Экситоны и поляритоны в полупроводниковых квантовых ямах и микрорезонаторах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА -

V

На правах рукописи

ТАРТАКОВСКИЙ Александр Ильич

ЭКСИТОНЫ И ПОЛЯРИТОНЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КВАНТОВЫХ ЯМАХ И МИКРОРЕЗОНАТОРАХ.

Специальность 01.04.07. - физика твердого тела

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Черноголовка 1998

Работа выполнена в Институте физики твердого тела РАН.

Научный руководитель: профессор, доктор физико-математических наук В. Д .Кулаковский

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук С.И.Бредихин доктор физико-математических наук Н.Н.Сибельдин

Ведущая организация: Институт общей физики Российской Академии Наук

Защита состоится " ^ ^ 1998 года в ^^ часов на

заседании Специализированного совета Д 003.12.01 в Институте физики твердого тела РАН (142432, Московская область, п. Черноголовка).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИФТТ РАН.

Автореферат разослан " 1998 года.

Ученый секретарь Специализированного совета Зверев В. Н.

доктор физико-математических наук

Общая характеристика работы.

Актуальность темы.

Впервые полупроводниковые гетероструктуры как новый объект были предложены Есаки и Тсу в 1970 году [1]. В течение последующих лет прогресс в технологии позволил на практике реализовать на базе III-V и II-VI полупроводниковых соединении высококачественные образцы, содержащие квантовые ямы, гетеропереходы и сверхрешеткп.

В гетероструктурах благодаря разнице в ширине запрещенной зоны двух полупроводниковых материалов возникает потенциальный барьер, ограничивающий движение носителей заряда в перпендикулярном к плоскости перехода направлении. В результате система становится квазидвумерной (2Б) с энергетическим спектром, состоящим из совокупности зон размерного квантования. Одним из важнейших примеров полупроводниковых гетероструктур являются квантовые ямы (КЯ). В них реализовано размерное ограничение носителей в тонком (до нескольких постоянных кристаллической решетки) слое узкозонного полупроводника, помещенного между двумя слоями веществ с широкими запрещенными зонами. В III-V гетероструктурах наинизшая по энергии особенность в спектре поглощения КЯ соответствует экситону, образованному из электрона и тяжелой дырки с нижайших размерноквантованных подзон. Благодаря большей (по сравнению с трехмерным (ЗВ) случаем) энергии связи и силе осциллятора экситоны в КЯ наблюдаются даже при комнатной температуре. Последнее позволяет использование КЯ в многочисленных прикладных разработках. При этом качество полупроводникового прибора, его характеристики напрямую связаны со структурным совершенством кристалла, которое в случае КЯ может быть оценено при исследовании механизмов релаксации, рассеяния и излучательной рекомбинации электрон-дырочной системы. Поэтому, кроме фундаментального характера изучения процессов в условиях пониженной размерности, изучение 20 электрон-дырочных систем ведется также и в поисках оптимального варианта структуры для последующей прикладной реализации.

В последние годы движение в сторону миниатюризации и повышения быстродействия интегрированных электронных схем стимулировало огромные усилия исследователей во всем мире. Однако, миниатюризация и высокое быстродействие электронных схем приводит к недопустимо высоким уровням диссипации энергии. В попытке отыскать дальнейшие пути развития ученые все чаще обращаются в своих исследованиях к све-

ту (вместо электронов) как носителю информации. Это связано с радом преимуществ фотонов перед электронами: более высокая скорость распространения в веществе, больший объем переносимой в единицу времени информации, меньшая чувствительность к различного рода взаимодействиям. В этой связи является актуальным изучение оптических свойств объектов, на основе которых разрабатываются элементы новых информационных сетей.

Одним из таких объектов является полупроводниковый микрорезонатор (МР), который так же, как и КЯ, можно отнести к классу полупроводниковых гетероструктур. В МР с помощью двух диэлектрических брэгговсих зеркал (состоящих из чередующихся А/4 слоев веществ с большой разницей показателей преломления) реализовано размерное ограничение света в рабочем теле резонатора, которое ведет к высокой спектральной и пространственной концентрации энергии резонаторной оптической моды. Помещая активную среду в пучность электромагнитного поля между зеркалами, можно добиться высокой степени смешивания спонтанного излучения вещества среды с резонаторной модой, что позволяет реализовать на основе полупроводниковых МР лазеры с очень низким пороговым значением инжекционного тока, отвечающим переходу к стимулированному излучению.

Микрорезонаторы с квантовыми ямами в активном слое представляют также большой интерес и для фундаментальных исследований. Экситон-фотонное взаимодействие в МР сильно модифицирует оптические свойства электрон-дырочной (ЭД) системы. В отличие от объемных кристаллов, где впервые были обнаружены смешанные экситон-фотонные состояния, в микрорезонаторах благодаря низкоразмерному характеру поляри-тонных состояний наблюдаются гигантские величины расщеплений Раби (до 20 мэВ для II-VI структур). Короткое собственное время жизни ми-крорезонаторных поляритонов, связанное с нарушением трансляционной симметрии (в направлении, перпендикулярном плоскостям зеркал и КЯ), приводит к высокой интенсивности поляритонных пиков в спектрах люминесценции и отражения. Это позволяет проводить экспериментальное изучение процессов взаимодействия вещества и электромагнитного поля с помощью стандартных оптических методик.

Целью настоящей диссертационной работы является экспериментальное изучение влияния экситон-экситонного, экситон-электронного и экситон-фотонного взаимодействий на релаксацию, время жизни и дис-

Персию экситонных и поляритонных состояний в свободных полуровод-ншсовых квантовых ямах и в квантовых ямах, помещенных внутри пла-нарных и одномерных резонаторов.

Научную новизну работы составляют следующие результаты, выносимые на защиту:

1. Исследована зависимость однородной ширины экситонного перехода и времени жизни экситонов в СаАз/1пСаА.ч КЯ от плотности фотовозбужденных носителей. Найдено, что при малых плотностях возбуждения тепловая ионизация экситонов приводит к сильному увеличению времени жизни электрон-дырочной системы. С увеличением плотности возбуждения экситон-экситонные и экситон-электронные взаимодействия приводят к уширению экситонных переходов. В работе определен вклад в ширину линии от электрон-электронных столкновений при азотной температуре. Проанализировано изменение времени жизни в области перехода экситон-электрон-дырочная плазма.

2. Изучение угловой зависимости ФЛ и ВФЛ поляритонов в мпкро-резонаторе с одиночной /пСаЛя КЯ в режиме сильного экситон-фотонного взаимодействия показало, что поглощение в фотоноподоб-ной моде слабо зависит от к, в то время как поглощение в экспто-ноподобной моде сильно ослабляется после прохождения точки ан-тнкроссинга. Показано, что такое поведение связано с уменьшением подмешивания фотоноподобной моды в состояния экситоноподобной ветви поляритонной дисперсии.

