Фотолюминесценция горячих электронов и комбинационное рассеяние света в структурах с квантовыми ямами CaAs/AlAs тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

АКАДЕМИЯ НАУК РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ ОРДЕНА ЛЕНИНА ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ ИМЕНИ

А.Ф. ИОФФЕ

РГБ ОЛ

• На правах рукописи

2 7 ОКТ 1998

САПЕГА Виктор Фёдорович

ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ ГОРЯЧИХ ЭЛЕКТРОНОВ И КОМБИНАЦИОННОЕ РАССЕЯНИЕ СВЕТА В СТРУКТУРАХ С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ СаАз/А1А8

(01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков)

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание учёной степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 1998

Работа выполнена в ордена Ленина физико-техническом институте имени А.Ф. Иоффе российской Академии наук.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор В.Ф. Агекян,

доктор физико-математический наук, профессор С.А. Пермогоров, доктор физико-математических наук, профессор A.B. Субашиев

Ведущая организация: Институт физики полупроводников СО РАН.

Защита состоится " 1998 г. в часов на

заседании диссертационного совета Д 003.23.02 при Физико-техническом институте имени А.Ф. Иоффе РАН по адресу: 194021, Санкт-Петербург, ул. Политехническая, д.26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН.

Автореферат разослан " 1998 г.

Ученый секретарь диссертационного совета Д 003.23.02

доктор физико-математических наук

J1.M. Сорокин

- :1 -

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

А к ту ал ь 11 ость тем ы: Последние четверть иска физика пизкоразмер-ных полупроводниковых структур является наиболее бурно развивающейся областью физики твердого тела. Это развитие было обусловлено как потребностью микроэлектроники в миниатюризации п повышении быстродействия электронных приборов, так п уникапьными возможностями новой технологии - молекулярпо-пучковой эпнтаксии, позволяющей выращивать полупроводниковые наноструктуры с заранее заданными свойствами. Особенно интерес к низкоразмерным структурам возрос после того, как Есаки (Нобелевская премия по физике 1973 г.) и Цу в 1970 году предложили использовать искусственно созданные периодические полупроводниковые структуры с квантовыми ямами для создания новых приборов на основе блоховских осцилляций, а новая технология позволила реализовать эту идею.

Последние почти десять лет развитие физики наноструктур шло по пути создания систем с размерностью меньше, чем 2Б, а именно Ш (квантовые проволоки),и затем (Ю (квантовые точки). Необходимость исследования систем с пониженной размерностью обусловлена как прак-тическим^ак и теоретическим интересом. С практической точки зрения изучение таких систем позволяет уменьшить размеры, повысить степень интеграции и увеличить быстродействие полупроводниковых элементов микроэлектроники. Понижение размерности полупроводниковых структур позволило создать лазерные системы с пониженным порогом ин-жекционных токов и возможностью изменения длины волны генерации за счет эффектов размерного квантования носителей заряда. С точки зрения фундаментальной науки, изучение низкоразмерных структур позволяет понять основные закономерности взаимодействия квазичастиц в условиях, когда их спектр существенно модифицируется эффектами размерного квантования. Эффекты размерного квантования приводят как к изменению энергии, симметрии и перенормировке фундаментальных характеристик квазнчастиц (масса, ^-фактора), так и к изменению динамики носителей заряда как в отсутствие внешних полей, так и во внешних электрических и магнитных полях. Многие из этих явлений можно успешно изучать оптическими методами. В частности, свойства горячих носителей, которые создаются в приборах с помощью сильных

•электрических полей и ипжекции. могут изучаться при их генерации с помощью оптического возбуждения. Большие возможности для изучения кинетики горячих носителей открываются при использовании метода поляризованной магнитооптической спектроскопии горячей фотолюминесценции (ГФЛ) в нкзкоразмсрных системах. С другой стороны, применение методов рамановской спектроскопии для исследования низкоразмерных структур, находящихся под воздействием внешних полей (магнитных, электрических), позволяет измерить их фундаментальные характеристики (масса, ^-фактора), а также исследовать те процессы, которые не наблюдаются при использовании других методов. Все вышесказанное определяет актуальность выбранной для исследования темы.

Цель работы состояла во всестороннем экспериментальном исследовании фундаментальных характеристик полупроводниковых структур с квантовыми ямами (СКЯ) и сверхрешёток (СР). Это исследование включало изучение: спектральных и поляризационных характеристик ГФЛ в СКЯ и СР и их изменение при переходе от объемного объекта к изолированным квантовым ямам (КЯ). а затем к квазитрехмерному полупроводнику; динамику горячих электронов в этих объектах во внешних магнитных полях; электрон-фононное взаимодействие и его зависимость от параметров СКЯ ц СР; спектра акустических фононов СКЯ и влияние на него несовершенства СКЯ; определение дисперсии зоны проводимости в СКЯ, эффектов резонансного туннелирования экситонов в СКЯ во внешнем электрическом поле; рамановское рассеяние света с переворотом спина и определение ^-факторов дырок, электронов и экситонов в КЯ.

Объекты и методы исследования. Объектом исследования были выбраны полупроводниковые структуры с квантовыми ямами на основе ваЛв/А^Са^Ав, в которх х изменялся от 1 до 0.1, ширина КЯ от 30 А до 200 А, а ширина барьеров от 6 А до 100 А. Это позволило получить как структуры с изолированными КЯ, так и сверхрешетки с хорошо выраженными электронной и дырочной минизонами. Исследования ГФЛ были выполнены на СКЯ. в которых центральная часть КЯ была легирована акцепторной примесью Ве. Для изучения эффектов туннелирования использовалась СР в конфигурации рш-диода.

В работе использовались следующие основные методы исследования:

резонансная магнито- и электро-рамановская спектроскопия:

поляризационная магнитооптическая спектроскопия ГФЛ.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней выполнен комплекс исследований поляризационной магнитооптической спектроскопии горячих носителей заряда и резонансной магнито- и электрорама-новской спектроскопии структур с: квантовыми ямами, позволивших получить большой объём новых результатов, имеющих принципиальное значение. Сформулируем наиболее существенные результаты.

Впервые исследованы особенности оптического выстраивания импульсов и ориентации спинов горячих электронов в квантовых ямах и сверхрешетках. Изучено влияние формирования электронной и дырочной минизон на особенности импульсного выстраивания и спиновой ориентации горячих электронов.

Впервые методом спектроскопии ГФЛ исследовано электрон-фононное взаимодействие в СКЯ и сверхрешетках и его зависимость от параметров КЯ (ширина ям) и СР (ширина барьеров).

Впервые обнаружен специфический для структур с квантовыми ямами механизм рамановского рассеяния света на акустических фононах, обусловленный нарушением закона сохранения по импульсу в процессе рассеяния света.

Впервые экспериментально наблюдалось резонансное туннелирова-ние локализованных экситонов при взаимодействии со штарковскими состояниями, возникшими из экситонного континуума.

Впервые обнаружено и изучено рассеяние света с переворотом спина в структурах с квантовыми ямами. Выявлен новый, специфический для квантовых ям, механизм рассеяния света с переворотом спина дырки на акцепторе, обусловленный анизотропным обменным взаимодействием дырки на акцепторе с локализованным экситоном.

В КЯ обнаружено рассеяние света с переворотом момента локализованного экситона.

Научная и практическая ценность работы состоит в получении рб-ширной новой научной информации о фундаментальных характеристиках структур (^-факторе носителей заряда и дисперсии зоны проводимости) с квантовыми ямами, электрон-фононном взаимодействии в двумерных и квазидвумерных системах, а также об особенностях формирования кавзитрехмерного полупроводника из структуры с квантовыми ямами. Полученные результаты отражают общие закономерности, при-

- о -

сущие СКЯ, и поэтому имеют большое значение для фундаментальной науки. Прежде всего это относится к специфическому для СКЯ механизму рассеяния электронов на интерфейсных фононах их взаимодействию с акустическими фононами, зависимости от размерности системы .(/-фактора носителей заряда и их массы. Знание этих параметров имеет также большое практическое значение, поскольку они определяют быстродействие современных приборов микроэлектроники и эффективность приборов оптоэлектроники.

Апробация работы. Результаты, вошедшие в диссертацию, докладывались на 10-ой (Минск, 1985), 11-ой (Кишинев 1988) и 12-ой (Киев, 1990) Всесоюзных конференциях по физике полупроводников; на 20-м Всесо-юзн. съезде по спектроскопии (Киев, 1988); на 19-ой Международной конференции по физике полупроводников (Варшава, Польша 1988); на 20 Международной конференции по физике полупроводников (приглашенный доклад, Салоники, Греция, 1990); на Международном совещании "Фононы в полупроводниковых наноструктурах" (Дордрехт, 1993); на Международном симпозиуме "Наноструктуры: Физика и Технология" (С.Петербург, 1993); на 1ой Российской конференции по физике полупроводников (Нижний Новгород, 1993); наГерманской конференции "Достижения в физике твердого тела" (Брауншвейг, 1994); на Международной конференции по модулированным полупроводниковым структурам (1994); на 14 Международной конференции отделения физики твердого тела Европейского физического общества (1994); на 22-ой Международной конференции по физике полупроводников (Ванкувер, Канада 1994); на 9-ой Международной конференции "Горячие носители в полупроводниках" (Чикаго, США, 1996); на 23-ой Международной конференции по физике полупроводников (Берлин, Германия 1996); на Международном симпозиуме "Наноструктуры: физика и технология" (приглашенный доклад, С.Петербург, 1995); "Наноструктуры: физика и технология" (приглашенный доклад, С.Петербург, 1996); на 10-ой Международной конференции "Динамика неравновесных носителей в полупроводниках" (приглашенный доклад, Берлин, Германия 1997); на Международной конференции "оптика экситонов в конденсированной среде" (приглашенный доклад, С.Петербург, 1997); на 3-ей Российской конференции по физике полупроводников (Москва 1997). Цикл работ И.А. Меркулова, Д.Н. Мирлина, М.Е. Портного. И.И. Решнной, В.Ф. Сапоги, А.А. Сиренко

"Фотолюминесценция горячих электронов и электронно-дырочных пар и структурах с квантовыми ямами" с его участием был удостоен премии Ученого Совета ФТИ им. А.Ф. Иоффе за 1991 год.

Публикации. По результатам исследовании, изложенных в диссертации, опубликовано 49 научных работ в ведущих отечественных и международных журналах, а также в трудах конференций.

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, трех глав, вкючающих 8 разделов, заключения, приложения и списка литературы из 235 наименований, включая работы автора. Объем диссертации составляет 263 страницы, вкючая 80 рисунков и 4 таблицы.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Введение. Во введении обоснована актуальность выбранной темы исследований, сформулирована цель работы, дано краткое содержание диссертации.

В первой главе изложены результаты исследования люминесценции горячих электронов, генерированных светом при межзонном поглощении света в структурах с квантовыми ямами СаАв/АМв, Эти результаты сравниваются с аналогичными исследованиями, выполненными автором ранее в случае объемных полупроводников (раздел 1.1, также см. ссылки на оригинальные работы из списка работ, вошедших в диссертацию).

