Оптические и фотогальванические эффекты в объемных полупроводниках и двумерных структурах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

//л правах рукописи

ШАЛЫГИН Вадим Александрович

ОПТИЧЕСКИЕ И ФОТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ОБЪЕМНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ДВУМЕРНЫХ СТРУКТУРАХ

01.04.10 - Физика полупроводников

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

г 4 ОКТ 2013

Санкт-Петербург - 2013

005535411

005535411

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном образовательном учреждении высшего профессионального образования «Санкт-Петербургский государственный политехнический университет»

Официальные оппоненты:

Калевич Владимир Константинович, доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Физико-технический институт имени А.Ф. Иоффе Российской академии наук, ведущий научный сотрудник

Шастин Валерий Николаевич, доктор физико-математических наук, профессор, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физики микроструктур Российской академии наук, заведующий лабораторией

Вербип Сергей Юрьевич, доктор физико-математических наук, старший научный сотрудник, Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования «Санкт-Петербургский государственный университет», профессор кафедры физики твёрдого тела

Ведущая организация: Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего профессионального образования «Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет "ЛЭТИ" им. В.И. Ульянова (Ленина)»

Защита состоится 21 ноября 2013 года в 14 часов на заседании диссертационного совета Д 212.229.01 в ФГБОУ ВПО Санкт-Петербургском государственном политехническом университете по адресу:

195252, Санкт-Петербург, ул. Политехническая, д. 29.

С диссертацией можно ознакомиться в Фундаментальной библиотеке ФГБОУ ВПО Санкт-Петербургского государственного политехнического университета.

Отзывы об автореферате в двух экземплярах, заверенные печатью, просьба выслать по вышеуказанному адресу на имя ученого секретаря диссертационного совета.

Автореферат разослан _ 02. {О, 2013 г. Ученый секретарь

диссертационного совета Д 212.229.01,

доктор технических наук —___^Короткое

/л^Ку'! Александр Станиславович

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Современная оптоэлектроннка базируется на самых разнообразных оптических, фотоэлектрических и фотогальванических явлениях. Обнаружение новых эффектов при воздействии на полупроводниковые структуры оптического излучения, электрического и магнитного полей открывает новые функциональные возможности, ведет к созданию более совершенных приборов. При взаимодействии света с веществом важны не только интенсивность и спектральный состав излучения, по также и его поляризационные характеристики. Исследование поляризационных зависимостей оптических и фотогальванических эффектов дает широкие возможности для изучения симметрии и микроскопических свойств электронной системы в полупроводниковых структурах.

Физика полупроводниковых структур с пониженной размерностью -актуальное и быстро развивающееся направление в области физики полупроводников. В диссертационной работе большая часть исследований проведена на структурах с двумерным электронным газом. В наноструктурах с квантовыми ямами, в одиночных гетеропереходах с двумерными электронами, в графене возникает целый ряд физических явлений, которые невозможно наблюдать в объемных материалах. В значительной степени это обусловлено более низкой симметрией двумерных полупроводниковых структур по сравнению с объемными полупроводниками [I, 2].

В последнее десятилетне широко ведутся исследования спиновых явлений в полупроводниках и наноструктурах: изучаются особенности спин-орбитального взаимодействия, спиновая динамика электронов и дырок, процессы передачи углового момента фотона электронной системе [3]. Кроме традиционных исследований по оптической ориентации спинов носителей заряда [4] проводятся также эксперименты, нацеленные на изучение спинового эффекта Холла и спиновой ориентации носителей заряда под действием электрического тока [3]. Отметим, что начало данному направлению положила наша приоритетная работа [А1], в которой сообщалось об экспериментальном обнаружепии индуцированной током оптической активности в теллуре и было показано, что эффект обусловлен спиновой ориентацией свободных дырок, возникающей при протекании электрического тока.

Поглощение поляризованного света в полупроводниковых структурах может приводить не только к выстраиванию спинов носителей заряда, но и к выстраиванию их импульсов, в результате чего, наряду с оптической ориентацией, наблюдаются также различные фотогальванические эффекты. Микроскопические механизмы фотогальванических эффектов связаны с асимметрией процессов поглощения света и/или с асимметрией последующей релаксации фотовозбуждеиных носителей заряда [5,6]. Исследование фотогальванических эффектов в двумерных структурах дает возможность

выявлять симметрию структур и доминирующие механизмы рассеяния носителей заряда, определять времена релаксации энергии, импульса и спина, создавать фотоприемники различного функционального назначения.

Весьма информативным является также исследование оптического поглощения и двулучепреломлепия наноструктур с двумерным электронным газом в латеральном и поперечном электрических полях. Хотя исследования равновесных оптических свойств наноструктур ведутся достаточно давно (см. [1]), к началу данной работы слабо был изучен вопрос о трансформации спектров поглощения и двулучепреломлепия в условиях разогрева электронного газа латеральным электрическим полем, а также в условиях выброса электронов из квантовых ям при наличии поперечного электрического поля. Подобные исследования не только имеют важное фундаментальное значение для физики двумерных электронов, но и обеспечивают надежные методы характеризации наноструктур, открывают путь для создания быстродействующих модуляторов оптического излучения.

Создание новых источников излучения терагерцового (ТГц) диапазона -актуальная задача полупроводниковой оптоэлектроники. Одним из перспективных направлений в этой области является использование оптических переходов электронов между примесными состояниями в полупроводниках [7,8]. Для практических применений наиболее удобны источники излучения с электрическим возбуждением. В связи с этим представляют интерес исследования различных механизмов эмиссии излучения из полупроводниковых микро- и наноструктур в электрическом поле.

Целью работы является обнаружение, исследование и определение микроскопических механизмов новых оптических и фотогальванических эффектов в объемных полупроводниках и двумерных структурах.

Научная новизна и практическая значимость работы состоит в том, что совокупность полученных в ней результатов представляет собой решение ряда научных проблем, важных как в фундаментальном, так и в прикладном отношении: осуществление спиновой ориентации носителей заряда в полупроводниках электрическим током; обнаружение циркулярного эффекта увлечения электронов фотонами; обнаружение новых закономерностей в оптическом поглощении и фотолюминесценции квантовых ям; определение микроскопических механизмов эмиссии терагерцового излучения в полупроводниковых микро- и наноструктурах в латеральном электрическом поле. Исследованные эффекты важны для создания новых источников, модуляторов и приемников оптического излучения, в том числе для инфракрасного и ТГц диапазонов. На основе результатов работы разработаны новые методы характеризации наноструктур.

На защиту выносятся следующие положения:

1. При протекании электрического тока вдоль оптической оси теллура создается неравновесная спиновая ориентация носителей заряда, что проявляется в эффекте индуцированной током оптической активности.

2. В низкосимметричных структурах (квантовые ямы, графен) наблюдается циркулярный эффект увлечения электронов фотонами, который состоит в том, что при возбуждении структур циркулярно поляризованным светом возникает фототок, обусловленный одновременной передачей импульса и углового момента фотонов электронам.

3. Межподзонпое оптическое поглощение в квантовых ямах и-типа возможно для излучения, поляризованного в плоскости ямы. Отношение вероятностей межподзонных оптических переходов для излучения и р-поляризации при произвольном угле падения может быть определено путем анализа поляризационной зависимости магнито-фотогальванического эффекта.

4. Латеральное электрическое поле в легированных квантовых ямах ОаАз/АЮаАв вызывает изменение линейного двулучепреломления и оптического поглощения в спектральной области межподзонных переходов. Это связано с тем, что по мере роста электронной температуры обменное взаимодействие горячих электронов трансформирует энергетический спектр квантовых ям.

5. Оптические переходы носителей заряда между резонансным и локализованными состояниями примеси дают доминирующий вклад в терагерцовую электролюминесценцию в условиях примесного пробоя в напряженных эпитаксиальных слоях р-ОаАвЫ.

6. Эмиссия терагерцового излучения из эпитаксиальных слоев /г-ОаЫ в области электрических полей, соответствующих примесному пробою, обусловлена преимущественно внутрицептровыми переходами электронов между возбужденным и основным состояниями доноров и О.

Апробация работы. Результаты исследований, вошедших в диссертацию, докладывались на 23, 24, 28 и 31 Международных конференциях по физике полупроводников (Берлин, Германия, 1996; Иерусалим, Израиль, 1998; Вена, Австрия, 2006; Цюрих, Швейцария, 2012); II-X Российских конференциях по физике полупроводников (Зелепогорск, 1996; Москва, 1997 и 2005; Новосибирск, 1999 и 2009; Н. Новгород, 2001 и 2011; С.-Петербург, 2003; Екатеринбург, 2007); 4-8, 10-15, 17, 18 и 21 Международных симпозиумах "Наноструктуры: физика и технология" (С.-Петербург, 1996-2000, 20022006, 2010 и 2013; Новосибирск, 2007; Минск, Беларусь, 2009); Всероссийских совещаниях "Нанофотоника" (Н. Новгород, 1999 — 2004); IX и XI - XVII Международных симпозиумах «Нанофизика и наиоэлектроника» (Н.Новгород, 2005 и 2007-2013); 9 Международной конференции по сверхрещеткам, микроструктурам и микроприборам (Льеж, Бельгия, 1996); 5, 7 и 9 Международных конференциях по межподзонным переходам в квантовых ямах (Бад-Ишль, Австрия, 1999; Эволен, Швейцария, 2003; Эмблсайд, Великобритания, 2007); 10- 14 Международных симпозиумах по

сверхбыстрым явлениям в полупроводниках (Вильнюс, Литва, 1998, 2001, 2004, 2007 и 2010); Международных симпозиумах по исследованиям полупроводниковых приборов (Шарлотсвилль, США, 1995 и 1997); 13 Международной конференции по динамике неравновесных носителей в полупроводниках (Модена, Италия, 2003); 16 Международной конференции по динамике электронов в полупроводниках (Монпелье, Франция, 2009); 16 Международной конференции по полупроводниковым лазерам (Нара, Япония, 1998); Европейских конференциях по лазерам и электрооптике (Глазго, Великобритания, 1998; Ницца, Франция, 2000); 9 Всероссийской конференции «Нитриды галлия, индия и алюминия: структуры и приборы» (Москва, 2013); Симпозиуме «Полупроводниковые лазеры: физика и технология» (С.-Петербург, 2008); Международном форуме по нанотехнологиям (Москва, 2008); 32, 34 и 35 Международных конференциях по инфракрасным, миллиметровым и терагерцовым волнам (Кардифф, Великобритания, 2007; Бусан, Корея, 2009; Рим, Италия, 2010); 5 Всесоюзном совещании по нерезонансному взаимодействию оптического излучения с веществом (Ленинград, 1981), Международном совещании «Когерентные источники среднего инфракрасного диапазона» (С.-Петербург, 2001); 2, 4, 5 и 7 Российско-украинских международных семинарах "Нанофизика и наноэлектроника" (С.-Петербург, 2004 и 2006; Киев, Украина, 2000 и 2003), Совещании по оптическим терагерцовым исследованиям и технологиям (Санта-Барбара, США, 2009); Совещании в рамках Европейского проекта ОГЖ-Е «Полупроводниковые источники и детекторы терагерцовых частот» (Монпелье, Франция, 2009); Первом совещании Немецко-российского терагерцового центра (Регенсбург, Германия, 2011). Результаты исследований обсуждались также на семинарах в СПбГПУ, ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, Техническом университете Берлина, университетах Байройта и Регенсбурга.

Основное содержание диссертации опубликовано в 27 научных статьях и 2 учебных пособиях издательства «Наука», список которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из Введения, четырех глав, Заключения, Списка публикаций по теме диссертации (83 наименования) и Списка цитированной литературы (221 наименование). Она содержит 294 страницы, включая 92 рисунка и 2 таблицы.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении обоснована актуальность темы проведенных исследований, сформулирована цель и отмечена научная новизна диссертационной работы, перечислены основные положения, выносимые на защиту.

В Первой главе приведены результаты исследований спиновой ориентации дырок при протекании тока в теллуре [А1-АЗ]. Спин-орбиталыюе взаимодействие в полупроводниках связывает спин электрона с

его квазиимпульсом, и это делает возможным манипулирование спинами носителей заряда с помощью электрического тока. При этом возможны два эффекта: спиновая ориентация носителей заряда под действием протекающего электрического тока, когда в области с постоянной плотностью тока у носителей заряда возникает однородный по образцу средний спин, а также спиновый эффект Холла, когда происходит пространственное разделение носителей заряда с противоположно направленными спинами [3].