Найдено, что эффективность рассеяния резонасно фотовозбужденных резонаторных поляритонов в фотонное состояние с к = 0 практически не зависит от волнового вектора поляритона. Такое поведение не описывается в рамках модели поляритон-фононного рассеяния и может быть объяснено только релаксацией через состояния локализованных экситонов.

3. В полупроводниковых микрорезонаторах с латеральным ограничением света в одном направлении (фотонных проводах) происходит квантование резонаторной моды. Дисперсия сохраняется только вдоль оси провода. Угловое распределение излучения в плоскости, перпендикулярной оси провода изменяется от моды к моде в соответствие с изменением волновой функции моды в фотонном проводе.

4. При малых плотностях возбуждения в фотонных проводах экситон-фотонное взаимодействие достаточно велико и приводит к образованию резонаторных поляритонов. Найдено, что флуктуации случайного потенциала в КЯ слабо влияют на дисперсию поляритонов. Показано, что полярптоны в микрорезонаторах образуются через когерентные коллективные экситонные состояния, индуцированные световым электромагнитным полем. Время дефазировки таких состояний заметно превышает период Раби-осцилляций. При увеличении плотности возбуждения экранировка экситонных состояний и укорачивание времени дефазировки приводят к подавлению режима сильного экситон-фотонного взаимодействия.

Научная и практическая ценность работы

1. Впервые количественно исследована роль межчастичного взаимодействия в процессах излучательной рекомбинации в GaAs КЯ в условиях равновесной экситон-ЭД системы.

2. Впервые было проведено исследование релаксации поляритонов в полупроводниковых микрорезонаторах. Экспериментальные данные были получены из анализа угловой зависимости спектров возбуждения люминесценции.

3. Впервые на основе планарных микрорезонаторов с помощью ионного травления были реализованы микрорезонаторы с 2D ограничением света. Из анализа угловой зависимости спектров люминесценции при высокой плотности возбуждения была получена структура одномерных фотонных состояний. При низкой плотности возбуждения была исследована дисперсия одномерных микрорезонаторных поляритонов. Был исследован переход от режима слабого к режиму сильного экситон-фотонного взаимодействия при уменьшении плотности возбуждения.

Апробация работы. Результаты представленных в диссертации исследований докладывались на следующих конференциях

1. XXXIX Конференция МФТИ (Москва, 1996)

2. "Optics of Excitons in Confined Systems", OECS-5, (Gôttingen, Germany, 1997)

3. III Всероссийская конференция по физике полупроводников, "Полупроводники '97", (Москва, 1997)

4. International Conference on Semiconductor Physics, ICPS24, (Jerusalem, Israel, 1998)

Личный вклад автора в экспериментальные работы, выполненные в соавторстве, состоял в постановке задач, разработке методик, проведении экспериментов, численном моделировании и интерпретации результатов исследований.

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы.

Содержание диссертации.

Во введении объясняется выбор темы диссертации, обосновывается ее актуальность. Описана структура диссертации и ее содержание.

Первая часть главы 1 представляет собой обзор основных результатов исследований кинетики излучательной рекомбинации ЭД системы в КЯ при различных температурах п плотностях возбуждения. Рассмотрены влияние локализации и рассеяния эксптонов, разрушающих когерентность экситонных состояний, на излучательное время жизни. Обсуждена роль межчастичного взаимодействия в экситон-ЭД системе.

Во второй части главы 1 представлен обзор наиболее важных результатов исследований полупроводниковых микрорезонаторов. Рассмотрена структура фотонных состояний в пустых планарных резонаторах. Затем обсуждены результаты экспериментального наблюдения сильного экситон-фотонного взаимодействия в мпкрорезонаторах, содержащих одну или несколько КЯ в активном слое. Дан обзор основных теоретических моделей, использованных при описании взаимодействующей экситон-фотонной системы и приведен краткий обзор работ, посвященных изучению влияния случайного потенциала в КЯ на механизм образования микрорезонаторных поляритонов.

Во второй главе кратко описаны структура и технология приготовления образцов, импульсная методика, методика измерения угловых зависимостей спектров фотолюминесценции и возбуждения фотолюминесценции, а также измерительная аппаратура.

Образцы для исследований были выращены по технологии молекулярно-пучковой эпитаксии.

Изучение влияния межчастичного взаимодействия на излучательную рекомбинацию ЭД системы было проведено на образце с одиночной квантовой GaAs ямой шириной 50 Á в AlxGa\-xAs барьере с 18% содержанием Al.

Для изучения процессов релаксации и экситон-фотонного взаимодействия в полупроводниковых МР нами использовались образцы, активный элемент которых состоял из Ino.14Gao.g6As 70 Á КЯ, находящейся в GaAs A-слое между двумя брэгговскимн зеркалами. Активный GaAs слой имел форму клина, что позволяло варьировать (возбуждая люминесценцию в различных точках образца) энергетическое расстояние между Фабри-Перо модой и положением экситона. Брэгговские зеркала с коэффициентом отражения более 99% состояли из 21 и 17 AlAs/GaAs пар (под и над активным слоем, соответственно), где каждый из слоев имел ширину А/4. Схема планарного МР показана на Рис. 1(а).

Рис. 1: Схемы планарного микрорезонатора (а) и фотонных проводов (б).

Для изучения низкоразмерных МР на основе образца с планарной системой с помощью электронно-лучевой литографии и ионно-лучевого травления были изготовлены массивы фотонных проводов шириной от 4.2 до 6.2 ци. Схема фотонного провода показана на Рис.1(б).

Для возбуждения экситонов в КЯ использовался пикосекундный лазер на красителе 116С (длина волны - 590 нм) с длительностью импульсов 70 пс и частотой повторения 4 МГц. Образец помещался в криостате. Для подвода возбуждающего света к образцу и сбора люминесценции использовался световод с диаметром 0.6 мм, расположенный в непосредственной близости (< 0.5мм) от поверхности КЯ. Для предотвращения разбегания фотовозбужденных носителей из области возбуждения нами использовались образцы с вытравленной мезой диаметром 0.5 мм. Люминесценция регистрировалась фотоумножителем (ФЭУ) в режиме время-скоррелированного счета фотонов.

Дисперсия резонаторных полярптонов была исследована с помощью анализа угловой зависимости спектров люминесценции и возбуждения люминесценции. Образец помещался в оптический криостат в парах гелия с температурой Т = 5К. Люминесценция возбуждалась HeNe или Аг+ лазером и регистрировалась с помощью 0.5 м монохроматора и охлаждаемой азотом CCD камеры. Спектры возбуждения люминесценции записывались с помощью перестраимого по длине волны Ti-сапфирового лазера, накачиваемого мощным Аг+ лазером. Сигнал анализировался двойным монохроматором Ramanor U-1000 и регистрировался ФЭУ Hamamatsu в режиме счета фотонов. Для того, чтобы избежать перегрева образца при больших мощностях возбуждения, нами использовался модулятор лазерного излучения.