Начало регулярным исследованиям люминесценции горячих электронов 1 положила работа, выполненая Захарченей, Земским, Мирлиным [1, 2]. Ими было показано, что рекомбинационное излучение электронов, фотовозбужденных высоко в зону проводимости (в полупроводниках типа ваАв), сильно поляризовано. При циркулярно поляризованном возбуждении степень циркулярной поляризации рс существенно превышает максимально возможное теоретическое значение рс = 0.25 для полупроводников типа СаАв. При линейно поляризованном возбуждении ГФЛ линейно поляризована. Ранее линейная поляризация в кубических пря-мозонных полупроводниках наблюдалась только при деформации или в электрическом поле. Было показано [3], что линейная поляризация ГФЛ обусловлена оптическим выстраиванием электронов при возбуждении

'в дальнейшем, данный тип вторичного свечения будем называть горячен фотолюминесценцией (ГФЛ), как это предложи ли авторы.

линейно поляризованным светом, а циркулярная поляризация ориентацией их спинов при циркулярно поляризованном возбуждении. Так,при рекомбинации электрона с волновым вектором К = (kz,ky, к:) с тяжелой дыркой испущенный фотон будет иметь поляризацию:

by — kl ..,

р,К = к1 + Щ + 2ку (1)

Как видно из выражения (1), электроны при рекомбинации с тяжелыми дырками излучают свет с преимущественной поляризацией, перпендикулярной проекции К на а:,у-плоскость. Поскольку правила отбора при возбуждении такие же,как и при рекомбинации, то в момент возбуждения линейно поляризованным светом (с электрическим вектором еех) угловая зависимость функции распределение электронов (возбужденных из зоны тяжелых дырок) может быть представлена в виде:

<2>

Эти необычные поляризационные свойства ГФЛ стимулировали ее дальнейшее экспериментальное и теоретическое изучение как в объемных полупроводниках, так и в структурах с квантовыми ямами и сверхрешетках.

Методами поляризованной магнито- и пьезооптической спектроскопии ГФЛ в объемных GaAs и InP были измерены вероятности рассеяния горячих электронов на нейтральных акцепторных примесях, полярных длинноволновых и коротковолновых (междолинных) оптических фононах [А1-А5, А9,А10, А12-А15,А18,А20]. Также были уточнены параметры Латтинжера [А11,А15-А18] и определена симметрия нижайших боковых долин и измерены их положение и деформационные потенциалы [А12,А13,А15].

Переход от объемного (3D) полупроводника к двумерному (2D), а затем к квазитрехмерному сопровождается существенным изменением спектра носителей заряда. Эти изменения существенно сказываются как на эффекте выстраивания и ориентации горячих электронов, так и на их поведении во внешнем магнитном поле. Результаты этих исследований изложены в разделе (1.2) и работах [А19,А22,А24,А25,А29,А40,А42,А45,А46].

0.5 0.4 0.3 оГ 0.2 0.1 0.5 0.4 0.3 0-~ 0.2 0.1 0.0

Рис. 1: Зависимость линейной поляризации от кинетической энергии электронов в точке рождения.

На рисунке 1 представлены зависимости линейной поляризации от кинетической энергии электронов для объемного СаАв 1(а), СаАэ/А1Аз

СКЯ (40/100 А)2 1(Ь), СаАз/А1Аз СР (40/6 А) 1((1), и GaAsZAlo.3Gao.7As (40/6 А) СР 1(с). Как видно из рис. 1(а);в объемном случае линейная поляризация (см. выражение 1) слабо зависит от кинетической энергии электронов (эта слабая зависимость обусловлена лишь подмешиванием состояний легкой дырки в состояния акцептора в области малых энергий (¿о < Еа, где Ед - энергия ионизации акцептора) [4] и перестройкой волновых функций Подзоны тяжёлых дырок из-за подавления спин-орбитального взаимодействия при больших энергиях).

В квантовой яме (см. рис. 1(Ь)) линейная поляризация стремится к нулю при уменьшении кинетической энергии электронов, т.е. медленные

'здесь и в дальнейшем первое число обозначает ширину КЯ, а второе-ширину барьера

30 (а> объемный БаАз (Ь) ? 20 *■' квантовая яма СаАв/АЛв

широкая минизона Д=0.17еУ — узкая Д=0.1 квазк минизона ... 1еУ / / / • Р /

0.1 0.2 0.3 0.4 0.1 0.2 0.3 0.4

Е1есКоп епегду (е\Л

э. юктроны, движущиеся волизи дна зоны размерного квантования, имеют почти изотропное распределение по импульсам движения в плоскости ямы. Этот вывод качественно следует из (1) и (2), если в них заменить к^ на средний квадрат от к- в первой подзоне размерного квантования: (к-) ~ (7Г/-^)2 ~ 2тПсЕх/Ь2, где .¿-ширина КЯ, ?пс-эффективная масса электрона, ¿^-энергия первого уровня размерного квантования. Таким образом, поляризация ГФЛ (выстраивание электронов по импульсам) отсутствует, если кинетическая энергия движения электронов ¿о в плоскости КЯ равна нулю и увеличивается при увеличении £о, как это наблюдается в эксперименте (см. рис.1Ь). Эта зависимость хорошо согласуется с теорией [5], учитывающей смешивание легких и тяжелых дырок в КЯ.

Рассмотрим поляризационные характеристики ГФЛ в СР. В случае СР можно выделить два момента. Первый представлен на рис. 1 (с1) (СР 40/6 А х = 1). Для него характерно то, что зависимость

линейной поляризации р; совпадает с аналогичной зависимостью в КЯ, однако в этом случае р/ —> 0, когда £о —► Д (где Д - ширина электронной минизоны). Такая экспериментальная зависимость находится в согласии с теорией, построенной в приближении сильной связи. В этом приближении предполагается, что перекрытием волновых функций соседних КЯ можно пренебречь, поэтому зависимость поляризации в СР может быть представлена в виде Р\1{к^) = р^{Ек), т.е., как поляризация ГФЛ, возникающая при рекомбинации электрона с латеральной кинетической энергией Еь в изолированной КЯ и которая возрастает с увеличением Ек- Энергия латерального движения электронов, рекомбинирующих из самой высокочастотной точки спектра ГФЛ (точка наблюдения) равна Ек — Е — Д. Таким образом, энергетическая зависимость линейной поляризации в этой точке может быть представлена в следующем виде:

ПЗЬ(Р)_ I рГ(0) = 0, при Ж Д; ,

А (Е)-\рГ(Е-А), при Е>А (3)

Это выражение, предполагающее нулевую ширину дырочной минизоны, объясняет особенности в энергетической зависимости р[(Е), представленной на рис.1 ((1). Отсюда, в частности,следует, что функция распределения электронов по импульсам в СР вытянута вдоль оси минизоны, если энергия фотовозбужденных электронов не превышает ширины

мшшзоньц и пропитом случае электроны движутся преимущесгвенпо и плоскости структуры.

3

0.7 0.6 0.5 0.4 о." 0.3 0.2 0.1 0.0

▼

в

□

д v • о в

bulk х.1 х=0 8 х-0 6 х-0.5 х-0 А х-0 3

X 1

0 2 4 6 8 Magnetic field (Tesla)

10

О -bulk О

А -QW

О •

■ о -SL

в о о

о

О

О

о

о

о А А А А

> а О

—I--- д А

2

6

Magnetic field (Tesla)

Рис. 2: Зависимость циркулярной Рис. 3: Зависимость индуцирован-полярнзации от магнитного поля в ной магнитным полем линейной геометрии Фарадея. поляризации от магнитного поля.

Очевидно, что с увеличением перекрытия волновых функции электрона и дырки, локализованных в соседних КЯ, пренебрегать вкладом междуямных оптических переходов уже нельзя. Заметный вклад таких переходов сказывается на поляризационных характеристиках ГФЛ и, тем самым, может служить свидетельством отклонения от приближения сильной связи. Увеличить перекрытие волновых функций соседних ям можно двумя путями: либо за счёт уменьшения ширины барьеров (что практически уже невозможно) или путём уменьшения высоты барьеров (что легко осуществимо практически). Как видно из рис.1(с) в СР (40/6 А, х = 0.3) зависимость рс(е0) близка к той. что наблюдается в объемном СаАв, т.е. данная СР может рассматриваться как полупроводник, подобный объемному. Из анализа экспериментальных данных следует, что переход от СР к ЗБ-подобному случаю происходит при г < 0.6. Этот вывод согласуется также с измерениями, выполненными в магнитном поле (см. рис.2). В объемном СаАя магнитное поле в геометрии Фарадея приводит к уменьшению рс. Нами было показано, что это уменьшение р(. обусловлено разрушением корреляций между спинами и импульсами электронов [А7]. Суть этого явления состоит в следующем. В объемном

о

8

ваАв, как было показано в [3], превышение рс над значением рс — 0.25, характерным для краевой люминесценции в полупроводниках А3В5, обусловлено тем, что циркулярная поляризация ГФЛ зависит от взаимной ориентации спина и импульса фотовозбужденного электрона (член вида (а , к) • (к,п) в матрице плотности, где 1т-матрицы Паули, п-единичнйй вектор в направлении спина возбуждающего фотона). Магнитное поле в геометрии Фарадея изменяет взаимную ориентацию спина и импульса электрона и, тем самым, уменьшает циркулярную поляризацию (см. рис.2). Такой эффект, однако, отсутствует в КЯ, поскольку усреднение по движению электрона в направлении г обращает член в матрице плотности, отвечающий за корреляцию,в нуль. Данный эффект отсутствует также в СР с узкими минизонами, в которых междуямными оптическими переходами можно пренебречь. Наоборот, в случае, когда в СР сформировались широкая электронная и дырочная минизоны эффект спин-импульсной корреляции и её разрушения в магнитном поле восстанавливается. Анализ экспериментальных результатов свидетельствует, что восстановление этого эффекта происходит в СР с х < 0.6, что согласуется с результатом, полученным из поляризационных зависимостей.

В работе анализируется поведение линейной поляризации в магнитном поле. В геометрии Фарадея магнитное поле деполяризует ГФЛ. Зависимость р1 от магнитного поля в этой геометрии можно представить в виде:

МЯ)=МО)/(1 + 4^То2), (4)

где ц>с - циклотронная частота, г0 -время жизни электрона по отношению ко всем процессам, выводящим его из состояния с энергией £о- В геометрии Фойгта существенным образом меняется поведение линейной поляризации при преходе ЗО —» 2£> -*квази-3£). Наиболее ярко это изменение проявляется в эксперименте, когда магнитное поле индуцирует возникновение линейной поляризации при циркулярно поляризованной или неполяризованной накачке. В 3£> случае при циркулярно поляризованной накачке функция распределения электронов по квазиимпульсам аксиально симметрична с осыо симметрии,перпендикулярной магнитному полю. В отсутствие магнитного поля рекомбинационное излучение таких электронов неполяризованно линейно. Магнитное поле "вращает" это распределение и приводит к возникновению анизотропии в плоскости, перпендикулярной к направлению распространения возбуждаю-

того спета, т.е. к возникновению линейной поляризации (см. кружки па рис.3). Положительный знак поляризации в данном случае означает, что фотовозбужденные электроны распространяются, и основном,вдоль луча света. В случае КЯ магнитное поле не приводит к возникновению линейной поляризации (см. контурные треугольники на рис.3). Это легко понять, поскольку в данных магнитных полях выполняется условие 'в > (гДе ¿г - ширина КЯ, а 1В — (/¿с/е£)'/2), а следовательно/'вращение" электронов невозможно.