В работе [А1] впервые было экспериментально обнаружено явление индуцированной током оптической активности (ИТОА), которое в случае теллура непосредственно связано с обусловленной током спиновой ориентацией свободных дырок. Теоретически явление ИТОА было предсказано в работе [9], посвященной циркулярному фотогальваническому эффекту (ФГЭ) в теллуре, при этом указывалось, что циркулярный ФГЭ и ИТОА являются взаимно обратными эффектами. Явление ИТОА состоит в том, что при пропускании электрического тока вдоль оптической оси гиротропного кристалла распространяющийся в этом же направлении линейно поляризованный свет испытывает вращение плоскости поляризации. Изменение полярности тока приводит к инверсии направления вращения плоскости поляризации.

Явление ИТОА можно описать линейными членами в разложении тензора диэлектрической проницаемости г(са) по току ] [А1, АЗ]:

ч л = 4 («)+'©«-, (®)У/ • (1)

где тензор е"(<и) характеризует диэлектрическую проницаемость кристалла в пренебрежении пространственной дисперсией, а коэффициенты разложения ©,</ представляют собой тензор третьего ранга. Если положить, что электрический ток протекает в кристалле теллура вдоль оси С, и свет распространяется в этом же направлении (обозначим его как ось г), то уравнение Френеля имеет следующий вид:

п\ =£[±1т £ху =е°±± ©Д1, Мл, (2)

причем нормальными волнами в этой конфигурации являются левая (ст.) и правая (сг, ) циркулярно поляризованные волны, показатели преломления для этих волн обозначены через п и п,, соответственно. Согласно (2), в теллуре имеет место индуцированное током циркулярное двулучепреломление: и.О)*/7*0), которое проявляется в повороте плоскости поляризации линейно поляризованного света, пропорциональном плотности тока:

2с 2с ^

в чем и заключается явление ИТОА. Подчеркнем, что при выводе выражения (3) пространственная дисперсия, которая является необходимым и достаточным условием естественной оптической активности (ЕОА), не

учитывалась. Это указывает на то, что рассматриваемый эффект ИТОА не связан напрямую с ЕОА, а имеет качественно иную природу. В то же время индуцированная током оптическая активность существует только в гиротропных кристаллах и обычно наблюдается на фоне вращения плоскости поляризации за счет естественной оптической активности.

Экспериментальные исследования ИТОА [А1-АЗ] проведены на монокристаллах р-Те с различным уровнем легирования в диапазоне температур 77-350 К. В качестве источника излучения использованы ССЬ- и СО-лазеры. Эксперимент показал, что в исследованном диапазоне плотностей токов (от -1400 до +1400 A/cm2) экспериментальная зависимость угла поворота (р от плотности электрического тока j, хорошо аппроксимируется линейной зависимостью. При этом в образцах теллура, где естественная оптическая активность характеризуется правым вращением плоскости поляризации, электрический ток, сонаправленный с волновым вектором света, индуцирует поворот плоскости поляризации влево. В левовращающих кристаллах теллура ИТОА имеет противоположный знак.

Микроскопический механизм ИТОА в теллуре (см. рис. 1) определяется спецификой его валентной зоны. В двух верхних валентных зонах ( V* и V) волновые функции электронов представляют собой суперпозицию состояний с проекциями углового момента Mz = ±3/2, причем в каждой из ветвей валентной зоны имеется взаимно-однозначное соответствие между волновым вектором и угловым моментом электрона. В частности, для зоны V* состоянию электрона с проекцией волнового вектора кг соответствует средняя проекция углового момента

где Д и р~ параметры валентной зоны теллура [10].

В правовращающем кристалле теллура (симметрия О') коэффициент // отрицателен, и с ростом кг проекция углового момента электрона монотонно убывает от +3/2 до -3/2. Зона проводимости теллура двукратно вырождена по спину (Мх = ±1/2). При возбуждении циркулярно поляризованным светом <т+ (<т_) величина М- изменяется на +1 (-1), при этом сила осциллятора межподзонных переходов монотонно возрастает (убывает) - см. рис. 1, Ъ. В отсутствие электрического тока, когда функция распределения электронов четна по к- (/ = , штриховая линия на рис. 1, с), показатели преломления nt и п_ равны друг другу. При протекании электрического тока функция распределения электронов в зоне V* смещается навстречу приложенному электрическому полю. В вырожденном полупроводнике наиболее заметное отклонение функции распределения от своего равновесного значения происходит для состояний с А, = 0, /.,. = 0 и Еу,(к,)~Ег. При этом неравновесная добавка к функции распределения Л/г является нечетной

3

(4)

функцией к: (сплошная линия на рис. 1,с). Для тока, протекающего в положительном направлении оси г, эта добавка положительна при положительных /с-, что приводит к увеличению показателя преломления по сравнению с равновесным значением. При отрицательных кг неравновесная

Ггсогг,( к) |

(Ъ)

к

(с)

Рис. 1. Микроскопический механизм ИТОА в правовращающем теллуре (показан случай вырожденного полупроводника/;-типа) [АЗ].

а - Диаграмма межзонных виртуальных переходов. Ь - Зависимость силы осциллятора для межзонных переходов от волнового вектора (<т+ - правая циркулярная поляризация, сг_- левая), с - Равновесная функция распределения электронов и ее изменение ., при протекании электрического тока.

добавка к функции распределения отрицательна, что приводит к уменьшению п_. Другими словами, электрический ток индуцирует циркулярное двулучепреломление (п+ > п ) и, следовательно, вызывает поворот плоскости поляризации линейно поляризованного света влево:

Поскольку все эксперименты проводились на кристаллах теллура р-типа, в расчетах удобнее перейти от электронной энергетической диаграммы к дырочной. Заметим, что зависимости М,(кг) в электронной зоне Е , (к) и дырочной ^(к) = -£ (-к) описываются одним и тем же соотношением (4).

Индуцированная электрическим током неравновесная добавка Д/4 к функции распределения дырок в зоне £,,(к) рассчитывалась с помощью кинетического уравнения Больцмана. Затем вычислялась степень спиновой ориентации дырок:

где через р обозначена концентрация дырок. В рамках рассмотренной модели средний спин дырок и плотность тока связаны линейной зависимостью.

Максимальная абсолютная величина спиновой ориентации дырок, достигнутая в проведенных экспериментах по исследованию ИТОА в теллуре, составляет 1.4% (при температуре 77 К и плотности электрического тока 1400 A/cm2 в образце с концентрацией дырок 4-1016 cm"3 и подвижностью 3300 cm2/V-s). Ориентация спинов пространственно однородна в области протекания электрического тока и характеризуется сравнительно высокой плотностью спинов: ~ 560 spin/(.im\

Экспериментальные исследования температурной зависимости ИТОА продемонстрировали резкое уменьшение удельной величины эффекта у - <p( j:) /(/'-/) при нагревании образца. При повышении температуры от 77 до 350 К в кристалле р-Те с концентрацией р(77 К) = 3.21016 cm"3 у уменьшается в 6 раз [А2]. Резкая температурная зависимость ИТОА нашла теоретическое объяснение в работе [11], где проанализированы вклады в ИТОА от оптических переходов между тремя зонами и С) с учетом

температурной зависимости их заполнения носителями заряда.

В диссертационной работе получено аналитическое выражение, которое связывает угол индуцированного током поворота плоскости поляризации света со степенью спиновой ориентации дырок [A3]:

где - ширина запрещенной зоны, Р\ — межзонный матричный элемент оператора импульса, е" — главное значение тензора диэлектрической

(5)

(6)

проницаемости в направлении х (у), / - расстояние между контактами. Приближенное равенство (6) справедливо для невырожденного р-Те, причем ИТОА рассматривается в спектральной области Е^ -Тш»квТ. Отметим, что в рассматриваемом приближении спектральная зависимость удельной

согласуется с экспериментальными данными в диапазоне длин волн от 5.2 до 10.6 цш [АЗ].

В последнее десятилетие экспериментальные исследования спиновой ориентации свободных носителей заряда под действием тока были предприняты различными авторами и в других полупроводниковых материалах. Индуцированная током ориентация спинов, однородная по объему полупроводника, наблюдалась в напряженных эпитаксиальных слоях и-ГгЮаАв и [12, 13]. Однако в цитируемых работах максимальная

степень спиновой ориентации была на 2 - 4 порядка меньше, чем в экспериментах па монокристаллах теллура. Индуцированная током ориентация спинов исследована также и для двумерного электронного газа. Экспериментальные результаты для квантовых ям на основе полупроводников А3В5 (см. [6] и ссылки в этой работе) качественно согласуются с теоретическими расчетами [14—18].

Во Второй главе рассмотрены циркулярный эффект фотонного увлечения и магнито-фотогальванический эффект в двумерных структурах [А4-А8]. Существует множество эффектов, при которых поглощение света в полупроводниковых структурах приводит к возникновению электрического тока (фототока). При рассмотрении фототоков в отсутствие внешнего смещения различают фотогальванические эффекты, в которых возникновение тока определяется только интенсивностью и поляризацией фотовозбуждения и ие связано с передачей импульса фотонов в электронную систему, и эффекты фотонного увлечет/я, в которых возникновение тока непосредственно обусловлено передачей импульса фотонов в электронную систему.

В § 2.2 речь идет об экспериментальном обнаружении циркулярного эффекта увлечения электронов фотонами [А4, А5]. Данный эффект представляет собой генерацию фотогока, обусловленного одновременной передачей импульса и углового момента фотонов электронной системе. В отличие от «классического» линейного эффекта увлечения, в циркулярном эффекте увлечения фототок меняет направление на противоположное при инверсии знака циркулярной поляризации света. Эффект был теоретически предсказан более 30 лет назад [19], однако до последнего времени его не удавалось экспериментально обнаружить.

В настоящей работе циркулярный эффект фотонного увлечения наблюдался при межподзопных оптических переходах в полупроводниковых квантовых ямах ОаАя/АЮаАв и-типа, выращенных вдоль низкосимметричного направления [110] и имеющих точечную группу

величины ИТОА определяется множителем

что хорошо

симметрии С5. Возбуждение осуществлялось ССЬ лазером с модулированной добротностью (диапазон длин волн 9.2 — 10.8 рт). Фототок, обусловленный циркулярным эффектом увлечения, зарег истрирован в направлении х || [1 1 0] при наклонном падении света (рис. 2).

Циркулярный фототок определялся как часть полного фототока ./,-, которая меняет знак при переходе от левой циркулярной поляризации света к правой:

J^a^-J^CJ ) 2

(7)

В эксперименте наблюдается двукратная инверсия знака циркулярного фототока при изменении угла падения 0О от -60° до +60°. Феноменологический анализ, основанный на теории групп, показывает, что в

структурах симметрии Cs в фототок в направлении [11 0] вносит вклад как циркулярный эффект фотонного увлечения, так и циркулярный ФГЭ, который не связан с передачей импульса фотонов:

ГГ / h = t„t, {[ухг cos в + qTxzz cos2 в] + qТххх sin2 в}па,Р^., (8)

< м

а.

X = 10.24 ¡.im

з -10 ■

4 / V7,®p \

/v!l Iflo'j ч

-60° -40° -20° 0° 20° 40° 60° Angle of incidence ©о

Рис. 2. Зависимость циркулярного фототока ,/''" , нормированного на мощность фотовозбуждения Р, от угла падения лазерного пучка в„. Штриховая кривая показывает вклад в фототок циркулярного эффекта фотонного увлечения [А4].

где компоненты тензора Т описывают эффект фотонного увлечения, тензор У характеризует фотогальванический эффект; и - коэффициенты пропускания поверхности образца для р- и «-компоненты амплитуды электрического поля световой волны; эт = « 1 . Слагаемые, выделенные в (8) квадратными скобками, имеют максимум при нормальном падении, и их вклад в фогогок уменьшается с ростом угла падения. В то же время

циркулярный эффект фотонного увлечения, описываемый последним членом в (8), при нормальном падении отсутствует и возрастает при увеличении Щ. Для исследуемой структуры указанные эффекты имеют противоположный знак, и их наложение приводит к двукратной смене знака фототока при изменении угла падения. На рис. 2 точки соответствуют экспериментальным данным, сплошная линия - результат их аппроксимации с помощью феноменологической формулы (8). Штриховая кривая показывает вклад в фототок циркулярного эффекта фотонного увлечения.

Обнаруженный в квантовых ямах ваАз/АЮаАз циркулярный эффект фотонного увлечения может быть объяснен трехступенчатым процессом, включающим ориентацию электронных спинов при межподзонных оптических переходах, спиновую прецессию в эффективном магнитном поле, обусловленном спин-орбитальным взаимодействием, и генерацию тока в процессе спиновой релаксации.