В третьей главе обсуждается влияние межчастичного взаимодействия на излучательное время жизни ЭД системы в G a As КЯ.

В первой части главы 3 обсуждаются спектры излучения ЭД системы в широком диапазоне плотностей возбуждения.

При гелиевой температуре полуширина линии излучения экситонов (Дх) составляет 1.4 мэВ. Такая полуширина обусловлена локализацией экситонов на флуктуациях потенциала из-за неоднородностей ширины КЯ и содержания Al в AlGaAs. Увеличение температуры до 77 К при малой плотности возбуждения приводит к уширению линии излучения экситонов до Ах = 2.2 мэВ, что связано с возрастанием затухания экс-итонных состояний из-за экситон-фононного рассеяния. При увеличении плотности возбуждения линия излучения экситонов монотонно уширяется. Это уширение свидетельствует о появлении дополнительного затухания экситонов вследствие межчастичных столкновений, прежде всего экситон-электронных [2].

При плотностях возбуждения W > 5 ■ Ю-7 Дж/см2 концентрация носителей превышает критическое значение для Моттовского перехода эксп-тонов в е — h плазму. При W ~ 1.5 • Ю-6Дж/см2 ширина линип достигает 78 мэВ, что отвечает излучению плотной e-h плазмы. В этих условиях концентрацию e-h пар можно определить из анализа формы линии излучения. Расчеты показали, что концентрация носителей, полученная при мощности лазерного импульса W ~ 1.5 • 1СГбДж/см2, оказалась равной 1.8 ± 0.2 • 1012 см-2. При W ~ б • Ю-7Дж/см2 аналогичная аппроксимация дала плотность 6 ± 0.6 ■ 10й см-2. В пределах ошибки полученное изменение концентрации носителей соответствует изменению мощности

лазерного импульса. При меньших W мы полагаем, что N~W.

Зная концентрацию ЭД пар, можно определить сечение экситон-электронного рассеяния. В области N < 1011 см-2 зависимость T(N) является линейной и для ее аппроксимации можно воспользоваться выражением [3, 2]

Д,(ЛГ«) = Д«в + Гв(Ле), (1)

где

re(iVe) = gtRita\Ne

где Rnax - энергия связи и боровский радиус экситона, соответственно, Ne - число свободных е — h пар, а де - коэффициент электрон-экситонного взаимодействия. При Т = 77К часть экситонов ионизована, и концентрацию электронов можно определить из условия равенства химических потенциалов экситонов и свободных электронов и дырок в условиях равновесия:

А»х = fie + Vh,

где fiz,e,h - соответственно химические потенциалы экситонов, электронов и дырок.

Из аппроксимации 1 следует, что де =9.5. Это значение находится в согласии с полученными ранее оценками величины де из измерений по четырехволновому смешиванию [2] де =10.2.

Во втором разделе главы 3 обсуждается зависимость излучательного времени жизни ЭД системы от концентрации носителей.

На Рис.2 показана зависимость t'(N) = ij(N)t(N) (т)- квантовый выход, t(N)- измеренное время жизни), полученная на основании обработки данных измерений спектров затухания люминесценции и квантового выхода в зависимости от плотности возбуждения. Из Рис.2 видно, что в области N = 3 • 107 — 109см~2 время r'(N) уменьшается обратно пропорционально плотности более, чем на порядок. При больших плотностях возбуждения эта зависимость ослабевает. Сильное возрастание излучательного времени при малых N обусловлено ионизацией экситонов. При 77 К экситонный Ридберг в КЯ (11.5 мэВ) сравним с кТ и, следовательно, ионизация экситонов при малых плотностях велика. Принимая во внимание, что излучательная рекомбинация свободных электронов и дырок пренебрежимо мала, излучательное время квазидвумерной системы можно записать в виде

гг(ЛГ) = г1(Г)/а(ЛГ). (2)

Здесь тх(Т) - излучательное время экситонов, а(Аг)- доля неионизован-ных экситонов. а(М) определяется 2Б аналогом уравнения Саха и растет с увеличением плотности фотовозбужденных носителей [4].

N (см'2)

Рис. 2: Зависимость г' от концентрации е — Л пар. Экспериментальные результаты - черные кружки, сплошная кривая - теоретическая зависимость. Пунктиром показана теоретическая зависимость времени жизни е — к плазмы при 77 К. Точки, обозначенные квадратами соответствуют расчету для N = 1012сл<-2, Т = 150Л'; N = 3 • 10асм~2, Т = 280А'.

В области концентраций N > Ю10сл«-2, когда наблюдается возрастание полуширины линии излучения экситонов, необходимо также учитывать влияние на тх межчастичных столкновений. В общем случае тх связано с однородным уширенпем линии люминесценции Гд следующим образом [5, 6] :

Т* " (—ехР-ГЙГЛ/^г) (3)

где т0- время жизни экситонов с малыми квазиимпульсами.

Кроме этого, следует принять во внимание, что при больших плотностях волновая функция экситона модифицируется .из-за межчастичных взаимодействий, что приводит к уменьшению силы осциллятора экситона /х и, следовательно, увеличению т0 (г0 ос 1//х [7]).

Сплошная кривая на Рис.2 соответствует зависимости r'(iV), рассчитанной с учетом ионизации экситонов, экситон-электронных столкновений и изменения fx. Она хорошо описывает экспериментальную зависимость вплоть до концентраций N « 7 • 1010с7П~2. При больших N поведение расчетной зависимости r'(N) начинает качественно отличаться от измеренной. Следовательно, в этой области концентраций экситонные корреляции теряют свое доминирующее значение и для расчета времени жизни е — h пар необходимо исходить из плазменного предела. Расчет времени жизни ЭД плазмы для Т — 77К показан на Рис.2 пунктирной кривой. Отклонение рассчитанной кривой от экспериментальных точек связано с повышенной температурой ЭД системы при высоких плотностях возбуждения. Две точки на Рис.2, обозначенные квадратами, соответствуют расчету, выполненному для N = 1012см~2 при Т = 150А" и для N = 3 • 10йспри Т = 280К, что отвечает температурам, оцененным из спектров излучения e-h плазмы. Рассчитанные значения г' хорошо согласуются с экспериментом.

В четвертой главе обсуждается угловая зависимость спектров фотолюминесценции (ФЛ) и возбуждения фотолюминесценции (ВФЛ) в пла-нарных полупроводниковых микрорезонаторах.

Исследовалась планарная МР структура (см. Рис.1 (а)) в режиме сильного экститон-фотонного взаимодействия, когда при к = 0 резонаторная мода находится слегка ниже энергии свободного экситона.

