Оптические свойства наноструктур полупроводник-диэлектрик тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В.ЛОМОНОСОВА

__' о од

1 я ^Н 7-1 п

ФНЗМЧЕе:КИЙ фАКУЛЫ'ЕТ

На правах р% кописи УДК 538.958

Черноуцаи Кирилл Алексеевич

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА НАНОСТРУКТУР ПОЛУПРОВОДНИК - ДИЭЛЕКТРИК

Слеиналмюсть 01.04.10. потуирочотников и лпэлектрпков

Автореферат диссертации на соискание ученой степени

кан л;;атд физико-математических наук

Москва - 2000

Работа выполнена на кафедре физики полупроводников физического факультета МГУ им. М.В.Ломоносова.

Научные руководители:

доктор физ.-мат. наук, профессор В.С.Днепровский

кандидат физ.-мат. наук, ст.науч.сотр. Е.А.Жуков

Официальные оппоненты:

доктор физ.-мат. наук, профессор С.Г.Тиходеев

доктор физ.-мат. наук, профессор Д.Р.Хохлов

Ведущая организация:

Московский государственный институт электронной техники -технический университет

Защита состоится "21" декабря 2000 года в 15 часов 30 минут на заседании Специализированного совета № 2 К053.05.20 Московского государственного университета им. М.В.Ломоносова по адресу: 119899, Москва, Воробьевы горы, МГУ, физический факультет, криогенный корпус, аудитория 2-05а.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ.

Автореферат разослан

Ученый секретарь Специализированного совета № 2 К053.05.20 МГУ им. М.В.Ломоносова

Г.С.Плотников

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность работы. В объемных полупроводниках влияние экситонов Ванье-Мотта на оптические свойства проявляется обычно только вблизи края зоны поглощения, а при комнатных температурах из-за малой энергии связи эти экситоны термически распадаются. В то же время в полупроводниковых квантовых нитях, структурах, в которых экситоны и электроны могут свободно двигаться только в одном направлении, экситонные переходы начинают доминировать в спектрах поглощения и люминесценции. В квантовых нитях, вследствие ограничения движения, уменьшается среднее расстояние между электроном и дыркой, что приводит к увеличению энергии их кулоновского взаимодействия и, значит, энергии связи экситонов. В типичных полупроводниковых квантовых нитях размерное квантование может приводить к увеличению энергии связи экситона в несколько раз (до 20-30 мэВ) по сравнению с соответствующим объемным полупроводником. Энергию связи экситона можно значительно увеличить, если заменить барьерный полупроводниковый материал квантовой нити на изолятор с м'алой диэлектрической проницаемостью. В такой системе "диэлектрическое усиление" экситонов связано с концентрацией кулоновской энергии взаимодействия электрона и дырки в диэлектрике (силовые линии электрического поля, соединяющие электрон и дырку, частично, а для тонких нитей - в основном, проходят через диэлектрик). Аналогичными причинами определяется существенная зависимость положения экситонных уровней в полупроводниковых квантовых точках (структурах, в которых движение носителей ограничено по всем возможным направлениям) от значения диэлектрической константы окружающей среды. Таким образом, изучение полупроводниковых наноструктур, окруженных диэлектриком (ниже структуры данного типа будут обозначаться - наноструктуры "нолу1/роводник - диэлектрик"), привлекательно не только из-за особенностей электронных и экситонных свойств, но и из-за перспективности их использования в электронике и оптоэлектронике: подбирая материал полупроводниковой наноструктуры и окружающего ее барьера, возможно в широких пределах менять положение' экситонных уровней в наноструктурах - осуществлять "инженерию кулоновского взаимодействия".

Цель работы заключалась в исследовании линейных и нелинейных оптических свойств наноструктур полупроводник (1пР) - диэлектрик, а также в изучении механизмов излучательной рекомбинации пористого Б1, который представляет из себя набор окруженных диэлектрической средой наноструктур 81.

Значительные трудности в деле исследования процессов рекомбинации экситонов и внутризонной релаксации носителей в полупроводниковых наноструктурах создают короткие." времена протекания первых (~ 10 9 + 10'11 с) и очень короткие, лежащее в субпикосекундном масштабе, времена протекания вторых. Кроме того, изучение свойств, экситонной рекомбинации осложнено существенным влиянием, которое оказывает на оптические свойства наноструктур их сильнЬ развитая поверхность. В частности, люминесценция, обусловленная переходами между поверхностными состояниями или свечением образовавшихся на поверхности химических соединений полупроводника, и люминесценция, определяемая излучательной рекомбинацией экситонов, может лежать.в близких или даже перекрывающихся спектральных диапазонах. В свете вышесказанного, для изучения оптических свойств наноструктурур полупроводник - диэлектрик в настоящей работе, во-первых, применялись ультракороткие импульсы света для возбуждения люминесценции и, во-вторых, использовались как спектральные, так и временные, в том числе с пикосекундным временным разрешением, методы ее ¿¿следования. В случае пористого 81, для того, чтобы разделить люминесценцию, определяемую излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах Б1 и свечением поверхности пористого 81, были проведены исследования с пикосекундным временным разрешением развернутых во времени спектров люминесценции образцов, а также исследование кинетики их люминесценции в различных временных диапазонах: от субнаносекундного до микросекундного.