Циркулярный эффект фотонного увлечения наблюдается также в графене [20, А6]. В § 2.3 представлены результаты исследования фототоков в графене при его возбуждении С02-лазсром и лазером на свободных электронах. Эксперименты проводились на монослойном графене большой площади, полученном сублимацией из нолуизолирующих подложек 81С. Структуры имели симметрию точечной группы С6у. Возбуждение графена циркулярно поляризованным светом (при наклонном падении лазерного пучка) приводило к генерации фототока в графене, перпендикулярного плоскости падения, при этом знак фототока менялся при переходе от левой циркулярной поляризации к правой. Проведены спектральные исследования циркулярных фототоков в диапазоне длин волн 9.2-10.8 |лт, в некоторых образцах обнаружена спектральная инверсия знака фототока. Показано, что исследованные циркулярные фототоки представляют собой суперпозицию циркулярного эффекта фотонного увлечения и циркулярного фотогальванического эффекта. Сопоставление с результатами исследований фототоков в графене при терагерцовом возбуждении [20], а также анализ микроскопических механизмов фототоков позволяют сделать вывод о том, что по мере понижения частоты возбуждения циркулярный эффект фотонного увлечения начинает доминировать (при энергиях фотонов менее 100 теУ).

Среди фотогальванических эффектов особое место занимают магнито-фотогальванические эффекты, т. е. фототоки, индуцированные магнитным полем. Магнитное поле нарушает симметрию относительно обращения времени, что обуславливает дополнительные механизмы генерации фототока. Например, в нецентросимметричных кубических кристаллах (такие кристаллы не обладают гиротропией) циркулярный фотогальванический эффект отсутствует. Однако при наличии внешнего магнитного поля этот эффект становится возможным, что экспериментально наблюдалось в объемном ОаАв [21]. В гиротропных кристаллах магнито-

фотогальванические эффекты характеризуются большим многообразием. Поскольку гиротропия допускает существование полярного и аксиального векторов с компонентами, преобразующимися одинаково при всех преобразованиях симметрии данного кристалла, то оказывается возможным фототок с компонентами ос 1Вр, где /-интенсивность света внутри среды, а Вр — компоненты приложенного магнитного поля. Фототоки, для генерации которых необходимы одновременно гиротропия среды и внешнее магнитное поле, составляют класс магнито-гитротропных фотогальванических эффектов [5].

В § 2.4 рассмотрен магнито-фотогальванический эффект в асимметричных квантовых ямах /г-ОаАй/АЮаАй, выращенных в направлении [001], симметрия которых соответствует точечной группе симметрии С21. Показано, что возбуждение квантовых ям оптическим излучением в области межподзонных переходов при наличии латерального магнитного поля приводит к генерации фототоков [А7]. Исследованы образцы с разной шириной квантовых ям, у которых полоса межподзонного поглощения перекрывается со спектральным диапазоном ССЬ-лазера (9.2- 10.8 цт). При комнатной и гелиевой температурах исследованы зависимости магнитоиндуцированного фототока от угла падения лазерного пучка и его поляризации, а также от ориентации магнитного поля относительно кристаллографических осей.

При нормальном падении лазерного пучка в отсутствие магнитного поля возбуждение образцов линейно поляризованным светом не приводило к генерации электрического тока. Приложение латерального магнитного поля ВII у II [ПО] индуцировало латеральный фототок, направленный перпендикулярно магнитному полю. Во всех образцах фототок был линеен по магнитному полю и менял знак при инверсии поля.

При наклонном падении лазерного пучка фототок наблюдался и в отсутствие магнитного поля, что обусловлено линейным фотогальваническим эффектом и эффектом фотонного увлечения. Для того, чтобы в чистом виде выделить вклад магнитоиндуцированного фототока, который меняет знак при инверсии магнитного поля, мы определяли величину эффекта следующим образом:

дад)

Л - 2 , (9)

где J!,(Bl) и -1,(Вг) - полные фототоки, измеряемые в направлении осн х для двух направлений магнитного поля с индукцией В, параллельного и антипараллельного оси у, соответственно.

Поляризационные зависимости фототока При нормальном и

наклонном падении лазерного пучка качественно различны (рис. 3). В условиях нормального падения магнитоиндуцированный фототок

практически не зависит от поляризации. В то же время при наклонном падении фототок становится поляризационно зависимым: он достигает максимума для излучения, поляризованного в плоскости падения (/;-поляризация, азимут плоскости поляризации а = 0°), и минимума для ортогональной поляризации, когда электрическое поле излучения ие имеет компоненты вдоль оси роста квантовых ям г («-поляризация, а = 90°). Такая азимутальная зависимость фототока качественно согласуется с азимутальной зависимостью оптического поглощения при межподзонных переходах электронов в квантовых ямах.

Azimuth angle а

Рис. 3. Зависимость магнитоиндуцированного фототока У"14'1 , нормированного на мощность лазерного ручка Р, от азимута плоскости поляризации излучения а при нормальном падении (0<> = 0°) и наклонном падении (Оо = 40°). В последнем случае плоскость падения совпадает с плоскостью xz. Сплошная и штриховая линии -результаты аппроксимации экспериментальных данных с помощью феноменологического соотношения (10) [А7].

Спектральные зависимости фототока имеют резонансный вид, при этом спектральный контур фототока близок к спектральному контуру линии межподзопного поглощения. По мере уменьшения ширины квантовой ямы пик фототока и пик межподзопного поглощения смещаются в коротковолновую сторону. Все это указывает на то, что измеряемый фототок обусловлен межподзонными переходами электронов. Мы предположили, что и поляризационная зависимость фототока полностью определяется поляризационной зависимостью межподзопного поглощения. Рассматривая структуру с квантовыми ямами как поглощающую оптически одноосную среду со слабой анизотропией показателя преломления и

сильной анизотропией поглощателыюй способности 1]. » 7/ (здесь индексы z и |[ относятся к излучению, поляризованному вдоль оси г и в плоскости

квантовой ямы, соответственно), можно получить следующее феноменологическое выражение для поляризационной зависимости плотности фототока в случае линейно поляризованного света:

умроь = с052 а()} с052 0 + ^ д^ + ^ ^ ^ ^ ^

где О - угол преломления, у- параметр. Используя (10) для аппроксимации экспериментальной поляризационной зависимости фототока (рис. 2), можно найти отношение щ / //.. Согласно расчету матричных элементов

межподзонных переходов в однозонном приближении, такие переходы запрещены для света, поляризованного в плоскости квантовой ямы, и разрешены только при ненулевой ^-компоненте электрического поля световой волны [22], т.е. должно быть щ/г/, =0. Однако некоторые эксперименты указавают на то, что эти широко используемые правила отбора не являются строгими [23]. Результаты наших исследований подтверждают последнее утверждение и показывают, что отношение щ/п- в квантовых ямах н-ОаЛя/ЛЮа/^ может достигать величины 0.02.

Оценки показывают, что наблюдавшийся в асимметричных квантовых ямах и-ОаАз/АЮаАв магнито-гиротропный эффект обусловлен диамагнитным механизмом, а именно связан с наличием линейных по к диамагнитных членов в вероятности рассеяния, что приводит к асимметричной релаксации фотовозбужденных носителей в к-пространстве.

В § 2.5 представлены результаты исследования магнато-фотогапьвапического эффекта в асимметричных квантовых ямах 1^Те/Т^С<1Те, выращенных в направлении [001] и имеющих симметрию С2у [А8]. Квантовые ямы на основе Ь^Те характеризуются весьма специфической зонной структурой, которая (в зависимости от ширины квантовой ямы и температуры) может быть либо нормальной, либо инвертированной. В работе исследованы квантовые ямы различной ширины (£\у = 5 — 22 пт) в диапазоне температур от 4.2 К до 300 К. Измерены магнитоиндуцированные токи в условиях фотовозбуждения гетероструктур линейно поляризованным излучением среднего инфракрасного или терагерцового диапазона при нормальном падении лазерного луча. Исследованы зависимости фототока •/,.||[010] от магнитного поля Вг||[100] и от азимута плоскости поляризации излучения а .

На рис. 4 представлены экспериментальные зависимости поляризационно-иезависимого вклада .!„ в фототок Jí(Bx,a) при трех температурах (для эксперимента в среднем ИК диапазоне). В слабых и средних магнитных полях (В < 1 Т) фототок J„ линеен по В во всех образцах при всех температурах. В более сильных полях ситуация кардинально меняется. При высоких температурах (например, при Г =200 К) линейная полевая зависимость фототока наблюдается только в образцах с узкой квантовой ямой (¿\у = 8 пт), в образцах с более широкими квантовыми ямами полевая

зависимость фототока становится нелинейной и может быть представлена как суперпозиция линейного и кубического по В вкладов: Jll(B) = aB + bB3(см. рис. 4,я). В квантовой яме шириной 22 пш кубический вклад силён и в достаточно сильных полях доминирует над линейным (при В > 6 Т). Отметим, что линейные по магнитному полю фототоки ранее наблюдались во многих структурах с квантовыми ямами на основе полупроводников А3В5, а кубический по магнитному полю фототок ранее не наблюдался.

В образцах, изготовленных из гетероструктуры 1^Те/ЩСс1Те с Ь\ч= 12 пт, полевая зависимость фототока также содержит кубический вклад. Более того, в этих образцах коэффициенты а и Ь имеют противоположные знаки, что приводит к инверсии знака магнитоиндуцированного фототока при Я«4Т.

Г 120 К (Ь) /. / 1

/ /

ч

¿Л'-8 гол

/

с X,

4 (. Вх (Т;>

Рис. 4. Зависимость поляризационно-независимого вклада в фототок от приложенного магнитного поля для квантовых ям 1^Те/Ь^Сс1Те различной ширины при трёх температурах. Фотовозбуждение осуществлялось ССЬ-лазером. Экспериментальные зависимости аппроксимируются кривыми ./„ (В) = аВ + /;В3 [А8].

При уменьшении температуры вид экспериментальных полевых зависимостей фототока существенно меняется. При Т= 4.2 К у всех образцов линейный по магнитному полю вклад в фототок становится отрицательным. При этой температуре даже у образца с узкой квантовой ямой = В пт) появляется кубический по В вклад в фототок (рис. 4,с), который отсутствовал при высоких температурах (рис. 4,а,Ь). Этот кубический вклад положителен, и может привести к инверсии знака полного фототока при достаточно сильных магнитных полях, которые лежат за пределами доступного в нашем эксперименте диапазона. В то же время при промежуточной температуре Т= 120 К в образцах с шириной квантовой ямы 12 и 22 пт инверсия знака магнитоиндуцированного фототока наблюдается уже при В <1 Т.

Установлена следующая важная закономерность: в квантовых ямах 1^Те/Н§Сс1Те с инвертированной зонной структурой магнито-индуцированный фототок с ростом магнитного поля становится сильно нелинейным. Такого не наблюдалось ни в одной из работ, посвященных исследованиям магнито-фотогальванического эффекта в квантовых ямах на основе полупроводников А3В5 (см. [А7] и ссылки ней). В указанных работах была продемонстрирована линейная зависимость магпитоиндуцированного фототока от магнитного поля, аналогичный результат получен нами в квантовых ямах Ь^Те/Ь^СсГГе с нормальным порядком энергетических зон. Это позволяет заключить, что, исследуя полевую зависимость магнито-фотогальванического эффекта, можно легко определить, является ли инвертированным зонный спектр квантовых ям при любом заданном наборе параметров (ширина и глубина ям, температура).

Экспериментальные результаты анализируются в рамках нескольких микроскопических моделей магнито-гиротопного фотогальванического эффекта. Наиболее вероятной причиной нелинейного по магнитному полю фототока является кубическое по В зеемановское расщепление нижней подзоны зоны проводимости в квантовой яме.

Третья глава посвящена исследованиям в квантовых ямах амплитудной и фазовой модуляции света в сильных электрических полях, а также эмиссии спонтанного и стимулированного излучения в условиях интенсивной оптической накачки.

В латеральном электрическом поле обнаружено и исследовано изменение двулучепреломления и оптического поглощения в спектральной области межподзонных переходов для различных структур с квантовыми ямами на основе полупроводников А3В5. Этим исследованиям посвящен § 3.1.

В наноструктурах с легированными квантовыми ямами ОаАз/АЮаАя латеральное электрическое поле, разогревающее двумерные электроны, приводит к трансформации линии межподзонного поглощения. Во-первых, это связано с тем, что непараболичность закона дисперсии энергии электронов для материала квантовой ямы приводит к различной кривизне дисперсионных кривых для основной и возбужденной подзон размерного квантования. Тогда перераспределение электронов в к-пространстве при разогреве электронов вызывает спектральный сдвиг линии поглощения в красную область. Во-вторых, заметное влияние на трансформацию линии межподзонного поглощения при разогреве электронов оказывает их обменное взаимодействие [А9-А11]. Анализ показывает, что в легированных квантовых ямах ОаАя/АЮаАа с концентрацией электронов Л^~610 стп" влияние обменного взаимодействия существенно больше, чем влияние непараболичности.