Волновой вектор в плоскости МР к связан с углом ф детектирования сигнала и возбуждения люминесценции выражением к = q sin ф, где q-импульс фотона в вакууме. Таким образом, изменяя ф, мы имеем возможность исследовать поляритонные состояния с различными значениями к. Спектры ФЛ нашей МР структуры, записанные в широком диапазоне углов детектирования, демонстрируют яркий антикроссинг экситонной и резонаторной мод (при фа « 18°), что характерно для сильно взаимодействующей экситон-фотонной системы [8]. Спектры ВФЛ резонаторной моды с к = 0 (ф = 0°) для различных углов падения возбуждающего лазерного пучка состоят из двух линий, соответствующих нижней и верхней поляритонным ветвям. Как и ожидалось, положение пиков в спектрах ФЛ и ВФЛ совпадает.

Спектры ВФЛ показали, что при малых значениях угла ф резонаторная мода с к = 0 эффективно возбуждается как в экситонную моду (нижняя поляритонная ветвь, Кш = так и в фотонное состояние (верхняя

поляритонная ветвь) с квазиимпульсом, соответствующим углу возбуждения (Ни = Тшрр{Фи$ег))- Однако, при углах выше точки антикроссинга, когда характер нижнего и верхнего поляритонных состоянии изменяется на обратный, эффективность возбуждения в эксптоноподобное состояние резко уменьшается. Спектры ФЛ также демонстрируют уменьшение интенсивности нижней полярптонной моды при углах ф > 20°, что не объясняется опустошением состояний (связанных с конечной температурой), т.к. экситоноподобная мода пмеет очень слабую дисперсию. При ф > 20° отношение /еХ)/>£/Ьх.рье меняется очень слабо. Следовательно, подавление экситонного пика в спектрах ВФЛ состояния с к — 0 связано скорее со слабым поглощением в экситонной моде, нежели с пониженной эффективностью рассеяния в световую ветвь. Уменьшение экситонного матричного элемента (времени рекомбинации) связано со слабым подмешиванием фотонных состояний к экситонной моде вдали от точки антикроссинга.

Величина сигнала ВФЛ в верхней моде практически не зависит от ф в области, где это состояние является световым (при ф > 20°). Такое поведение ВФЛ сигнала совпадает с поглощением резонаторной моды в этом диапазоне углов [9]. Это означает, что эффективность рассеяния из фотонных состояншг с большими значениями к в нижнее фотонное состояние не зависит от к. С другой стороны, уменьшение сигнала ФЛ в верхней ветви при ф > 20° отражает слабое заполнение фотонных состояний с большой энергией, которое описывается экспоненциальной зависимостью с эффективной полярптонной температурой Т = 35К. Эта величина заметно превышает температуру бани Т « 5К, что объяснимо, если принять во внимание короткое время жизни поляритонных состояний, не позволяющее системе прийти в тепловое равновесие с кристаллической решеткой образца.

При значениях ф < 10°, где экситон-фотонное взаимодействие также ослаблено, интенсивность экситонной моды практически не зависит от угла в спектрах ФЛ и ВФЛ. Это связано с тем, что при малых к резонаторная фотонная мода пмеет достаточно слабую дисперсию, и в результате экситон-фотонное смешивание и, следовательно, экситонный матричный элемент меняются достаточно слабо.

С другой стороны, интенсивность фотоноподобной моды в спектрах ВФЛ уменьшается при малых ф. Из анализа спектров ФЛ следует, что в этом диапазоне углов уменьшение поглощения в фотоноподобную моду

незначительно. Следовательно, уменьшение сигнала в спектрах ВФЛ при ф < 10° в основном связано с ослабленной эффективностью рассеяния между состояниями с малыми к.

Ослабление эффективности рассеяния поляритонов предсказывалось теоретически [10]. Однако рассмотренный в работе [10] механизм релаксации поляритонов посредством рассеяния на фононах должен приводить к ослаблению сигнала при переходе от к ~ 104 см-1 к к = 0 на 4 порядка. Наблюдаемое нами уменьшение сигнала всего в несколько раз свидетельствует о том, что доминирует другой механизм рассеяния. В работе предлагается механизм рассеяния поляритонов через локализованные эк-ситонные состояния.

Глава 5 посвящена исследованию структуры фотонных и поляритон-ных состояний в низкоразмерных полупроводниковых микрорезонаторах.

В первой части главы 5 обсуждается влияние локализации экситонов случайным потенциалом КЯ на экситон-фотонное взаимодействие в одномерных МР (фотонных проводах (ФП)). В ФП размерное квантование света приводит к образованию возбужденных фотонных состояний, волновые функции которых имеют различную пространственную симметрию. В ФП с идеальной КЯ экситон-фотонное взаимодействие должно приводить к смешиванию фотонных и экситонных состояний с одной и той же пространственной симметрией. Однако, в реальных КЯ локализация экситонов случайным потенциалом приводит к нарушению симметрии экситонных состояний. Влияние случайного потенциала на образование и излучательные свойства поляритонов в планарных МР до сих пор является темой дискуссий [11, 12, 13]. В связи с наличием в ФП световых мод с различной пространственной симметрией, исследование поляритонных эффектов в низкоразмерных МР позволяет более глубоко изучить механизм взаимодействия света с экситонами в системе с беспорядком.

Во второй части главы 5 обсуждается структура размерноквантован-ных фотонных состояний в ФП. Квантование света в одномерном резонаторе приводит к расщеплению фотонной моды на состояния, которые имеют дисперсию только в направлении оси провода Ох. Энергии фотонных мод Мтп могут быть описаны следующим выражением [14]:

Ет(кх) =

Й2с2

ч

(4)

Здесь т = 0,1..., Ьу - ширина провода, £еп - эффективная диэлек-

трическая постоянная [14]. Расчет также показывает [15], что из-за различной симметрии распределения поля внутри резонатора для мод с разными номерами, максимумы в интенсивности возбужденных состояний одномерной фотонной системы находятся при отличных от нуля углах регистрации 9 (см. Рис. 1(6)).

Энергии резонаторных фотонных мод при к — 0 и их дисперсию можно непосредственно измерить из анализа спектров излучения, записанных в условиях достаточно большой плотности возбуждения [16], когда экранирование играет заметную роль и экситонные эффекты, а следовательно, и эксптон-фотонное взаимодействие, оказываются ослабленными.

Рис. 3: Спектры фотолюминесценции для проводов с Ьу = 4.2/1М, записанные при высокой плотности возбуждения при Ф = 0 и различных углах 0. Вертикальные стрелки показывают положение мод с различными квантовыми номерами т. Пик электрон-дырочной рекомбинации помечен е-Ь.