Научная новизна работы заключается в следующем: 1) впервые были проведены исследования оптических свойств экситонов в квантовых нитях полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест), в том числе при высокой плотности экситонов; 2) впервые были проведены исследования спектральных и временных характеристик люминесценции пористого 1пР, на примере наноструктур которого было обнаружено, что время нарастания сигнала люминесценции полупроводниковых наноструктур существенно зависит от концентрации возбужденных носителей; 3) впервые удалось в составе широкой линии люминесценции пористого разделить линии, обусловленные, по-видимому, рекомбинацией экситонов в наноструктурах Бг и рекомбинацией носителей с -состояний, определяемых поверхностью пористого и/или атомами химических соединений 81.

Научная и практическая значимость работы состоит в том, что в ней получен ряд новых результатов, важных для понимания процессов экситонной рекомбинации в наноструктурах полупроводник - диэлектрик, а также влияния процессов внутризонной релаксации носителей при их высокой плотности на оптические свойства полупроводниковых

наноструктур. Данные исследования приобретают дополнительное "значение в свете широкого применения полупроводниковых наноструктур -в приборах оптоэлектроники (активные среды лазеров, быстродействующие переключатели и т.д.).

На защиту выносятся следующие положения:

1. Особенности поглощения и люминесценции 1пР, кристаллизованного в наноканаяах хризотил асбеста, можно объяснить в терминах экситонной рекомбинации в квантовых нитях полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест). Энергия связи экситонов в этих квантовых нитях существенно превосходит энергию связи экситонов в объемном 1пР и составляет около 200 мэВ.

2. Особенности люминесценции пористого /?-1пР можно объяснить излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик (воздух).

3. На свойства рекомбинации экситонов при их высокой плотности в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик существенное влияние оказывают нелинейные процессы, которые приводят к значительному уменьшению времени жизни экситонов и могут приводить как к

замедлению роста интенсивности люминесценции, так и к более быстрому, чем линейный, закону ее роста.

4. Время нарастания люминесценции в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик зависит от концентрации возбужденных носителей и существенно увеличивается в случае их высокой концентрации. Это можно объяснить эффектом замедления внутризонной релаксации носителей высокой плотности в полупроводниковых наноструктурах, в основе которого лежат, по-видимому, эффекты насыщения фононных мод, перепоглощения фононов горячими электронами и экранирования электрон-фононного взаимодействия электронной плазмой' высокой плотности.

5. Обычно наблюдаемая в видимом спектральном диапазоне полоса люминесценции приготовленного стандартным методом пористого р-81 состоит из двух полос: высокоэнергичной, затухающей со временем менее 0,5 не, которая, по-видимому, определяется прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (Б;) -диэлектрик (воздух) и низкоэнергичной медленной (микросекундного диапазона), которая, по-видимому, связана с переходами возбужденных носителей между поверхностными состояниями пористого и/или свечением образовавшихся на поверхности химических соединений Бь Затухание медленной низкоэнергичной полосы существенно зависит от интенсивности возбуждения образца. Люминесценция пористого и-Б! затухает с характерным временем 2,4 не, что свидетельствует, что она

определяется прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (Si) - диэлектрик (воздух).

Апробация, работы. Основные результаты работы докладывались и обсуждались на семинарах кафедры физики полупроводников Физического факультета МГУ;, Ломоносовских чтениях (Москва, МГУ, 2000), международных симпозиумах по физике и технологии наноструктур (С.-Петербург, 1997, 2000); International Conference on Laser Surface Processing, (Limoges, France, 3 997); IV Российской конференции по физике полупроводников (Новосибирск, 1999); Sixth International Conference on the Optics of Excitons in Confined System (Ascona, Switzerland, 1999), Sixth International Workshop on Nonlinear Optics and Excitation Kinetics in Semiconductors (Marburg, Germany, 2000), International Conference on Porous Semiconductors - Science and Technology (Madrid, Spain, 2000); 25to International Conference on the Physics of Semiconductors (Osaka, Japan, 2000).

Основные результаты диссертации опубликованы в 9 печатных работах, перечень которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы, состоящего из 91 наименования. Общий объем работы - 118 страниц машинописного текста, включая 32 рисунка.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

В введении обоснована актуальность темы исследования, сформулирована основная цель работы, изложены основные положения, выносимые на защиту, дан краткий обзор диссертации по главам.

В первой главе представлен обзор теоретических и экспериментальных работ, посвященных исследованию свойств экситонов и свободных носителей в полупроводниковых квантовых точках и нитях.