В рамках одноэлектронного приближения обменное взаимодействие электронов может быть приближенно учтено следующим образом:

£ гак' I Г Г I

где Д£Г„(км) - обменная поправка к энергии электрона с двумерным волновым

вектором кц в и-ой подзоне , (г) =-]=е'к||Г1|<р„(-) - волновая функция

" Б

электрона, г = (гц,г), Гц - двумерный вектор в плоскости слоя (5— площадь

структуры), 2 - координата в ортогональном направлении, <р„(;) - волновая

функция электрона в одномерной яме, /ш(кц) - функция распределения

электронов в т-й подзоне. На рис. 5,а представлены результаты расчета обменных поправок к энергетическому спектру равновесных (ТС=Т=77 К) и горячих (Тс = 250 К) электронов в квантовой яме ОаАв/АЮаАз = Ю.2 пш) при температуре решетки 77 К.

Рис. 5. Обменные поправки к энергетическому спектру двумерных электронов ' (а) и спектральный профиль линии межподзонного поглощения (Ь) - расчет для легированных квантовых ям ОаЛ5/ЛЮаА5. Сплошные линии соответствуют равновесным электронам (ТС=Т=71К), штриховые - горячим электронам (= 250 К). Стрелки указывают положение линий излучения лазера, на которых была экспериментально исследована электрооптическая модуляция [А9].

Величина обменных поправок максимальна при Ал =0 и монотонно убывает с ростом волнового вектора. При повышении температуры электронов обменные поправки при Ал = 0 уменьшаются из-за перераспределения электронов из центра подзон в состояния с большими . Таким образом, при разогреве электронов электрическим полем происходит не только их перераспределение по состояниям в к-пространстве, но еще и меняется энергия этих состояний.

На рис. 5 ,Ь представлены результаты расчета формы линии межподзонного поглощения для экспериментально исследованных квантовых ям в равновесии и в условиях разогрева электронов. Расчет, выполненный с

учетом обменных поправок, показывает, что разогрев электронов должен приводить к красному сдвигу пика межподзонного поглощения и его уширению. Экспериментальные результаты по исследованию оптического поглощения и двулучепреломления в латеральном электрическом поле, выполненные с помощью ССЬ-лазера (/¡«=117, 123 и 129 meV), подтверждают это заключение. Сопоставление эксперимента с расчетом позволяет определить полевую зависимость температуры горячих электронов. В частности, в электрическом поле Е= 1000 V/cm электроны разогреваются до Тс = 250 К.

В структурах с легированными квантовыми ямами GaAs/AlAs при разогреве электронного газа электрическим полем наблюдалась модуляция линейного двулучепреломления при Я. = 10.6 рт, также обусловленная эффектом обменного взаимодействия. Однако модуляция оптического поглощения на этой длине волны определяется в основном междолинным (Г-Х) переносом 20-электронов [А12]. Исследования структур с асимметричными парами туннельно-связанных квантовых ям GaAs/AIGaAs, легированных в барьерной области, демонстрируют еще один механизм модуляции линейного двулучепреломления и оптического поглощения: разогрев электронов электрическим полем и их перенос в реальном пространстве за счет туннелирования между узкой и широкой квантовыми ямами [А13, А14].

В поперечном электрическом поле энергетический спектр квантовых ям меняется более кардинально, чем в латеральном. Во-первых, дно у каждой квантовой ямы наклоняется, и квантово-размерные уровни испытывают штарковский сдвиг. Во-вторых, один из барьеров, ограничивающих квантовую яму, из прямоугольного превращается в треугольный и становится туннельно-прозрачным. Строго говоря, для электрона в квантовой яме движение навстречу электрическому полю является инфиннтным, и дискретные уровни размерного квантования размываются в континуум состояний. В §3.2 приведены результаты теоретического и экспериментального исследования трансформации спектров внутризонного поглощения света электронами в двухуровневой квантовой яме GaAs/AIGaAs (¿w = 5.1 nm) при воздействии поперечного электрического поля [А15, А16].

Спектр поглощения при воздействии поперечного электрического поля (Е II г) рассчитывался следующим образом. Полагалось, что для состояний в глубине ямы отсутствует туннелирование через треугольный барьер. В этом приближении, соответствующем финитному движению электрона, находились волновая функция и энергия основного уровня при наличии поперечного поля. В то же время полагалось, что верхний уровень размерного квантования, расположенный вблизи потолка ямы, при включении электрического поля за счет туннелирования электрона через треугольный барьер размывается в континуум состояний, расположенных над основным уровнем. Волновые функции для этих состояний соответствуют

инфинитному движению электрона. Далее рассчитывались матричные элементы для прямых оптических переходов с дискретного основного уровня в континуум возбужденных состояний, а также спектр неравновесного поглощения.

Согласно расчету (см. рис. 6), электрическое поле приводит к уширению пика межподзонного поглощения и его сдвигу в коротковолновую область. Па спектральной кривой модуляции коэффициента поглощения Да(Е) это проявляется в виде отрицательного пика, расположенного вблизи точки максимума равновесного поглощения, и примыкающих к нему с обеих сторон положительных пиков. Кроме того, электрическое поле приводит к возникио-

ñ со (meV)

tico (meV)

Рис. 6. (а) Равновесный спектр внутршонного поглощения квантовых ям GaAs/AIGaAs (расчет). / - полоса фотоионизации, 2 - пик межподзонного поглощения, 3 - результирующее поглощение.

(Ь) Спектры поглощения квантовых ям GaAs/AIGaAs в поперечном электрическом поле (a¿) и в его отсутствие («о,), а также спектр электропоглощения Аа(Е) - cíe - а о (расчет).

Для удобства сопоставления с экспериментом во все расчеты феноменологически введено спектральное уширение (8 meV). При таком уширении обеспечивается наилучшее совпадение расчетного равновесного спектра с экспериментальным [А 15]. Параметры квантовой ямы указаны на панели (а).

вению квазипериодических осцилляции на спектре поглощения в полосе фотоионизации. Они связаны с тем, что на фоне континуума состояний над ямой в дополнение к редко расположенным уровням прямоугольной ямы возникает серия квазидискретных уровней, обусловленных линейным потенциалом внешнего поля. Период осцилляции растет с ростом поля. Теоретическое предсказание осцилляций электропоглощения в полосе фотоионизации квантовых ям было сделано в 1990 году [24]. В настоящей работе они были впервые обнаружены экспериментально [А15]. Сопоставление экспериментальных результатов с проведенными теоретическими расчетами показывает, что исследование осцилляций электропоглощения позволяет независимо определять основные параметры квантовых ям - их ширину и глубину. Кроме того, исследование спектра электропоглощения в поперечном поле позволяет определить глубину залегания основного уровня в квантовой яме - даже тогда, когда в равновесном спектре поглощения полоса фотоионизации сливается с линией межподзонного поглощения, как, например, на рис. 6,я. Для этого достаточно исследовать осцилляции электропоглощения в зависимости от электрического поля.

В §3.3 рассмотрена фотолюминесценция в трехуровневых квантовых ямах ступенчатой формы. Наноструктуры с таким профилем квантовых ям перспективны с точки зрения создания двухцветного лазера, который может генерировать излучение одновременно в двух диапазонах - в среднем инфракрасном (СИК) и ближнем инфракрасном (БИК) [А 17]. При этом эмиссия излучения в СИК диапазоне обусловлена оптическими переходами электронов между двумя верхними подзонами размерного квантования (еЗ и е2), а эмиссия в БИК диапазоне связана с излучательной межзонной рекомбинацией электронов и дырок через основные состояния (el и hhl). Условие инверсии населенности при межподзонных переходах электронов может быть обеспечено специальным профилем квантовых ям, когда верхний электронный уровень еЗ в квантовой яме является метастабильным благодаря слабому перекрытию его волновой функции с волновыми функциями уровней el и е2.

Экспериментально исследованы структуры с тремя периодами ступенчатых квантовых ям на основе твердых растворов InGaAs и AlGaAs [А18, А19]. Узкая квантовая яма имела ширину 6.0 nm, а широкая - 21.2 nm. Квантоворазмерные слои располагались в середине волновода, сформированного слоями AlGaAs с переменным составом и встроенного в /-слой /.»-/-/¡-структуры. Оптический резонатор (L ~ 2 mm) создавался путем скалывания структуры.

В квазинепрерывном режиме, когда длительность импульса накачки (0.5 (is) значительно превышает время жизни носителей заряда, данная структура давала одну узкую линию лазерной генерации на межзонных переходах электронов - через основные состояния электронов и дырок в

квантовых ямах (el-hhl). Лазерная генерация наблюдалась как при токовой инжекции, так и при межзонной оптической накачке в области барьера

(й®„.....„ = 2.37 eV). Для экспериментов с оптической накачкой верхний

легированный слой структуры (р-слой) предварительно удалялся химическим травлением.

В условиях мощного (до 4.5 ^J) фотовозбуждения пикосекундными (~3 ps) импульсами спектр люминесценции кардинально меняется. В этом случае длительность фотовозбуждения значительно меньше времени жизни носителей и сравнима со временем релаксации при межподзонных переходах, что позволяет реализовать сильно неравновесное распределение носителей по состояниям и четко различить в спектре фотолюминесценции переходы электронов из нескольких возбужденных подзон. На рис. 7 представлены спектры фотолюминесценции в условиях, когда интенсивное (> 40 (xJ/cm2, т.е. >13 MW/cm2) возбуждение осуществлялось по всей длине оптического резонатора и излучение регистрировалось с торца лазерной структуры. При достаточно больших уровнях фотовозбуждения (более 1 mJ/cm2) благодаря наличию волновода и резонатора происходила генерация стимулированного излучения одновременно на трех межзонных переходах: el-hhl, e2—hh2 и еЗ— hh3. При этом первый пик имеет максимальную интенсивность, а третий -минимальную. Все три пика на спектре сдвинуты в длинноволновую сторону относительно положения соответствующих линий в режиме спонтанной эмиссии (которая наблюдалась с поверхности структуры без резонатора при столь же мощной накачке, но сфокусированной в небольшое пятно).

1,5 1.6 1,7 Photon energy, eV

Рис. 7. Спектры фотолюминесценции ступенчатых квантовых ям Ino.2Gao.sAs/Alo.2Gao.8As/Alo2xGao.72As в режиме стимулированной эмиссии при интенсивном пикосекундном возбуждении (эксперимент при Лй»1штр = 2.37 eV, Т= 300 К). Числа у кривых указывают плотность энергии импульса оптической накачки в mJ/cm2 [А 18]. На панели справа - потенциальный профиль квантовой ямы и основные межзонные излучательные переходы электронов в подзоны тяжелых дырок.

Наиболее важной особенностью полученных спектров фотолюминесценции в режиме стимулированной эмиссии является следующая: при определенных условиях интенсивность линии излучения еЗ-Ы1З превышает интенсивность линии е2-ЬЫ (при сохраняющемся доминировании линии е1-Ыг1). Такое инверсное соотношение интенсивностей линий реализуется, когда плотность энергии импульса оптической накачки лежит в диапазоне между 0.1 и 1 т.1/ст". Подчеркнем, что этот результат подтверждает обсуждавшуюся в [А 17] возможность получения инверсной населенности между двумя верхними подзонами (еЗ и е2) в трехуровневой квантовой яме в условиях интенсивного опустошения основной подзоны за счет стимулированной эмиссии на переходах е/—/7/7/. В рассмотренной ступенчатой квантовой яме энергетический зазор еЗ—е2 соответствует СИК диапазону (~ 80 теУ), а линия лазерной генерации на переходах е1-ЪМ лежит в БИК диапазоне (~ 1300 теУ), что открывает возможность для создания двуцветного лазера, работающего одновременно в двух указанных спектральных диапазонах.

В Четвертой главе изложены результаты исследований эмиссии терагерцового (ГГц) излучения из полупроводниковых микро- и наноструктур в сильных электрических полях. Исследована терагерцовая электролюминесценция в условиях пробоя примесных центров, в том числе с участием резонансных уровней доноров и акцепторов. Кроме того, исследовано тепловое излучение горячих электронов в ТГц диапазоне. В результате проведенных исследований расширен класс полупроводниковых микро- и наноструктур, которые могут быть использованы для создания источников ТГц излучения.

