Оптические исследования неравновесных фононов и электрон-фононного взаимодействия в полупроводниках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А.Ф.ИОФФЕ

РГ5 ОД ,

_ На правах рукописи УДК 537.311.33:536.21:534.01

АКИМОВ Андрей Владимирович

ОПТИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НЕРАВНОВЕСНЫХ ФОНОНОВ И ЭЛЕКТРОН-ФОНОННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ

(01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков)

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 1994

- 2 ЯНВ 1995

Работа выполнена в Физико-техническом институте им.А.Ф.Иоффе РАН.

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Воробьев Л.Е.

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

доктор физико-математических наук, профессор Пикус Г.Е.

Ведущая организация -Институт радиотехники и электроники РАН.

Защита состоится _ 199$"года в часов на

заседании специализированного совета Д 003.23.02 при Физико-техническом институте им.Иоффе РАН по адресу: 194021 С.Петербург, Политехническая ул.,д.26

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФТИ им.Иоффе. Автореферат разослан «2? /2 . 1994 г.

Ученый секретарь специализированного совета Д 003.23.02 доктор физ.-мат. наук

Сорокин Л.М.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Колебательные возбуждения в твердых телах -фононы- играют важную роль в большинстве физических явлений и свойств таких как тепло- и электропроводность, оптическое поглощение и люминесценция, магнитные свойства, фазовые переходы и многие другие. В общем случае, в физических процессах в твердых телах участвуют фононы всего спектра, включая акустические и оптические колебания от ультразвуковых частот (со~1()9 Гц) и вплоть до частот, лежащих в терагерцовой области фононного спектра (о>~10'2.ю13 Гц). Свойства фононов и их роль в различных физических явлениях исследуются интенсивно в течение последних 40 лет. Особые успехи здесь были достигнуты в экспериментах с неравновесными фононами, в условиях, когда функцию распределения фононов невозможно описать планковской формулой, и, соответственно, невозможно сопоставить состоянию твердого тела определенную температуру, зависящую от координаты и времени. Первые эксперименты с неравновесными фононами' послужили формированию в 70-х годах нового направления в физике твердою- тела -фононной спектроскопии, где использовались генераторы и детекторы, обладающие частотной селективностью в области 10И.ю12 Гц.

Тем не менее, к началу 80-х годов в фононной спектроскопии оставалось много открытых вопросов, связанных как со свойствами самих высокочастотных колебательных возбуждений, так и свойствами взаимодействия фононов с другими элементарными возбуждениями в твердых телах. В частности, к таким вопросам относятся отражение терагерцовых фононов от границ раздела; пеклассические режимы распространения фононов; спектр фононов "горячего пятна"- малой области' полупроводника, сильно перегретой по отношению к большей части объема, находящегося при низкой температуре; фононы в разупорядоченных средах и др. л

Полупроводники и полупроводниковые структуры, из-за их широкого использования па практике, являются одними из наиболее актуальных материалов для исследования неравновесных фононов. Богатая информация, накопленная за последние десятилетия об электронных свойствах полупроводников,делает их также модельными объектами для исследований наименее изученных общих свойств фононов терагерцопото диапазона частот в твердых телах, а также взаимодействия фононов с электронными

возбуждениями. Особый класс объектов представляют полупроводниковые структуры с пониженной размерностью - квантовые ямы, гетеропереходы и др., являющиеся перспективными материалами микро- и оптоэлекгроники.

Оптическое возбуждение полупроводника или пропускание тока через полупроводниковую структуру неразрывно связано с рождением в возбужденной области неравновесных фононов. Эти фононы, рождающиеся в результате релаксации электронного возбуждения, могут, в свою очередь, воздействовать на электронную систему полупроводника, что специфически отразится в различных оптических и электрических явлениях. Для понимания этих явлении требуется детальное исследование спектральной, временной и пространственной эволюции неравновесных фононов, которые рождаются в полупроводнике в результате его оптического или электрического возбуждения. Таким исследованиям, прямо связанным с напрааленнем фононной спектроскопии, и посвящена настоящая работа.

Целыо настоящей_рабшы является поиск и исследование новых

эффектов в оптике полупроводников, где существенно проявляется роль неравновесных фо ионов, а также получение принципиально новой информации, как о фундаментальных свойствах самих фононов в полупроводниках, так и их взаимодействии с электронными возбуждениями.

Научная новизна работы заключается в следующем:

I. В экспериментах, где использовалась методика воздействия неравновесных фононов на люминесценцию полупроводников, обнаружен ряд новых эффектов:

1. Эффект увлечения экситонов неравновесными фононами в кристаллах кремния.

2. Эффекты разогрева электронного и экситонного газов неравновесными фононами в объемных полупроводниках и двумерных полупроводниковых структурах.

3. Эффект спонтанного высвобождения неосновных носителей после действия импульса оптического возбуждения в п-ОаАв.

II. Часть полученных результатов относится к свойствам собственно фононов в полупроводниках, они являются новыми и позволяют ответить на важные вопросы, стоящие в физике фононов:

1. Отражение высокочастотных фононов от идеальной поверхности - отсутствие аномалии Капицы. •

2. Изотопический характер рассеяния фононов в кристаллах чистого кремния.

3. Спектральная, временная и пространственная эволюция фононного-горячего пятка.

4. Механизмы неупругого рассеяния п возможность локализации фоноиов в аморфных полупроводниках.

III. Часть результатов относится к экспериментальному обнаружению отличительных свойств электрон-фононного взаимодействия в двумерных полупроводниковых структурах

- Размерное квантование электронных состоянии выключает закон сохранения при электрон-фононном переходе для проекций импульса на ось, перпендикулярную плоскости двумерного электронного (экситоннопо) газа. Показано, что это существенно расширяет область фононных акустических частот, участвующих в электрон-фононных переходах, по сравнению с объемными полупроводниками.

IV. Часть результатов относится к собственно электронным свойствам полупроводников.

1. Обнаружена медленная кинетика основных и неосновных свободных носителей и экситонов в n-GaAs при Алиевых температурах.

2. Оценена скорость поверхностной рекомбинации экситонов в кремнии.

V. В работе развиты новые экспериментальные методы:

1. Люминесцентное детектирование неравновесных фоноиов в полупроводниках.

2. Люминесцентный контактный фононньш детектор.

3. Оригинальное измерение электронной температуры но испусканию далекого инфракрасного света из разогретого двумерного электронного газа в полупроводниковых структурах с затвором.

Практическое значение диссертационной работы состоит в том, что полученные результаты важны для понимания электронных и фононных процессов, определяющих работу полупроводниковых приборов в микро- и опто-электронных устройствах:

1. Теплоотвод в разогретых оптически или электрически полупроводниковых структурах.

2. Релаксация н рекомбинация электронных возбуждении в полупроводниках.

3. Использование аморфных полупроводников в солнечных элементах.

1. В оптически возбужденной области (фононном горячем пятне), малой по сравнению с находящимся при низкой температуре всем объемом полупроводника, спектр фононов является неравновесным с дефицитом фононов в низкочастотной области по отношению к планковскому распределению.

2. Отражение высокочастотных (10' 1-10^2 Гц) акустических фононов от границы раздела кристалл кремния/сверхтекучий гелий зависит от состояния кристаллической поверхности. Свсже-сколотая в жидком гелии поверхность не обладает свойствами аномалии Капицы, что проявляется в практически полном отражении фононов от границы раздела.

3. Терагерцовые фононы в гидрогенизированном аморфном кремнии (а-БШ) при гелиевых температурах претерпевают сильное неупругое рассеяние, обусловленное присутствием атомов водорода в а-БгН. С другой стороны, колебания с частотами порядка дебаевских обладают аномально большим (~10~8 с) временем жизни.

4. Свободные экситоны в кристаллах кремния испытывают направленное увлечение под действием потока неравновесных субтерагерцовых фононов.

5. Размерное квантование электронных, возбуждений в двумерных полупроводниковых структурах приводит к увеличению акустических фононных частот, участвующих в электрон-фононном взаимодействии, по сравнению с объемными полупроводниками.

6. Обнаруженная при гелиевых температурах долговременная кинетика основных и неосновных свободных носителей в эпитаксиальных номинально нелегированных слоях п-ваАБ обусловлена присутствием в материале глубоких уровней.