В §1 обсуждаются эффекты размерного квантования и диэлектрического ограничения экситонов в полупроводниковых квантовых точках и нитях. Приведены работы, показывающие, что в полупроводниковых квантовых нитях вследствие эффекта размерного квантования происходит, по сравнению с соответствующим объемным полупроводником, существенное увеличение силы осциллятора экситонного перехода [1] (и даже более того, экситонные переходы начинают доминировать в спектрах поглощения и люминесценции [2]), а также увеличение в несколько раз энергии связи экситонов [3,4]. Также показано, что энергия экситонных состояний в полупроводниковых квантовых точках и нитях существенно зависит от значения диэлектрической константы окружающей их среды; в полупроводниковых квантовых нитях при замене барьерного полупроводникового материала

изолятором происходит существенное (более чем на порядок) увеличение энергий связи экситонов [1-,5-7].- -- -— ----- .. _ ____

В §2 описаны наиболее широко распространенные методы изготовления полупроводниковых наноструктур; основное внимание уделено методам, с помощью которых были изготовлены исследуемые в работе образцы: методу электрохимического травления поверхности объемного полупроводника и методу кристаллизации полупроводника в диэлектрической матрице хризотил асбеста.

В §3 рассмотрены механизмы внутризонной релаксации носителей в объемном полупроводнике и полупроводниковых структурах пониженной размерности, а также физические эффекты, оказывающие влияние на процессы внутризонной релаксации носителей в случае их высокой концентрации. Приведен обзор работ, показывающих, что как в объемном полупроводнике, так и в полупроводниковых квантовых нитях вследствие эффектов насыщения фононных мод, перепоглощения энергии фононов горячими электронами и экранирования электрон-фононного взаимодействия электронной плазмой высокой плотности скорость внутризонной релаксации носителей в случае их высокой плотности может существенно (более чем на порядок) уменынаться~[8]."""

В §4 обсуждаются механизмы излучательной и безызлучательной рекомбинации экситонов при их высокой плотности в объемном полупроводнике и полупроводниковых наноструктурах. Рассмотрены случаи спонтанной рекомбинации экситонов, бимолекулярного излучательного процесса их рекомбинации (экситон-экситонное, экситон-злектронное рассеяния), а также процесса безызлучательной Оже-рекомбинации.

Вторая глава включает в себя результаты исследований оптйческих свойств экситонов в квантовых нитях InP, кристаллизованных в диэлектрической матрице хризотия асбеста.

Хризотил асбест - это природный материал, состоящий из пучков параллельных нанотрубок длиной до нескольких сантиметров, которые являются диэлектрическими (г» 2,3) и прозрачными в широком спектральном диапазоне (подробно о структуре хризотил асбеста см. в [9,10]). В исследуемых образцах внутренний диаметр нанотрубок, измеренный с помощью электронного микроскопа на пропускание, составлял величину около 4 нм, внешний - около 30 нм (измерения проведены Н.А.Киселевым и Д.Н.Захаровым, Институт Кристаллографии РАН)., Фосфид индия был кристаллизован внутри нанотрубок хризотил асбеста методом газофазного металлорганического синтеза в Санкт-Петербургском физико-техническом институте [10]. Измеренные там же спектры комбинационного рассеяния показали, что полупроводник,

кристаллизовавшийся внутри нанотрубок, имеет кристаллическую структуру.

На рисунке 1 представлены спектры люминесценции и поглощения образца 1пР, кристаллизованного в хризотил асбесте, а также чистой, без внедренного полупроводника, хризотил асбестовой матрицы. Соответственно, полосы поглощения и люминесценции с максимумами на энергии 1,93 эВ можно объяснить поглощением и испусканием света фосфидом индия, а плечо в спектре люминесценции образца, лежащее около энергии 2,1 эВ, - свечением матрицы хризотил асбеста. Монотонно увеличивающееся с ростом энергии кванта поглощение на коротковолновом краю спектра может определяться не только матрицей хризотил асбеста, но и межзонным поглощением объемного 1пР. Вполне допустимо, что часть полупроводникового материала кристаллизовалась между пучками нанотрубок в виде относительно больших микрокристаплов 1пР -микрокристаллов, в которых не проявляется размерное квантование.

Сдвиг полос поглощения и люминесценции 1пР в хризотил асбесте в область высоких энергий относительно края зоны поглощения объемного

1пР (1,35 эВ при Г=300К) можно объяснить квантоворазмерным эффектом в наноструктурах 1пР (квантовых нитях и/или квантовых точках). Неизменность формы и полуширины (0,2 эВ) линий люминесценции в широком диапазоне интенсивностей возбуждения (рис. 2) подтверждает, что люминесценция 1пР в хризотил асбесте обусловлена свечением квантовых нитей или точек 1пР [11]. Существенное увеличение интенсивности люминесценции наноструктур 1пР при изменении поляризации возбуждающего света с перпендикулярной оси нанотрубок хризотил асбеста на параллельную (степень поляризации около 0,45) является доказательством того, что доминирующий вклад в спектры люминесценции вносит свечение квантовых нитей, а не квантовых точек 1пР [12]. Поскольку в полупроводниковых квантовых нитях в спектрах поглощения и люминесценции доминируют экситонные переходы [2] и наинизшими по энергии являются е-Ик (электрон зоны проводимости, тяжелая дырка)

1.0

.2.0.5

0,0.