Один из возможных путей создания малогабаритных твердотельных источников ТГц излучения - это лазеры на полупроводниках, легированных мелкими водородоподобными примесями. Существенный прогресс достигнут в области разработки лазера на легированном кремнии [25, 26]. Стимулированное излучение ТГц диапазона также наблюдалось из одноосно сжатых кристаллов р-йе в сильных электрических полях. Было показано, что оно связано с инверсной заселенностью расщепленных деформацией акцепторных состояний [27]. Механизм внутрицентровой инверсии населенности между резонансными и локализованными акцепторными состояниями в условиях электрического пробоя примеси рассмотрен в [7]. Сильное электрическое поле опустошает локализованные состояния из-за процесса ударной ионизации. Горячие дырки захватываются на резонансный уровень и накапливаются на этом уровне, а также в состояниях легкой подзоны с близкими энергиями. Отметим, что с точки зрения практических применений, в ТГц лазере на мелких примесях для создания одноосной деформации целесообразно использовать не внешнее давление, а встроенные

механические напряжения, возникающие в чередующихся тонких слоях полупроводников с различными периодами кристаллической решетки.

В §4.1 рассматривается ТГц люминесценция в напряженных гетероструктурах p-GaAsN/GaAs в сильных электрических полях в условиях примесного пробоя. Структуры включали десять периодов чередующихся слоев GaAs (толщина 0.5 ^т) и GaAsN: Ве (толщина 0.1 (лгп) с малым содержанием азота (1.8 %) [А20-А22]. В таких структурах в слоях GaAsN возникает встроенная деформация одноосного сжатия вдоль направления роста, приводящая к энергетическому расщеплению подзон легких (/Л) и тяжелых (Л/г) дырок на 21 meV. При этом, согласно расчету, примесные уровни Ве, связанные с подзоной тяжелых дырок, становятся резонансными (рис. 8,6). Эксперименты проведены в импульсном латеральном электрическом поле при гелиевых температурах. В полях 1300 —2000 V/cm наблюдается резкий рост интегральной интенсивности ТГц излучения (в полосе чувствительности фотоприемника Ge:Ga - от 2.2 до 7.3 THz). Анализ ВАХ показал, что этот диапазон полей соответствует области примесного пробоя. При этом в спектре люминесценции, полученном с помощью фурье-

THz luminescence intensity(arb. units)

4Г ' V

b-'-2/7±, l/~2p0 hh-lh

p-GaAsN/'GaAs

T= К) К E= 1600 V cnr1

20 30 40 Photon energy (meV)

Рис. 8. (я) Спектры ТГц эмиссии из напряженной структуры /ьОаЛяМ/ОаАя в сильном латеральном электрическом поле. Стрелки указывают спектральное положение различных оптических переходов в соответствии с расчетным энергетическим спектром [А22].

(й) Расчетный энергетический спектр резонансных и локализованных состояний бериллия в напряженном слое ОаАЗ| с содержанием азота д- = 0.018 [А22].

спектрометра (см. рис. 8,а), доминируют две линии, которые соответствуют оптическим переходам дырок между резонансным акцепторным состоянием 1/ и локализованными состояниями 2р±1 и 2рп.

Аналогичный механизм эмиссии ТГц излучения может быть реализован в квантовых ямах при их легировании мелкими донорными примесями, этой

задаче посвящен §4.2 [А23, А24]. Рассмотрена наноструктура, содержащая 200 периодов квантовых ям GaAs/AlojGaojAs шириной 30 нм, центральная часть которых была легирована кремнием (NSi =10 cm"). Согласно расчетам, энергетический зазор между первой и второй подзонами размерного квантования составляет 15 meV, а возбужденное состояние примеси 2р: попадает в диапазон энергий, соответствующий первой подзоне, т.е. является резонансным. При приложении латерального электрического поля наблюдалась эмиссия ТГц излучения с поверхности наноструктуры. Эксперименты проводились при гелиевых температурах, эмиссия имела пороговый характер: она наблюдалась в полях £>12 V/cm, соответствующих пробою примеси. На спектрах ТГц излучения выявлены узкие линии, соответствующие оптическим переходам электронов между резонансным (2pz) и локализованными (15 и 2s) состояниями доноров, а также полоса излучения, обусловленная переходами горячих электронов из первой подзоны размерного квантования на основной уровень доноров.

Эмиссия ТГц излучения при внутрицентровых переходах электронов в условиях пробоя примеси электрическим полем исследована также в эпитаксиальных слоях /г-GaN (§4.3, [А25, А26]). Ненапряженные эпитаксиальные слои GaN толщиной 4 |дт были выращены на подложке из сапфира поверх буферного слоя (2 (.im). Были исследованы пять образцов с различным уровнем легирования, концентрация свободных электронов при комнатной температуре варьировалась от 4.МО16 до 4.8-10 cm" . Показано, что в сильно легированных образцах GaN (при п > 3.8-1018 cm"3) происходит формирование примесной зоны [А27], при этом охлаждение до температуры жидкого гелия не сопровождается вымораживанием носителей. Совместный анализ спектров и полевой зависимости электролюминесценции, а также вольт-амперных характеристик позволил определить механизмы ТГц эмиссии, наблюдавшейся при гелиевой и азотной температурах. Показано, что в образцах с концентрацией электронов п < 1.4-10 cm" в области электрических полей, соответствующих примесному пробою, ТГц излучение обусловлено преимущественно внутрицентровыми переходами электронов между возбужденным и основным состояниями доноров Si и О. Этим переходам соответствуют наиболее интенсивные пики в спектрах электролюминесценции (при энергиях фотонов 23 и 26 meV). Переходы горячих электронов из зоны проводимости на основные состояния доноров дают менее значительный вклад. В области постпробойных электрических полей ТГц эмиссия в этих образцах обусловлена в основном непрямыми внутризонными переходами горячих электронов.

Детальные исследования ТГц эмиссии горячих электронов проведены в одиночном гетеропереходе GaN/AlGaN (§4.4, [А28, А29]). Гетероструктура выращивалась на подложке из сапфира и включала следующие слои: полуизолирующий буфер GaN (4 pm), интерфейсный слой A1N (1 nm), нелегированный слой Alo.3Gao.7N (7 nm), легированный донорами (кремний с

концентрацией 7Vsi = 4.8-1019 cm"3) слой AlojGaojN (13 nm) и нелегированный покровный слой GaN (5 nm). В такой структуре на гетерогранице GaN/AlGaN в слое нитрида галлия формируется треугольная квантовая яма, заполняемая электронами с вышележащих донорных уровней в барьере. Наличие широкозонного интерфейсного слоя A1N препятствует проникновению волновой функции в область барьера, где локализованы ионизованные доноры кремния, за счет этого обеспечивается более высокая подвижность 20-электронов в квантовой яме и более эффективный их разогрев в латеральном электрическом поле. В исследованной структуре концентрация 20-электронов Ns составляла 1.610l3cm2 (энергия Ферми £V=190meV), подвижность носителей |ч возрастала от 1500 до 5700 cnr-V'-s"1 при охлаждении структуры от 300 до 4.2 К.

Эмиссия ТГц излучения горячими 20-электронами ранее исследовалась в MOSFET-структурах на основе кремния [28], а также в одиночных гетеропереходах и множественных квантовых ямах GaAs/AlGaAs [29, 30]. Максимальный разогрев электронов в этих работах составлял 30, 100 и 300 К, соответственно. В диссертационной работе исследован одиночный гетеропереход GaN/AlGaN в сильных электрических полях. Удалось разогреть 20-электроны до более высокой температуры (400 К) и наблюдать интенсивную эмиссию ТГц излучения.

Эксперименты проводились в импульсном латеральном поле с напряженностью до 4000 V/cm. При исследовании вольт-амперных характерик было обнаружено резкое уменьшение подвижности электронов в полях свыше 200 V/cm, что указывает на существенный разогрев электронов. Полевая зависимость температуры горячих электронов была найдена из полевой зависимости их подвижности с помощью уравнения баланса мощности. Предварительно был проведен теоретический расчет скорости потерь энергии. Интегральная интенсивность ТГц излучения с поверхности образца GaN/AlGaN регистрировалась фотоприемником Ge:Ga, излучение собиралось в телесном угле 0,25 sr.

Применительно к 20-электронам в гетеропереходе GaN/AlGaN была рассмотрена теоретическая модель теплового излучения горячих электронов, ранее применявшаяся в работе [29] для анализа экспериментов на квантовой яме GaAs/AlGaAs. Электропроводность 20-электронов в ТГц диапазоне описывалась классической формулой Друде, причем время релаксации определялось из экспериментальных значений подвижности. Рассчитывалась излучательная способность тонкой проводящей пленки, толщина которой гораздо меньше длины волны. Далее с помощью распределения Планка находилась спектральная плотность излучения из исследованной структуры для различных значений температуры горячих электронов Гс.

Спектр теплового излучения горячих 20-электронов на гетероинтерфейсе GaN/AlGaN существенно отличается от спектра эмиссии абсолютно черного тела (АЧТ) при такой же температуре. У АЧТ поглогцательная

(излунательная) способность всегда равна 1, а у горячих электронов при высоких частотах она убывает с частотой по закону А(со) ос / 3, что приводит к существенному спектральному сдвигу полосы излучения горячих 2D-электронов в длинноволновую область по сравнению с АЧТ. Расчет показывает, что при температуре горячих электронов от 100 до 400 К максимум в спектре излучения исследованных образцов лежит в диапазоне частот от 1 до 4.5 THz.

Интегрирование расчетной спектральной плотности излучения горячих электронов с учетом спектральной чувствительности детектора Ge:Ga показало, что в рамках рассмотренной модели экспериментальная полевая зависимость интегральной интенсивности ТГц излучения из гетероперехода GaN/AlGaN качественно согласуется с теорией. Заметное количественное расхождение между экспериментом и теоретическим расчетом, наблюдающееся в полях свыше 200 V/cm (расчет дает заниженные значения интегральной интенсивности излучения), может быть обусловлено процессом накопления неравновесных фононов, который не был учтен в расчете. Действительно, анализ полевой зависимости скорости потерь энергии горячих 20-электронов показывает, что время релаксации энергии падает с ростом электрического поля и при Е~ 200 V/cm становится сравнимым с временем жизни полярных оптических фононов [А29]. Это должно приводить к накоплению неравновесных оптических фононов при Е > 200 V/cm, следствием которого, в частности, является возрастание эффективной температуры горячих электронов и соответствующее увеличение интегральной интенсивности ТГц излучения.

Проведенные исследования показали, что эпитаксиальные слои p-GaAsN и я-GaN, а также квантовые ямы «-GaAs/AlGaAs и одиночные гетеропереходы GaN/AlGaN могут быть использованы для создания компактных твердотельных источников ТГц излучения. С точки зрения интегральной интенсивности излучения наиболее перспективны эпитаксиальные слои я-GaN и наногетероструктуры GaN/AlGaN.

В Заключении сформулированы основные результаты работы:

1. Протекание электрического тока в теллуре приводит к спиновой ориентации дырок и индуцирует оптическую активность; оба эффекта линейны по току. Индуцированная током оптическая активность обнаружена экспериментально. Получено приближенное аналитическое выражение, связывающее величину индуцированной током оптической активности со степенью спиновой поляризации дырок.

2. Экспериментально обнаружен циркулярный эффект увлечения электронов фотонами. В квантовых ямах GaAs/AlGaAs обнаруженный эффект может быть объяснен трехступенчатым процессом, включающим межподзонные оптические переходы, спиновую прецессию в эффективном магнитном поле и генерацию тока в процессе спиновой релаксации.

3. Проведены исследования циркулярных фототоков в эпитаксиальных слоях графена при возбуждении их излучением ССЬ-лазера, а также лазера на свободных электронах. Показано, что фототоки представляют собой суперпозицию двух эффектов: циркулярного эффекта фотонного увлечения и циркулярного ФГЭ, причем циркулярный эффект фотонного увлечения доминирует при малых энергиях фотонов.

4. Впервые магнито-гиротропный фотогальванический эффект исследован в спектральной области, соответствующей межподзонным переходам электронов в квантовых ямах. Линейный по магнитному полю фототок, имеющий резонанс в полосе межподзонного поглощения, наблюдался не только при наклонном падении линейно поляризованного света, но также и при нормальном падении. Показано, что исследование поляризационной зависимости магнито-фотогальванического эффекта при наклонном падении света позволяет определить отношение вероятностей межподзонных оптических переходов для излучения х- и р-поляризации.

5. Обнаружено, что в квантовых ямах Н§Те/1^С<1Те с инвертированной зонной структурой магнито-гиротропный фотогальванический эффект сильно нелинеен по магнитному полю. В то же время квантовые ямы, энергетический спектр которых характеризуется нормальным порядком зон, демонстрируют линейный по магнитному полю магнито-гиротропный фотогальванический эффект. Следовательно, исследуя полевую зависимость данного эффекта, можно определить, является ли инвертированным зонный спектр квантовых ям при заданном наборе параметров (ширина и глубина ям, температура).