Апробация работы. Основные результаты работы докладывались на многих отечественных и международных конференциях, симпозиумах, семинарах и школах по физике фононов и физике полупроводников. Приглашенные доклады были представлены на: конференции по люминесценции (Киев, 1987 г.); Советско-Американском симпозиуме (США, 1989 г.); конференции по физике низких температур (Брайтон, Великобритания 1990 г.); конференции по динамическим процессам в возбужденном состоянии твердых тел (Лейден, Нидерланды, 1991г.);

конференции по рассеянию фононов в твердых телах (Итака, Нью-Йорк, 1992 г.); международной школе по физике фононов (Кудова, Польша, 1993 г.).

Публикации. Основное содержание диссертации опубликовано в 38-и научных статьях, перечень которых приводится в конце автореферата.

Структур? и объем работы. Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения, приложения и библиографии 147-и наименований. Работа содержит 332 страницы,включая' 101 рисунок и библиографию.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во йведении обоснована актульность темы и методов исследований, сформулирована цель работы, охарактеризованы новизна и практическое значение полученных результатов, приведены основные положения, выдвигаемые на защиту.

В порвой главе раскрываются развитые нами новые оптические методы исследования неравновесных фононов в полупроводниках. Особое внимание уделяется люминесцентному методу детектирования неравновесных фононов, который широко используется нами для получения экспериментальных результатов, изложенных в последующих главах. Принцип люминесцентного детектирования неравновесных фононов основан на том, что созданный, тем или иным способом, импульс неравновесных фононов (например, тепловой импульс) достигает оптически возбужденную область полупроводника и изменяет интенсивность и спектр люминесценции, которые регистрируются стандартными оптическими методами. Метод основан на взаимодействии неравновесных фононов с электронными возбуждениями в полупроводнике, и поэтому особое местй уделяется в данной главе анализу электрон-фононного пзаимодействпн с позиций фонопной спектроскопии.

За счет электрон-фононного взаимодействия в присутствии неравновесных фононов в полупроводнике может, в принципе, происходить разогрев электронного (эхситонного) газа. Это отражается па форме и интенсивности спектра люминесценции. Качественные проявления здесь могут быть такими же, как и при ординарном "равновесном" нагреве, полупроводника. По более детальное рассмотрение показывает сильное отличие влияния неравновесных фононов на электронную систему от обычного повышения температуры исследуемого образца. Неравновесные

(

фононы, гак же как и повышение температуры в равновесных экспериментах, вызывают ионизацию мелких примесей (0°+Ыо-»0++е пли А°+Ью->Ач-Ь) и диссоциацию связанных экситонов (ВЕ->ЯЕ). Эти процессы отражаются на интенсивности примесных и собственных полос люминесценции полупроводника - фононы вызывают тушение примесной и возгорание собственной люминесценции. Важно, что только фононы с Ью>Д Е, где ДН - энергия связи примесного состояния, могут вызвать такой процесс. Поэтому такой люминесцентный детектор неравновесных фононов обладает частотной селективностью и является пороговым детектором. Порог Ьо)=ДЕ в таких полупроводниках, как СаАБ, 51, составляет единицы мэВ, что лежит в интересующей нас области терагерцовых акустических фононов.

В главе также приводятся оригинальные развитые нами методы детектирования фононов в полупроводниках, получившие продолжение в наших последующих работах (контактный фононный спектрометр), а также исследованиях других авторов (усовершенствование метода фононных отображении для исследования неоднородностей в полупроводниковых и сверхпроводящих структурах).

Во отарой___главе приводятся результаты экспериментальных

исследований спектральных и кинетических свойств фононного горячего пятна. При оптическом возбуждении полупроводников в результате энергетической релаксации фотовозбужденных носителей и экситонов значительная часть поглощаемой энергии преобразуется в фононы. При интенсивном возбуждении с энергией возбуждающего кванта, превышающей ширину запрещенной зоны, когда глубина проникновения света в полупроводник мала (<1=0.1-10 мкм), вблизи, поверхности образца создается фононное горячее пятно (ГП) - малая пространственная область, "перегретая" по отношению ко всему объему образца, находящегося при низкой температуре. Для ГП характерно большое время остывания 10"6-10"5с. . увеличивающееся с ростом плотности оптического возбуждения. Одной из главных проблем в изучении ГП является определение частотного распределения фононов в ГП и его зависимости от координаты и времени.

Исследуется контур 1(Е) полосы люминесценции ортоэкситона Г5 с одновременным испусканием оптического фонона в кристаллах закиси меди (ОпО). Спектральный контур 1(Е) хорошо описывается выражением .

1(Е)осл/Е ДЕ). (1)

На рис.1 показаны типичные контуры 1(Е), измеренные в момент действия лазерного импульса при низком и при высоком уровнях плотности возбуждения. При низкой плотности наблюдается достаточно узкий контур 1(Е). При высокой плотности накачки происходит, как видно, сильное уширение контура 1(Е), свидетельствующее о разогреве экситошюго газа. Путем обработки в процессе эксперимента по формуле (1) из контура I(Ii) вычислялась соответствующая функция распределения f(E), которая в полулогарифмическом масштабе также представлена на рис.1.

Наблюдаемое уширение спектра 1(Е) с ростом накачки обусловлено образованием фононного ГП и взаимодействием экситонов с фононамп П1. Этот вывод прямо следует из результатов проведенного измерения 1(Е) в спектрах люминесценции, полученных с временной задержкой t после действия греющего лазерного импульса - контур 1(Е) остается уширенным в течение времени t~10"5 с, которое намного превышает времена жизни ортоэкситонов т0~3-10"9 с. Наблюдаемая "память" о сильном оптическом возбуждении может сохраняться длительное (t~10"5 с) время только в виде разогретой фононной подсистемы, т.е. фононного ГП, образованного при превращении в фононы энергии электронною возбуждения ц имеющего большое время остывания.

Из свойств наблюдаемого Неравновесного экситонного распределения f(E) и анализа экситон-фононного взаимодействия нами сделаны качественные выводы о частотном распределении фононов в ГП. Фиксируя значение кинетической энергии электрона Е, из законов сохранения энергии

и импульса можно получить выражение для максимальных частот акустических фононов, участвующих во взаимодействии,

ho)max =±2ms2 +2%/2ms2E, (2)

ще m- эффективная масса электрона (экситона), s- скорость звука. Знаки (+) и (-), отвечают переходам с поглощением и испусканием акустического фонона. Используя параметры для Cu20 из (2) следует, что экентоны с малыми Е<2 мэВ взаимодействуют с низкочастотными (hco<3.5 мэВ) фононами, а экситоны с энергиями б мэВ - преимущественно с высокочастотными фононами (hco<6 мэВ). Toma из измеряемой на опыте С(Е) следует, что в неравновесном фононном спектре ГП, определяющем ход f(E), низкочастотные фононы имеют меньшую, чем высокочастотные, эффективную температуру. Дефицит низкочастотных фононов в

Рис.1. Спектры люминесценции С112О 1(Е) и функция распределения экситонов ДЕ). Мощность импульсной накачки Р (Вт/см2): 40 (1); 104 (2, Г(Е) ). Штриховая линия - максвелл-больцмановское распределение для Т=16 К. Штрих-пунктир - больцмановские распределения для ТрНК и Ть=22К.

неравновесном спектре фононного ГП объясняется нами быстрым уходом низкочастотных фононов из области 1Т1 н задержкой в области Ш высокочастотных фононов, претерпевающих сильное примесное и фопон-фоноиное рассеяние. Экспериментальные результаты согласуются с теоретическими представлениями [1] об эволюции фононного распределения в ГЛ.

В главе также приводятся результаты измерений кинетики испускания субтерагсрцовых акустических фононов из области ГП а кристаллах СаЛч. Нами использовался очень высокий уровень оптической накачки (энергия в импульсе ~ 1 мДж/мм^), создающей ГГ1 с эффективной температурой около 1000 К. Индуцированные импульсам» лазерного облучения фононы в образце детектировались па его противоположной грани с помошыо контактного люминесцентного фононного спектрометра: поликристаллической пленки У1-у.ТЬ^+.

В контактном фононном спектромезре на фань полупроводника методом термического распыления нанесена тонкая (~!мкм) поликристаллическая пленка фторида иггрия \'1;з с при.\(есыо ионов тербия Т1)3+. Основной мультинлет иона ТЬЗ+(4Г8)-7р; нижний возбужденный уровень ^04 расщеплен в кристаллическом поле У1-'з на штарковскне подуровни с расстояниями от нижайшего 20598 см*' подуровня 10, 21, 58, 69, 119 см"'. В спектре люминесценции пленки возбуждаемой

видимым или ультрафиолетовым светом, присутствуют узкие (Ду»4 см*') линии, отвечающие переходам Фононнме импульсы, созданные в

полупроводнике,проходят через кристалл и границу раздела полупроводник-УГ;з:ТЬ^+, приходят в пленку У1-'з:ТЬ^+ и вызывают изменение интенсивности линии люминесценции что несет информацию о

неравновесных фононах, прошедших через полупроводник.