На Рис.3 показаны спектры люминесценции, записанные для проводов с шприной 4.2 /ш при Ф = 0° и различных углах регистрации 0 при высокой (Р=1600 Вт/см2) плотности возбуждения. На Рис.3 фотонные моды с разными квантовыми номерами видны во всех спектрах как узкие интенсивные линии. Широкая линия с максимумом в районе 1.413 эВ, обозначенная е-Ь, отвечает пику рекомбинации плотной экситонной системы. Как и ожидалось, квантование системы в направлении, перпендикулярном оси провода, приводит к тому, что энергии фотонных мод не

МОМ1М2 МЗ М4

1.40 1.41 1.42 1.43

Энергия (эВ)

зависят от угла 0. Как видно из рисунка, в спектрах при Э < 23° хорошо наблюдаются световые моды вплоть до Л/4.

В фотонных проводах квантование света в направлении оси провода отсутствует, и энергия фотонных мод монотонно зависит от квазиимпульса кх. Дисперсия фотонных мод может быть получена из измерений спектров ФЛ при фиксированном угле 0 сканированием по Ф. Результаты измерений изображены на вставке Рис.4, где энергии фотонных мод обозначены темными символами, а положение пика рекомбинации плотной ЭД системы - светлыми кружками. Сплошные линии показывают результаты расчета по формуле 4. Из рисунка отчетливо видно отсутствие особенностей в поведении энергий световых мод при пересечении ими пика е-Ь рекомбинации. Такое поведение характерно для случая, когда взаимодействие света с носителями в КЯ подавлено.

В третьей части главы 5 обсуждается экситон-фотонное взаимодействие в ФП.

При уменьшении плотности возбуждения происходит постепенное восстановление силы осциллятора экситонного перехода. В условиях возникающего вследствие этого экситон-фотонного взаимодействия, наблюдается отталкивание фотонных мод от экситонного терма. При этом наблюдаемый эффект сильнее для фотонных мод, которые имеют энергию, близкую к энергии экситона.

Экситон-фотонное взаимодействие приводит к образованию резонатор-ного поляритона с законом дисперсии, который описывается выражением для двух пересекающихся уровней с взаимодействием [17]:

Здесь Ец^(к) - энергия верхней (нижней) ветви поляритонной дисперсии (соответственно со знаком плюс (минус)), Ер(к) и Еех(к) - энергии фотонной и экситонной мод в отсутствии взаимодействия, Е2 = Е*х (к) + (к) + П2 и П - расщепление между верхней и нижней ветвями в резонансе.

Дисперсия поляритонных мод, полученная из анализа энергий пиков в спектрах, записанных при низких плотностях возбуждения, изображена на Рис.4. Для сравнения пунктирными линиями показаны энергии соответствующих мод, измеренные при высокой плотности возбуждения, когда взаимодействие света с экситонами подавлено. Для описания экспе-

Рис. 4: Дисперсия поляритонов в проводах с1, = 4.2/1М, полученная из спектров люминесценции при низкой плотности возбуждения. На вставке к рисунку показана дисперсия фотонных мод при высокой плотности возбуждения для провода с Ь„ = 4.2/ш.

риментальныхрезультатов для каждой пары Ети,ь{к) была использована формула 5, где вместо Ер(к), Еех(к) и П использовались величины для данной моды с номером т: Ет(кх), Еех:т(кх) и С1т. Значения энергий для фотонных мод Ет(кх) были получены из спектров при высокой плотности возбуждения. Далее, мы пренебрегли энергиями квантования экситонов, т.е. положили, что Еех>т = Еех =1.413 эВ для всех т = 0,1 и 2. Для мод с малыми т (т = 0 — 2) расщепление Пт в широких фотонных проводах не должно сильно зависеть от номера фотонной моды, т.е. можно положить По = = = Т.о. для описания нескольких поляритонных ветвей в выражении 5 остается только один подгоночный параметр П. Лучшее совпадение расчетных кривых с экспериментальными точками было достигнуто при 0 = 3 мэВ. Соответствующие подгоночные кривые изображены на Рис.4 сплошными линиями.

Хорошее совпадение экспериментальных кривых поляритонной дисперсии с рассчитанными в предположении взаимодействия экситонных и фотонных состояний с одинаковой пространственной симметрией указывает на то, что характер экситон-фотонного взаимодействия остается качественно такой же, как и в МР с идеальной КЯ, несмотря на то что в реальной КЯ флуктуации потенциала приводят к локализации экситонов и влекут за собой нарушение симметрии их состояний. Чтобы объяснить слабое влияние случайного потенциала, следует предположить, что све-

топая мода индуцирует в фотонном проводе коллективное когерентное состояние экситонов той же симметрии, время дефазировки которого по крайней мере превышает период Раби-осцилляций (~0.4 пс). Этот вывод согласуется с измерением времени дефазировки экситонных состояний методом четырехволнового смешивания [2], где было найдено, что при малых плотностях экситонной системы время дефазировки составляет 12 пс. С ростом плотности экситонов время дефазировки уменьшается, что приводит к наблюдаемому нами в эксперименте подавлению экситон-фотонного взаимодействия при высоких плотностях возбуждения.

В заключении сформулированы основные результаты работы:

1. В СаАэ/1пСаА8 КЯ при азотной температуре найдено, что при малых плотностях возбуждения тепловая ионизация экситонов приводит к сильному увеличению времени жизни электрон-дырочной системы. При увеличении плотности возбуждения начинают играть роль экситон-экситонные и экситон-электронные взаимодействия, чье влияние становится особенно существенным в области перехода эксптон-электрон-дырочная плазма.

2. Изучение угловой зависимости ФЛ и ВФЛ поляритонов в микрорезонаторе с одиночной 1пСаАэ КЯ в режиме сильного экситон-фотонного взаимодействия показало, что поглощение в фотоноподоб-ной моде слабо зависит от к, в то время как поглощение в эксито-ноподобной моде сильно ослабляется после прохождения точки антикроссинга из-за уменьшения подмешивания ф.отоноподобной моды в состояния экситоноподобной ветви поляритонной дисперсии. Найдено, что эффективность рассеяния резонасно фотовозбужденных резонаторных поляритонов в фотонное состояние с к = 0 практически не зависит от волнового вектора поляритона. Такое поведение не описывается в рамках модели поляритон-фононного рассеяния и может быть объяснено только релаксацией через состояния локализованных экситонов.

3. В одномерных полупроводниковых микрорезонаторах (фотонных проводах) происходит квантование резонаторной моды. При этом образовавшиеся фотонные моды имеют дисперсию только вдоль оси провода. Угловое распределение излучения в плоскости, перпендикулярной оси провода изменяется от моды к моде в соответствие с изменением волновой функции моды в фотонном проводе.