- ■ г ■ ■ ■■ 1 • \ ■ У '

Н|~~ /

\

^ /\з

/1 " У у 4'Х ' \

1.0

0,5

я о

ч

сг

е

1,6

г

1,8 2,0 2,2 Энергия (эВ)

Рис.1 Спектры поглощения и фотолюминесценции (ФЛ) 1пР в хризотил асбесте (кривые 1 и 3 соответственно) и хризотил асбестовой матрицы (кривые 2 и 4 соответственно). Т=ЗООК.

экситонные состояния, то по положению линий поглощения и~ люминесценции можно оценить энергию основного е-НИ экситонного состояния в квантовых нитях полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест), которая оказалась равной 1,93 эВ.

На рисунке 3 представлены рассчитанные Е.А.Муляровом

зависимости энергий е-Ыг, е-1к (электрон зоны проводимости, легкая дырка) экситонных переходов, а также ширины одномерной запрещенной зоны для переходов с участием тяжелых и легких дырок от диаметра квантовых нитей полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест). При вычислениях использовалась следующая модель: зкситон Ванье-Мотта локализован в цилиндрической полупровод-

никовой нити, находящейся в диэлектрической матрице [5]. Из-за большой разницы в диэлектрических проницаемостях полупроводника и матрицы наряду с размерным квантованием, определяющим

квазиодномерные свойства эксито-нов, учитывались потенциалы изображений. Энергии 1,93 эВ на

Е 0,8

1,8 1,9 2,0 2,1 Энергия (эВ)

Рис.2 Спектры люминесценции 1пР в хризотил асбесте, полученные при возбуждении образца 14 не импульсами лазера, поляризованными параллельно (кривые 2 и обозначенная штрихованной линией) и перпендикулярно (кривая 1) оси нанотрубок хризотил асбеста. Интенсивность возбуждения составляла: (1), (2) -4.7МВт/с\Г; (штрихованная линия) -] МВт/см" и спектр нормирован на максимальное значение спектра (2), Все спектры получены путем вычитания из спектров люминесценции образца спектров люминесценции матрицы. На вставке показана зависимость интенсивности люминесценции (относительные единицы) 1пР в хризотил асбесте от плотности мощности возбуждения (МВт/см'). Г=300К.

рисунке 3 соответствуют е-Ик нитях диаметром 3.6 нм. Данное

экситонные переходы в квантовых значение находится в хорошем соответствии со значением внутреннего диаметра нанотрубок хризотил асбеста (4 нм). Пользуясь рисунком 3, энергию связи экситонов в квантовых нитях 1пР, кристаллизованных в диэлектрической матрице хризотил асбеста, можно оценить как равную 200 мэВ, что более чем в 20 раз превосходит энергию связи экситонов в объемном 1пР. Представленные в работе [15] результаты экспериментов по спектроскопии возбуждения фотолюминесценции образцов подтверждают, что энергия связи экситонов в квантовых нитях 1пР, кристаллизованных в хризотил асбесте, действительно может принимать

столь большие значения: измеренное энергетическое расстояние между основным и первым возбужденным экситонными состояниями превышало 150 мэВ.

Отклонение от линейного закона роста интенсивности люминесценции квантовых нитей полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест) с ростом интенсивности возбуждения (вставка к рис. 2) может быть связано с нелинейным поглощением (просветлением) экситонов, обусловленным эффектом заполнения фазового пространства и экранированием экситонов в квазиодномерной системе [6]. Для интенсивности возбуждающего излучения, при котором возникает нелинейное поглощение на частоте экситонного перехода, исходя из того, что время жизни экситонов 0,4 не [15] много меньше длительности импульса возбуждения (14 не), можно записать следующее выражение: й<ц/(гЕхсаехсй?(1-еа1')), где аехс - эффективная боровская длина экситона, й? - эффективный диаметр квантовой нити и а - коэффициент ее поглощения. Согласно расчету Е.А.Мулярова, в квантовых нитях 1пР в хризотил асбесте аРХС к 6 нм. При с1 г=3,6 нм и а=104см~' интенсивность £ = 1,2 МВт/см2, что несколько меньше значений, при которых в эксперименте была зафиксирована нелинейная зависимость роста интенсивности люминесценции (см. вставку на рис. 2). Причина несовпадения, вероятно, кроется в том, что коэффициент поглощения квантовых нитей 1пР отличается от использованного при расчетах коэффициента поглощения объемного 1пР, однако автор не нашел источников, из которых было бы возможно почерпнуть реальное значение коэффициента поглощения квантовых нитей. Другим процессом, приводящим к нелинейной зависимости интенсивности люминесценции от уровня возбуждения, может быть увеличение эффективности безызлучатеяьной рекомбинации с ростом уровня возбуждения (Оже-рекомбинация).

Рис.3 Рассчитанные зависимости энергии е-ИИ (а), е-й (в) экситонных переходов и ширины одномерной запрещенной зоны для переходов с участием тяжелых (б) и легких (д) дырок в квантовых нитях 1пР в хризотил асбесте от диаметра квантовой нити (расчет Е.А.Мулярова). Г=300К.