6. Обнаружено изменение двулучепреломления и оптического поглощения в спектральной области прямых межподзонных переходов в легированных квантовых ямах ОаАз/АЮаАз в латеральном электрическом поле. Расчеты, учитывающие непараболичность энергетического спектра квантовых ям, обменное взаимодействие горячих электронов и трансформацию их функции распределения с ростом поля, дают адекватное качественное описание обоих обнаруженных оптических эффектов.

7. Экспериментально обнаружено, что в квантовых ямах поперечное электрическое поле приводит к возникновению квазипериодических осцилляции в спектре поглощения в полосе фотоионизации. Они связаны с тем, что на фоне континуума состояний над ямой в дополнение к редко расположенным уровням прямоугольной ямы возникает серия квазидискретных уровней, обусловленных линейным потенциалом внешнего поля.

8. В трехуровневых квантовых ямах ¡пСаАв/АЮаАв ступенчатой формы исследованы спонтанная эмиссия и лазерная генерация в видимом и ближнем ИК диапазонах при интенсивной оптической накачке пикосекундными импульсами. Анализ поляризационного состава излучения и трансформации его спектров при варьировании уровня оптической накачки позволили

идентифицировать пять линий межзонных переходов. Показано, что при определенных уровнях накачки может быть реализована инверсия населенности между двумя нижними возбужденными уровнями электронов (в условиях интенсивной излучательной межзонной рекомбинации двумерных электронов и дырок через основные состояния).

9. Экспериментально обнаружена терагерцовая электролюминесценция в напряженных эпитаксиальных слоях /;-GaAsN в условиях примесного пробоя. Показано, что эффект обусловлен, главным образом, оптическими переходами электронов между резонансным и локализованным акцепторными состояниями.

10. Обнаружена терагерцовая электролюминесценция в квантовых ямах /í-GaAs/AlGaAs. Эффект может быть обусловлен оптическими переходами электронов между резонансным и локализованным состояниями доноров, а также переходами горячих электронов из нижней подзоны размерного квантования на основное состояние доноров.

11. Обнаружена эмиссия терагерцового излучения из эпитаксиальных слоев w-GaN в области электрических полей, соответствующих примесному пробою. Показано, что она обусловлена преимущественно внутрицеитровыми переходами электронов между возбужденным и основным состояниями доноров кремния и кислорода.

12. Проведены экспериментальные исследования эмиссии терагерцового излучения из гетероструктуры GaN/AlGaN в латеральном электрическом поле. Результаты эксперимента качественно согласуются с теоретической моделью теплового излучения горячих двумерных электронов.

Цитированная литература

[1] Ivchenko, E.L. Superlattices and other heterostructures. Symmetry and optical

phenomena / E.L. Ivchenko, G.E. Pikus. - Berlin : Springer, 1995. - 370 p.

[2] Ivchenko, E.L. Optical spectroscopy of semiconductor nanostructures / E.L.

Ivchenko. - Harrow (UK) : Alpha Science, 2005. - 350 p.

[3] Spin physics in semiconductors / edited by M.I. Dyakonov. - Berlin : Springer,

2008.-460 p.

[4] Оптическая ориентация / под ред. Б.П. Захарчени и Ф. Майера. — Л.: Наука,

1989.-408 с.

[5] Ganichev, S.D. Intense terahertz excitation of semiconductors / S.D. Ganichev,

W. Prettl. Oxford (USA): Oxford University Press, 2006. - 434 p.

[6] E.L. Ivchenko, S.D. Ganichev // Spin physics in semiconductors / edited by

M.I. Dyakonov - Berlin : Springer, 2008. - P. 245-277.

[7] M.A. Odnoblyudov, I.N. Yassievich, M.S. Kagan, Yu.M. Galperin, K.A. Chao //

Phys. Rev. Lett. - 1999. - Vol. 83. - Iss. 3,- P. 644-647.

[8] H.-W. Hübers, S.G. Pavlov, V.N. Shastin // Semicond. Sei. Technol. - 2005. -

Vol. 20. - Iss. 7. - P. S211-S221.

[9] E.J1. Ивченко, Г.Е. Пикус // Письма в ЖЭТФ. - 1978. - Т. 27. - Вып. 11,-

C. 640-643.

[10] Н.С. Аверкиев, В.М. Аснин, A.A. Бакун, A.M. Данишевский, E.JT. Ивчепко, Г.Е. Пикус, A.A. Рогачев//ФТП. - 1984.-Т. 18.-Вып. 4.-С. 639-647.

[ 11 ] Н.С. Аверкиев // ФТП. - 1984. - Т. 18. - Вып. 4. - С. 724-727.

[12] Y.K. Kato, R.C. Myers, A.C. Gossard, D.D. Awschalom // Phys. Rev. Lett. -2004. - Vol. 93. - Iss. 17,- P. 176601-1-176601 -4.

[13] N.P. Stern, S. Ghosh, G. Xiang, M. Zhu, N. Saniarth, D.D. Awschalom // Phys. Rev. Lett. - 2006. - Vol. 97. - Iss. 12,- P. 126603-1 - 126603-4.

[14] V.M. Edelstein // Solid State Commun. - 1990. - Vol. 73. - Iss. 3. - P. 233-235.

[ 15] A.V. Chaplik, V.M. Entin, L.I. Magarill // Physica E. - 2002. - Vol. 13. - Iss. 2-4. - P. 744-747.

[ 16] Н.С. Аверкиев, А.Ю. Силов // ФТП. - 2005. - Т. 39. - Вып. 11. - С. 13701374.

[17] S.A. Tarasenko // Письма в ЖЭТФ. - 2006. - Т. 84. - Вып. 4. - С. 233-237. (2006)

[18] L.E. Golub, E.L. Ivchenko // Phys. Rev. В. - 2011. - Vol. 84. - Iss. 11 .P. 115303-1 - 115303-8.

[19] E.JI. Ивченко, Г.Е. Пикус // Сборник: Проблемы современной физики. -Л. : Наука, 1980. - С. 275-293.

[20] J. Karch, P. Olbrich, М. Schmalzbauer, С. Zoth, С. Brinsteiner, М. Fehrenbacher, U. Wurstbauer, М.М. Glazov, S.A.Tarasenko, E.L. Ivchenko, D. Weiss, J. Eroms, R. Yakimova, S. Lara-Avila, S. Kubatkin, S.D. Ganichev // Phys. Rev. Lett. -

2010. - Vol. 105. - Iss. 22,- P. 227402-1 - 227402-4. [21 ] A.B. Андрианов, И.Д. Ярошецкий // Письма в ЖЭТФ. - 1984. - Т. 40. -Вып. 4.-С. 131-133.

[22] Т. Ando, A.B. Fowler, F. Stern // Rev. Mod. Phys. - 1982. - Vol. 54. - Iss. 2. -P. 437-672.

[23] H.C. Liu, M. Buchanan, Z.R. Wasilewski // Appl. Phys. Lett. - 1998. - Vol. 72. -Iss. 14,-P. 1682-1684.

[24] А.Г. Петров, А.Я. Шик / ФТП. - 1990. - Т. 24. - Вып. 8. - С. 1431-1436.

[25] R.Kh. Zhukavin, V.V. Tsyplenkov, K.A. Kovalevsky, V.N. Shastin, S.G. Pavlov, U. Böttger, H.-W. Hübers, H. Riemann, N.V. Abrosimov, N. Nötzel // Appl. Phys. Lett. - 2007. - Vol. 90. - Iss. 5,- P. 051101 -1 - 051101 -3.

[26] P.-C. Lv, R.T. Troeger, S. Kim, S.K. Ray, K.W. Goossen, J. Kolodzey,

I.N. Yassievich, M.A. Odnoblyudov, M.S. Kagan // Appl. Phys. Lett. - 2004. -Vol. 85. - Iss. 17,- P. 3660-3662.

[27] И.В. Алтухов, M.C. Каган, K.A. Королев, В.П. Синие // Письма в ЖЭТФ. -1994. - Т. 59. - Вып. 7. - С. 455-458.

[28] R.A. Höpffel, Е. Vass, Е. Gornick // Solid State Commun. - 1984. - Vol. 49. -Iss. 5.-P. 501-504.

[29] K. Hirakawa, M. Grayson, D. C. Tsui, C. Kurdak // Phys. Rev. B. -1993. -Vol. 47. - Iss. 24,- P. 16651-16654.

[30] E. Towe, L.E. Vorobjev, S.N. Danilov, Yu.V. Kochegarov, D.A. Firsov,

D.V. Donetsky // Appl. Phys. Lett. - 1999. - Vol. 75. - Iss. 19. - P. 2930-2932.

Список основных публикаций по теме диссертации

[А1] Воробьев, JI.E. Оптическая активность в теллуре, индуцированная током / J1.E. Воробьев, Е.Л. Ивченко, Г.Е. Пикус, И.И. Фарбштейн, В.А. Шалыгин, А.В. Штурбин // Письма в ЖЭТФ. - 1979. - Т. 29. - Вып. 8. - С.485^489.

[А2] Штурбин, А.В. Температурная зависимость оптической активности теллура, индуцированной током / А.В. Штурбин, В.А. Шалыгин // ФТП. - 1981. -Т. 15.-Вып. 11.-С.2255-2257.

[A3] Шалыгин, В.А. Спиновая ориентация дырок при протекании тока в теллуре / В.А. Шалыгин, А.Н. Софронов, Л.Е. Воробьев, И.И. Фарбштейн // ФТТ,-2012.-Т. 54,-Вып. 12.- С.2237-2247.

[А4] Shalygin, V.A. Spin photocurrents and the circular photon drag effect in

(110)-grown quantum well structures / V.A. Shalygin, H. Diehl, Ch. Hoffmann, S.N. Danilov, T. Herrle, S.A. Tarasenko, D. Schuh, Ch. Gerl, W. Wegscheider, W. Prettl, S.D. Ganichev // JETP Letters. - 2007. - Vol. 84. - Iss. 10. - P. 570576.

[A5] Diehl, H. Spin photocurrents in (110)-grown quantum well structures / H. Diehl, V.A. Shalygin, V.V. Bel'kov, Ch. Hoffmann, S.N. Danilov, T. Herrle, S.A. Tarasenko, D. Schuh, Ch. Gerl, W. Wegscheider, W. Prettl, S.D. Ganichev // New J. Phys. - 2007. - Vol. 9. - No. 9. - P. 349-1 - 349-13.

[A6] Jiang, Ch. Helicity-dependent photocurrents in graphene layers excited by midinfrared radiation of a CCMaser / Chongyun Jiang, V.A. Shalygin, V.Yu. Panevin, S.N. Danilov, M.M. Glazov, R. Yakimova, S. Lara-Avila, S. Kubatkin, S.D. Ganichev // Phys. Rev. B. - 2011. - Vol. 84. - Iss. 12. -P. 125429-1- 125429-11.

[A7] Diehl, H. Magneto-gyrotropic photogalvanic effects due to inter-subband absorption in quantum wells / H. Diehl, V.A. Shalygin, S.N. Danilov, S.A. Tarasenko, V.V. Bel'kov, D. Schuh, W. Wegscheider, W. Prettl, S.D. Ganichev // J. Phys. Cond. Matt. - 2007. - Vol. 19. - Iss. 43. - P. 436232-1 -436232-15.

[A8] Diehl, H. Nonlinear magnetogyrotropic photogalvanic effect / H. Diehl, V.A. Shalygin, L.E. Golub, S.A. Tarasenko, S.N. Danilov, V.V. Bel'kov, E.G. Novik, H. Buhmann, C. Brtine, L.W. Molenkamp, E.L. Ivchenko, S.D. Ganichev // Phys. Rev. B. - 2009. - Vol. 80. - Iss. 7. - P. 075311 -1 -075311-9.

[A9] Воробьев, Л.Е. Двулучепреломление и поглощение света при

межподзонных переходах горячих электронов в квантовых ямах. / Л.Е. Воробьев, И.И. Сайдашев, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин // Письма в ЖЭТФ. - 1997. - Т. 65. - Вып. 7. - С. 525-530.

[А 10] Vorobjev, L.E. Electro-optical phenomena accompanying electron and hole heating in superlattices and quantum wells GaAs/AlGaAs and Ge/GeSi / L.E. Vorobjev, S.N. Danilov, E.A. Zibik, D.A. Firsov, V.A. Shalygin, A.Ya. Shik, I.I. Saidashev, V.Ya. Aleshkin, O.A. Kuznetsov, L.K. Orlov // Superlattices and Microstructures. - 1997. - Vol. 22. - No. 4. - P. 467^173.

