод об электроннов котором N = N(t, x) — концентрация ЭДП, D — коэфдеформационном механизме фотовозбуждения гиперзвуфициент амбиполярной диффузии, = (N) —обратное ка в германии на субпикосекундной временной шка- время рекомбинации, зависящее от концентрации ЭДП ле. Аналогичные эксперименты с монокристаллами Si и учитывающее различные процессы ее рекомбинации.

и GaAs проведены в работе [5]. В [6] исследуется Поскольку обычно для диаметра лазерного пучка dp — генерация сверхкоротких акустических импульсов в мо- выполняется соотношение dp -1, динамика ЭДП монокристаллическом GaAs на фемтосекундной лазерной жет быть описана одномерным уравнением (1). Динамиустановке с временным разрешением 100 fs. Было ка плотности энергии лазерного импульса описывается 232 Н.В. Чигарев функцией I(t); R — коэффициент отражения поверхности полупроводника; h — энергия светового кванта.

На динамику ЭДП в непрямозонном полупроводнике влияют процессы линейной и Оже-рекомбинации [9] = 0 + 1N2, определяемые коэффициентами 0 и 1 соответственно. Линейная рекомбинация актуальна на временах -0 10 µs. Процессы Оже-рекомбинации существенно влияют на динамику ЭДП при достаточно высоких ее концентрациях. Например, для кристаллического Ge при -N 5 · 1018 cm-3 значение 1 0.3 µs [9]. Скорость процесса диффузии ЭДП может быть определена соотношением 1 N vD = D. Рис. 1. Динамика плотности ЭДП. x, µm: 1 — 10, 2 — 12.

N x Оценку скорости диффузии можно получить, исходя из того, что N(x, 0) exp(-x) : vD D. Рассмотуравнением с источниками звука G(t, x) в правой части рим случай, когда процессами диффузии ЭДП можно пренебречь по сравнению с процессами дрейфа:

2u 2u 1 G v vD. В эксперименте достаточно просто реализо- c2 = -, (4) t2 a x2 x вать следующие параметры: v 105 cm/s, D 10 cm2/s, 104 cm-1. Будем также рассматривать процессы где ca — скорость звука, — плотность массы об-1 -на временах короче 0, 1, пренебрегая процессами разца. Пусть фотоиндуцированные свободные носители рекомбинации. Уравнение (1) принимает вид заряда, сконцентрированные в приповерхностном слое полупроводника, обеспечивают переход полупроводника N N (1 - R)e-x I(t) = -v +. (2) в ферромагнитное состояние в этом слое.

t x h Источники звука в этом случае определяются соотУсловия на поверхности N(t, x = 0) =0 определяются ношением для объемной плотности энергии магнитного отсутствием потока ЭДП через границу. Решение уравполя в веществе нения (2) может быть получено методом преобразований Лапласа, описанным, например в [1], и имеет в µ(t, x)µ0HG(t, x) =, (5) спектральном виде выражение i x e-x - e- v где µ(t, x) — магнитная восприимчивость вещества, N(z ) = I, (3) которая зависит от плотности распределения свободi - v ных носителей заряда. Существенным для возбуждения где I — Фурье-образ огибающей лазерного импульса, имеющий обычно гауссовский вид I = I0 акустических импульсов является наличие переходного слоя в окрестности с некоторым критическим значением exp ( - (/0)2). Частота 0 определяется длительконцентрации ЭДП NC, где µ меняется от минимального ностью лазерного импульса, для которой положим до максимального значения. Эта область может являться 0 1010 Hz. Эту величину достаточно просто получить источником звука (рис. 2).

с использованием современных лазеров [3]. Решение (3) Оценим эффективность генерации звука при изменеописывает перенос профиля ЭДП вдоль оси x с постонии µ. Для напряженности насыщающего магнитного янной скоростью v (рис. 1).

поля H 10 kOe и изменения магнитной восприимчиПредположим далее, что свободные носители, гевости при фазовом переходе µ 1, типичных для нерируемые при межзонном поглощении света накачэкспериментов с полупроводниковыми материалами [7], ки, приводят к фазовому переходу в ферромагнитную плотность энергии, переходящей в акустическое колебафазу в приповерхностном слое. Эффект перехода из ние, GM 5 · 103 J/m3.

парамагнитной в ферромагнитную фазу наблюдался в PbSnMnTe при концентрациях примесей > 3 · 1020 cm-3 Сравним энергетику генерации указанного механизма и электронно-деформационного механизма, исследои температурах 4K [10]. Ферромагнитное состояние ванного в [4] на субнаносекундной временной шкале.

наблюдалось также в образцах (Zn1-xMnx )GeP2 при Эффективность последнего оценивается из следующего T 300 K [8]. Покажем далее, что фотоиндуцированный соотношения:

переход в ферромагнитное состояние может сопрово-ждаться возбуждением импульсов гиперзвука. РассмотGE -dN, a рение процесса генерации акустических импульсов проведем в рамках теории, изложенной в [1,9]. Механиче- где d — деформационный потенциал ЭДП, ское смещение u(t, x) в образце описывается волновым a 50 µm — характерная длина волны генерируемого Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. Новый механизм оптоакустического отклика в полупроводнике следующую (рис. 2):

µ1, x X(t) µ(t, x) = µ1 · exp - x-X(t), x > X(t), где — толщина переходного слоя, µ1 — магнитная восприимчивость полупроводника в ферромагнитном состоянии. Точка перехода X(t) определяется критическим значением концентрации ЭДП N NC, при котором происходит переход полупроводника из неферромагнитного в ферромагнитное состояние.