Третья глава посвящена исследованию кинетики люминесценции пористого И-ТпРг -------------- ----------------------------------------------------------------

Образцы пористого InP были изготовлены методом электрохимического травления подложки (100) и-InP (автор благодарен С.Г.Гаврилову (МИЭТ, г.Зеленоград) за предоставленные образцы). На вставке к рисунку 4 представлены спектры люминесценции пористого п-InP, полученные при двух различных значениях интенсивности возбуждающего излучения. Сдвиг линии люминесценции пористого п-InP в область высоких энергий относительно линии люминесценции объемного InP можно объяснить квантоворазмсрным эффектом, проявляющимся в образовавшихся в результате электрохимического травления наноструктурах InP: квантовых нитях и/или квантовых точках InP. Величина сдвига позволяет оценить средний диаметр квантовых нитей' InP как равный 3,4 нм, квантовых точек - как равный 5 нм. При оценке размера наноструктур наряду с эффектом размерного квантования учитывался эффект диэлектрического ограничения экситонов.

На рисунке 5 представлены кривые кинетики люминесценции пористого л-InP, полученные при различных значениях интенсивности возбуждающего излучения. В области относительно малых интенсивностеи (S < 150 МВт/см") люминесценция быстро нарастает с г<10пс (временное разрешение системы регистрации =- 10 пс) и спадает однокомпонентно и экспоненциально (рис. 5а). Первое служит свидетельством быстрой внутризонной релаксации

возбужденных носителей в наноструктурах полупроводник (InP) - диэлектрик (воздух). Второе, а также то, что рост интенсивности люминесценции при S <150 МВт/см2 происходит по линейному закону (рис. 4), позволяет объяснить люминесценцию наноструктур пористого п-InP в области относительно малых интенсивностей возбуждения спонтанной рекомбинацией экситонов. С увеличением уровня возбуждения возрастает время нарастания интенсивности люминесценции

100 200 300 400

IlHlCHUlBllOCTb 1юзб\ждення (MBl/C'.l")

Рис. 4 Зависимость интенсивности люминесценции пористого л-InP от интенсивности возбуждения образца. На вставке представлены спектры люминесценции пористого л-InP при различных значениях интенсивности возбуждения: непрерывная линия -400 МВт/см*; штрихованная линия -150 МВт/см" (последний нормирован на максимальное значение первого). Длительность импульса возбуждения 10 пс. Г=300К.

(см. вставку к рис. 5). Кроме того, форма фронта нарастания становится сложной: относительно быстрое нарастание сменяется медленным, появляются точки перегиба. Увеличение времени нарастания интенсивности люминесценции можно объяснить замедлением внутризонной релаксации носителей при их высокой плотности, наиболее

вероятными .причинами которого являются эффекты - насыщения : фононных мод, • перепоглощения . энергии фононов ■ горячими ..электронами и экранирования электрон-фононного . ,, взаимодействия электронной плазмой высокой плотности [8].

С увеличением интенсивности возбуждения изменяется также вид спада

К о

и «

н X

К

импульсов

люминесценции.

При

S >150 МВт/см в нем появляется начальный быстрый участок (рис. 56), который можно охарактеризовать мгновенным временем релаксации Tl=-I(cU/dtyi^(\/r)a , где 0,5 <а< 1. Это дает основание объяснить быстрый участок спада излучательной бимолекулярной рекомбинацией экситонов (причиной которой, по всей вероятности, являются экситон-экситонное и/или экситон-электронное взаимодействия) ■ или/и бызызлучательной Оже-рекомбинацией (несущественное изменение формы спектра при переходе от низких интенсивностей возбуждения к высоким - см. вставку к рисунку 4 - позволяет отказаться от использования стимулированного процесса излучения в качестве объяснения быстрого участка спада). Близкая к квадратичному . закону зависимость роста интенсивности люминесценции в области высоких интенсивностей возбуждения (рис. 4) служит свидетельством того, что именно бимолекулярная излучательная рекомбинация, а не Оже-рекомбинация, вносит определяющий вклад в быстрый участок спада, в противном случае наблюдалось бы замедление роста интенсивности люминесценции.

Закон роста интенсивности люминесценции в области высоких уровней

100 200 300 Время (пс)

Рис. 5 Кинетика люминесценции пористого п-1пР при возбуждении образца 10 пс лазерными импульсами интенсивностью: (а) - 70МВт/см2; (б) -270МВт/см2, (в) - 400МВт/см2. На вставке представлена зависимость времени нарастания интенсивности люминесценции (пс) пористого и-1пР. ...от интенсивности возбуждения (МВт/см2). Г=300К. .

возбуждения - имеет принципиально различный характер для образцов пористого и-1пР и 1пР, кристаллизованного в хризотил асбесте. В то время как в первом зафиксирован близкий к квадратичному рост, во втором наблюдалось его замедление. Такое несовпадение в результатах может объясняться следующими причинами. Во-первых, условия возбуждения образцов пористого и-1пР и 1пР в хризотил асбесте различны: в первом возбуждение производилось лазерными импульсами длительностью 10 пс, во втором - длительностью 14 не. Во-вторых, время релаксации экситонов в квантовых нитях пористого и-1пР (60 пс) значительно меньше, чем в квантовых нитях 1пР в хризотил асбесте (400 пс [15]), а также, по причине более тонких квантовых нитей, меньше эффективная длина экситонов (5,2 нм против 6,0 нм). В результате, в квантовых нитях пористого и-1пР эффект заполнения экситонами фазового пространства. должен наблюдаться при больших концентрациях возбужденных носителей и экситонов, концентрациях, при которых, возможно, значительное влияние на процесс рекомбинации экситонов уже оказывают эффекты экситон-экситонного и/или экситон-электронного взаимодействий.