4. При малых плотностях возбуждения в фотонных проводах экситон-фотонное взаимодействие приводит к образованию резонаторных по-ляритонов. Экспериментально измеренная дисперсия поляритонов хорошо описывается расчетом, сделанным в предположении, что взаимодействие происходит только между фотонными и экситонными состояниями с одной и той же пространственной симметрией. Слабое влияние флуктуации случайного потенциала в КЯ, нарушающего пространственную симметрию экситонов, указывает на механизм образования поляритонов в микрорезонаторах через когерентные коллективные экситонные состояния, индуцированные световым электромагнитным полем. Время дефазировкп таких состояний заметно превышает период Раби-осцилляций. При увеличении плотности возбуждения экранировка экситонных состояний и укорачивание времени дефазпровки приводят к подавлению режима сильного экситон-фотонного взаимодействия.

Работы, представленные на защиту:

1. "Влияние межчастичных взаимодействий на излучательное время жизни фотовозбужденной электрон-дырочной системы в квантовых ямах G s As"

Л.В.Кулик, А.И.Тартаковский, А.В.Ларионов, Е.С.Боровицкая,

В.Д.Кулаковсхий

ЖЭТФ 112, 1(7), стр.353, (1997)

2. "Angle-resolved Photoluminescence Excitation Spectroscopy of Exciton-Photon modes in a Microcavity: K-Dependence and Relaxation" A.I.Tartakovskii, V.D.Kulakovskii, A.V.Larionov, J.P.Reithmaier, A.Forchel

Phys.Stat.Sol. (a) 164, 81 (1997)

3. "Exciton-Photon Coupling in Photonic Wires" A.I.Tartakovskii, V.D.Kulakovskii, J.P.Reithmaier, A.Forchel Phys.Rev. В 57, 6807 (1998)

4. "Экситон-фотонное взаимодействие в низкоразмерных полупроводниковых микрорезонаторах"

А.И.Тартаковский, В.Д.Кулаковскнй, Ю.И.Коваль, Т.Б.Борзенко, J.P.Reithmaier, A.Forchel ЖЭТФ 114(10), стр.1329, (1998)

Список литературы

[1] L.Esaki, R.Tsu, IBM J.Res.Dev 14 (1970) 61

[2] A.Honold, L.Schultheis, J.Kuhl, C.W.Tu, Phys.Rev. В 40, 6442(1989)

[3] G.Manzke, K.Henneberger, V.May, Phys.Stat.Sol.(b) 139, 233 (1987)

[4] V.Srinivas, J.Hryniewicz, Y.J.Chen, C.E.C.Wood, Phys.Rev. В 46, 10193 (1992)

[5] D.S.Citrin, Phys.Rev.B, 47(7), 3832 (1993)

[6] J.Feldmann, G.Peter, E.O.Gobel, P.Dawson, K.Moore, C.Foxon, R.J.Elliot, Phys.Rev.Lett. 59, 2337 (1987)

[7] S.Schmitt-Rink, D.S.Chemla, D.A.B.Miller, Phys.Rev В 32, 6601(1985)

[8] R.Houdre, C.Weisbuch, R.P.Stanley, U.Oesterle, P.Pelandini, M.Ilegems, Phys.Rev.Lett. 73 2043, (1994)

[9] R.P.Stanley, R.Houdre, C.Weisbuch, U.Oesterle, M.Ilegems, Phys.Rev. В 53 10995 (1996)

[10] F.Tassone, C.Piermarocchi, V.Savona, A.Quattropani, P.Schwendimann, Phys.Rev. В 56 7554 (1997)

[11] R.Houdre, R.P.Stanley, M.Ilegems, Phys.Rev. A 53 2711, (1996)

[12] V.Savona, C.Piermarocchi, A.Quattropani, F.Tassone, P.Schwendimann, Phys.Rev.Lett. 78 4470 1997

[13] D.M.Whittaker, P.Kinsler, T.A.Fisher, M.S.Skolnick, A.Armitage, A.M.Afshar, M.D.Sturge, J.S.Roberts, Phys.Rev.Lett 77 792, (1996)

[14] J.P.Reithmaier, M.Rohner, H.Zull et al., Phys.Rev.Lett. 78, 378, (1997)

[15] Н.А.Гиппиус, С.Г.Тнходеев, A. Forchel, в сб. Тез. докладов III Всероссийской конференции по физике полупроводников, (Москва, 1997), ФИ АН, Москва (1997)

[16] R.Houdre, R.P.Stanley, U.Oesterle, M.Ilegems, C.Weisbuch, Phys.Rev. В 49, 16761, (1994)

[17] B.Sermage, S.Long, I.Abram, J.Y.Marzin, J.Bloch, R.Planel, V.Thierry-Mieg, Phys.Rev. В 53 16516 (1996)

х--* — с А у.' --

! ' ; /V- О'

V-

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

На правах рукописи

ТАРТАКОВСКИЙ Александр Ильич

ЭКСИТОНЫ И ПОЛЯРИТОНЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КВАНТОВЫХ ЯМАХ И МИКРОРЕЗОНАТОРАХ

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель: профессор

доктор физико-математических наук

В. Д .Кулаковский

Черноголовка 1998

Содержание

ВВЕДЕНИЕ. 4

1 Литературный обзор. 10

1.1 Излучательная рекомбинация электрон-дырочной системы

в полупроводниковых квантовых ямах............. 10

1.1.1 Излучательные времена жизни экситонов в квантовых ямах.......................... И

1.1.2 Влияние экситон-экситонного и экситон-э лектронного рассеяния на излучательную рекомбинацию экситонов............................. 15

1.2 Полупроводниковые микрорезонаторы............. 19

1.2.1 Фотонные состояния.................. . 19

1.2.2 Микрорезонаторные поляритоны............ 23

1.2.3 Микрорезонаторные поляритоны в присутствии неоднородного уширения.................. 32

2 Образцы и экспериментальная техника. 35

2.1 Образец и экспериментальная техника, используемые при изучении кинетических процессов в квазидвумерной электрон-дырочной системе......................... 35

2.2 Образцы и экспериментальная техника, использованные

при исследовании полупроводниковых микрорезонаторов. . 39

3 Влияние межчастичных взаимодействий на излучатель-ное время жизни фотовозбужденной электрон-дырочной системы в СаАэ/АЮаАв квантовых ямах 43

3.1 Спектры излучения экситонов при низких плотностях возбуждения.............................. 44

3.2 Определение концентрации носителей............. 45

3.3 Ионизация экситонов и межчастичное взаимодействие. ... 49

3.4 Время жизни экситон-электрон-дырочной системы (N <

1011 см"2)............................................................53

3.5 Излучательное время жизни е — К плазмы (Л^ > 1011 см-2). 56

4 Угловая зависимость спектров фотолюминесценции и возбуждения фотолюминесценции в полупроводниковых микрорезонаторах 60

4.1 Дисперсия микрорезонаторных поляритонов.......... 61

4.2 Релаксация микрорезонаторных поляритонов......... 63

5 Экситон-фотонное взаимодействие в низкоразмерных полупроводниковых микрорезонаторах 68

5.1 Фотонные моды в одномерном микрорезонаторе....... 72

5.2 Изменение экситон-фотонного взаимодействия при вариации плотности экситонов..................... 78

5.3 Дисперсия поляритонов в фотонных проводах в условиях сильного экситон-фотонного взаимодействия.........82

ЗАКЛЮЧЕНИЕ. 88

Список литературы. 91

ВВЕДЕНИЕ.