При смешении детектора от направления [0011 но отношению к П1, являющегося фокусировочнмм направлением для 'ГА фононов в ОаАя, па 10-15°, передний фронт фононного импульса оказывается сильно затянутым на время т=5мкс. Независимость времени затягивания т от расстояния К ГП-детектор не позволяет связать эту задержку с диффузионным режимом распространения фононов от ГП до детектора, который должен давать очень сильную (тоск2) зависимость задержки от расстояния К. Следовательно, передний фронт импульсов описывает динамику испускания горячим пятном фононов, которые затем достигают детектора баллистически (последнее

прямо следует пз параллельного сднша (фронта с увеличением И на время баллистической задержки).

Для объяснения неожиданного эффекта - увеличения потока фононон и) остывающего ГП - следует учесть, что баллистический ноток субтераа-рнопых фоном»» нч ГП нроиорпнонален произведению п0)У, ше п0)-

нлоп1ост1. фононон к ГМ, а V - размер той "ншучаюшей" части объема ГП, из которой фононм без рассеяния могут выходить в холодный кристалл. Поскольку при остывании ГП плотность фононон и(|) всегда налает, то само но себе наблюдение роста фоиошюго потока со временем означает, что при остмиапин ГП происходит увеличение размера V, причем относительно Солее быстрое, чем уменьшение п()) и ГП. Увеличение изучающего объема по мере охлаждения ГП мы объясняем ролью фонон-фонониого рассеяния.

Н третьей главе приводятся результаты экснернментачьнош исследования таимодсйстнин исршшонсснмх акустических фононон с экситоинмми состояниями 11 кремнии. Фонолы инжектировались к образцы, находящиеся при (елиевой температуре, с помощью поверхностного нафевателя (метод тепловых импульсов). Н заимодействие фононон с укентонами регистрировалось по различным эффектам, наблюдаемым в спектрах экептоннои люмпнесненшш кремния.

В опытах использовались орисш ироианные монокристхчлические образны прямоугольной формы с лннеГшымн рашерамн ~1 см, изготовленные из бечднелокационного чистого кремния (Мд-\[)~Н)'2 ем'-Ь. Образны помешены н криостат и пофужеиы н откачиваемый жидкий шлнй (Т=1.7 К). Одна из фаиеи образца {вставка рис.2) освещалась под углом к поверхности лучом СА'-Лт-лазера (мощность менее 100 мНг), возбуждавшим кристалл на глубину -1 мкм. В этом слое образуются свободные экентонм (ГГ). 'Значительная часть -жетонов аннигилирует бечычлучательно вблизи поверхности. Остальные диффундируют в глубь образца и создают вблизи поверхности экситоппое облако (')О). Неравновесные фоноиы инжектировались и образец путем импульсного (длительность 0.2 мке) токового нафева' копстантановой пленки И на поверхности обрата. При натреье Ь в кристалл впрыскивался сплошной спектр (|)ононов, которые распространялись п птубь образна.

Осуществлялись опыты двух типов, обличающихся шаимным расположением на фанях обрата ширена (едя 1| и области причоверхностного оптического возбужден;:« (|.с. об ме ш 30)- И основном

серии экспериментов h и 'ОС) располапишсь на противоположных гранях образна (см. вставку рпс.2). Но втором типе эксперимешов h н '■)() находились на одной ipaini обрата Si. lii.uio обнаружено, что под действием фононов, дошедших от h до экснтоннош облака у противоположной i-]>;>11и обрата, происходило изменение интенсивности линий люминееисннпи как свободных (1;К), так и связанных (В1{) экситоимв. II» опыте исследокались индуцированные фононами импульсы люминесценции 1(1) в линиях ГН и ВК: измерялся дифференциальный сигнал Д1(1)=1(1)-10 , где 10-стацнонарная интенсивность люминесценции при Т=1.7 К в отсутствии тепловых им пул ЬСОВ.

Прн анализе вошейсткня тепловых фононных импульсов на люминесценцию нрнноверхностиот ЭО в Si учитывалось два противоположно действующих фактора. Один hi них, обусловленный диссоциацией связанных экеитоиов ИН->1'К пол денсгнием "высокочастотных" фононов (с h£b>3.8 мэВ), приводит к усилению люминесценции I'li. Второй, связанный с увлечением Ж1 к нонерхносш иод действием потока "низкочастотных" фононов (с hoxl.K мэВ), приводит к гашении» люминесценции l'Ii за счет выноса эксптноп на поверхность Si, me существенными являются процессы бе ¡1,1 мучателышн иоверхностои рекомбинации эксигонон. В опытах с тепловыми импульсами оба ли фактора действуют одновременно. 'Оксперпмеитачмю удается изменить соотношение между этими двумя факторами, что в конечном имне

отражается па знаке сигнала Al^(t). IIa рис.2 показаны индуцированные

фононами импульсы люминесценции Л1Р(()/1о для И v. В случае, кота поверхность Si с '00 не контактирует с жидким гелием, наблюдается индуцированное фононами увеличение интенсивности люминесценции 1 Ii (рис.2,а). В случае, когда поверхность с '•)() омывается сверхтекучим 1елием,

знак импульса AIF(t) отрицателен, что свидетельствует об индуцированном фононами тушении люминесценции l-'Ii (рис.2,6). Ч.нак индуцированных

фононами импульсов ДIВ(t) Uli люминесценции, наблюдаемых во всех опытах, отрицателен и не зависит от обсуждавшихся выше

'"Оффскг фононнот увлечения жетонов, icopei ичсски нрсдскамннмн к |2|, иаГу.'и<>;kuicm ранее jkciicpnмсига.1]i.iui и кристаллах COS при Т=77К |3|

ВРЕМЯ, мкс

Рис.2. Импульсы люминесценции Д1Е({)/10 свободных экситонов в кремнии, индуцированные неравновесными фононами от Ь для различных состояний поверхности с экситонным облаком (ЭО) - см. вставку. Поверхность с ЭО является ординарной со слоем окисла (а,б) или представляет собой свежий скол в жидком гелии (в); находится в вакууме (а) или омывается сверхтекучим гелием (б,в). Направление распространения фононов ч11{111) (а;б;в, кривая 1) и {00]}С^, кривая?.). Вертикальными линиями показаны расчетные времена прихода баллистических 1.А- и ТЛ-фононои.

граничных условий. Различный знак Д1Р(0 объясняется нами тем, что

фактор увлечения может быть существенно ослаблен, если отражение фононов от поверхности кристалла с ЭО достаточно велико. Тогда обратный (отраженный) фононный поток компенсирует падающий, и результирующий поток к поверхности становится существенно ослабленным, а фактор диссоциации ВЕ-^ИЕ является решающим, что должно

приводить к А1р(1) >0. Это объясняет положительный знак ситала

Л 1Р(1) , наблюдаемый для случая, когда поверхность с ЭО не контактирует

со сверхтекучим гелием (рис.2,а). Отрицательный знак сигналов Д1Р(0 , наблюдающийся для всех "ординарных" поверхностей с ЭО,

контактирующих с жидким гелием, когда падающий поток фононов не будет скомпенсирован отраженным потоком, можно объяснить преобладающей ролью тушения РЕ люминесценции из-за процесса увлечения РЕ к поверхности Б!, сопровождающегося сильной безызлучательной поверхностной рекомбинацией РЕ в приповерхностном "мертвом" слое 81. Эффект увлечения РЕ потоком неравновесных фононов, направленных к поверхности, подтверждается также в наших экспериментах на кристаллах в специальной геометрии опытов с прорезыо.

Уравнение непрерывности с учетом увлечения РЕ [3] и уравнение баланса между состояниями РЕ и ВЕ с граничными условиями (на х=0), учитывающими поверхностную рекомбинацию (со скоростью w) и постоянную приповерхностную оптическую накачку РЕ (g) имеют вид:

ст дк дх

сл

дх

+ = (Зв)

х=0

В (3) 0= 102 см2/с- коэффициент диффузии РЕ в ЭО, который п чистом Ж определяется процессами рассеяния РЕ на "низкочастотных" (Ьо><1.8 мэН) фононах. Через у(1) обозначена скорость дрейфа под действием потока

"низкочастотных" (1м><1.8 мэВ) неравновесных фононов, направленного к поверхности. Из [3] следует, что V = 5Дпт /па ,где & - скорость звука, п0)-полныс числа заполнения низкочастотных фононов (включая тепловые), а

Ап^ —п~) - характеризующая фононный поток анизотропия чисел заполнения фононов с х-проекциями импульса, направленными к

поверхности (п„) и от нее (п~). Временная зависимость у(с) отражает кинетику потока низкочастотных фононов. Четвертое слагаемое в (За) описывает захват РЕ в связанные состояния ВЕ с вероятностью \Vpu~106 с_1, который является основным каналом гибели РЕ и определяет измеряемое на опыте при Т=1.7 К время жизни РЕ в объеме То=(^в)''~' мкс- Пятое слагаемое в (За) описывает процесс диссоциации ВЕ с рождением РЕ под действием неравновесных высокочастотных фононов с ЬП>3.8мэВ.