В области высоких уровней возбуждения были зафиксированы импульсы люминесценции необычной формы: начальный относительно медленный спад люминесценции сменялся быстрым. По-видимому, это связано с неоднородностью возбуждения образца по сечению пятна накачки: возбуждение в центре пятна существенно более интенсивное, чем по периферии. Таким образом, интегральный по сечению импульс можно составить из двух: быстро нарастающего - с периферии пятна возбуждения (интенсивности возбуждения еще не хватает для включения эффекта замедления внутризонной релаксации носителей) и медленно нарастающего - с центра пятна. В рамках данной гипотезы находят объяснение необычные особенности как спада импульса люминесценции, так и фронта его нарастания: более быстрый спад люминесценции с периферии пятна, чем нарастание с центра, в интегральном по сечению пятна импульсе люминесценции должен сопровождаться медленным участком спада; в момент, когда нарастание интенсивности люминесценции с периферии пятна сменяется спадом, на фронте нарастания должна появиться точка перегиба; начальное быстрое нарастание импульса люминесценции определяется люминесценцией с периферии пятна возбуждения, последующее более медленное - с центра.

Si.

Четвертая глава посвящена исследованию люминесценции пористого

1.8

Энергия (эВ) Рис. 6 Развернутый во времени спектр люминесценции пористого />-81. Длительность импульса возбуждения 2 не. Г=300К.

1,0

= 0,8 о

е0'6

S 0,4

0,2

0,0

Т' ....... 1 ■■ // * \ -Г----г—"—I

• ' / у \ # /• * 1 <Ь -

/ j \ V t

// б \ \

// / N . \ \

/ / а -..rTT-.j- i, _i

1.6

1,8 2,0 Энергия (эВ)

2,2

Рис.7 Спектры люминесценции пористого /7-84 при возбуждении образца 14 нс импульсами лазера интенсивностью: (а) - 6 кВт/см*; (б) -40 кВт/см2; (в) - 270 кВт/см2. Штрихованной линией обозначен спектр (а), нормированный на максимальное значение спектра (в). 'Г = 77К.

Образцы пористых р-Si и л-Si были приготовлены методом электрохимического травления р-Si и п-Si (100) подложек и после приготовления в течении длительного времени выдержаны в присутствии воздуха (автор благодарен В.Ю.Тимошенко и С.Г.Гаврилову за предоставленные образцы).

На рисунке 6 представлен развернутый во времени спектр люминесценции пористого р-Si. Полоса, расположенная в районе энергии 2,35 эВ, является следом рассеянного от образца возбуждающего излучения. Быстрое, со временем} меньшим 0,5 нс? затухание полосы с максимумом около 2,1 эВ (в течение процесса возбуждения интенсивность полосы практически не меняется, и она полностью затухает уже спустя 0,5 не после окончания возбуждения образца) позволяет объяснить ее прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах пористого p-Si. Медленно затухающая полоса, с максимумом около 1,8 эВ, по-видимому, определяется переходами между долгоживущими поверхностными состояниями пористого р-Si или/и свечением образовавшихся на поверхности наноструктур химических соединений Si.

Интегральные по времени спектры люминесценции пористого /?-Si характеризуются широкой полосой с максимумом около 1,8 эВ и особенностью ("плечом") вблизи энергии 2,1 эВ (рис. 7). Причем с

- увеличением - интенсивности возбуждения вклад в спектр "плеча" становится все более выраженным. Это можно объяснить значительной разницей времен жизни свободных экситонов в наноструктурах и возбужденных носителей на состояниях, определяемых

поверхностью пористого или

атомами соединений 81: насыщение последних из-за существенно больших времен должно происходить при меньших интенсивностях возбуждения.

Затухание медленной компоненты люминесценции пористого р-Бг существенно зависело от интенсивности возбуждения образца (рис. 7). В то время как при относительно малых интенсивностях медленная компонента. . определялась, скорее всего, только одним рекомби-национным процессом (одноком-понентный и экспоненциальный спад интенсивности люминесценции с гспаш « 30 мкс), сразу несколько одновременно протекающих

процессов, по-видимому, определяли ее при высоких уровнях возбуждения (в спаде люминесценции появлялся начальный относительно быстрый участок с гспада к 2 мкс, который сменялся участком практически неизменной интенсивности, и заканчивался импульс люминесценции экспоненциальным спадом с т-спаи« 30 мкс). В частности, суммой двух процессов - нарастающего и затухающего - может быть объяснен участок практически неизменной интенсивности люминесценции. Более ясную картину характера рекомбинационных процессов, определяющих медленную компоненту спада люминесценции пористого р-51 в области высоких уровней возбуждения, могли бы дать разрешенные во времени спектры люминесценции, измеренные в микросекундном временном масштабе.