[All] Кинетические и оптические явления в сильных электрических полях в полупроводниках и наноструктурах : учебн. пособие / Л.Е. Воробьев,

С.Н. Данилов, ЕЛ. Ивченко, М.Е. Левинштейн, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин / под ред. JI.E. Воробьева. - СПб. : Наука, 2000. - 160 с.

[А 12] Vorobjev, L.E. Optical absorption and birefringence in GaAs/AlAs MQW

structures due to intersubband electron transitions / L.E. Vorobjev, S.N. Danilov, I.E. Titkov, D.A. Firsov, V.A. Shalygin, A.E. Zhukov, A.R. Kovsh, V.M. Ustinov, V.Ya. Aleshkin, B.A. Andreev, A.A. Andronov, E.V. Demidov // Nanotechnology. - 2000. - Vol. 11. - No. 4. - P. 218-220.

[A 13] Воробьев, JI.E. Поглощение и преломление света при межподзонных

переходах горячих электронов в связанных квантовых ямах GaAs/AlGaAs / JI.E. Воробьев, И.Е. Титков, А.А. Торопов, В.Н. Тулупенко, Д.А. Фирсов,

B.А. Шалыгин, Т.В. Шубина, Е. Towe // ФТП. - 1998. - Т. 32. - Вып. 7. -

C. 852-856.

[А 14] Vorobjev, L.E. Fast modulation of infrared light by hot electrons in tunnelcoupled GaAs/AlGaAs quantum wells / L.E. Vorobjev, E.A. Zibik, D.A. Firsov, V.A. Shalygin, E. Towe, A.A. Toropov, T.V. Shubina // Physica B. - 1999. -Vol. 272. - Iss. 1 -4. - P. 451 -453.

[A 15] Воробьев, JI.E. Модуляция оптического поглощения квантовых ям GaAs/AlGaAs в поперечном электрическом поле / Л.Е. Воробьев, Е.А. Зибик, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин, О.Н. Нащекина, И.И. Сайдашев // ФТП. - 1998. - Т. 32. - Вып. 7. - С.849-851.

[А 16] Оптические свойства наноструктур : учебн. пособие / Л.Е. Воробьёв, Е.Л. Ивченко, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин / под ред. Е.Л. Ивченко, Л.Е. Воробьева - СПб : Наука, 2001. - 188 с.

[А17] Воробьев, Л.Е. Перспективы создания источников излучения среднего ИК диапазона на основе внутризонных межуровневых переходов носителей заряда в инжекциониых лазерных гетероструктурах с квантовыми точками и ямами / Л.Е. Воробьев, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин, В.Н. Тулупенко, Ж.И. Алферов, Н.Н. Леденцов, П.С. Кольев, В.М. Устинов, Ю.М. Шерняков //УФН. - 1999.-Т. 169.-Вып. 4.-С. 459-463.

[А 18] Shalygin, V.A. Excited state photoluminescence in stepped InGaAs/AlGaAs quantum wells under picosecond excitation / V.A. Shalygin, L.E. Vorobjev, V.Yu. Panevin, D.A. Firsov, S. Hanna, H. Knieling, A. Seilmeier, E.M. Araktcheeva, N.V. Kryzhanovskaya, A.G. Gladyshev, A.E. Zhukov, V.M. Ustinov // Int. J. Nanoscience. - 2003. - Vol. 2. - No. 6. - P. 427-435.

[A 19] Воробьев, Л.Е. Внутризониое поглощение и излучение света в квантовых ямах и квантовых точках / Л.Е. Воробьев, В.Ю. Паневин, Н.К. Федосов, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин, S. Hanna , A. Seilmeier, Kh. Moumanis, F. Julien, A.E. Жуков, В.М. Устинов // ФТТ. - 2004. - Т. 46. - Вып. 1.-С. 119-122.

[А20] Воробьев, Л.Е. Примесный пробой и люминесценция терагерцового диапазона в электрическом поле в микроструктурах p-GaAs и p-GaAsN / Л.Е. Воробьев, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин, В.Ю. Паневин, А.Н. Софронов, Д.В. Цой, АЛО. Егоров, А.Г. Гладышев, О.В. Бондаренко // Письма в ЖТФ. - 2006. - Т. 32. - Вып. 9. - С. 34-^1.

[А21] Shalygin, V.A. Terahertz luminescence in strained GaAsN:Be layers under

strong electric fields / V.A. Shalygin, L.E. Vorobjev, D.A. Firsov, V.Yu. Panevin, A.N. Sofronov, A.V. Andrianov, A.O. Zakhar'in, A.Yu. Egorov, A.G. Gladyshev, O.V. Bondarenko, V.M. Ustinov, N.N. Zinov'ev, D.V. Kozlov // Appl. Phys. Lett. - 2007. - Vol. 90. - Iss. 16. - P. 161128-1 - 161128-3.

[А22] Воробьев, JI.E. Эмиссия излучения терагерцового диапазона из гетероструктур GaAsN/GaAs в электрическом поле / JLE. Воробьев, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин, В.Ю. Паневин, А.Н. Софропов, А.Ю. Егоров, В.М. Устинов, А.Г. Гладышев, О.В. Бондаренко, A.B. Андрианов,

A.О. Захарьин , Д.В. Козлов // Изв. РАН : серия физическая. - 2008. - Т. 72. -Вып. 2.-С. 229-231.

[А23] Фирсов, Д.А. Поглощение и эмиссия излучения терагерцового диапазона в легированных квантовых ямах GaAs/AlGaAs / Д.А. Фирсов, Л.Е. Воробьев,

B.А. Шалыгин, В.Ю. Паневин, А.Н. Софропов, S.D. Ganichev, S.N. Danilov, A.B. Андрианов, А.О. Захарьин, А.Е. Жуков, B.C. Михрин, А.П. Васильев // Изв. РАН : серия физическая. - 2008. - Т. 72. - Выи. 2. - С. 265-267.

[А24] Фирсов, Д.А. Излучение и фотопроводимость в квантовых ямах

GaAs/AlGaAs n-типа в терагерцовой области спектра: роль резонансных состояний / Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин, В.Ю. Паневин, Г.А. Мелентьев,

A.Н. Софропов, Л.Е. Воробьев, A.B. Андрианов, А.О. Захарьин,

B.C. Михрин, А.П. Васильев, А.Е. Жуков, Л.В. Гавриленко,

В.И. Гавриленко, A.B. Антонов, В.Я. Алешкин // ФТП. - 2010. - Т. 44. -Вып. 11.-С. 1443-1446. [А25] Shalygin, V.A. Impurity breakdown and terahertz luminescence in n-GaN epilayers under external electric field / V.A. Shalygin, L.E. Vorobjev, D.A. Firsov, V.Yu. Panevin, A.N. Sofronov, G.A. Melentyev, A.V. Antonov, V.l. Gavrilenko, A.V. Andrianov, A.O. Zakharyin, S. Suihkonen, P.T. Törmä, M.Ali, H. Lipsanen// J. Appl. Phys.-2009. - Vol. 106. - Iss. 12.-P. 123523-1 - 123523-5.

[A26] Шалыгин, В.А. Эмиссия терагерцового излучения из GaN при ударной ионизации доноров в электрическом поле / В.А. Шалыгин, Л.Е. Воробьев, Д.А. Фирсов, В.Ю. Паневин, А.Н. Софропов, Г.А. Мелентьев,

A.B. Андрианов, А.О. Захарьин, H.H. Зиновьев, S. Suihkonen, Н. Lipsanen // Изв. РАН : серия физическая. - 2010. - Т. 74. - Вып. 1. - С.95-97.

[А27] Агекян, В.Ф. Экситонные спектры и электропроводность эпитаксиальных слоев GaN легированных кремнием / В.Ф. Агекян, Л.Е. Воробьев, Г.А. Мелентьев, Н. Nykänen, А.Ю. Серов, S. Suihkonen, Н.Г. Философов,

B.А. Шалыгин. // ФТТ. - 2013. - Т. 55. - Вып. 2. - С.260-264. [А28] Shalygin, V.A. Blackbody-like emission of terahertz radiation from

AlGaN/GaN heterostructure under electron heating in lateral electric field / V.A. Shalygin, L.E. Vorobjev, D.A. Firsov, A.N. Sofronov, G.A. Melentyev, W.V. Lundin, A.E. Nikolaev, A.V. Sakharov, A.F. Tsatsulnikov // Journ. Appl. Phys. - 2011. - Vol. 109. - Iss. 7. - P. 073108-1 - 073108-6. [A29] Шалыгин, В.А. Эмиссия терагерцового излучения из селективно легированных гетероструктур AlGaN/GaN при разогреве двумерных электронов электрическим полем / В.А. Шалыгин, Л.Е. Воробьев, Д.А. Фирсов, А.Н. Софронов, Г.А. Мелентьев, М.Я. Винниченко, В.В. Лундин, А.Е. Николаев, A.B. Сахаров, А.Ф. Цацулышков. // Изв. РАН : серия физическая. - 2012. - Т. 76. - Вып. 2. - С. 236-239.

Подписано в печать 05.09.2013. Формат 60x84/16. Печать цифровая. Усл. печ. л. 2,0. Тираж 150. Заказ 1091 lb.

Отпечатано с готового оригинал-макета, предоставленного автором, в типографии Издательства Политехнического университета. 195251, Санкт-Петербург, Политехническая ул., 29. Тел.:(812)550-40-14 Тел./факс: (812) 297-57-76

Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение

высшего профессионального образования «Санкт-Петербургский государственный политехнический университет»

На правах рукописи

05201352013

ШАЛЫГИН Вадим Александрович

ОПТИЧЕСКИЕ И ФОТОГАЛЬВАНИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ОБЪЕМНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ДВУМЕРНЫХ СТРУКТУРАХ

01.04.10 - Физика полупроводников

Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург -2013

ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение

Глава 1. Ориентация спинов электрическим током и индуцированная током оптическая активность в теллуре

1.1. Феноменологическое описание индуцированной током оптической активности в гиротропном кристалле

1.2. Экспериментальные исследования индуцированной током оптической активности в теллуре

1.3. Микроскопическая модель индуцированной током оптической активности в теллуре

1.4. Спиновая ориентация дырок при протекании тока в теллуре 46

1.5. Модулятор света на основе индуцированной током оптической

53

активности в теллуре

1.6. Резюме по первой главе 55

13

16

21

35

Глава 2. Циркулярный эффект фотонного увлечения и магнито-

фотогальванический эффект в двумерных структурах 58

2.1. Фототоки в однородных образцах при однородном

возбуждении 58

2.2. Циркулярный эффект увлечения электронов фотонами в квантовых ямах (110)-СаАз/АЮаА8 70

2.3. Циркулярный эффект увлечения электронов фотонами в

графене 89

2.4. Магнито-фотогальванический эффект в квантовых ямах (ООО-СаАз/АЮаАБ 110

2.5. Магнито-фотогальванический эффект в квантовых ямах Н§Те/НёСс1Те 120

2.6. Резюме по второй главе 133

Глава 3. Модуляция света и фотолюминесценция в квантовых ямах 141

3.1. Двулучепреломление и оптическое поглощение в квантовых

ямах СаАэ/АЮаАз в латеральном электрическом поле ^43

3.2. Модуляция оптического поглощения квантовых ям ваАз/АЮаАз в поперечном электрическом поле 167

3.3. Фотолюминесценция в трехуровневых квантовых ямах ГпОаАз/АЮаАБ ступенчатой формы 184

3.4. Резюме по третьей главе 195

Глава 4. Терагерцовая электролюминесценция в объемных

полупроводниках и наноструктурах 198

4.1. Терагерцовая электролюминесценция в напряженной микроструктуре р-СаАзИ/СаАз 200

4.2. Терагерцовая электролюминесценция в квантовых ямах л-ОаАБ/АЮаАз 212

4.3. Эмиссия терагерцового излучения в эпитаксиальных слоях

я-СаЫ в сильных электрических полях 217

4.4. Эмиссия терагерцового излучения горячими двумерными электронами в гетеропереходе ОаК/АЮаЫ 230

4.5. Резюме по четвертой главе 248 Заключение 251 Список цитируемой литературы 255 Список публикаций автора по теме диссертации 280

Введение

Актуальность темы. Современная оптоэлектроника базируется на самых разнообразных оптических, фотоэлектрических и фотогальванических явлениях. Обнаружение новых эффектов при воздействии на полупроводниковые структуры оптического излучения, электрического и магнитного полей открывает новые функциональные возможности, ведет к созданию более совершенных приборов. При взаимодействии света с веществом важны не только интенсивность и спектральный состав излучения, но также и его поляризационные характеристики. Исследование поляризационных зависимостей оптических и фотогальванических эффектов дает широкие возможности для изучения симметрии и микроскопических свойств электронной системы в полупроводниковых структурах.