В случае СР магнитное поле может трансформировать движение электрона вдоль минизоны в движение в плоскости КЯ, если Е < Д. Это, как и в ЗО случае, проявляется в возникновении линейной поляризации (см. контурные кружки на рис.3). Положительный знак поляризации означает, что фотовозбужденные электроны в СР распространяются, в основном вдоль луча света. Анализ этих экспериментальных результатов, а также зависимости линейной поляризации от кинетической энергии электронов в СР позволил сделать вывод о виде формы функции распределения электронов по импульсам. Оказалось, что электроны с кинетической энергией Е < А движутся преимущественно вдоль минизоны (вдоль направления роста СР), наоборот, при Е > А они распространяются в плоскости СР. Эти исследования позволили измерить оптическим способом ширины электронных минизон в ряде СР.

Переход от объемного ваАв к СКЯ сопровождается не только изменением электронного спектра, но и колебательного спектра, что существенным образом сказывается на электрон-фононном взаимодействии в СКЯ. В работе выполнен комплекс спектральных и магнитооптических исследований ГФЛ, позволивших определить характерные энергии фононов, участвующих в процессе энергетической релаксации горячих электронов, определить соответствующие вероятности рассеяния и их зависимость от параметров СКЯ и СР (см. также оригинальные работы [А19,А22,А24,А25,А36,А37,А39,А41]). На рис.4 представлены спектры интенсивности ГФЛ для объемного СаАэ, ряда СКЯ с разной шириной КЯ и СР с фиксированной шириной КЯ (40 А) и разной шириной барьеров. На всех спектрах отчетливо проявляется бесфоношшй пик ("О"), соответствующий рекомбинации электронов из точки рождения (см. схему переходов на врезке к рис.4), и его фононные повторения ("1"), соответствующие рекомбинации электронов после испускания фо-

- и -

>-

н сп

Z ш I-Z

1.80 1.82 1.84 1.86 1.88 1.90 Energy (eV)

Рис. 4: Спектр горячей фотолюминесценции ряда образцов.

20 40 60 Barrier Width b (А)

Рис. 5: Зависимость характерной энергии, теряемой электроном при рассеянии на полярном оптическом фононе, от ширины барьера СР.

нона. Энергетическое расстояние До-я между "О" и "1" пиками прямо определяется механизмом потерь при энергетической релаксации электронов. В объемном ваЛя До-н соответствует энергии ЬО-фонона. В СКЯ спектр оптических фононов содержит квантованные фононы КЯ и барьеров, а также, специфические для СКЯ, интерфейсные фононы №. Скалярный потенциал 1Р фононов максимален на границе раздела двух сред и спадает к центру КЯ. Диэлектрическая континуальная модель [6] предсказывает увеличение роли 1Р А1Аб-подо6ных фононов в электрон-фононном взаимодействии в узких КЯ, где волновые функции /^-фононов и электронов заметно перекрываются. Анализ спектров ГФЛ подтверждает этот вывод и, в частности, позволяет утверждать, что вклад фононов становится заметным в 100 А КЯ и сильно возрастает с уменьшением ширины КЯ. Этот вывод также согласуется с выполненными в работе измерениями времени испускания оптических

фоиопои и КЯ с разноИ шириной3. На рпс.б точками представлена зависимость скорости внутриподзонного (N1 -> N1) рассеяния горячих электронов с энергией е ~ 200мэВ на полярных оптических фононах в зависимости от ширины КЯ (ширина барьеров велика, так что КЯ можно считать изолированными). На этом же рисунке представлены расчётные зависимости скорости рассеяния на 1 - интерфейсных СаАв-подобных фононах, 2 - квантованных £0-фоионах СаАэ, 3 - суммарном вкладе фононов ваАв, 4 - интерфейсных А1Аз-подобых фононах, 5 - барьерных фононах и 6 - полная скорость рассеяния на всех полярных фононах.

Также в ЮОА КЯ измерены скорости рассеяния горячих электронов на оптических фононах при меж-подзонных (N2 -4 N1) переходах и при переходах в надбарьерный ЗБ континуум.

В СР механизм рассеяния электронов существенно зависит от соотношения между шириной КЯ и барьеров. Уменьшение ширин барьеров при фиксированной ширине КЯ приводит к тому, что роль А1Аз-подобных фононов уменьшается и основным процессом рассеяния электронов становится их взаимодействие с фононами КЯ. Это отчетливо демонстрирует экспериментальная зависимость (точки на рис.5), которая находится в удовлетворительном согласии с расчетом, выполненном в рамках диэлектрической континуальной модели (сплошная кривая на рис.5).

'Вероятность испускания фонона горячим электроном была определена из экспериментов по деполяризации ГФЛ в магнитном поле при постоянной накачке с помощью выражения (4)

т

а.

о

2?

га с

О)

а

nj о СО

12 10 8 6

0 50 100 150 Well width (А)

Рис. 6: Зависимость скорости рассеяния горячих электронов на полярных оптических фононах от ширины КЯ.

Во второй главе приводятся результаты исследования рамановских спектров акустических фононов в'СКЯ [А22,А23,А27,А28,А30-А34]. Несмотря на то, что спектр акустических фононов в СКЯ изучен хорошо [7] (как это показано во введении ко второй главе), некоторые детали его долгое время оставались непонятными. В данной работе впервые объяснена природа непрерывного рамановского спектра в области частот акустических фононов. Показано, что этот спектр обусловлен нарушением закона сохранения сверхрешеточного квазиимпульса в реальных СКЯ. Причиной нарушения закона сохранения квазиимпульса являются флуктуации Ширин квантовых ям и барьеров, неизбежно возникающие в процессе роста СКЯ. Эти флуктуации приводят к тому, что в последовательности идентичных КЯ могут оказаться КЯ с большей или меньшей шириной (соответственно,с меньшей или большей энергией размерного квантования). Процесс рассеяния света от регулярной последовательности идентичных КЯ происходит с сохранением сверхрешеточного квазиимпульса, в то время как "дефектные" КЯ рассеивают свет с нарушением закона сохранения импульса. Поэтому в рамановском спектре наблюдаются как ранее исследованные дублеты сложенных фононов [7] {ЬА\ и ЬА2 на рис. 7), так и непрерывный спектр, содержащий особенности, обусловленные конструктивной (всплески интенсивности на спектре) или деструктивной (провалы в спектре) интерференцией акустических волн в центре и на границе зоны Бриллюэна (эти особенности на рис.7 обозначены как LMBZE и ЬМВ2С,соответственно), а также антипересечением ЬА и ТА мод (минимумы в спектре) (особенности ЬМ(ЬА-ТА) на рис.7) [А28,А30-А34]. Линия "В" на рис.7 обозначает бриллюэновское рассеяние на ЬА фононах. Поясним причину возникновения особенностей вида ЬМВгЕ, ьмвгс и ЬМ(ЬА-ТА). ВСКЯ смещение, создаваемое продольной акустической модой и2(и;{д,)) является суперпозицией двух волн с волновым вектором ±/о; (к. = со/и, где ы и и соответственно частота и скорость акустической волны), распространяющихся в противоположных направлениях:

иг(и,(дг)) = А+Ые"^ + А-(д,)е-»''. (5)

Интенсивность рассеянного на акустической волне света I пропорциональна разности двух амплитуд:

/ сх Iл+ы - Л_ыI2. (6)

Особенности в рамановском спектре определяются зависимостью I от (¡:. Наибольшие изменения в I происходят вблизи запрещенных зон, т.е. при <7- = 0 и ±7Г/</. При этих (¡: амплитуды А¿(г/.-) равны, но могут отличаться по знаку. Поэтому возмущающий потенциал акустической волны может быть симметричным или антисимметричным по отношению к плоскости, проходящей через центр КЯ (т.е. симметричным или антисимметричным по отношению к электронной волновой функции, например, в N = 1 размерно-квантованном состоянии). Соответственно, интенсивность ра-мановского рассеяния стремится к нулю для антисимметричного возмущающего потенциала и к конечному значению для симметричного потенциала. Поведение рамановского сечения рассеяния на каждом из краев запрещенных зон зависит от параметров материалов КЯ и барьеров.

FREQUENCY (cm1)

Рис. 7: РамановскиЙ спектр СКЯ с шириной КЯ 43 А и расчетная дисперсия ЬА (сплошная линия) и ТА (пунктир) мод.

В работе также показано, что спектр испущенных в резонансном рамановском процессе акустических фононоп определяетс я видом ч.пек-

тронной/дырочной волновой функции. На рисунке 8 нредстанлены спектры рамановского рассеяния света на акустических фонолах в одной и той же СКЯ, но при резонансном возбуждении экснтона и состоянии JV = 1 (нижний спектр) или в состоянии N — 2 (верхний). Электронная волновая функция в состоянии Аг = 1 имеет максимум в центре КЯ, в то время как при N = 2 она обращается в нуль. Соответственно, интенсивность экспериментального (сплошная линия на 8) и расчетного (пунктир) рамановских спектров сложенных фононов и непрерывного фона в случае состояния N — 1 монотонно убывает с увеличением частоты фонона. Такое поведение интенсивности непрерывного фона согласуется с расчётным спектром, представленным для N = 1 пунктиром на рис.8. В случае резонансного рамановского процесса с участием состояния N.= 2 интенсивность сложенных фононов и непрерывного фона имеет минимум в области 12-14см-1, что согласуется с расчётом, использующим волновую функцию с минимумом в центре КЯ и с учетом ее большего (по сравнению с N = 1) проникновения под барьер (см. пунктирный спектр для N = 2).

Тот факт, что непрерывный рамановский спектр рассеянного на акустических фононах света имеет ярко выраженный резонансный характер, был использован для исследования структуры электронных состояний квантовых ям в квантующих магнитных полях (раздел 2.3). На рисунке 9 представлены магнито-рамановские спектры (зависимость интенсивности непрерывного фона, измеренного при стоксовом сдвиге 4см-1, от магнитного поля), измеренные при различных энергиях возбуждающего лазера. Это позволило определить ряд важных параметров (массу, параметры Рис. S: Рамановские спектры СКЯ непараболичности и анизотропии) 102 Á в магнитном иоле В=10Т. зоны проводимости.

.о

га

го Е <о ес

0 10 20 30 40 50 Raman shift (cm-')

о

io го

зо

(Ь) Е -1.61eV

О 2 4 6 8 10 12 14 Magnetic field (Tesla)

z <

< tr

0

so

100

150

ELECTRIC FIELD (kV/cm)

Рис. 9: Магнито-рамановские спек- Рис. 10: Электро-рамановскне спектры СКЯ (102/100) А СаАв/МАз. тры СР (70/9) А СаАв/А^.