Впервые полупроводниковые гетероструктуры как новый объект были предложены Есаки и Тсу в 1970 году [1]. В течение последующих лет прогресс в технологии позволил на практике реализовать на базе III-V и II-VI полупроводниковых соединений высококачественные образцы, содержащие квантовые ямы, гетеропереходы и сверхрешетки.

В гетероструктурах благодаря разнице в ширине запрещенной зоны двух полупроводниковых материалов возникает потенциальный барьер, ограничивающий движение носителей заряда в перпендикулярном к плоскости перехода направлении. В результате система становится квазидвумерной (2Б) с энергетическим спектром, состоящим из совокупности зон размерного квантования. Одним из важнейших примеров полупроводниковых гетероструктур являются квантовые ямы (КЯ). В них реализовано размерное ограничение носителей в тонком (до нескольких постоянных кристаллической решетки) слое узкозонного полупроводника, помещенного между двумя слоями веществ с широкими запрещенными зонами. В Ш-У КЯ наинизшая по энергии особенность в спектре поглощения КЯ соответствует экситону, образованному из электрона и тяжелой дырки с нижайших размерноквантованных подзон. Благодаря большей (по сравнению с трехмерным (ЗБ) случаем) энергии связи и силе осциллятора экситоны в КЯ наблюдаются даже при комнатной температуре. Последнее позволяет использование КЯ в многочисленных прикладных разработках. При этом качество полупроводникового прибора, его характеристики напрямую связаны со структурным совершенством кристалла, которое в случае КЯ может быть оценено при исследовании механизмов релаксации, рассеяния и излучательной рекомбинации электрон-дырочной системы. Поэтому, кроме фундаментального характера изучения процессов в условиях пониженной размерности, изучение 2Б электрон-дырочных систем ведется также и в поисках оптимального

варианта структуры для последующей прикладной реализации.

В последние годы движение в сторону миниатюризации и повышения быстродействия интегрированных электронных схем стимулировало огромные усилия исследователей во всем мире. Однако, миниатюризация и высокое быстродействие электронных схем приводит к недопустимыми уровнями диссипации энергии. В попытке отыскать дальнейшие пути развития ученые все чаще обращаются в своих исследованиях к свету (вместо электронов) как носителю информации. Это связано с рядом преимуществ фотонов перед электронами: более высокая скорость распространения в веществе, больший объем переносимой в единицу времени информации, меньшая чувствительность к различного рода взаимодействиям. В этой связи является актуальным изучение оптических свойств объектов, на основе которых разрабатываются элементы новых информационных сетей.

Одним из таких объектов является полупроводниковый микрорезонатор (МР), который также как и КЯ можно отнести к классу полупроводниковых гетероструктур. В МР с помощью двух диэлектрических брэг-говсих зеркал (состоящих из чередующихся Л/4 слоев веществ с большой разницей показателей преломления) реализовано размерное ограничение света в рабочем теле резонатора, которое ведет к высокой спектральной и пространственной концентрации энергии резонаторной оптической моды. Помещая активную среду в пучность электромагнитного поля между зеркалами, можно добиться высокой степени смешивания спонтанного излучения вещества среды с резонаторной модой, что позволяет реализовать на основе полупроводниковых МР лазеры с очень низким пороговым значением инжекционного тока, отвечающим переходу к стимулированному излучению [2-7]. Использование в качестве активной среды одной или нескольких квантовых ям особенно повышает эффективность работы системы, благодаря наличию в них сильного спектрально узкого экситон-

ного перехода.

Микрорезонаторы с квантовыми ямами в активном слое представляют также большой интерес и для фундаментальных исследований. Экситон-фотонное взаимодействие в МР сильно модифицирует оптические свойства электрон-дырочной системы. В отличие от 3D, где впервые были обнаружены смешанные экситон-фотонные состояния, в микрорезонаторах благодаря низкоразмерному характеру поляритонных состояний наблюдаются гигантские величины расщеплений Раби (до 20 мэВ для II-VI структур). Связанное с нарушением трансляционной симметрии (в направлении перпендикулярном плоскостям зеркал и КЯ) наличие короткого собственного времени жизни микрорезонаторных поляритонов приводит к высокой интенсивности поляритонных пиков в спектрах люминесценции и отражения. Это позволяет проводить экспериментальное изучение процессов взаимодействия вещества и электромагнитного поля с помощью стандартных оптических методик.

Целью настоящей диссертационной работы является экспериментальное изучение влияния экситон-экситонного, экситон-электронного и экситон-фотонного взаимодействий на релаксацию, время жизни и дисперсию экситонных и поляритонных состояний в свободных полуровод-никовых квантовых ямах и в квантовых ямах, помещенных внутри пла-нарных и одномерных резонаторов.

Научную новизну работы составляют следующие результаты, выносимые на защиту:

1. Впервые в условиях реализации равновесной экситон-электрон-дырочной системы исследовано влияние межчастичных взаимодействий в GaAs/AlGaAs КЯ на ширину линии излучения и время жизни в широкой области плотностей от 108 до 1012 см-2. Получена величина излучательного времени жизни экситонов с к < ка г0,

непосредственно связанная с силой осциллятора экситонного перехода: т0 ос 1//х. Показано, что при малых плотностях время жизни фотовозбужденных носителей резко увеличивается с уменьшением концентрации вследствие тепловой ионизации экситонов. В области плотностей Ю10 см-2 начинают играть важную роль межчастичные взаимодействия, приводящие к заметному уширению экситонных состояний и модификации экситонной волновой функции. При дальнейшем увеличении плотности возбуждения излучательные свойства системы определяются электрон-дырочной плазмой. При этом найдено, что зависимость излучательного времени от концентрации, имеющая вид т ос -/V-1 в случае прямозонной рекомбинации имеет место только для невырожденной системы. Для случая вырожденной е — к плазмы время жизни не зависит от концентрации. Измерено уширение линии излучения экситонов с ростом плотности е — к системы. Показано, что при 77 К оно определяется в основном экситон-электронными столкновениями. Определен коэффициент экситон-электронного рассеяния.

2. Изучение угловой зависимости спектров фотолюминесценции и возбуждения фотолюминесценции поляритонов в микрорезонаторе с одиночной ¡пОаАэ КЯ в режиме сильного экситон-фотонного взаимодействия показало, что поглощение в фотоноподобной моде слабо зависит от ^ в то время как поглощение в экситоноподобной моде сильно ослабляется после прохождения точки антикроссинга. Показано, что такое поведение связано с уменьшением подмешивания фотоноподобной моды в состояния экситоноподобной ветви поляри-тонной дисперсии.