Физика полупроводниковых структур с пониженной размерностью -актуальное и быстро развивающееся направление в области физики полупроводников. В диссертационной работе большая часть исследований проведена на структурах с двумерным электронным газом. В наноструктурах с квантовыми ямами, в одиночных гетеропереходах с двумерными электронами, в графене возникает целый ряд физических явлений, которые невозможно наблюдать в объемных материалах. В значительной степени это обусловлено более низкой симметрией двумерных полупроводниковых структур по сравнению с объемными полупроводниками [1,2].

В последнее десятилетие широко ведутся исследования спиновых явлений в полупроводниках и наноструктурах: изучаются особенности спин-орбитального взаимодействия, спиновая динамика электронов и дырок, процессы передачи углового момента фотона электронной системе [3]. Кроме традиционных исследований по оптической ориентации спинов носителей заряда [4] проводятся также эксперименты, нацеленные на изучение спинового эффекта Холла и спиновой ориентации носителей заряда под действием электрического тока [3]. Отметим, что начало данному направлению положили наши приоритетные работы [А1, А2], в которых сообщалось об экспериментальном обнаружении

индуцированной током оптической активности в теллуре и было показано, что эффект обусловлен спиновой ориентацией свободных дырок, возникающей при протекании электрического тока.

Поглощение поляризованного света в полупроводниковых структурах может приводить не только к выстраиванию спинов носителей заряда, но и к выстраиванию их импульсов, в результате чего, наряду с оптической ориентацией, наблюдаются также различные фотогальванические эффекты. Микроскопические механизмы фотогальванических эффектов связаны с асимметрией процессов поглощения света и/или с асимметрией последующей релаксации фотовозбужденных носителей [5, 6]. Исследование фотогальванических эффектов в двумерных структурах дает возможность выявлять симметрию структур и доминирующие механизмы рассеяния носителей заряда, определять времена релаксации энергии, импульса и спина, создавать фотоприемники различного функционального назначения.

Весьма информативным является также исследование оптического поглощения и двулучепреломления наноструктур с двумерным электронным газом в латеральном и поперечном электрических полях. Хотя исследования равновесных оптических свойств наноструктур ведутся достаточно давно (см. [1]), к началу данной работы слабо был изучен вопрос о трансформации спектров поглощения и двулучепреломления в условиях разогрева электронного газа латеральным электрическим полем, а также в условиях выброса электронов из квантовых ям при наличии поперечного электрического поля. Подобные исследования не только имеют важное фундаментальное значение для физики двумерных электронов, но и обеспечивают надежные методы характеризации наноструктур, открывают путь для создания быстродействующих модуляторов оптического излучения.

Создание новых источников излучения терагерцового (ТГц) диапазона-актуальная задача полупроводниковой оптоэлектроники. Одним из перспективных направлений в этой области является использование оптических переходов электронов между примесными состояниями в полупроводниках [7, 8]. Для практических применений наиболее удобны источники излучения с

электрическим возбуждением. В связи с этим представляют интерес исследования различных механизмов эмиссии излучения из полупроводниковых микро- и наноструктур в электрическом поле.

Целью работы является обнаружение, исследование и определение микроскопических механизмов новых оптических и фотогальванических эффектов в объемных полупроводниках и двумерных структурах.

Научная новизна и практическая значимость работы состоит в том, что совокупность полученных в ней результатов представляет собой решение ряда научных проблем, важных как в фундаментальном, так и в прикладном отношении: осуществление спиновой ориентации носителей заряда в полупроводниках электрическим током; обнаружение циркулярного эффекта увлечения электронов фотонами; обнаружение новых закономерностей в оптическом поглощении и фотолюминесценции квантовых ям; определение микроскопических механизмов эмиссии терагерцового излучения в полупроводниковых микро- и наноструктурах в латеральном электрическом поле. Исследованные эффекты важны для создания новых источников, модуляторов и приемников оптического излучения, в том числе для инфракрасного и ТГц диапазонов. На основе результатов исследований разработаны новые методы характеризации наноструктур.

На защиту выносятся следующие положения:

1. При протекании электрического тока вдоль оптической оси теллура создается неравновесная спиновая ориентация носителей заряда, что проявляется в эффекте индуцированной током оптической активности.

2. В низкосимметричных структурах (квантовые ямы, графен) наблюдается циркулярный эффект увлечения электронов фотонами, который состоит в том, что при возбуждении структур циркулярно поляризованным светом возникает фототок, обусловленный одновременной передачей импульса и углового момента фотонов электронам.

3. Межподзонное оптическое поглощение в квантовых ямах п-типа возможно для излучения, поляризованного в плоскости ямы. Отношение вероятностей межподзонных оптических переходов для излучения и /^-поляризации при произвольном угле падения может быть определено путем анализа поляризационной зависимости магнито-фотогальванического эффекта.

4. Латеральное электрическое поле в легированных квантовых ямах ОаАэ/АЮаА.ч вызывает изменение линейного двулучепреломления и оптического поглощения в спектральной области межподзонных переходов. Это связано с тем, что по мере роста электронной температуры обменное взаимодействие горячих электронов трансформирует энергетический спектр квантовых ям.

5. Оптические переходы носителей заряда между резонансным и локализованными состояниями примеси дают доминирующий вклад в терагерцовую электролюминесценцию в условиях примесного пробоя в напряженных эпитаксиальных слоях р-ОаАзТЧ.

6. Эмиссия терагерцового излучения из эпитаксиальных слоев и-ваМ в области электрических полей, соответствующих примесному пробою, обусловлена преимущественно внутрицентровыми переходами электронов между возбужденным и основным состояниями доноров и О.

Апробация работы. Результаты исследований, вошедших в диссертацию, докладывались на 23, 24, 28 и 31 Международных конференциях по физике полупроводников (Берлин, Германия, 1996; Иерусалим, Израиль, 1998; Вена, Австрия, 2006; Цюрих, Швейцария, 2012); II-X Российских конференциях по физике полупроводников (Зеленогорск, 1996; Москва, 1997 и 2005; Новосибирск, 1999 и 2009; Н. Новгород, 2001 и 2011; С.-Петербург, 2003; Екатеринбург, 2007); 4-8, 10-15, 17, 18 и 21 Международных симпозиумах "Наноструктуры: физика и технология" (С.-Петербург, 1996 - 2000, 2002 - 2006, 2010 и 2013; Новосибирск, 2007; Минск, Беларусь, 2009); Всероссийских совещаниях "Нанофотоника" (Н.Новгород, 1999-2004); IX и XI-XVII Международных симпозиумах «Нанофизика и наноэлектроника» (Н.Новгород, 2005 и 2007-2013); 9 Международной конференции по сверхрешеткам, микроструктурам и

микроприборам (Льеж, Бельгия, 1996); 5, 7 и 9 Международных конференциях по межподзонным переходам в квантовых ямах (Бад-Ишль, Австрия, 1999; Эволен, Швейцария, 2003; Эмблсайд, Великобритания, 2007); 10-14 Международных симпозиумах по сверхбыстрым явлениям в полупроводниках (Вильнюс, Литва, 1998, 2001, 2004, 2007 и 2010); Международных симпозиумах по исследованиям полупроводниковых приборов (Шарлотсвилль, США, 1995 и 1997); 13 Международной конференции по динамике неравновесных носителей в полупроводниках (Модена, Италия, 2003); 16 Международной конференции по динамике электронов в полупроводниках (Монпелье, Франция, 2009); 16 Международной конференции по полупроводниковым лазерам (Нара, Япония, 1998); Европейских конференциях по лазерам и электро-оптике (Глазго, Великобритания, 1998; Ницца, Франция, 2000); 9 Всероссийской конференции «Нитриды галлия, индия и алюминия: структуры и приборы» (Москва, 2013); Симпозиуме «Полупроводниковые лазеры: физика и технология» (С.-Петербург, 2008); Международном форуме по нанотехнологиям (Москва, 2008); 32, 34 и 35 Международных конференциях по инфракрасным, миллиметровым и терагерцовым волнам (Кардифф, Великобритания, 2007; Бусан, Корея, 2009; Рим, Италия, 2010); 5 Всесоюзном совещании по нерезонансному взаимодействию оптического излучения с веществом (Ленинград, 1981), Международном совещании «Когерентные источники среднего инфракрасного диапазона» (С.-Петербург, 2001); 2, 4, 5 и 7 Российско-украинских международных семинарах "Нанофизика и наноэлектроника" (С.-Петербург, 2004 и 2006; Киев, Украина, 2000 и 2003), Совещании по оптическим терагерцовым исследованиям и технологиям (Санта-Барбара, США, 2009); Совещании в рамках Европейского проекта ОБЯ-Е «Полупроводниковые источники и детекторы терагерцовых частот» (Монпелье, Франция, 2009); Первом совещании Немецко-российского терагерцового центра (Регенсбург, Германия, 2011). Результаты исследований обсуждались также на семинарах в СПбГПУ, ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, Техническом университете Берлина, университетах Байройта и Регенсбурга.

Публикации. По результатам исследований, изложенных в диссертации, опубликовано 83 научных работы, включая 30 статей в рецензируемых

российских и международных периодических научных изданиях, рекомендованных Высшей аттестационной комиссией для публикации результатов диссертационных работ. Основное содержание диссертации опубликовано в 27 научных статьях и 2 учебных пособиях издательства «Наука», список которых приведен в конце автореферата.

Структура диссертационной работы. Диссертация включает Введение, четыре главы, Заключение, Список цитированной литературы (221 наименование) и Список публикаций автора по теме диссертации (83 наименования).

В Первой главе исследуется впервые обнаруженное явление индуцированной током оптической активности в теллуре, которое непосредственно связано со спиновой ориентацией свободных дырок, возникающей при протекании электрического тока. Оба этих явления обусловлены спин-орбитальным взаимодействием, которое связывает спин носителя заряда с его квазиимпульсом. Экспериментальные исследования индуцированной током оптической активности проведены на монокристаллах р-Те с различным уровнем легирования в диапазоне температур 77-350 К. Исследования проводились в среднем инфракрасном (ИК) диапазоне. Для теоретической интерпретации экспериментов использована модель, разработанная Е.Л. Ивченко и Г.Е. Пикусом. В частности, получено аналитическое выражение, которое связывает угол индуцированного током поворота плоскости поляризации света со степенью спиновой ориентации дырок.

Во Второй главе рассмотрены циркулярный эффект фотонного увлечения и магнито-фотогальванический эффект в двумерных структурах. Существует множество эффектов, при которых поглощение света в полупроводниковых структурах приводит к возникновению электрического тока (фототока). При рассмотрении фототоков в отсутствие внешнего смещения различают фотогальванические эффекты, в которых возникновение тока определяется только интенсивностью и поляризацией фотовозбуждения и не связано с передачей импульса фотонов в электронную систему, и эффекты фотонного увлечения, в которых возникновение тока непосредственно обусловлено передачей импульса фотонов в электронную систему.

Экспериментально обнаружен циркулярный эффект увлечения электронов фотонами. Данный эффект представляет собой фототок, обусловленный одновременной передачей импульса и углового момента фотонов электронной системе. В отличие от «классического» линейного эффекта увлечения, в циркулярном эффекте увлечения фототок меняет направление на противоположное при инверсии знака циркулярной поляризации света. В квантовых ямах ОаАБ/АЮаАБ обнаруженный эффект может быть объяснен трехступенчатым процессом, включающим межподзонные оптические переходы, спиновую прецессию в эффективном магнитном поле и генерацию тока в процессе спиновой релаксации.

Среди фотогальванических эффектов особое место занимают магнито-фотогальванические эффекты, т.е. фототоки, индуцированные магнитным полем. Магнитное поле нарушает симметрию относительно обращения времени, что обуславливает дополнительные механизмы генерации фототока. Например, в нецентросимметричных кубических кристаллах (такие кристаллы не обладают гиротропией) циркулярный фотогальванический эффект отсутствует. Однако при наличии внешнего магнитного поля этот эффект становится возможным. В гиротропных кристаллах магнито-фотогальванические эффекты характеризуются большим многообразием. Впервые магнито-гиротропный фотогальванический эффект исследован в спектральной области, соответствующей межподзонным переходам в квантовых ямах СаАз/АЮаАз. Линейный по магнитному полю фототок, имеющий резонанс в полосе межподзонного поглощения, наблюдался не только при наклонном падении линейно поляризованного света, но также и при нормальном падении. Проведенные исследования позволяют утверждать, что применяемые обычно для межподзонных переходов правила отбора по поляризации не являются жесткими.

Обнаружено, что в квантовых ямах Н§Те/Н§С