Эта же методика была использована для изучения локализации Ванье-Штарка носителей заряда в СР в электрических полях (раздел 2.4). Показано, что данная методика позволяет детектировать, как уже хорошо изученные другими методами эффекты локализации, так и те, которые ранее экспериментально не наблюдались. В частности, установлено, что эффекты резонансной делокалнзации экситонов приводят к уменьшению интенсивности рамановского спектра. Это уменьшение интенсивности рамановского спектра непосредственно связано с уменьшением времени жизни экситона в результате его делокалнзации. Особенности (минимумы рамановской интенсивности) на рисунке 10. в области сильных электрических полей (цифры со звездочками),совпали с ранее обнаруженными особенностями в спектрах фототека. Сравнение с расчетом показывает, что эти минимумы интенсивности в электро-рамановских спектрах возникают, когда состояние п = 0 экситона де-локализуется из-за антипсрессчения с состояниями Ванье-Штарка с п = — б ... —2 (обозначены звездочками), происходящими из следующей, вышележащей миннзоны. В области малых нолей предложенная нами методика оказалась заметно чувствительной и позволила исследо-

вать ранее не изученный (но предсказанный теоретически [9]) эффект резонансной делокализации экситонов при их взаимодействии с расщепившимся на штарковскую лестницу экситонным континуумом. В объемном СаАв состояние экситона с энергией связи Е№с — 4.2 мэВ легко ионизуется уже в достаточно слабых электрических полях F = 1 кВ/см [8]. Вероятность ионизации экситона во внешнем электрическом поле обусловлена несимметричным уменьшением кулоновского потенциала и поэтому увеличивается монотонно с увеличением поля Р. В СР ситуация заметно сложнее, поскольку экситонным континуумом является минизона, которая состоит из большого числа делокализованных волновых функций. Электрическое поле расщепляет состояния континуума на дискретный набор состояний Ванье-Штарка, локализованных в соответствующих КЯ. Однако, эти состояния имеют протяжённость в несколько периодов и поэтому могут взаимодействовать с такими же состояниями, локализованными в других КЯ. Это взаимодействие становится существенным, когда уровни имеют близкие энергии. Взаимодействие электронной или дырочной компоненты волновой функции экситонов, локализованных в разных изолированных КЯ, приводит к резонансному туннелированию. Именно эти резонансы проявляются в осцилляциях интенсивности рамановского процесса и объясняют поведение электро-рамановских спектров в малых полях на рис.10. Минимумы интенсивности (обозначены индексами с тильдами на рис.10) возникают в результате резонансной делокализации экситона, локализованного на флуктуа-циях ширин КЯ, при взаимодействии его с состояниями минизонного эк-ситонного континуума, расщепленного электрическим полем. Этот эффект недавно был рассмотрен теоретически в работе [9]. В рамановском спектре рассеяния света на акустических фононах обнаружена линия, отвечающая переходу между минизонным и локализованным состоянием тяжелой дырки с испусканием акустического фонона. С увеличением электрического поля рамановский сдвиг этой линии уменьшается, что согласуется с зависимостью энергии локализации от электрического поля.

В третьей главе приводятся результаты исследования рамановского рассеяния света с переворотом спина в СКЯ [А26,А36,А37]. В Разделе 3.1 обсуждаются механизмы рамановского рассеяния света с переворотом спина дырки, связанной на нейтральном акцепторе. При резонанс-

ном возбуждении Л°Л' комплексов (экситон связанный на нейтральном акцепторе) в магнитном поле (в геометрии Фарадея) наблюдаются три рамановских линии (см. рис. 11) как в стоксовой, так и в антистоксовой области спектра. Зависимость стоксова сдвига АЕ этих линий от магнитного поля представлена на рис. 12 для СКЯ с шириной КЯ 72 А (кружки) и 102 А (контурные кружки). Эти линии рамановского рассеяния активны либо в (<т+,сг~), либо в (а~,а+) скрещенных циркулярных поляризациях. Вплоть до магнитных полей В — 14Т АЕ всех линий меняется линейно с магнитным полем. Наиболее сильная линия, обозначенная как —3/2 -4 +3/2, соответствует переходу между расщепленными в магнитном поле состояниями ±3/2 нейтрального акцептора. При уменьшении магнитного поля рамановский сдвиг этой линии стремится к нулю в соответствии с выражением АЕ(—3/2 +3/2) = Зд/1^оВ, где

Рис. 11: Спектры рамановского Рис. 12: Зависимость от ма/нитно-

рассеяния света с переворотом го поля рамановского сдвига ли-

спина в СКЯ 102 А в магнитном ний -3/2 -> +1/2, +3/2 -¡-1/2 поле В=14Т. и -3/2 +3/2 для двух СКЯ

102А и 72А.

Две другие линии, обозначенные как -3/2 —> +1/2 и +3/2 —> -1/2.

обусловлены мсжподуровневым переходом с изменением момента дырки на 2. При уменьшении магнитного поля их римановский сдвиг стремится к одной и той же ненулевой величине АЕ(т —» т') = А с + у<о£(т'<7/ — тдь), где т = ±3/2 и пг' — ±1/2. При нулевом магнитном ноле в рама-новском спектре остаётся только одна линия с одним и тем же стоксовым н антистоксовым сдвигом Др. Таким образом была исследована зависимость величины к — 1 расщепления Ас между ±3/2 и ±1/2 состояниями акцептора от ширины квантовой ямы. Такие межподуровневые переходы возможны, если учесть обменное дырочно-дырочное взаимодействие в А°Х комплексе и примесь состояния дырки ±1/2 в основном состоянии этого комплекса.

На рис.13 показаны рамановские спектры, обусловленные переходом —3/2 —> +3/2 и полученные при возбуждении фотонами с тремя различными энергиями в полосе комплекса. А°Х (1~ш°) или комплекса А°ЬЬ (нейтральный акцептор вблизи экситона, локализованного на флукту-ациях интерфейса) (/¿^), а также в промежуточной области [Тш]) (см. вставку к рис.13). Различие в энергии рамановских линий, обусловленных А0X или А°ЬЕ комплексами как промежуточными состояниями в процессе рассеяния, зависит от ширины квантовой ямы, изменяясь при фиксированном магнитном поле ЮТ от 1.5 см" -1 (КЯ ¿.-=102 А) до нуля в (КЯ Ьг=46 А). Во всех исследованных образцах рамановская линия, обусловленная А°Х комплексами(активна только в скрещенных поляризациях. С другой стороны, поляризационные характеристики линии А°ЬЕ зависят от ширины квантовой ямы. Различный рамановский сдвиг и поляризационные характеристики А°Х и А°ЬЕ линий объяснены двумя различными механизмами А и В (рамановский процесс А-типа обусловлен А°Х комплексами, а В-типа, соответственно, А°ЬЕ комплексами).

Симметрийный анализ показал, что рамановский процесс, обусловленный связанной на акцепторе дыркой,запрещен, если (1) в гетеро-структуре нет других несовершенств, кроме несовершенств, связанных с замещением акцептора и (2) пренебрегается наличием спин-решеточной релаксации и электрон-ядерного сверхтонкого взаимодействия. Это легко понять, если принять во внимание, что при переходе ±3/2 —> +3/2, дырка меняет свою г компоненту момента на AJ: = ±3, в то время как в геометрии отражения назад эта компонента момента фотона или не меняется или меняется на Да — ±2.

12 10

I S

"м 6

с

rt

A°X

B=10T

О О • aw 37A □ a -QW 102 A

0 5 10

Raman shift (cm'')

Рис. 13: Рамановские спектры линии —3/2 —> +3/2, полученные при трех энергиях возбуждающего фотона (как это показано на врезке).

0 20 40 60 80 Angle ф (deg)

Рис. 14: Угловая зависимость рамановского сдвига линии -3/2 -> +3/2.

Процесс рассеяния типа В происходит с участием промежуточного состояния, которое состоит из электрон-дырочной пары резонансно возбужденного экситона и равновесной дырки,связанной на акцепторе, локализованном вблизи этого экситона. В результате дырочно-дырочного "флип-стоп" (т.шд) —> (т,—тл) взаимодействия, дырка, связанная на акцепторе, изменяет свой спин с тд = ±3/2 на —тд, в то время как спин т дырки в экситоне остается неизменным. Этот процесс предполагает, что поляризации побуждающего и рассеянного фотона совпадают. Процесс типа В возможен, поскольку симметрия такого комплекса нарушена анизотропией КЯ в плоскости, нз-за несовершенства интерфейсов.

Процесс типа А не столь очевиден, поскольку в этом случае спи»!-' всех трех частиц должны перевернуться. Эксперименты, выполненное в наклонном магнитном поле, однозначно доказали, что процесс типа А можно рассматривать как двойной спин-флип процесс, потому что он включает, кроме взаимного переворота моментов дырок, пндуциро-

ванный акустическим фононом переворот спина электрона в фотовозбужденном комплексе А°Х.

Основной результат измерений, выполненных в наклонном магнитном поле, состоит в расщеплениии рамановской линии ±3/2 -4 тЗ/2 на две компоненты при резонансном возбуждении А°Х комплекса. На рис. 14 показана угловая зависимость рамановского сдвига двух компонент А°Х и возникающей в наклонном поле компоненты А°Х' для двух образцов с шириной КЯ 37 А (заштрихованные и контурные кружки) и 102 А (заштрихованные и контурные квадратики). Показано, что возникновение компоненты А°Х' обусловлено рамановским процессом без участия акустического фонона, аналогично процессу спин-флипа электрона в Б°Х комплексе или дырки в А°Х, наблюдаемых в гексагональных полупроводниках при наклонном или поперечном магнитном поле по отношению к главной оси г одноосного кристалла [10]. В этом процессе дырка на акцепторе переворачивает свой спин за счет обменного взаимодействия с дыркой в экситоне, а электрон в экситоне переворачивает свой спин за счет зеемановского взаимодействия с наклонным магнитным полем. Компонента,обозначенная на рис. 13 и 14 как А°Х,возникает в результате трехступенчатого процесса с участием акустического фонона: (1) -Резонансное возбужденние комплекса А°Х, спиновое состояние которого описывается подуровнями в = ±1/2, поскольку электронный спин в этом комплексе нескомпенсирован, а дырочные спины скомпенсированы. (2) -Переворот спина электрона +1/2 —1/2 или —1/2 +1/2 в фотовозбужденном комплексе, при взаимодействии с акустическими фононом с энергией Шос, равной зеемановскому расщеплению А°Х комплекса, определяемому электронным ^-фактором. (3) - Аннигиляция А°Х комплекса с эмиссией фотона с циркулярной поляризацией, противоположной возбуждающему фотону.

Рамановский сдвиг линии А°Х' хорошо описывается функцией вида: АЕ(-3/2 +3/2\А°Х';ф) - ААсовф, где Аа = 3длуоВ. Это означает, что поперечная компонента ^-фактора основного состояния дырки близка к нулю. С другой стороны, рамановский сдвиг компоненты А°Х описывается зависимостью вида Де + ААсовф с отличным от нуля членом Ае, что отражает тот факт,что продольная и поперечная компоненты электронного ^-фактора отличны от нуля. Рамановский сдвиг линии А°Х может быть как больше, так и меньше, чем сдвиг саттелитной линии

Таблица 1: Параметры образцом, использованных в экспериментах по исследованию рассеяния света с переворотом спича в СаЛз/Л!гСа|_тЛ^ СКЯ, а также измеренные величины кристаллического расщепления состояний акцептора Дс, и д факторов дырок 3дк и электронов де. Для сравнения приведены также расчетные значения электронного д фактора д"ор, вычисленного в [11]_

Образец ¿КЯ/¿барьер [А] X [х1018см-3] 9ч Дс (мэВ) 3 <7л 9е 9ГР

37/100 37/93 0.36 0.87/Ве - 2.3 +0.2

46/110 46/110 0.32 0.07/Ве 1.1 7.3 2.4 и 0 0

72/110 72/100 0.33 0.05/Ве 3.5 2.18 -0.11 -0.18

102/110 102/100 0.33 0.05/Ве 2 2.09 -0.23 -0.25

29/101 29/101 0.34 - 1.5

71/104 71/104 0.33 - 1.0

98/103 98/103 0.35 - 0.8 -0.23

А°Х', что зависит от знака электронного д-фактора (сравните взаимное расположение линий А°Х и А°Х' для КЯ 37 А (де > 0) и 102 А (де < 0) на рис. 14). Рамановский процесс происходит с поглощением фонона, если ^-фактор положителен и с испусканием, если он отрицателен.