На- рисунке 9 (а,б) представлены два спектра, входящие в состав развернутого во времени спектра люминесценции пористого и-Бь Спектр 9а соответствует началу импульса, спектр 96 зарегистрирован спустя 1,75 нс. На. , рисунке 10 , представлена полученная из развернутого во времени спектра зависимость интенсивности люминесценции от времени для двух спектральных диапазонов: от 2,0 эВ до 2,2 эВ (кресты) и от

Время (мкс)

Рис. 8 Кинетика люминесценции пористого р-Э1 при возбуждении образца 10 пс импульсами лазера интенсивностью: (1) - 0,27х/макс> (2) - 0,4х/ма«с, (3) - 0,9х1мк, (4)-/„а«с=10С МВт/см'. Г=300К.

1,6 эВ до 2,0 эВ (квадраты), которые в дальнейшем для удобства будут обозначаться соответственно как высокоэнергичная и низкоэнергичная

полосы. Интенсивная линия с

около энергии 2,35 эВ является следом от образца излучения

максимумом (рис. 9а) рассеянного накачки.

Быстрое затухание люминесценции пористого И-Б! Эспадаи 2,4 не) позволяет объяснить ее прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах 81.

Если люминесценция образца пористого и-81 обусловлена свечением квантовых нитей 81, то низкоэнергичная полоса, по-видимому, определяется рекомбинацией экситонов, находящихся в невозбужденном состоянии, если же свечением квантовых точек 81, то -переходами между наинизшими по энергии уровнями размерного квантования электрона и дырки. Несущественное изменение интенсивности низкоэнергичной полосы в течение первой наносекунды с начала регистрации импульса люминесценции можно объяснить насыщением наинизших энергетических состояний в наноструктурах Бь И именно в это время в спектрах отчетливо различима высокоэнергичная. полоса. Таким образом, если люминесценция обусловлена свечением квантовых нитей, то высокоэнергичную полосу можно объяснить рекомбинацией экситонов, находящихся в первом возбужденном состоянии, или переходами между дном зоны проводимости и потолком валентной зоны. Если же люминесценция обусловлена свечением квантовых точек, то эта

1,6

1,8 2,0 2,2 Энергия (эВ)

2,4 2,6

Рис. 9 Спектры люминесценции пористого «-81, зарегистрированные в начале импульса люминесценции (а) и спустя 1.75 не (б) (длительность импульса возбуждения 2 нс, Г=300К). (в) -спектры люминесценции, зарегистрированные при возбуждении пористого 14 нс лазерными

импульсами интенсивностью: 100 кВт/см2 (штрихованная линия) и 210 кВт/см2 (непрерывная линия), при Г=77К.

полоса может быть объяснена следующими после наинизших по энергии переходами. ~~ "

Интегральные по времени спектры люминесценции пористого п-Si (рис. 9в) хорошо подтверждают данную интерпретацию природы высокоэнергичной и низкоэнергичной полос люминесценции. Вероятно, уже при интенсивности возбуждения 100кВт/см2 наинизшие по энергии переходы в наноструктурах Si были полностью насыщены, поэтому увеличение интенсивности возбуждения сопровождается увеличением интенсивности люминесценции только высокоэнергичной полосы.

Разрешенные во времени спектры люминесценции показали, что люминесценцию исследуемых образцов пористого /з-Si и «-Si могут определять различные причины. Если в случае пористого и-Si быстрое время затухания низшей по энергии полосы люминесценции позволяет объяснить ее прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах Si, то в пористом jD-Si низшая по энергии полоса, вероятнее всего, связана с переходами между поверхностными состояниями или состояниями, определяемыми химическими

соединениями Si. Данное

противоречие можно объяснить в рамках модели, предложенной в работе [13]. По-видимому, наноструктуры Si в образцах пористого p-Si характеризуются меньшими размерами, чем в образцах пористого и-Si (что находится в согласии с [14], где показано, что при травлении в одинаковых условиях наноструктуры пористого р-Si характеризуются в среднем меньшими размерами, чем пористого и-Si), и, следовательно, большей прибавкой за счет размерного квантования к значению ширины запрещенной зоны. Таким образом, в случае пористого p-Si поверхностные состояния или состояния, определяемые соединениями Si, могут находиться внутри запрещенной зоны нанокристаллов Si, в то время как в пористом и-Si наинизшими по энергии могут оставаться экситонные состояния. '

2 3 4 5 Время (не)

Рис 10 Зависимость интенсивности люминесценции пористого от времени для двух спектральных диапазонов-

от 2.0 эВ до 2 2 эВ (кресты) и от 1.6 эВ до 2.0 эВ (квадраты). Длительность импульса

возбуждения 2 не. Г=300К.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

1. При исследовании оптических свойств наноструктур . (1пР, кристаллизованный в нанотрубках хризотил асбеста) было, обнаружено: полосы поглощения и люминесценции сдвинуты в видимый спектральный диапазон (максимумы,около 1,93 эВ) относительно края зоны поглощения объемного 1пР (1,35 эВ); полуширина линии люминесценции не меняется в широком диапазоне интенсивностей возбуждения; интенсивность люминесценции существенно выше при поляризации возбуждающего света, параллельной оси нанотрубок хризотил асбеста, чем перпендикулярной (степень поляризации около 0,45); в области высоких уровней возбуждения (~ 5 МВт/см2) рост интенсивности люминесценции с ростом уровня возбуждения начинает замедляться. Результаты экспериментов объяснены • рекомбинацией .экситонов в квантовых нитях полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест). Сопоставление экспериментальных данных с результатами расчетов энергий экситонных переходов в квантовых нитях 1пР в хризотил асбесте, проведенных Е.А.Муляровым, позволило оценить энергию связи экситонов (~200 мэВ) в данных наноструктурах.