Стационарное решение (3) дает для сигналов РЕ и ВЕ люминесценции в присутствии неравновесных фононов

1р , Т+ууУУР =(ст+1)--л----(4а)

,в ,р 1

-в=Т--(46)

гдеа^-1 = +

*о Щ 2 V Б

Нами было обнаружено, что на опыте относительная величина сигнала

А' /р не зависит от скорости поверхностной рекомбинации экситонов V/.

/ 'о

Это позволяет оценить нижнюю границу скорости поверхностной рекомбинации экситонов \у»л/Ь/т0~ 10^ см/с (при 0=10^ см^/с, т0=1 мкс) и тогда

-=- (5)

'о У+л'7+(ст + 1)

В наших опытах сигнал люминесценции ЭО под действием неравновесных фононов чувствителен к условиям на границе кристалл/жидкий гелий: если фононы в значительной мере отражаются от границы кристалла, то эффект увлечения экситонов становится сильно подавленным, что приводит к изменению знака дифференциального сигнала Д1Р(0 (рис.2). Это обстоятельство использовалось нами дня исследования отражения фононов от идеальной поверхности 51, представляющей собой свеже-приготовленный скол в жидком гелии. Сигнал Д1Р(0>0 дчя свежесколотой поверхности (рпс.2,в) объясняется нами аналогично случаю контакта поверхности с вакуумом или с газообразным гелием (рис.2,а). Экспериментальные результаты рис.2 позволяют нам сделать вывод о сильном отражении фономов Иш<1.8 мэВ от идеальной свежесколотой поверхности. Сделанный нами вывод об отсутствии аномалии Капицы для идеальной поверхности, по-внднмому, является общим для всех поверхностей твердых тел. Он согласуется с ранними результатами работы

[4].

На рис.2,в представлены импульсы ПЕ-люминесцепции, наблюдаемые от двух ЭО вблизи свежее кол отой поверхности Б! иод действием фононов, распространяющихся от Ь под разными направлениями. Вертикальными линиями показаны расчетные времена сд прихода баллистических ЬА-и ТА-фононов. Видно, что передний фронт импульсов Д]Р(0 в обоих случаях хорошо соответствует расчетным временам Это есть первое наблюдение баллистического распространения фононов с частотой но крайней мере 0.9 ТГц на расстояния в несколько милнметров. Ярким свидетельством в пользу баллистического распространения фононов 0.9 ТГц являезся также увеличение амплитуды импульса Д1^(0 для ТА-фононов цЩШО] по сравнению с направлением ]|Ц111 ], несмотря на значительно большее расстояние й от Ь до ЭО (рис.2,в), что является следствием эффекта фокусировки фононов. В отличие от описанных выше экспериментов, в которых' нагреватель 11 и ЭО находились па противоположных фапях образца, опыты другого типа, где Ь и ЭО находились на одной гран» образца,показали, что в объеме существует достаточно сильное рассеяние терагерцовых (П>0.9 ТГц) фононов. Скорее всего, эти фононы заметно превышают порог 0.9 ТГц. Полученные нами результаты согласуются с существующими представлениями об изотопической природе упругого рассеяния акустических фононов в чистом

Эксперименты четко показывают, что экситонная люминесценция в кремнии может использоваться в качестве фононного спектрометра. Два фактора воздействия неравновесных фононов на экситонную люминесценцию - увлечение FE фононным потоком и диссоциация связанных экситонов - вызываются фононами разных групп частот. Увлечение экситонов вызывается "низкочастотными" (со<0.4 ТГц) фононами и приводит к уменьшению интенсивности FE люминесценции, в то время как диссоциация BE-»FE определяется присутствием "высокочастотных" (Í1 >0.9 ТГц) фолонов и приводит к увеличению интенсивности FE-люминесценции. Такая спектральная селективность экситонного детектора позволила нам получить новые результаты, представленные в последующих двух главах диссертации.

В четвертой главе, которая посвящена исследованию неравновесных фононов в аморфных полупроводниках, представлены результаты экспериметов двух типов.

В экспериментах первого типа исследуется прохождение терагерцошх фононов через аморфные пленки Si и Ge. Для детектирования использовался описанный ранее сильный эффект влияния фононов на экситонную люминесценцию кристаллического кремния (c-Si), служившего подложкой для пленок аморфных полупроводников a-Si:H, а также a-Ge . Здесь существенным является спектральная селективность экситонной люминесценции c-Si, как фононного детектора.

Схема опыта показана на вставке рис.3. Образец представлял собой прямоугольную пластину - подложку из кристаллического кремния с нанесенной на ее поверхность пленкой аморфного полупроводника (АП).

Основная часть результатов получена на образцах a-Si:H. Эти пленки изготавливались методом разложения силана SÍH4, в радиочастотном тлеющем разряде. При нанесеннн a-Si:H использовались три различные температуры подложки c-Si (150 С, 250 С и 350 С), при которых концентрация водорода (Njj) в выращенных АП составляла, соответственно, 16*70, 107с и 67с. Образцы помещались в криостат и находились непосредственно в откачиваемом жидком гелии ( 1=1.7 К ). Неравновесные фононы инжектировались в АП в виде тепловых импульсов с помощью импульсного токового нагрева тонкой (10 нм) константановой пленки h( напыленной на АП. При включении нагрева из h в АП впрыскивается сплошной спектр фононов. Пройдя (вообще говоря, с рассеянием) через АГ1 фононы инжектируются в подложку c-Si. В сверхчистом c-Si фононы

терагерцовых частот распространяются баллистически на расстояния порядка нескольких мм. Поэтому вышедшие из АП в подложку фононы баллистически достигают противоположной грани подложки, где происходит их детектирование. Противоположная грани с АП поверхность образна освещалась под углом лучом с\у-Аг-лазера. На опыте исследовались индуцированные фоионами изменения интенсивности линий люминесценции БЕ и ВЕ: измерялся дифференциальный сигнал во времени Л1(0=1(1)-1о, где 1(1)- интенсивность люминесценции в присутствии фононного импульса, а 10- стационарная интенсивность люминесценции при Т=1.7 К в отсутствии тепловых импульсов. Индуцируемое фоионами изменение люминесценции РЕ определяется соотношением частотно-зависимых вкладов, имеющих противоположный знак: Д1рС0>0 (диссоциация ВЕ->РЕ под действием фононов с ЬП>0.9 ТГц) и Д1^(0<0 (увлечение РЕ-фононами с Ьм< 0.4 ТГц). Таким образом, знак и величина сигнала люминесценции Д1Г'(0 отражают спектральный состав фононного потока, а именно, соотношение "высокочастотных" (П>0.9 ТГц) и "низкочастотных" (ок0.4ТГи) фононов в фононном импульсе. Это свойство люминесцентного детектора фононов используется нами для изучения трансформации фононного спектра при прохождении фононов через АП.

В опытах исследовалось прохождение фононов через АП в зависимости от толщины пленок. Сравнивались относительные' сигналы

люминесценции свободных экситонов ^А? (рис.3,а) и связанных

экситонов О/ дг|Я пленок с одинаковой концентрацией водорода (а-/'о

Si:16%H), но имеющих разные толщины. Из рис.3,а видно, что индуцируемый прошедшими через АП фононами сигнал люминесценции

^ имеет отрицательный знак, наблюдаемый и в случае, коша фононы /•о

инжектируются в c-Si прямо из нагревателя h в отсутствии АП, а ЭО создается на противоположной "ординарной" естественно-окисленной поверхности c-Si. Из рис.3,а видно, что амплитуда отрицательного сигнала

Рис.3. Импульсы люминесценции , индуцированные

неравновесными фононами, прошедшими через пленку а-БШ. Толщина пленки (1 (мкм): 0.2 (а, кривая 1), 1 (а, кривая 2; б, кривые 1-3). Концентрация N^1 водорода (%):6 (б, кривая 1); 10 (б, кривая 2); 16 (а, кривые 1-2; б, кривая 3).