Рамановское рассеяние света с переворотом спина наблюдалось также в нелегирозанных СКЯ и было объяснено переворотом момента локализованного экситона из-за пьезоэлектрического взаимодействия с акустическим фононом. Этот процесс можно рассматривать как рамановское рассеяние с участием акустического фонона в условиях двойного резонанса. Энергия испущенного в рамановском процессе акустического фонона Шас равна зеемановскому расщеплению состояний экситона.

Результатом исследования рамановского рассеяния света с переворотом спина в СКЯ стало также экспериментальное измерение ^-факторов дырок на акцепторе, электронов и дырок в экситоне, а также их анизотропии и зависимости от ширины КЯ (см. таблицу 1).

В заключении сформулированы основные результаты диссертации, выносимые на защиту. Перечислим их:

А Исследованы спектры фотолюминесценции горячих электронов как в объемных полупроводниках СаАэ, так и в структурах с квантовыми ямами СаАз/АЮаАв. Это позволило проследить изменение основных характеристик ГФЛ при переходе от объемного (ЗБ) случая к двумерному, а затем через квазитрехмерный к случаю,подоб-

ному объемному. Показано, что переход между системами с разной размерностью сопровождается как изменениями в распределении фотовозбужденных носителей заряда по квазиимпульсам, так и в изменении их поведения во внешнем магнитном поле. От размерности системы также существенно зависит и электрон-фононное взаимодействие. В частности доказано:

1. Линейная поляризация ГФЛ в структурах с квантовыми ямами так же,как и в объемном случае, обусловлена оптическим выстраиванием электронов по импульсу при возбуждении линейно поляризованным светом, в то время как циркулярная поляризация ГФЛ обусловлена оптической ориентацией спинов электронов циркуляр-но поляризованным светом. Вместе с тем, обнаружена существенная разница в зависимости линейной и циркулярной поляризации от кинетической энергии электронов:

1.1. В квантовой яме в отличие от объемного случая линейная поляризация стремится к нулю, а циркулярная-к своему максимальному значению, когда кинетическая энергия электронов также стремится к нулю. Эта зависимость хорошо описывается в рамках теоретической модели, развитой Меркуловым, Перелем и Портным [5]. Исследована анизотропия степени линейной поляризации, связанная с гофрировкой валентной зоны. В КЯ СаА8/А1АБ изучена угловая зависимость (</>): она оказывается гораздо более выраженной по сравнению с аналогичной зависимостью в случае объемного СаАв;

1.2. В сверхрешетке с узкой электронной и стремящейся к нулю дырочной минизонами поведение линейной и циркулярной поляризаций схоже с их поведением в квантовой яме. Однако, линейная поляризация в этом случае стремится к нулю (циркулярная поляризация к своему максимальному значению), когда кинетическая энергия электронов,убывая,стремится к энергии, равной ширине электронной минизоны. Такое поведение поляризации ГФЛ удовлетворительно описывается в рамках модели, развитой в приближении сильной связи4. Анализ поляризационных характеристик ГФЛ показал, что характер распределения электронов по квазиимпульсам

4это приближение предполагает малость вклада междуямных оптических переходов по сравнению с внутриямными

существенно зависит от их кинетической энергии. Так/электроны с энергиями, меньшими, чем ширина минизоны,движутся преимущественно вдоль оси минизоны. Наоборот, электроны с энергиями, большими ширины минизоны,распространяются в плоскости квантовых ям. Анализ поляризационных характеристик ГФЛ позволяет измерять ширины минизон в сверхрешетках;

1.3. Уменьшение высоты барьеров в сверхрешетках приводит к формированию достаточно широких электронной и дырочной минизон и, следовательно, к заметному вкладу междуямных оптических переходов, т.е. отклонению от приближения сильной связи. Этот переход также сопровождается изменением поляризационных характеристик ГФЛ. В этом случае зависимость и линейной,и циркулярной поляризаций от энергии электронов становится похожей на их зависимость в объемном случае (поляризация слабо зависит от энергии электронов). Однако, сохраняются также и черты "двумерно-сти": в области запрещенных зон линейная поляризация изменяется заметно быстрее. Это свидетельствует о том, что движение электронов, достигших вершины минизонь^становится квазидвумерным при дальнейшем увеличении их энергии;

2. Изучено поведение электронов во внешнем магнитном поле в геометриях Фарадея и Фойгта во всех перечисленных выше случаях:

2.1. Показано, что влияние магнитного поля на линейную поляризацию в геометрии Фарадея во всех случаях схоже. Магнитное поле приводит к деполяризации ГФЛ. Однако, влияние на циркулярную поляризацию существенно зависит от размерности системы. В объемном случае степень циркулярной поляризации в геометрии Фарадея уменьшается, благодаря эффекту разрушения корреляций между спином и импульсом. В квантовых ямах, а также сверхрешетках, описываемых в приближении сильной связи, магнитное поле не влияет на циркулярную поляризацию, что свидетельствует об отсутствии спин-импульсной корреляции в этих объектах. Однако, в сверхрешетках с достаточно широкими дырочными минизонами магнитное поле влияет на циркулярную поляризацию как и в объемном случае, что свидетельствует о восстановлении эффекта спин-импульсной корреляции в этих структурах. Отсюда следует, что

11 таких СР нельзя пренебрегать вкладом междуямных оптических переходов, и(следовательно(наступает отклонение от приближения сильной связи;

2.2. Особенности изученных систем проявились наиболее ярко в экспериментах, выполненных в геометрии Фойгта. В объемном случае в этой геометрии (так же,как и в геометрии Фарадея) линейная поляризация уменьшается. В квантовой яме "вращение" электронов по циклотронной орбите невозможно,пока радиус циклотронной орбиты превышает ширину квантовой ямы. В сверхрешетке такое "вращение" (в работе показано, что движение электронов в этом случае описывается уравнением маятника) возможно, если кинетическая энергия электронов не превышает ширину минизоны. При энергиях, больших, чем ширина минизоны,относительное изменение квазиимпульса электронов становится меньше, а потому влияние магнитного поля на поляризацию уменьшается;

2.3. Методами ГФЛ изучено электрон-фононное взаимодействие в объемных ваАв и структурах с квантовыми ямами. Показано, что во всех изученных системах с умеренным легированием (Лтд < 3 -т- 4 х 1017 см~У основным каналом потерь энергии электронами становится их взаимодействие с ЬО-фононами. По магнитной деполяризации ГФЛ измерены времена рассеяния горячих электронов на оптических фононах;

Изучены особенности электрон-фононного взаимодействия в СКЯ и СР. Показано, что в СКЯ существенную роль в рассеянии электронов по энергии играют интерфейсные А1Аз-подобные фононы. Их роль возрастает с уменьшением ширины КЯ, и при ширинах КЯ Ь, ~ 40 А в СаАз/А1Аз структурах эти фононы являются основным каналом потерь энергии электронами. Измерена зависимость вероятности рассеяния горячих электронов на ¿О-фононах от ширины КЯ. Полученные результаты хорошо описываются в рамках диэлектрической континуальной модели.

Проведенный в работе анализ спектров интенсивности ГФЛ в структурах с разной шириной барьеров (от изолированных КЯ до сверхрешеток) показал, что роль интерфейсных фононов в рассеянии электронов убывает при уменьшении ширины барьеров. В частности,!!])!!

L: ~ 6 Â в электрон-фононном взаимодействии доминируют GaAs-подобные фононы. Полученные экспериментальные результаты находятся в хорошем согласии с теоретическими расчетами, выполненными в приближении диэлектрической континуальной модели.

В Изучены спектры рамановского рассеяния света на акустических фононах в магнитных и электрических полях, а также в их отсутствии в СКЯ и СР.

1. Впервые показано, что непрерывный рамановский спектр в области акустических фононов обусловлен процессом, в котором не выполняется закон сохранения импульса. Доказано, что нарушение закона сохранения сверхрешеточного квазиимпульса обусловлено нарушением периодичности реальных СКЯ и СР.

1.1. Впервые показано, что спектр резонансного рамановского рассеяния реальных СКЯ и СР в области акустических фононов представляет собой суперпозицию спектра сложенных акустических фоно-нов(обусловленного рассеянием от "идеальной" части СКЯ (строго периодическая последовательность одинаковых КЯ) и непрерывного спектра акустических фононов, обусловленного вкладом от КЯ, выпавших из "идеального" ансамбля СКЯ по ширине (энергии). Отношение интенсивностей непрерывного спектра и спектра сложенных фононов определяется, в частности, соотношением однородного и неоднородного уширения экситонных состояний СКЯ;

1.2. В непрерывном рамановском спектре обнаружены особенности, возникающие на частотах, соответствующих запрещенным зонам на краю и в центре зоны Брюллиэна спектра акустических фононов, а также в области пересечения ТА и LA ветвей этих фононов. Особенности на краю и в центре зоны Брюллюэна имеют вид провалов в интенсивности с последующими максимумами или наоборот максимумов с последующими провалами. Эти особенности объяснены как результат конструктивной или деструктивной интерференции вкладов в спектр рассеяния КЯ, промодулированных симметричной или антисимметричной акустической волной с нулевым или ми-низоиным волновым вектором. Особенности в области TA—LA антипересечений для направления [001] обусловлены несовершенствами

СКЯ, которые разрешают взаимодействие этих, невзаимодействующих в идеальной СКЯ,ветвей;

2. Метод индуцированного нарушенннем трансляционной инвариантности рамановского рассеяния света на акустических фононах был впервые применен для исследования электронных состояний СКЯ и СР в магнитных и электрических полях. Преимущества данного метода состоят в том, что он позволяет с высокой точностью определять энергию характерных электронных состояний в КЯ.

2.1. В магнитном поле изучена структура уровней Ландау КЯ, что позволило с большой точностью измерить эффективную массу электронов в плоскости КЯ и в направлении ее роста;

2.2. В электрических полях данная методика позволила впервые обнаружить и исследовать предсказанный недавно эффект резонансного туннелирования экситонов в СР. В СР экситон, локализованный в данной КЯ, в электрическом поле может туннелировать в сосед-ни^КЯ из-за взаимодействия с континуумом экситонных состояний СР. Метод индуцированного нарушением трансляционной инвариантности рамановского рассеяния света на акустических фононах позволил также изучить более подробно (обнаруженные ранее) эффекты делокализации экситонов при взаимодействии штарковских состояний первой электронной зоны размерного квантования с состояниями вышележащей зоны. Изучены рамановские спектры при резонансе возбуждающего света с различными электронными состояниями СР в электрическом поле. В частности,в рамановском спектре обнаружена линия, обусловленная испусканием акустического фонона при переходе тяжелой дырки между состояниями, локализованными в соседних КЯ.

С Впервые обнаружено и исследовано рамановское рассеяние света с переворотом спина в структурах с квантовыми ямами как легированных акцепторной примесью, так и нелегированных.