Часто в эксперименте акустический импульс фотовозбуждается на одной из граней образца, а зондируется на Рис. 2. Качественная картина распределения плотности ЭДП другой (рис. 2) [4]. Предположим, что фронт намагниN(x) и магнитной восприимчивости µ1(x) в момент времени t.

ченности движется с постоянной скоростью v

направлению к началу координат x = 0 в соответствии X(t) — положение спада µ1(x) определяется критическим значением концентрации ЭДП NC, при которой происходит фа- с движением ЭДП. Поскольку звуковой импульс генеризовый переход полупроводника в ферромагнитное состояние. руется только в области градиента µ(t, x), для дальнейшего анализа предположим выражение для источника звукового импульса.

0, x X(0) - vt акустического импульса, генерируемого в процессе G(t, x)= (6) диффузии ЭДП. Фотовозбуждение импульсов гиперзвука G0 · exp - x+vt-X(0), x > X(0)- vt, в кристаллическом германии осуществлялось лазером с длиной волны 1.06 µm, импульсом длительногде G0 = µ1µ0H2/2 — амплитудное значение плотности стью 100 ps, частотой повторения импульсов энергии (5).

100 MHz, плотностью энергии импульса возбуждения В результате применения преобразования Фурье по t w 10 µJ/cm2 [3]. Исходя из этих параметров, плотность ЭДП оценивается как N w/h 6 · 1017 cm-3 и преобразования Лапласа по x к выражению(6) имеем для глубины поглощения света в германии -1 1 µm.

G(, p) =. (7) Соответственно для |d| 7 eV в германии плотность v i i + p энергии электронно-деформационного механизма со v ставляет |GE| 1.4 · 104 J/m3. Таким образом, рассмотВ (7) исключен множитель exp ( - iX(0)/v), отвечаюренный механизм генерации звука в магнитном поле щий сдвигу профиля акустического импульса вдоль оси t.

при определенных условиях по эффективности может Спектр смещения поверхности находится соответствубыть сравним с электронно-деформационным.

ющими преобразованиями Лапласа и Фурье волнового Коэффициент преобразования энергии импульса возуравнения (4) и имеет вид [9] буждения в звук в наших экспериментах с кристаллическим германием составляет -i () =, i -, -i. (8) c3 ca ca a |GE| u kE = · 1.5 · 10-7.

Из (8) имеем выражение для деформации поверхности w x полупроводника x = В то же время длительность генерируемого акустиче2G0 vt ского импульса при имеющихся плотностях возбуждеu(t) = exp -.

a ния определяется процессом диффузии ЭДП и составc2 c2 - a vляет 1 ns, что существенно превышает предельную длительность импульса звука 1ps [1].

Таким образом, длительность генерируемого при перемагничивании акустического импульса может быть оценена соотношением /v 10 ps, для толщины слоя 10 nm (несколько межатомных расстояний), скоро3. Моделирование генерации звука сти дрейфа пакета носителей 105 cm/s.

В эксперименте скорость движения фронта перемагВозьмем в качестве функции, моделирующей про- ничивания может меняться со временем и определястранственное распределение магнитной проницаемости ется динамикой ЭДП, на которую влияют различные полупроводника µ(t, x) на спаде распределения N(t, x), процессы. Из исследования профиля генерируемых за Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 234 Н.В. Чигарев счет рассматриваемого механизма акустических импульсов можно определить ряд важных параметров, таких как толщина слоя, в котором происходят процессы перемагничивания образца, скорость движения фронта перемагничивания v. Отметим, что экспериментально наблюдалось сверхзвуковое расширение ЭДП при комнатной температуре, которое влияло на динамику генерируемых звуковых импульсов [4]. Также весьма привлекательно выглядят низкотемпературные эксперименты с полупроводниками в магнитном поле по усилению гиперзвуковых импульсов. Подобные эксперименты проводились ранее, когда наблюдалась перекачка энергии от спиновой системы к кристаллической решетке граната, сопровождавшаяся усилением ультразвуковых импульсов [11].

Список литературы [1] В.Э. Гусев, А.А. Карабутов. Лазерная оптоакустика. Наука, М. (1991). 34 с.

[2] S.M. Avanesyan, V.E. Gusev, N.I. Zheludev. Appl. Phys. A40, 163 (1986).

[3] Н.В. Чигарев, Д.Ю. Паращук, Ю.С. Пан, В.Э. Гусев. ЖЭТФ 121, 728 (2002).

[4] N.V. Chigarev, D.Yu. Paraschuk, X.Y. Pan, V.E. Gusev. Phys.

Rev. B61, 15 837 (2000).

[5] N.V. Chigarev, D.Yu. Paraschuk. Proc. SPIE 4749, 167 (2002).

[6] O.B. Wright, B. Perrin, O. Matsuda, V.E. Gusev. Phys. Rev.

B64, 81 202 (2001).

[7] И.О. Троянчук, Д.А. Ефимов, Д.Д. Халявин, Н.В. Пушкарев, Р. Шимчак. ФТТ 42, 1, 81 (2000).

[8] S. Cho, S. Choi, G. Cha, S. Hong, Y. Kim, Y. Zhao, A.J. Freeman, J.B. Ketterson, B.J. Kim, Y.C. Kim, B. Choi. Phys. Rev.

Lett. 88, 257 203 (2002).

[9] С.А. Ахманов, В.Э. Гусев. УФН 162, 3, 3 (1992).

[10] T. Story, R.R. Gatazka, R.B. Frankel, P.A. Wolff. Phys. Rev.

Lett. 56, 777 (1986).

[11] E.B. Tucker. Phys. Rev. Lett. 6, 547 (1961).




© 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.