^ значительно возрастает с увеличением толщины АП от 0.2 до 1

/'о

мкм. В то же время амплитуда отрицательного сигнала ^лп

/ 'о

люминесценции ВЕ с увеличением толщины АП меняется незначительно.

На рис.3,б показаны импульсы люминесценции ^ измеренные на

' 0

пленках одинаковой толщины с!=1 мкм, но с разной концентрацией (6%, 10%, 16%) в условиях постоянной инжектированной из Ь плотности энергии (\"/=1.1 мкДж/мм2). Видно, что амплитуда импульса растет с Мц:

увеличение N¡4 от 6% до 16% приводит к увеличению амплитуды в

/'о

4 раза. Анализ полученных результатов позволяет заключить, что прохождение неравновесных фононов через пленку а-8пН сопровождается эффективной конверсией высокочастотной части сплошного спектра фононов в низкочастотную. Этот вывод однозначно следует из качественных

результатов исследования сигналов люминесценции ^ ^У,? на образцах с

разной толщиной АП. Происходящее при конверсии высокочастотных фононов в низкочастотные увеличение потока Дпю низкочастотных (йк0.4 ТГц) фононов приводит к росту отрицательного вклада, в то же время соответственное уменьшение концентрации (по) высокочастотных (П>0.9 ТГц) фононов положительный вклад уменьшает. Таким образом, изменение при конверсии обоих вкладов и каждого из них ведет к росту амплитуды

суммарного отрицательного сигнала ^Л? • Поскольку частотная

/'о

конверсия возникает за счет неупругого рассеяния фононов в АГ1, эффективность трансформации частот тем выше, чем больше число актов рассеяния, испытываемого фононами при их прохождении через АП. Это

качественно объясняет наблюдаемый рост амплитуды отрицательного

Для выяснения природы процессов неупругого рассеяния фононов в а-Si:H, приводящих к понижению частоты рассеянных фононов, важны результаты исследования пропускания фононов через пленки a-Si:H с различным содержанием N{{ водорода. Как видно из рис.3,6 при росте Nh от 6% до 16% амплитуда отрицательного сигнала люминесценции существенно возрастает, что свидетельствует о заметном усилении частотной конверсии в АП с ростом Nh- Поэтому естественно предполагать, что рассеивающие центры включают атомы Н, которые, как известно, компенсируют оборванные связи Si в a-Si:H. Аналогичные исследования прохождения фонойов с Г2>0.9 Тгц через пленки a-Ge показал:! четкий

эффект затяжки переднего фронта импульса ^ ^Аъ на At=300±100 не в

/ 'о

случае, когда инжектированные фононы дополнительно проходят через пленку a-Ge (толщина АП 0.5 мкм). Длина свободного пробега терагерцовых фононов в a-Ge, оцененная нами по кинетической формуле диффузии 1~10"7 см оказывается меньше длины волны фононов (>*=4-10~7 см для Q=1 ТГц в c-Ge). При этом соотношение 1 и X достаточно близко подходит к т.н. критерию Иоффе-Регеля 2тй1"к<\грассматривавшемуся для электрона и отвечающему условию его локализации.

В экспериментах второго типа исследуется спектр и кинетика неравновесных фононов в аморфном кремнии с помощью эффектов в комбинационном, рассеянии света. Интенсивность анти-Стоксовой компоненты спектра комбинационного рассеяния первого порядка (1д§) и интенсивность Стоксовой компоненты (Ig) мог.ут быть использованы дня вычисления чисел заполнения Пщ фононов с энергией ho> в области, где

рассеяния аморфных материалов, в частности a-Si, отражает всю плотность состояний колебательных возбуждений и содержит полосы, отвечающие ТАт LA-и ТО-фононам. Этот факт используется нами на опыте для исследования спектральной и временной эволюции как акустических, так и

сигнала люминесценции

AIf(

р с ростом толщины АП. о

происходит рассеяние

оптических фононов с энергиями вплоть до 520 см"'. Неравновесные фоноиы создавались путем лазерного импульсного возбуждения с интенсивностью 10 поверхности аморфного полупроводника. Регистрировался спектр и временной ход сигналов комбинационного рассеяния света, возбуждаемого тем же лазерным лучом 10.

На опыте с неравновесными фононами нами использовались пленки гидрогенизированного кремния (a-Si:Н) а также чистый a-Si, изготовленный £ помощью имплантации ионов 28SÍ. Толщина слоев a-Si, изготовленных этими методами, составляла ~1 мкм. Образцы помещались в криостат и омывались сверхтекучим жидким гелием (Тв=2 К). Все результаты, представляемые в данном параграфе, качественно совпадали для чистых и пщрогенизированных образцов a-Si. . • '

Нами показано, что интенсивность Стоксового КР линейно зависит от интенсивности накачки 10, в то время, как интенсивность ТА, LA и ТО анти-Стоксового КР зависят от 10 квадратично. Это указывает на неравновесный характер фононного спектра в области оптического возбуждения пленки a-Si.

Для исследования временной эволюции неравновесных фононов в возбужденной области мы измерили сигналы анти-Стоксового IasU) и Стоксового Is(t) КР с временным ра (решением 1 не. Результаты показывают, что время жизни т высокочастотных фононов (оэ>>1 ТГц) увеличивается с ростом частоты фонона и для ТО'фоионов (hw=480 см*') составляет величину т-10 не. Большое время жизни LA-н ТО-фононов подтверждается также нами результатами экспериментов с пробным лучом. Колее быстрое зазухание ТА-фононов по сравнению с ТО подтверждает наш вывод о неравновесном характере спектра фононов в возбужденной области a-Si. Действительно, предположив равновесный характер фононного распределения с затухающей во времени лемнературой T(t), невозможно получить увеличение времени затухания nOT(t) с увеличением частоты фонона «о.

Наблюдаемое нами большое время жизни фононов с ha»200 см*', а также увеличение времени жизни с ростом частоты фонона, мы объясняем эффектом локализации фононов в a-Si. Сечения неупругого рассеяния для локализованных состоянии в теории к настоящему времени не рассчитывались. Однако в недавней работе Орбаха [5] без вывода приводится

l / 0> I

зависимость времени распада локализованных состоянии ткехрц- ) |

0)с '

где, как вытекает из фрактонной модели, [i»0.7. Видно, что время жизни возрастает с увеличением частоты локализованных колебаний, что качественно согласуется с наблюдаемой нами на эксперименте зависимостью т от оу

Пятая____глаза посвящена исследованию электрон-фононною

взаимодействия в двумерных полупроводниковых структурах - кремниевых нолевых транзисторах (Si-MOSI-'HT) и квантовых ямах (QW) GaAs/AIGaAs. В первых нарафафах главы рассматриваются основные положения теории электрон-фононною взаимодействия в двумерном электронном iate (2DHG). Мы офаничиваемся случаем акустических фононов и рассматриваем взаимодействие 2D электронов и 31) фононои объемной решетки полупроводника.

Закон сохранения импульса выполняется только и плоскости слоя (ху)

2DIX! k±qj =к' , где q|| - вектор-ироскнии волновою вектора фопоиа q на

плоскость (ху) 2DIX1. Поперек слон, ч направлении : импхлы- при глектр/т-фононном виишодействии не сохраняется. 'Ото ниляется основной отличительной особенностью двхмернчго сл\чая от обы'много полупроводника. Иесохранение импульса поперек слоя 2DKG существенно расширяет в сторону высоких энершй область фононных частот, участвующих к электрон-фононном шаимодейетвии. В направлении /., перпендикулярном слою 21)1X5, имеются 01раничення, спя laimi.ic с перекрытием волновых функций фоном» и электрона (сц < 7t/;i , |де а -ширина слоя с 2Di;G),

Общая идея экспериментов заключается в количественном сравнении эффектов воздействия неравновесных фононов на краевую люминесценцию двумерных структур GaAs/AIGaAs с воздействием ординарною нацюва образца. Сравнивая интенсивности в присутствии неравновесных

фононов с l(p), измеренной при равновесном ншрево, можно определить эффективную температуру Teff, как равновесную температуру Т0, при которой 1<»Р)=1<Р).