1. В СКЯ, легированных Ве, выявлены три различных механизма рассеяния света с переворотом спина, два из которых наблюдались впервые:

- -

1.1. Впервые наблюдался рамановский процесс рассеяния, в котором дырки в комплексе А°Х переворачивают свои спины из-за обменного дырочно-дырочного взаимодействия, а электрон 11 этом комплексе переворачивает свой спин при взаимодействии с акустическим фононом;

1.2. Впервые наблюдался рамановский процесс рассеяния, в котором дырка на акцепторе комплекса А°ЬЕ переворачивает свой спин из-за анизотропного обменного взаимодействия с дыркой в эксито-не, локализованном на флуктуациях интерфейса вблизи акцептора. Этот процесс является специфическим для КЯ, поскольку обусловлен понижением симметрии комплекса А°Х из-за эффектов локализации экснтонов на несовершенствах интерфейсов;

1.3. Наблюдался процесс рассеяния света с переворотом спина в наклонном магнитном поле. В этом процессе дырки в комплексе переворачивают свои спины из-за обменного дырочно-дырочного взаимодействия, а электрон переворачивает спин в результате зеема-повского взаимодействия с магнитным полем;

1.1. В нулевом магнитном поле наблюдалось электронное рамановское рассеяние в результате перехода дырок между крамерсовыми дублетами ±3/2 —> =р1 /2 состояний акцептора;

1.5. Впервые рамановское рассеяние света с переворотом спина наблюдалось также в нелегированных СКЯ и было объяснено переворотом момента локализованного экситона из-за пьезоэлектрического взаимодействия с акустическим фононом. Этот процесс можно рассматривать как рамановское рассеяние с участием акустического фонона в условиях двойного резонанса;

1.6. Одним из результатов исследования рамановского рассеяния света с переворотом спина в СКЯ стало экспериментальное измерение д-факторов дырок на акцепторе, электронов и дырок в экситоне. а так же их анизотропии и зависимости от ширины КЯ;

Все перечисленные выше положения диссертации являются новыми

и позволили получить обширную информацию как о фундаментальных

характеристиках GaAs/AlGaAs СКЯ, так и о динамике горячих электронов и их взаимодействия с фононной системой СКЯ.

Публикации по теме диссертации

Al Д.Н. Мирлин, Л.П. Никитин, И.И. Решина, В.Ф. Сапега. - Деполяризация горячей фотолюминесценции в кристаллах GaAs в магнитных полях. И Письма в ЖЭТФ, 30, 419 (1979).

А2 Д.Н. Мирлин, И.Я. Карлик, Л.П. Никитин, И.И. Решина, В.Ф. Сапега. - Фотолюминесценция арсенида галлия при накачке через L-долину. // Письма в ЖЭТФ, 32(1), 34 (1980).

A3 В.Р. Zakharchenya, V.D. Dymnikov, I.Ya. Karlik, L.P. Nikitin, V.l. Perel', I.I. Reshina, V.F. Sapega. - Spectum and polarization of hot photoluminescence in GaAs crystals. //J. Phys. Soc. Japan 49(Supl.A), 573 (1980).

A4 В.Д. Дымников, Д.Н. Мирлин, Л.П. Никитин, В.И. Перель, И.И. Решина, В.Ф. Сапега. - Деполяризация горячей фотолюминесценции в кристаллах арсенида галлия. Определение времен энергетической релаксации горячих электронов. // ЖЭТФ, 80(5), 1766, (1981).

А5 D.N. Mirlin, I.Ya. Karlik, L.P. Nikitin, I.I. Reshina, V.F. Sapega. Hot electron photoluminescence in GaAs crystals. // Solid State Communication, 37(9), 757, (1981).

A6 Д.Н. Мирлин, В.Ф. Сапега. - Магнитная деполяризация горячей фотолюминесценции в кристаллах GaAs. // Изв. АН СССР, 46(3), 517 (1982).

А7 И.Я. Карлик, Д.Н. Мирлин, Л.П. Никитин, Д.Г. Поляков, В.Ф. Сапега. - Разрушение магнитным полем корреляции между спинами и импульсами фотовозбужденных электронов в кристаллах GaAs. // Письма ЖЭТФ, 36, 155 (1982).

А8 М.А. Алексеев, И.Я. Карлик, И.А. Меркулов, Д.Н. Мирлин, Л.П. Никитин, В.Ф. Сапега. - Циркулярная поляризация горячей фотолюминесценции и спиновая деполяризация горячих электронов в кристаллах арсенида галлия. // ФТТ, 26(11), 3369 (1984).

--

А9 И.Я. Карлик, Д.Н. Мир лин, В.Ф. Сапега. - Рекомбинационная фотолюминесценция горячих электронов в кристаллах InP. // ФТТ, 27(7), 2210 (1985).

А10 Б.П. Захарченя, Д.Н. Мирлин, Д.Г. Поляков, В.Ф. Сапега. - Поляризация горячей люминесценции одноосно-деформированных кристаллов GaAs. // Письма ЖЭТФ, 41, 306 (1985).

All М.А. Алексеев, И.Я. Карлик, И.А. Меркулов, Д.Н. Мирлин, Ю.Т. Ребане, В.Ф. Сапега. - Анизотропия линейной поляризации горячей фотолюминесценции в p-GaAs. // ФТТ, 27(9), 2650 (1985).

А12 И.Я. Карлик, Р. Катилюс, Д.Н. Мирлин, В.Ф. Сапега. - Деформационное расщепление L-долин зоны проводимости и междолинное рассеяние в GaAs. // Письма в ЖЭТФ, 43(5), 250, (1986).

А13 D.N. Mirlin, V.F. Sapega, I.Ya. Karlik, R. Katilus. - Hot photoluminescence spectroscopy investigation of L-valley splitting and intervalley scattering in uniaxially stressed gallium arsenid. // Solid St. Commun. 61(12), 799, (1987).

A14 D.N. Mirlin, I.Ya. Karlik, V.F. Sapega. - Intervalley Г-Х scattering rate in gallium arsenide crystals. // Solid St. Commun. 65(3), 171 (1988).

A15 M.A.Alekseev, I.Ya. Karlik, D.N. Mirlin, V.F. Sapega, A.A. Sirenko.

- Intra and intervaley electron scattering in conduction band of InP. Valence band warping. // in: Proc. of the 19th Intern. Conf. on Phys. of Semicond, Warsaw, Poland, 1988 v.2.

A16 M.A. Alekseev, I.Ya. Karlik, I.A. Merkulov, D.N. Mirlin, V.F. Sapega.

- Hot photoluminescence and valence band warping in GaAs and InP crystals. // Physics Letters A 127(6/7), 373 (1988).

A17 M.A. Алексеев, И.Я. Карлик, Д.Н. Мирлин, В.Ф. Сапега. - Гофрировка валентной зоны кристаллов фосфида индия. // ФТП, 22(4), 569-574 (1988).

А18 М.А. Алексеев, И.Я. Карлик, Д.Н. Мирлин, И.И. Решина, В.Ф. Сапега, А.А. Сиренко. - Спектроскопия горячих электронов: зонная структура и процессы релаксации в кристаллах InP. // Изв. АН СССР сер.физ. 53(9), 1769 (1989).

А19 B.P. Zakharchenya, P.S. Kop'ev, D.N. Mirlin, D.G. Polyakov, I.I. Rcsliina, V.F. Sapcga, A.A. Sironko. - Optical alignment of 2D electron momenta in MQW structures. // Solid State Common. 69(3), 203

(1989).

A20 M.A. Алексеев, И.Я. Карлик, Д.Н. Мирлин, В.Ф. Сапега. - Спектроскопия горячей фотолюминесценции в полупроводниках (обзор). // ФТП, 23, 761 (1989).

А21 П.С. Копьев, Д.Н. Мирлин, В.Ф. Сапега, А.А. Сиренко. - Излуча-тельная близнецовая рекомбинация в структурах с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs в магнитном поле. // Письма в ЖЭТФ, 51, 624

(1990).

А22 D.N. Mirlin, P.S. Kop'ev, I.I. Reshina, V.F. Sapega, A.A. Sirenko. - Hot electron lminescence in A3B5 semiconductors and MQW structures GaAs/AlGaAs. // in: Proc. 20 Int. Conf. on the Phys. of Semiconductors, Thessaloniki (Singapoure: World Scientific), 2, 1037 (1990).

A23 P.S. Kop'ev, D.N. Mirlin, V.F. Sapega, A.A. Sirenko. - Germinate recombination in GaAs/AlGaAs Quantum well structures. // Laser optics of Condensed Matter, Eds. E.Garmire et al. Plenum Press, 14ew York, 2, 283 (1990).

A24 B.P. Zakharchenya, P.S. Kop'ev, D.N. Mirlin, I.I. Reshina, V.F. Sapega, A.A. Sirenko. - Photoluminescence of hot electrons and scattering processes in quantum well structures. // Laser optics of Condensed Matter, Eds. E.Garmire et al. Plenum Press, New York, 2, 259 (1990).

A25 П.С. Копьев, Д.Н. Мирлин, Д.Г. Поляков, И.И. Решина, В.Ф. Сапега, А.А. Сиренко. - Фотолюминесценция горячих двумерных электронов в квантовых ямах и определение времен полярного рассеяния. // ФТП, 24, 1200 (1990).

А26 V.F. Sapega, М. Cardona, К. Ploog, E.L. Ivchenko, D.N. Mirlin. - Spinflip Raman scattering in GaAs/AlGaAs multiple quantum wells. // Phys. Rev. В 45, 4320 (1992).

А27 V.F. Sapega, V.l. Belitsky, A.J. Shields, T. Ruf, M. Cardona, К. Ploog.

- Resonant one-acoustic-phonon Raman scattering in multiple quantum wells. // Solid State Commun. 84, 1039 (1992).

A28 V.F. Sapega, V.l. Belitsky, T. Ruf, H.D. Fuchs. M. Cardona, К. Ploog. -Secondary emmission and acoustic-phonon scattering induced by strong magnetic field in multiple quntum wells. // Phys. Rev. В 46, 16005 (1992).

A29 Д.Н. Мирлин, В.Ф. Cañera, A.A. Сиренко, М. Кардона, К. Плоог.

- Энергетическая зависимость поляризации горячей фотолюминесценции в структурах с квантовыми ямами GaAs/AlAs //ФТП, 27, 990 (1993).

АЗО Т. Ruf, V.F. Sapega, J. Spitzer, V.l. Belitsky; M. Cardona. К. Ploog. - Resonant magneto-Raman scattering by acoustic phonons in quantum wells and superlattices. // in Phonons in Semiconductors Nano structures, Vol. 236 of NATO Advanced Study Institute, Series, Edited by J.P. Leburton, J. Pascual, and C. Sotomayor Torres (Kluwer, Dordrecht, 1993), p.83.

A31 T. Ruf, V.l. Belitsky, J. Spitzer, V.F. Sapega, M. Cardona, К. Ploog.

- Raman scattering from folded phonon dispersion gaps. // Phys. Rev. Lett. 71, 3035 (1993).

A32 T. Ruf, V.l. Belitsky, J. Spitzer, V.F. Sapega, M. Cardona, К. Ploog.

- Disorder-induced Raman scattering of folded phonons in quantum wells and superlattices. // Procedings of the 6th International Conf. on Modulated Semiconductor Structures, edited by G.Abstreiter and E.Gornic, Solid State Electronics 37, 609 (1994).

A33 T. Ruf, J. Spitzer, V.F. Sapega, V.l. Belitsky, M. Cardona, К. Ploog. Raman scattering by acoustic phonons in semiconductor superlattices. // Festkörper probleme/ Advances in Solid State Physics, Vol.34, edited by R. Helbig, (Vieweg, Braunschweig, 1994), p. 237.

A34 T. Ruf, J. Spitzer, V.F. Sapega, V.l. Belitsky, M. Cardona, К. Ploog. -Raman studies of interface properties in semiconductor quantum wells and superlattices. // Procedings of the 14th General Conference of the

Condensed Matter Division of the European Physical Society, Physica Scripta T 55, 45 (1994).