Найдено, что эффективность рассеяния резонасно фотовозбужденных резонаторных поляритонов в фотонное состояние с к = 0 практически не зависит от волнового вектора поляритона. Такое поведе-

ние не описывается в рамках модели поляритон-фононного рассеяния и может быть объяснено только релаксацией через состояния локализованных экситонов.

3. Впервые на базе планарного микрорезонатора с помощью ионного травления созданы структуры с 21) ограничением света (фотонные провода). Найдено, что в фотонных проводах происходит квантование резонаторной моды. Дисперсия сохраняется только вдоль оси провода. Угловое распределение излучения в плоскости, перпендикулярной оси провода изменяется от моды к моде в соответствие с изменением волновой функции моды в фотонном проводе.

4. При малых плотностях возбуждения в фотонных проводах экситон-фотонное взаимодействие достаточно велико и приводит к образованию резонаторных поляритонов. Экспериментальные кривые поля-ритонной дисперсии находятся в хорошем согласии с рассчитанными в предположении, что взаимодействие происходит только между фотонными и экситонными состояниями с одной и той же пространственной симметрией. Флуктуации случайного потенциала в КЯ, приводящие к нарушению пространственной симметрии экситонов, слабо влияют на дисперсию поляритонов. Следовательно, поля-ритоны в микрорезонаторах образуются через когерентные коллективные экситонные состояния, индуцированные световым электромагнитным полем. Время дефазировки таких состояний заметно превышает период Раби-осцилляций. При увеличении плотности возбуждения экранировка экситонных состояний и укорачивание времени дефазировки приводят к подавлению режима сильного экситон-фотонного взаимодействия.

Результаты работы автора отражены в статьях [8-11].

Диссертация построена следующим образом. В первой главе диссертации дан обзор работ, посвященных изучению кинетики излучательной рекомбинации электрон-дырочной системы в полупроводниковых СаАя КЯ при различных температурах и плотностях возбуждения а также обзор теоретических и экспериментальных работ, посвященных полупроводниковым микрорезонаторам. Во второй главе дано описание экспериментальной техники и образцов, использованных в исследованиях, результаты которых составляют основу данной диссертационной работы. В третьей главе обсуждается исследование влияния межчастичных взаимодействий в йаАя/АЮаАв КЯ на ширину линии излучения и время жизни электрон-дырочной системы. В четвертой главе обсуждаются измерения угловой зависимости спектров фотолюминесценции и возбуждения фотолюминесценции в планарном МР в режиме сильного экститон-фотонного взаимодействия. В пятой главе представлены результаты исследований структуры состояний фотонной системы, а также дисперсии резонаторных поляритонов в условиях сильного экситон-фотонного смешивания в полупроводниковых микрорезонаторах с ограничением света в двух направлениях.

И наконец в Заключении кратко сформулированы основные результаты исследований, выполненных в данной работе.

1 Литературный обзор.

1.1 Излучательная рекомбинация электрон-дырочной системы в полупроводниковых квантовых ямах.

В последние годы изучению квазидвумерных экситонных систем были посвящены многочисленные экспериментальные и теоретические исследования. Пространственное ограничение электронов и дырок в узком слое полупроводника с толщиной малой по сравнению с радиусом экситонного состояния в объеме ведет к большей энергии связи и увеличению силы осциллятора экситонного перехода. В объемном полупроводнике взаимодействие экситонов с электромагнитным полем приводит к образованию светоэкситонов (или поляритонов) [12], которые являются квазистационарными состояниями системы. В этом случае процесс, рассматриваемый как излучательный распад может произойти только на разрушающих трансляционную инвариантность дефектах, примесях или поверхности кристалла. Аналог ЗБ поляритонов в 2Б случае суть поверхностные моды, распространяющиеся вдоль плоскости квантовой ямы и не претерпевающие радиационного распада. Возбуждение и регистрация этих мод возможны лишь в определенной конфигурации оптической схемы [13]. Напротив, экситоны в квантовых ямах, благодаря нарушению трансляционной симметрии в перпендикулярном плоскости квантовой ямы направлении, обладают собственным излучательным временем жизни, величина которого оказалась очень короткой. Ниже мы подробнее остановимся на процессах, влияющих на кинетику излучательной рекомбинации электрон-дырочной системы, таких как ионизация экситонов, локализация носителей случайным потенциалом, а также экситон-экситонное и экситон-электронное рассеяние.

1.1.1 Излучательные времена жизни экситонов в квантовых ямах.

В работе [14] была рассчитана температурная зависимость радиационного времени жизни экситонов в двумерном случае. Авторами рассматривались только свободные экситоны, т.е. не были приняты во внимание эффекты, связанные с локализацией экситонов на флуктуациях случайного потенциала, наблюдающиеся при достаточно низких температурах. Вычисления выполнены в предположении сохранения квазиимпульса экс-итона при движении в плоскости ямы. Также предполагалось, что время установления теплового равновесия (вследствие рассеяния на акустических фононах) много короче, чем время радиационной рекомбинации экситонов. В рамках этих предположений рекомбинировать излучательно могут только экситоны с импульсом кех<ко, где -импульс фотона в исследуемом веществе, что соответствует кинетической энергии экситона Н2к1/2тех~1.1К (тех-масса экситона). Отсюда видно, что при достаточно высоких температурах доля экситонов, которые могут рекомбинировать излучательно, мала. В предположении больцмановского распределения экситонов, при высоких температурах было получено следущее выражение для времени жизни экситонной системы:

т(Т) = (1)

где го-радиационное время для экситонов с кех =0. Для экситонов, содержащих тяжелую дырку, в случае 50 А АЮаАз/СаАв КЯ величина 7о^16 пс. (Силы осциллятора взяты из работы [15].)

В работе [16] автором был проведен расчет времени жизни экситонов, локализованных случайным потенциалом. Локализация приводит к смешиванию состояний с малыми и большими квазиимпульсами и, следовательно, к увеличению времени излучательной рекомбинации. Для расчета Г(/ос) автор использовал модельный локализующий потенциал. Для 50, 100 и 150 А ям в случае длины локализации Ь = 200 А и флуктуа-ций ширины ямы в один монослой полученные времена жизни для свя-

занных экситонов оказываются порядка 100 пс, что заметно превышает время жизни свободного экситона то. Была также проделана оценка температурной зависимости времени жизни экситонной системы для случая, когда часть экситонов локализована. Было найдено, что при высокой температуре:

^ = + щш) ■ <2)

где соответственно скорость рекомбинации для локализованных

и свободных частиц, ЛГ/Г, Аг;ос- соответственно плотность свободных и локализованных экситонов, N0- эффективная плотность дефектов. Из формулы (2) видно, что при типичных значениях N0 ~ Ю10-г 1011 см-2 даже в высокотемпературном режиме локализац