В первых опытах исследуется воздействие неравновесных акустических фононов на примесную люминесценцию структур с к шиповыми ямами. О&ьектом исследования служила структура плошальм

5x5 мм2, состоящая из 100 слоен узкозонного материала GaAs (толщина слоя а= 11.4 им), чередующихся с широкоюннымн барьерами Alfl^Gao^As (толщина барьера 8 им). Стационарный спектр люминесценции слоев GaAs содержит широкую полосу и области hv=l .51-1.54 jH ( ¡она проводимости (СВ) - акцептор). В спектре наблюдается также люминесценция нз "объемного" буферного слоя (BL) GaAs: полоса hv= 1.495 эВ, отвечающая переходу зона ироподимостн-акцептор. Противоположная от структуры с QW сторона GaAs-иодложкн возбуждалась импульсами второй гармоники ИАГ лазера. Такое лазерное возбуждение сильно поглощающей поверхности GaAs приводит к созданию фонониого горячего пятна. Па опыте исследовалось влияние фононов горячего пятна на люминесценцию СВ-акиептор в QW и BL. Ныло обнаружено, что иод действием фононных импульсов происходит заметное уменьшение интенсивности полос примесной люминесценции как в QW, так и в В1.. Для амплитуды отрицательного импульса l(t) определялась эффективная температура Тсц-, как температура, которая в равновесных условиях обеспечивает такое же но величине (1/1()) уменьшение интенсивности люминесценции. Основной

экспериментальны)! результат состоит в том, что значения lc¡,- оказываются

•■BL ...

во всех случаях на несколько ip¡uiycoii выше, чем значения 1с(т. 1ак,для условий, где энергия импульса ИАГ лазера составляла 5■ 10*2. Дж/см^,

величина '1'^ = 14.610.3 К и Тс^*=12.2±0.3 К и разница составляет 2.4 К. Мы считаем, что температурное тушение исследуемой примесной люмпнеспепцни СВ-акиептор обусловлено раюцкчю.м электронного газа в матернате, что приводит к усилению роли конкурирующие с лю.мннесиенинеи процессов температурно-акгивнруемого захвата электронов

на центры безыгтучательной рекомбинации и рагтнчие Т^ и Т^ должно быть обязано различию в свойствах электрон-фононного взаимодействия 2DHG (QW) u 3D1X» (В1.) с акустическими фоионамн. Главное отличие электрон-фононного взаимодействии в 2DHG и 3DHG заключается в том, что r результате квантования движения электронов поперек слоя QW для отдельного акта электрон-фононного взаимодействия снято ограничение, связанное с сохранением импульса фонона qj^ в направлении, перпендикулярном плоскости структ)ры. Максимальная фононная энершя, взаимодействующая с 3DW1 определяется из законов сохранения энерпш и

импульса и равна к- модуль волнового вектора электрона,

$=5-105 см/с - скорость продольного звука в ОаАэ. Для Т=15 К средняя

энергия Ью®зХМ).3 мэВ (для электронов с Е~кТе(т). Для 2ЭЕС Ьш^ю«---

а

~1 мэВ.

В области и ВЬ фононный спектр является идентичным, и тогда различие Т^ в QW и ВЬ обязано неравновесному характеру фононного распределения. Спектр фононов горячего пятна характеризуется дефицитом низкочастотных фононов. Обедненность фононного спектра горячего пятна низкочастотными фононами и приводит к более слабому разогреву 3131:0 в

ВЬ, взаимодействующего с низкочастотными (11 со^»0.3 мэВ ) фононами, по сравнению с 2ЭЕО в QW, гае существенными во взаимодействии

являются высокочастотные (Лсо^ мэВ) фононы.

а

В главе представлены результаты экспериментов, где по изменениям в спектрах экситонной люминесценции при Т=4,5К обнаружен разогрев двумерного эк.сит0ин0г0 газа (20ЕхС) в квантовых ямах разной толщины в структуре ОаАз/АЮаАБ под действием фононных тепловых импульсов, инжектированных в структуру со стороны подложки полуизолнрующего СаАя. Результаты интерпретируются с учетом как связанной с законами сохранения специфики взаимодействия 20-экситонов с акустическими фононами разных частот, так и неравновесного (ненланковского) спектра фононов, прошедших через подложку. Отмечается роль экенгон-экентонных столкновений в фононном разофеве, проявляющемся в наблюдаемой зависимости 'Г^ от плотности 20ЕхС.

В следующих опытах нами исследуются спектральные особенности неравновесных фононов, испускаемых из разогретого током ЬЧ-МОЬ'ИСГ. Для детектирования фононов сторона, противоположная к МО.ЧЬ'Е'Г возбуждалась с\у-Аг-лазером. Оптическое возбуждение создает вблизи поверхности 51 экситонное облако. При низкнх температурах в исследуемых образцах экситоны захвачены на нейтральные акцепторы и являются связанными. Неравновесные фононы с П>920 П'ц, испущенные раюфетым 21ЭКО в 51 М081'ЬТ, проходя до противоположной фанн, достипиот экентонного облака и вызывают диссоциацию ВЕ->1'Н. На опыте

исследовалось относительное изменение интенсивности ВЕ-люминесценции под действием неравновесных фононов от 20ЕС в зависимости от концентрации % при постоянной мощности, рассеиваемой в 21)ЕС. Обнаружено, что спектр нератоаесных фононов, испускаемых 21)ЕО. смещается /> сторону низких частот при увеличении концентрации пх. Такое поведение объясняется нами влиянием второй подзоны размерного квантования на спектр испускаемых разогретым током 21)ЕС (5>1 МОЙЕЕТ) неравновесных фононов. При увеличении плотностн п5 в 21)Ей начинает заполняться дно возбужденной подзоны. Последняя, по сравнению с основной подзоной размерного квантования, имеет меньшие сщ и Это для внутризонных электрон-фоконных переходов в возбужденной подзоне приведет к испусканию более низкочастотных фононов, чем при аналогичных переходах в пределах основной подзоны 20Е0.

В главе также приводятся результаты экспериментов, гае с использованием оригинальной методики по излучению далекого инфракрасного света из разогретого 2йЕй МОЯЕЕТ измерена зависимость электронной температурь! 20ЕС от рассеиваемой в 2ПЕС мощности. Также показано, что излучение далекого И К из разогретой гетероструктурм СаАБ/АЮаАэ в магнитном поле происходит в основном на циклотронной частоте. Проведены измерения для широкого диапазона токов накачки (от 0.1 до ГмА) и мапштных полей (0.2-4 Тл).

В шестой главе приводятся результаты люминесцентного исследования долговременной кинетики носителей в эпитаксиалышм арсениде галлия и влияния на нее неравновесных фононов и инфракрасного излучения. Основная часть экспериментов проводилась на кристаллах п-СаАв 1^ц-Мд<10'6 см'З, представляющих собой номинально нелегированные эпитаксиальные слои толщиной 10-100 мкм, выращенные методом газотранспортной эпитаксии (\ФЕ).

Низкотемпературный (Т=2К) спектр краевой люминесценции ОаАя хорошо известен и содержит линии свободных экситонов, линию (0°,х) экситона, связанного на нейтральном доноре и линию перехода (О0,И) -свободная дырка - нейтральный донор (О0).

При импульсном лазерном возбуждении люминесценции всех образцов наблюдается быстрый спад, за которым следует медленный хвост, относительная интенсивность которого зависит от образца. Время затухания хвоста при 1>5 мке, составляет т]«б мке и мало зависит от образна. В спектрах люминесценции, измеренных с временной задержкой через

мпкросекундное время после прекращения оптического возбуждения в спектре сохраняются линии (0°,Ь) и (0°,х). Микросекундный хвост (П°,Ь) обязан медленной подпитке свободных дырок из некоторых долгоживущих локализованных состояний, на которые захватывается часть дырок.

Для уяснения природы долгоживущих локализованных состояний для дырок были проведены опыты но влиянию на линию во время

затухания тепловых импульсов. В наблюдаемом в присутствии тепловых импульсов временном ходе люминесценции 1(1) наблюдается участок с ее тушением, причем после окончания действия тепловых импульсов происходит возвращение /({) на прежний временной ход ¡0(1), который наблюдается без тепловых импульсов. Отсюда следует, что тепловой импульс никак не ускоряет высвобождение дырок из локализованных состояний в валентную зону, т.е. последний процесс не требует термической энергии, а является спонтанным. Мы предлагаем модель, в которой безактшационнын выброс дырки в валентную зону осуществляется в результате спонтанного распада центров, захвативших свободные дырки во время оптического межзонного возбуждения. Данная модель должна приводить к сверхлинейному росту по интенсивности накачки интегральной интенсивности медленной компоненты затухания люминесценции, что действительно имеет место в экспериментах.