A35 T. Ruf, J. Spitzer, V.F. Sapega, V.l. Belitsky, M. Cardona, and I\. Ploog, Phys. Rev. B 50, 1792 (1994). // Interface roughness and homogeneous linewidth in quantum wells and superlattices studied by resonant acoustic-phonon Raman scattering.

A36 V.F. Sapega, T.Ruf, E.L.Ivchenko, M.Cardona, D.N.Mirlin, K.Ploog.

- Resonant Raman scattering due to bound-carrier spin-flip in GaAs/AlIGa1_IAs quantum wells // Phys. Rev. B, 50, 2510 (1994).

A37 V.F. Sapega, T. Ruf, E.L. Ivchenko, M. Cardona, D.N. Mirlin, K. Ploog. - Resonant Raman scattering due to bound-carrier spin-flip in GaAs/AlrGai_xAs quantum wells // in: Procedings of 22nd Intern. Conf. on the Physics of Semiconductors, Vancouver, ed. D.J.Lockwood, (World Scientific, Singapore), 2,1288 (1995).

A38 D.N. Mirlin, P.S. Kop'ev, I.I. Reshina, A.V. Rodina, V.F. Sapega, A.A. Sirenko, V.M. Ustinov - Hot electron luminescence and Raman scattering in MQW structures at high magnetic field // in: Procedings of 22nd International Conference on the Physics of Semiconductors, Vancouver, ed. D.J. Lockwood, World Scientific, Singapore, 2, 1229 (1995).

A39 V.F. Sapega, M.P. Chamberlain, T. Ruf, M. Cardona, D.N. Mirlin, K. Tötemeyer, A. Fischer, K. Eberl. - Optical-phonon emission in GaAs/AlAs multiple-quantum-well structures determined by hot-electron luminescence // Phys.Rev.B, 52(19), 14144, (1995).

A40 G. Goldoni, T. Ruf, V.F. Sapega, A. Fainstein, and M. Cardona.

- Magneto-optical study of quantum well electronic structure using disordor-induced acousti-phonon Raman scattering. // Phys.Rev.B, 51(24), 14542, (1995).

A41 T. Ruf, V.F. Sapega, M. Cardona - Resonant acoustic-phonon Raman scattering in magnetic and electric fields. // Journal of Raman Scattering 4,123 (1996).

A42 D.N. Mirlin, B.P. Zakharchenya, P.S. Kop'ev, I.I. Reshina, A.V. Rodina, V.F. Sapega, A.A. Sirenko, V.M. Ustinov Hot photoluminescence and

- :i7 -

electron-phonon interaction in GaAs/AlAs MQW structures. // in: Hot carriers in semiconductors. cd. by K- Hess, J-P. Lcburton, U Ravaioli, Plenum Press, New York and London, 27, 199G.

A43 В.Ф. Ca пега, В.И. Порель, А.Ю. Добин, Д.Н. Мирлин, И.А. Акимов, Т. Руф. М. Кардона, К. Эберл. - Поляризация горячей фотолюминесценции в сверхрешетках GaAs/AlAs. // Письма в ЖЭТФ, 63(4), 285, (1996).

А44 Д.Н. Мирлин, Б.П. Захарченя, И.И. Ретина, A.B. Родина, В.Ф. Са-пега, A.A. Сиренко, В.М. Устинов, А.Е. Жуков, А.Ю. Егоров. - Горячая люминесценция и электрон-фононнос взаимодействие в структурах с квантовыми ямами. // ФТП, 30(4), 699 (1996).

А45 V.F. Sapega, V.l. РегеГ, A.Yu. Dobin, D.N. Mirlin, I.A. Akirnov, Т. Ruf, M. Cardona, К. Eberl. Hot luminescence polarization in GaAs/AlAs superlattices. // in: Proceedings of the XIII International Conference on the Physics of Semiconductors, edited by M. Scheffler and R. Zimmermann, Berlin (Singapoure: World Scientific), 3, 1711 (1996).

A46 V.F. Sapega. T. Ruf, H.T. Grahn, M. Cardona, K. Ploog. - Raman study of Stark localization in GaAs/AlAs superlattices. // Proceedings of the XIII Int. Conf. on the Physics of Semiconductors, edited by M. Scheffler and R. Zimmermann, Berlin (Singapoure: World Scientific), 3, 1787 (1996).

A47 V.F. Sapega, T. Ruf, H.T. Grahn, M. Cardona, K. Ploog. - Acoustic-phonon Raman scattering from Wanier-Stark levels in GaAs/AlAs superlattices // Phys.Rev.B, 5G, 1041 (1997).

A48 V.F. Sapega, V.l. РегеГ, A.Yu. Dobin, D.N. Mirlin, I.A. Akimov, T. Ruf, M. Cardona, K. Eberl. - Study of the Two-Diinensional to Quasi-Three-Dimensinal Transision in GaAs/AlAs superlattices by polarized hot photoluminescence. // Phys. Stat. Sol (b) 204, 141 (1997).

A49 V.F. Sapega, V.l. Perel', A.Yu. Dobin, D.N. Mirlin, I.A. Akimov, T. Ruf, M. Cardona, K. Eberl. - Miniband effects on hot-electron photoluminescence polarization in GaAs/AlAs superlattices. // Phys. Rev. B. 56, 6871 (1997).

Литература

[1] Б.П. Захарчепя, В.И. Земский, Д.Н. Мнрлин. Пис ьма ЖЭТФ. 24. 9G (1976).

[2] Б.П. Захарчепя, В.И. Земски!!, Д.Н. Мирлии, ФТТ, 19, 1725 (1977).

[3] В.Д. Дымников, М.И. Дьяконов, В.И. Перель, ЖЭТФ, 71(6), 2373 (1976).

[4] В.Д. Дымников, В.И. Перель, А.Ф. Полупанов, ФТП, 16, 235 (1982).

[5] И.А. Меркулов, В.И. Перель, М.Е. Портной, ЖЭТФ 99, 1202 (1990).

[6] К. Huang, В. Zhu, Phys. Rev. В 38(13), 13377 (1988).

[7] C.Colvard, R. Merlin, M.V. Klein, and A.C. Gossard, Pliys. Rev. Lett. 45, 298 (1980).

[8] D.C. Reynolds and T.C. Collins, in Excitons (Academic, New York, 1981), p .138, and references therein.

[9] M.M. Dignam and J.E. Sipe, Phys. Rev. B, 43, 4097 (1991).

[10] G.D. Thomas and J.J. Hopfield, Phys. Rev., 175, 1021 (1968).

[11] E.JI. Ивченко, A.A. Киселев, ФТП, 26. 1471 (1992).

Отпечатано в типографии ПИЯФ РАН 188350, Гатчина Ленинградской обл., Орлова роща Зак.281, тир. 100, уч.-изд.л.1,9; 29.04.1998 г.

/'-5. уу- 7 Г) /с;

ениео<г«£.«

:удил ученую степень ДОКТОРА М1Ш/Н/АУК/Р6<Э©ИЙСК0Й ФЕДЕРАЦИИ ОРДЕНА ЛЕЬЙЙМ^ШЕ^^ ИМЕНИ

А,ф. ИОФФЕ

N

; ч

* 1 ч Г V -

ца правах рукописи

САИЕГА Виктор Федорович ¡^^¿^

Фотолюминесценция горячих электронов и комбинационное рассеяние света в структурах с квантовыми ямами

01.04.10-физика полупроводников и диэлектриков

ДИССЕРТАЦИЯ на сосискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 1998

Оглавление

Введение 4

1 Фотолюминесценция горячих электронов в структурах с квантовыми ямами 9

1.1 Введение: Фотолюминесценция горячих электронов в объемных полупроводниках А3В5..................10

1.1.1 Спектры горячей фотолюминесценции в объемных полупроводниках А3В5........ ..........10

1.1.2 Поляризационные характеристики спектров горячей фотолюминесценции объемных полупроводников А3В5 19

1.1.3 Поляризационные характеристики ГФЛ объемных полупроводников в магнитном поле...........31

1.2 Спектроскопия горячих электронов в СКЯ СаАя/АЬАз. ... 36

1.2.1 Электронный и колебательные спектры СКЯ.....37

1.2.2 Поляризация ГФЛ в СКЯ................47

1.2.3 Исследование 2В-квази-ЗВ перехода методами поляризованной ГФЛ......................64

1.3 Электрон-фононное взаимодействие в СКЯ и СР.......87

1.3.1 Электрон-фононное взаимодействие в СКЯ......87

1.3.2 Электрон-фононное взаимодействие в СР.......101

2 Обусловленное нарушением закона сохранения импульса резонансное рассеяние света на акустических фононах в структурах с квантовыми ямами СаАз/ЛЬА^. 114

2.1 Введение: Раманновское рассеяние света на акустических фононах в СКЯ...........................114

2.2 Резонансное рассеяние света на акустических фононах в сильном магнитном поле в СКЯ СаАз/АЬ^я..........117

2.3 Изучение электронной структуры СКЯ методом резонансного рассеяния света на акустических фононах в магнитном поле..................................151

2.4 Изучение локализации Ванье-Штарка в СР методом резонансного рассеяния света на акустических фононах......165

3 Рассеяние света с переворотом спина в структурах с квантовыми ямами СаАв/ЛЬА-Б. 184

3.1 Рассеяние света с переворотом спина экситона, локализованного на нейтральном акцепторе................186

3.2 Рассеяние света с переворотом спина экситона, локализованного на несовершенствах интерфейсов СКЯ.........222

Заключение 230

Прилжения: 240

А Техника эксперимента: Экспериментальная установка.

Оптическая и электронная схемы эксперимента........240

Литература 246

Введение

Последние четверть века физика низкоразмерных полупроводниковых структур является наиболее бурно развивающейся областью физики твердого тела. Это развитие было обусловлено как потребностью микроэлектроники в миниатюризации и повышении быстродействия электронных приборов так и уникальными возможностями новой технологии - молекулярно-пучковой эпитаксии, позволяющей выращивать полупроводниковые наноструктуры с заранее заданными свойствами. Особенно интерес к низкоразмерным структурам возрос после того, как Есаки 1 и Цу в 1970 году предложили использовать искуственно созданные периодические полупроводниковые структуры с квантовыми ямами для создания новых приборов на основе блоховских осцилляций, а новая технология позволила реализовать эту идею.

Дальнейшие успехи физики низкоразмерных структур связаны с открытием К. фон Клитцингом 2 в 1980 г. квантового эффекта Холла, позволившего создать эталон холловского сопротивления с абсолютной точностью ~ Ю-7.

Последние почти десять лет развитие физики наноструктур шло по пути создания систем с размерностью меньше, чем 2Б, а именно Ш (квантовые проволоки) и затем ОБ (квантовые точки). Необходимость исследования систем с пониженной размерностью обусловлена как практическим так и теоретическим интересом. С практической точки зрения изучение таких систем позволяет уменьшить размеры, повысить степень интеграции и увеличить быстродействие полупроводниковых элементов микроэлектроники. Понижение размерности полупроводниковых структур позволило создать лазерные системы с пониженным порогом инжек-ционных токов и возможностью изменения длины волны генерации за счет эффектов размерного квантования носителей тока. С точки зрения фундаментальной науки, изучение низкоразмерных структур позволяет

1Нобелевская премия по физике 1973 г.

2Нобелевская премия по физике 1985 г.