Нами также исследуется краевая люминесценция эпитаксиальных слоев п-СаАя, стимулированная оптическим высвобождением дырок с глубоких уровней, захвативших неосновные носители (дырки). Используется возбуждение краевой люминесценции СаАв последовательными импульсами межзонного (Ьу0) и подзонного (инфракрасного) света. На опыте исследуется кинетика спадающей во времени люминесценции 1(1) во время действия подзонного оптического возбуждения Ьу], вызывающего, фотоионизацию глубоких * дырочных ловушек БЬ. Показано, что время жизни дырок на ЭЬ составляет величину т£Ц> 'О мс- Спектры люминесценции, измеренные во время действия подзонного излучения, содержат линии (0°,1з) и (0°,х). Результат эксперимента н приведенного анализа заключается в обнаружении факта эффективного- «грезахката неосновных носителей в эпитаксиальных слоях п-ваАв на глубоких центрах в условиях фотоионизации ОЬ.

В отличие от люминесценции на линии (Е>°,Ь>, для которой требуется только высвобождение дырок, а электроны на 1>° всегда присутствуют л о-ОаАя - для формирования линий экситонхой люминесценции, необходимо

также наличке свободных электронов в СВ. Индикатором появления электронов в СВ является наличие в спектре линий ф0,*), и пояяритоннмх линий ЬРВ, 1)РВ, а мерой служит отношение интенсивностей экситонных (Г)°,х), ЬРВ, 11РВ и примесной (0°,Ь) люминесценции. Мы считаем, что присутствие электронов в СВ при Т<!0К через значительное время после действия импульса межзоннон накачки есть результат предшествующего межзонного (Ьуо) оптического возбуждения. Значительная часть электронов, созданная во время возбуждения Иуд, остается в СВ на время жнзни локализованных дырок в силу запрета рекомбинации свободных электронов с дырками на ловушках.

ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ РАБОТЫ

1. Показано, что разогрев свободных ортоэкситонов в кристаллах закиси меди при сильной оптической накачке обусловлен существованием фононного горячего пятна в области кристалла, где происходит оптическое возбуждение. При этом распределение экситонов в зоне является не максвелл-больцмановским, что свидетельствует о непланковском характере спектра фононов горячего пятпа. Анализ результатов с учетом особенностей экситон-фононного взаимодействия показал, что спектр фононов имеет обедненную часть со стороны низких энергий (Ью<2 мэВ).

2. В кристаллах арсенида галлия обнаружен режим эволюции фононного горячего пятна (ГП), когда поток субтерагерцовых фононов, испускаемый ГП, возрастает со временем по мере охлаждения ГП. Предложена модель ГП,в которой существенным является фонон-фононное рассеяние, препятствующее выходу субтератерцовых фононов из наиболее разогретой части ГП.

3. Впервые в кремнии наблюдалось увлечение экситонов направленным Потоком неравновесных акустических фононов. Дрейф экситонов происходит за счет взаимодействия с фононами субтерагерцовою диапазона 0ко<1.8 мэВ) и в принятой геометрии эксперимента приводит к выносу экситонов на поверхность кремния, сопровождающемуся гашением люминесценции экситонов вследствие их быстрой см/с) поверхностной рекомбинации.

4. В опытах четко проявилось характерное, зависящее от состояния поверхности Б!, поведение субтерагерцовых акустических фононов на границе кремния со сверхтекучим гелием. Для атомарно чистой

свежесколотои поверхности Si впервые констатировано сильное отражение фононов от границы, в то время как для "ординарной" поверхности с пленкой окисла имел место заметный выход фононов из кристалла в Не.

5. Впервые в кремнии зафиксирована баллистическая компонента в распространении фононов столь высокой частоты, как Ш>3.8 мэВ, что согласуется с представлениями об основном "изотопическом" механизме рассеяния акустических фононов в чистом кремнии при гелиевых температурах.

6. Обнаружена сильная частотная конверсия из высокочастотной части фононного спектра в низкочастотную при прохождении фононов через микронные пленки a-Si:H, обусловленная процессами неупругого рассеяния терагерцовых фононов. Показано, что неупругое рассеяние фононов в a-Si:H определяется присутствием атомов водорода и усиливается с увеличением концентрации Н.

7. Обнаружена временная задержка импульса терагерцовых фононов при его прохождении через микронные пленки a-Ge. Длина свободного пробега терагерцовых фононов в пленках a-Ge, рассчитанная из диффузионной модели, составила величину меньше или порядка длины волны фонона, что указывает на возможную локализацию терагерцовых возбуждений в a-Ge.

8. Время затухания колебательных возбуждении в a-Si возрастает с частотой колебания и для со~10 ТГц составляет величину больше 10 не. Предложено, что большое время жизни терагерцовых фононов в a-Si обусловлено их локализацией в аморфном материале.

9. Из эффекта воздействия неравновесных фононов на примесную люминесценцию квантовых ям GaAs/AlGaAs и объемного GaAs обнаружено, что в условиях фононного горячего пятна, которое ■ характеризуется дефицитом низкочастотных фононов, 2DEG разогревается сильнее по сравнению с объемным 3DEG.

10. В структурах с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs разогрев двумерного экситонного газа в условиях неравновесного фононного спектра, где отсутствуют высокочастотные фононы, зависит от ширины квантовой ямы, что связано с правилами отбора для электрон-фононного взаимодействия в низкоразмерных полупроводниковых структурах. Разорен экситонного газа неравновесными фоноцами зависит от плотности 2DExG. При большой плотности, когда времена экситон-экснтонных (или экентон-' электронных) столкновений становятся порядка времени экситон-фонопного

взаимодействия, экситонный газ можно рассматривать как равновесный, несмотря на неравновесный характер фононного спектра.

11. Спектр неравновесных фононов, испускаемых из разогретого током 2DEG в Si MOSFET, при увеличении концентрации 2DEG смещается в длинноволновую сторону, что объясняется ролью возбужденной подзоны размерного квантования электронов в электрон-фононном взаимодействии.

12. По излучению далекого ИК из разогретого 2DEG Si MOSFET измерена зависимость электронной температуры от рассеиваемой в 2DEG мощности.

13. Обнаружен безактивационный спонтанный выброс дырок в валентную зону в эпитакснальном n-GaAs, продолжающийся несколько микросекунд после окончания импульса межзонного возбуждения. Предложена модель спонтанного выброса дырок в валентную зону n-GaAs в результате оже-процесса.

14. Показано, что межзонное оптическое возбуждение n-GaAs при гелиевых температурах характеризуется метастабильным состоянием, в котором дырки локализованы на глубоких уровнях, а соответствующее захваченным дыркам число электронов находится в зоне проводимости.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ДИССЕРТАЦИИ

1.Акимов А.В., Гильфанов Ф.З, Каплянский А.А., Квасов Е.Л. Детектирование фононных импульсов в кристаллах Ge и Si с помощью контактного флуоресцентного фононного спектрометра // ФТТ, 1984, т.26, с. 192-193.

2.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A., Gilfanov F.Z., Kvasov E.L. Phonon-pulse détection in Ge and Si with a fluorescent contact-type phonon spectrometer // Solid St.Comm.1984, v.49, p.885-888.

3.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A. Nonequilibrium phonons and exciton-phonon luminescence in CU2O //Phonon Physics ed J.Kollar (World Scientific, Singapure, 1985) p.449-452..

4.Акимов A.В., Каплянский A.A., Погарский M.A., Тихомиров В.К. Исследование кинетики испускания субтерагерцовых акустических фононов из области горячего пятна в кристаллах арсенида галлия //Письма в ЖЭТФ, 1986, т.43,с.259-262.

5.Акимов А.В., Каплянский А.А.Москаленко Е.С. Фононное горячее пятно в кристаллах закиси меди // ФТТ, 1987 т.29, с.509-608.

6.Акимов A.B., Каплянский A.A., Козуб В.И., Копьев П.С., Мельцер Б.Я. Воздействие акустических фононных импульсов на примесную люминесценцию полупроводниковых структур с квантовыми ямами // ФТТ, 1987 т.29, с. 1843-1850.

7.Акимов A.B., Каплянский A.A., Криволапчук В.В., Москаленко Е.С. Обнаружение метастабилыюго локализованного состояния дырок в медленной кинетике люминесценции арсенида галлия // Письма в ЖЭТФ, 1987, т.46,с.35-40.

8.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A., Kop'ev P.S., Kozub V.l., Meltser B.Y. Effect of nonequilibrium phonons on the luminescence of the multiquantum well structures // J.Luminescence 1987, v.40/41, p.711-712.