понять основные закономерности взаимодействия квазичастиц в условиях, когда их спектр существенно модифицируется эффектами размерного квантования. Эффекты размерного квантования приводят как к изменению энергии, симметрии и перенормировке фундаментальных характеристик квазичастиц (масса, ^-фактора) так и к изменению динамики носителей тока как в отсутствие внешних полей так и во внешних электрических и магнитных полях. Многие из этих явлений можно успешно изучать оптическими методами. В частности, свойства горячих носителей, которые создаются в приборах с помощью сильных электрических полей и инжекции, могут изучаться при их генерации с помощью оптического возбуждения. Большие возможности для изучения кинетики горячих носителей открываются при использовании метода поляризованной магнитооптической спектроскопии горячей фотолюминесценции (ГФЛ) в низкоразмерных системах. С другой стороны, применение методов ра-мановской спектроскопии для исследования низкоразмерных структур, находящихся под воздействием внешних полей (магнитных, электрических) , позволяет измерить их фундаментальные характеристики (масса, ^-фактора), а также исследовать те процессы, котрые не наблюдаются при использовании других методов. Все вышесказанное определяет актуальность выбраной для исследования темы.

Данная диссертационная работа посвящена всестороннему исследованию низкоразмерных полупроводниковых структур (структур с квантовыми ямами и сверхрешеток) на основе СаАз/А^Са^Ав методами поляризованной горячей фотолюминесценции и рамановского рассеяния света. В задачу работы входило изучение динамики горячих фотовозбужденных электронов а также их поведение во внешних электрических и магнитных полях в структурах с квантовыми ямами и сверхрешетках. Кроме того цель данной работы состояла в изучении влияния размерного квантования на фундаментальные характеристики (масса и р-фактора) носителей тока в квантовых ямах и их зависимость от ширин квантовых ям. Результаты этих исследований изложены в трех главах.

В первой главе изложены результаты исследования поляризационных характеристик фотолюминесценции горячих электронов в структурах с квантовыми ямами и сверхрешетках. Показано что уменьшение размерности полупроводника существенно изменяет поляризацию горячей фотолюминесценции квантовых ям по сравнению с поляризацией в объемных полупроводниках. Используя возможности современной технологии по созданию структур с заданными параметрами изучен эффект формирования квазитрехмерного объекта (сверхрешетки) из структуры с квантовыми ямами. Показано, что формирование минизоны в сверхрешетке сказывается на поляризации горячей фотолюминесценци и ее зависимости от магнитного поля. Эти исследования позволили определить рамки применимости приближения сильной связи для описания сверхрешеток и предложили новый оптический метод определения ширин минизон. Дальнейшее увеличение ширин минизон приводит к созданию "анизотропного" полупроводника, основные характеристики которого также изучены методом поляризованной горячей фотолюминесценции.

В этой же главе обсуждаются результаты исследования электрон-фононного взаимодействия в СКЯ и СР. Существенное изменение спектра носителей заряда и фононов в СКЯ модифицирует это взаимодействие, кроме того, в спектре фононов возникают новые моды (интерфейсные фо-ноны), которые, как однозначно показали наши исследования, становятся доминирующими в электрон-фононном взаимодействии в узких КЯ. С другой стороны эти же исследования показали, что в СР роль интерфейсных фононов в рассеянии электронов ослабевает. В основу этих исследований положен метод магнитной деполяризации ГФЛ и анализа ее энергетического спектра.

Во введении к первой главе приводится обзор результатов по исследованию горячей фотолюмиесценции в объемных Ш-У полупроводниках. Этот обзор базируется на результатах, как вошедших в кандидатскую диссертацию диссертанта, так и тех, которые были получены позже. Цель данного обзора состояла в том, чтобы продемонстрировать широкие воз-

можности метода горячей фотолюминесценции развитого при исследовании объемных полупроводников и обосновать его применимость к исследованию двумерных и квази-трехмерных объектов.

Во второй главе приводятся результаты исследования рамановских спектров акустических фононов в СКЯ. Несмотря на то, что спектр акустических фононов в СКЯ изучен хорошо (как это показано во введении ко второй главе), некоторые детали его долгое время оставались непонятными. В данной работе впервые объяснена природа непрерывного ра-мановского спектра в области частот акустических фононов. Показано, что этот спектр обусловлен нарушением закона сохранения сверхрешеточного квазиимпульса в реальных СКЯ. Причиной нарушения закона сохранения квазиимпульса являются флуктуации ширин квантовых ям и барьеров, неизбежно возникающие в процессе роста СКЯ. Обсуждаемые в этой главе результаты свидетельствуют об однозначном соответствии между непрерывным рамановским спектром и видом волновой функции электронов/дырок, выступающих в качестве промежуточного состояния в процессе рассеяния света. Здесь же приводятся результаты исследования особенностей рамановского спектра в области запрещенных щелей продольных и поперечных акустических фононов и впервые дано их правильное теоретическое объяснение.

Тот факт, что непрерывный рамановский спектр рассеянного на акустических фононах света имеет ярко выраженный резонансный характер, был использован для исследования структуры электронных состояний квантовых ям в квантующих магнитных полях. Это позволило определить ряд важных параметров (массы и параметры непараболичности) зоны проводимости.

Эта же методика была использована для изучения локализации Ванье-Штарка носителей тока в СР в электрических полях. Показано, что данная методика позволяет детектировать как уже хорошо изученные другими методами эффекты локализации, так и те которые ранее экспериментально не изучались. В частности, установлено, что эффекты резонансной

делокализации экситонов приводят к уменьшению интенсивности рама-новского спектра. Особенности (минимумы рамановской интенсивности), в области сильных электрических полей совпали с ранее обнаруженными особенностями в спектрах фототока. Однако в области малых полей, предложенная нами методика оказалась заметно чувствительней и позволила исследовать ранее не изученный (но предсказанный теоретически) эффект резонансной делокализации экситонов при их взаимодействии с расщепившимся на штарковскую лестницу экситонным континуумом.

В третей главе приводятся результаты исследования рамановского рассеяния света с переворотом спина. Это первое наблюдение рассеяния света с переворотом спина в КЯ позволило измерить такие фундаментальные характеристики носителей тока как их ^-фактора. Во введении к этой главе обсуждаются другие методы определения ^-факторов в КЯ такие как оптическая ориентация, поляризованная фотолюминесценция, спектроскопия квантовых биений и оптическое детектирование магнитных резонансов. Однако только последние два метода позволяют прямо измерять д-фактора. Метод оптического детектирования магнитных резонансов дает достоверные результаты в СКЯ типа-П, где времена жизни экситонов достаточные, чтобы их заметно перезаселить радиочастотным полем, однако, для СКЯ типа-1 эта методика оказалась непригодной. Изученное в данной работе рамановское рассяние света с переворотом спина позволило исследовать зависимость ^-фактора электронов и дырок от ширин КЯ в области ранее недоступной для прямых измерений. Исследование рассеяния света с переворотом спина в КЯ позволило выявить новые механизмы обменного взаимодействия в КЯ, которые обусловлены такими специфическими особенностями КЯ как локализация на флуктуациях интерфейса, а потому ранее не наблюдались в объемных полупроводниках.

Результаты, представленные в данной работе опубликованы в 46 статьях и представлены в 24 докладах на 8 отечественных и 16 (из них 6 приглашенных докадов) международных конференциях.

Глава 1

Фотолюминесценция горячих электронов в структурах с квантовыми ямами

Эта глава посвящена исследованию характеристик фотолюминесценции горячих носителей тока в структурах с квантовыми ямами (СКЯ) и сверхрешетками (СР) в системе СаАз/АЬАз. Понижение размерности полупроводника приводит к радикальному изменению спектра носителей тока, а также спектра фононов. Особенности спектра двумерных электронов и дырок проявляются в поляризационных характеристиках горячей фотолюминесценции и ее поведении в магнитном поле. Особенности поляризационных характеристик ГФЛ и их поведение в магнитном поле в СКЯ будут рассмотрены в Раздел 1.2.2.

Плавно изменяя ширины барьеров в СКЯ можно перейти от случая изолированных квантовых ям к сверхрешеткам, а затем и к случаю анизотропного полупроводника. Исследования поляризационных характеристик ГФЛ в СР, обсуждаемые в Разделе 1.2.3, позволили проследить механизм формирования трехмерного объекта из последовательности изолированных ям.

Изменение спектра как носителей тока, так и фононов в низкоразмерных системах приводит также и к изменению эффективности их взаимодействия. Исследованию электрон-фононного взаимодействия в СКЯ и СР посвящен Раздел 1.3.

Предваряет же рассмотрение ГФЛ в СКЯ и СР Раздел 1.1, в котором в краткой форме обсуждаются основные характеристики ГФЛ объемных полупроводников, исследованные в оригинальных работах [3, 4, 5, 6, 8, 9, 10, 11, 12, 13, 14, 15, 16, 17, 18, 25, 26, 27, 28, 63, 64] и обзоре [40]. В этом разделе продемонстрированы возможности метода ГФЛ для изучения зонной структуры полупроводников и изучения кинетики горячих носителей ток. В конце раздела сформулированы задачи по исследованию люминесценции горячих носителей тока в системах с пониженной размерностью.

1.1 Введение: Фотолюминесценция горячих электронов в объемных полупроводниках А3В5

1.1.1 Спектры горячей фотолюминесценции в объемных полупроводниках А3В5

При поглощении фотона с энергией %иех избыточную энергию Пшех — Ед получают фотовозбужденный электрон и дырка. Эта энергия делится между ними обратно пропорционально их эффективным массам. Обычно при рождении пары электрон-тяжелая дырка почти всю энергию получает электрон, а в процессе, в котором рождаются электрон и легкая дырка, энергия между ними распределяется приблизительно поровну. При возбуждении высоко в зону носители заряда быстро теряют избыточную энергию и импульс, так что большинство из них успевает термализовать-ся за время жизни. Однако малая часть фотовозбужденных носителей рекомбинирует еще в ходе энергетической релаксации, соответствующее излучение проявляется в виде слабого высокочастотного хвоста краевой люминесценции. Первое наблюдение и интерпретация этой составляющей спектра излучения в ваАв было сделано Захарченей, Земским, Мирли-ным [1, 2] (см. рис. 1.1).

Ими же данный тип вторичного свечения был назван горячей фотолюминесценцией (ГФЛ) (в дальнейшем мы будем использовать это назва-

/

Рис. 1.1: Спектр и степень линейной р\ и цирклярной рс поляризаций горячей фотолюминесценции р-ОаАз:2п. ИА = 1.2 • 1018см~3, Т — 2К, Тгшех = 1.9бэВ. Схема

/

переходов показана в верхнем правом углу: /¿/г и 1к подзоны тяжелых и легких дырок, с-зона проводимости. Рекомбинация на уровень акцепторов А0. Из работы [1].

ние). Отметим, что функция распределения фотовозбужденных носителей заряда имеет немаксвелловский вид (она вообще не характеризуется температурой), а горячими они являются в том смысле, что их кинетическая энергия намного превышает температуру решетки. Спектр ГФЛ дает как бы временную развертку процесса релаксации фотовозбужденных носителей тока (поскольку, каждой точке спектра ГФЛ можно сопоставить время, которое необходимо носителю заряда, чтобы достичь этой точки после рождения с энергией ео). Несмотря на то, что эксперимент ставится в условиях постоянной накачки, исследования спектров и их поляризационных характеристик позволяет получить обширную информацию о кинетике сверхбыстрых процессов релаксации.

Обычно эксперименты по исследованию ГФЛ выполняются при низких температурах на кристаллах р-типа, так что горячие фотовозбужденные электроны рекомбинируют с равновесными дырками, локализованными на акцепторах.

Рассмотрим механизмы ф