9.АКИМОВ A.B., Каплянский A.A. Новые эффекты воздействия неравновесных акустических фононов на люминесценцию полупроводников И Изв.АН СССР, сер.физическая 1988,т.52,с.731-739,

Ю.Акимов A.B., Каплянский A.A.,Москаленко Е.С. Увлечение экситонов тепловыми импульсами в кристаллах кремния // ЖЭТФ, 1988 т.94, с.307-321

11.Akimov А.V., Kaplyanskii A.A. New effects of nonequilibrium phonons on the luminescence of semiconductors // 19th International Conference on The Physics of Semiconductorsed.W.Zawadskii(lnstitute of Physics, Polish Academy of Sciences, 1988) p.831-834.

12.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A.,Moskalenko E.S. Exciton drag by heat pulses in silicon // Phonons 89 ed S.Hunklinger (World Scientific, Singapure, 1990) p. 1260-1263.

13.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A. Luminescence of semiconductors in the presence of nonequilibrium phonons // Phonons 89 ed S.Hunklinger (World Scientific, Singapure, 1990) p.1242-1245.

14.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A.,MoskaIenko E.S. Nonequilibrium terageitz range acoustic phonons and luminescence of excitons in semiconductors // Laser Optics in Condenced Matter v.2// ed. E.Garmire, A.A.Maradudin, K.K.Rebane (Plenum Press, N.Y., London, 1990) p.37-46.

15.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A., Moskalenko E.S. Luminescence study of exciton drag by acoustic phonons in silicon II J.Luminescence 1990, v.45, p.135-139. ■

16.Акимов A.B., Жиляев Ю.В., Криволапчук В.В., Шофман В.Г. Перезахват неосновных носителей в условиях фотоионизации в энитакснальном n-GaAs //ФТП, 1990, т. 24С.82-93.

17.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A., Moskalenko E.S.Phonon wind on excitons in silicon // Physica B, 1991, v.169 p.382-387,

18.Akimov A.V., Challis L.J., Mellor C.L. Far Infrared and phonon emission from a hot two-dimensional electron gas in a silicon MOSFET at 4 К // Physica В 1991, v.169, p.536-537.

19.Akiimob А.В.. Каплянскин А.А.,Кочка Я., Москаленко E.C., Стухлнк И. Рассеяние терагерцовых фононов в аморфных кремнии и германии // ЖЭТФ, 1991,т. 100 с. 1340-1351,

20.Каплянский А.А., Акимов А.В., Басун С.А., Феофилов С.П.,Москаленко Е.С. Люминесцентные исследования свойств неравновесных фононов в некристаллических веществах // Известия АН СССР сер. физ.1991, т.56, с. 26-37.

21.Акимов А.В., Криволапчук В.В., Жнляев Ю.В.,Шофман В.Г. Прямое наблюдение дырок, испускаемых в результате Оже-процесса в арсениде галлия // ФТП, 1991, т.25 с.460-464.

22.Акимов А.В., Шофман В.Г. Рекомбинация горячих электронов с дырками на центрах прилипания в эпитакснальном n-GaAs // ФТП, 1991, т.25 с.1133-1135,

23.Акимов А.В., Шофман В.Г. Воздействие излучения 10.6 мкм на краевую люминесценцию'эпитаксиалыюго n-GaAs // ФТП, 1991, т.25 с. 1593-1560.

24.Kaplyanskii А.А., Akimov A.V., Basun S.A., Feofilov S.P., ' Kocka J., Stuchlik J. Optical studies of high-frequency nonequilibrium phonons in noncrystalline solids // J.Luminescence, 1992, v.53, p.7-14.

25.Akimov A.V., Shofman V.G Exciton and free carrier dynamics under conditions of impurity photoionization in epitaxial n-GaAs // J.Luminescence, 1992, v.53, p.335-338.

26.AJ.Kent, PJ.King, J.Poyl, S.Chapman, Akimov A.V., R.Pegrum Characterization of High-Tc superconducting films by means of laser imaging // Supercond. Science Techn. 1991, v.4 p.602-607.

27.Akimov A.V., Challis L.J., Moskalenko E.S., Mellor C., Cooper J. Phonon emission from the first and second subbands of a two-dimensional electron gas in silicon detected by exciton luminescence // Phys.Rev.B, 1992, v.45, p. 1138711391.

28.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A., Moskalenko E.S. Investigation using phonon detection by exciton luminescence // Phonon Scattering in condenced matter VII ed.M.Meissner, R.O.Pohl (Springer-Verlag, 1993), p.101-104.

29.Akimov A.V., Kaplyanskii A.A., Moskalenko E.S., Kocka J., Stuchlik J. . Luminescence study of scattering of high-frequency phonons in amorphous semiconductor films // Phonon Scattering in condenced matter Vll ed.M.Meissner, R.O.Pohl(Springer-Verlag, 1993), p.269-270,

30.Akimov A.V., Challis L.J., Moskalenko E.S., Mellor C., Cooper J. Luminescence detection of phonons emitted from the first and second sub-bands of a 2-DEG in silicon // Phonon Scattering in condenced matter VII ed.M.Meissner, R.O.Pohl (Springer-Verlag, 1993), p.371-372.

31.Challis L.J., Zinov'ev N.N., Fletcher R., Akimov A.V., Sujak-Cyriul В., Jezierski A.F.. Cyclotron phonon and photon emission from two-dimensional electron gases (2-DEGs) in GaAs/(AlGa)As Heterostructures // Phonon Scattering in condenced matter VII ed.M.Meissner, R.O.Pohl (Springer-Verlag,

1993), p.369-370.

32.Scholten A.J., Akimov A.V., Dijkhuis J.I.. Nonequilibrium phonons in amorphous silicon studided by pulsed Raman spectroscopy 4 Phys.Rev.B, v.47, no20, p.13910-13913,

33.Scholten A.J., Dijkhuis J.I., Meltzer R.S., Akimov A.V., Verlag P.A.W.E. Nonequilibrium phonon dynamics in amorphous silicon // J.Non-Cryst.Sol.1993, v. 164-166, p.923-925.

34.Challis L.J., Zinov'ev N.N., Fletcher R., Sujak-Cyriul В., Akimov A.V., Jezierski A.F. Far infrared emission from magnetically quantised 2DEGs in GaAs/(AlGa)As heterostructures // Surface Science, 1994,v.305, p.208-212.

35.Zinov'ev N.N., Akimov A.V., Challis L.J., Jezierskii A.F., Henini M. Far infrared emission from two-dimensional electron and hole gases II Semic.Sci.Techn. 1994, v.9,p.831-834,

36.Акимов А.В., Криволапчук B.B., Полетаев H.K., Шофман В.Г. Люминесцентное. исследование долговременной кинетики носителей в. эпитаксиальном арсенвде галлня II ФТП,1992,т.27 с.314-326.

37.Akimov A.V., Kaplyanskii А.А., Moskalenko E.S. Optical studies of nonequilibrium phonons in semiconductors // Die Kunst of Phonons Proc. of 29th Winter School on Theoretical Physics (Plenum Press, ed. T.Paszkiewicz,

1994), p. 113-128

38.Москаленко E.C., Жмодиков АЛ., Акимов А.В., Каплянский А.А., ЧенгТ.. Хыоз О.Чаллис Л.Дж. Разофев двумерного экситонного газа с квантовых

ямях GaAs/AlGaAs неравновесными фононам //Ф1Т, 1994,т.36, вып.10

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Казаковцев Д.В., Левинсон И.Б. Формирование, динамика и взрыв

горячего пятна. //ЖЭТФ, 1985, т.88, вып.б, с.2228-2243. Козуб В.И. Фононное горячее пятно в чистых материалах. // ЖЭТФ, 1988, т.94, вып.б, е.186-203.

2. Келдыш JI.B. Фононный ветер и размеры электрон-дырочных капель в

полупроводниках. // Письма в ЖЭТФ, 1976, т.23, вып.2 с.100-103.

3. Зиновьев Н.Н., Иванов И.П., Козуб В.И., Ярошецкий И.Д. Перенос

экситонов неравновесными фононами и его влияние на рекомбинационное излучение полупроводников при высоких уровнях возбуждения, II ЖЭТФ, 1983, т.84, вып.5, с.1761-1780.

4.Weber J„ Sandmann W., Dietsche W., Kinder H. Absence of anomalous Kapitza conductance on freshly cleaved surfaces. // Phys.Rev.Lett., 1978, v.40, no.22. pp. 1469-1471,

5.0rbach R. Phonon localization and transport in disordered systems.// Journal

of Non-Crystalline Solids, 1992, v,164-166, p.917-922,.

РТП ПИЯФ, зак.513, тир.120, уч.-изд.лЛ,б;28/П-1994г.

Бесплатно