2. При исследовании люминесценции образцов пористого иТпР обнаружено, что полоса люминесценции сдвинута в видимый спектральный диапазон (положение ее максимума 2,07 эВ) относительно края зоны поглощения объемного 1пР (1,35 эВ) и затухает по экспоненциальному- закону с характерным временем около 60 пс. Такое поведение можно объяснить рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик (воздух). Величина сдвига позволила оценить средний диаметр наноструктур: 3,4 нм - в случае, если предположить, что свечение обусловлено квантовыми нитями 1пР, и 5 нм -квантовыми точками 1пР.

3. В области высоких интенсивностей возбуждения 250 МВт/см2) спад интенсивности люминесценции пористого гс-1пР имел начальный быстрый участок с характерным временем гСпада~ 15 пс, и при этом зависимость интенсивности люминесценции от уровня возбуждения была квадратичная. Такое поведение можно объяснить процессом бимолекулярной излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик (экситон-экситонное и/или экситон-электронное взаимодействие). Отличие в законах роста интенсивности люминесценции пористого и-1пР (квадратичный рост) и 1пР в хризотил асбесте (замедление роста) в области высоких уровней возбуждения можно, .объяснить .как равными, условиями возбуждения образцов, так и существенным отличием времен жизни экситонов, а также характерных длин экситонов в данных типах структур.

4.-В-— области. _относительно малых интенсивностей возбуждения люминесценция пористого n-InP нарастала со временем; "не"" большим" 10 пс. Данное обстоятельство служит свидетельством быстрой внутризонной релаксации возбужденных носителей. в наноструктурах полупроводник (InP) - диэлектрик. С увеличением уровня возбуждения было зарегистрировано существенное увеличение времени.,нарастания (до 40 пс при S ~ 400 МВт/см ) интенсивности люминесценции, что объяснено эффектом замедления внутризонной релаксации носителей при их высокой концентрации в наноструктурах за счет эффектов насыщения фононных мод, перепоглогцспия фононов горячими электронами и экранирования электрон-фононного взаимодействия электронной плазмой высокой плотности.

5. Зарегистрированы развернутые во времени спектры люминесценции образцов пористого Si р- и п- типов. В спектрах люминесценции пористого..p-Si обнаружены две полосы: высокоэнергичная быстрая, со временем затухания менее 0,5 не, и низкоэнергичная медленная (микросекундного диапазона). Быстрая высокоэнергичная полоса была объяснена прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах Si, низкоэнергичная медленная - переходами носителей между поверхностными состояниями. Затухание медленной низкоэнергичной полосы существенно зависит от уровня возбуждения образца. Интенсивность люминесценции пористого и-Si спадала с характерным временем 2,4 не. Это позволило связать ее с прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах Si.

Основные результаты были опубликованы в следующих работах:

1. K.Chemoutsan, V.Dneprovskii, V.Karavanskii, O.Shaligina, Б. Zhukov,

"Time-Resolved Luminescence of Porous n-InP", Proceedings of Nanostructurcs: Physics and Technology, 5lh International Symposium, St. Petersburg, Russia, June 23-27,1997, p.383-387.

2. K.Chemoutsan, V.Dneprovskii, V.Karavanskii, O.Shaligina, E. Zhukov, "Time-Resolved Luminescence of Porous n-InP", Book of Abstracts,

International Conference on Laser Surface Processing, Limoges, France, 1997.

3. В.С.Днепровский, Е.А.Жуков, Н.Ю.Маркова, Е.А.Муляров, К.А.Черноуцан, О. А.Шалыгина, "Оптические свойства экситонов в квантовых нитях полупроводник (InP) - диэлектрик.", ФТТ. т.42, вып.З, с.532-536 (2000). i ...... ,

4. K.Chemoutsan, V.Dneprovskii, Romanov, ,0,Shaligina, E. Zhukov, "Optical properties of semiconductor (InP) - dielectric quantum wires", Proceedings of Nanostructures: Physics and Technology, 8lh International Symposium, St. Petersburg, Russia, June 23-27, 2000, p.3 83-3 86.

5. В.Днепровский, Е.Жуков, Н.Маркова, Е.Муляров, К.Черноуцан,.

О.Шалыгина, "Оптические свойства экситонов в квантовых нитях полупроводник (InP) - диэлектрик", тезисы докладов IV Российской; Конференции по Физике Полупроводников, Россия, Новосибирск, октябрь 25-29, 1999, стр.193.

6. K.Chemoutsan, V.Dneprovskii, E.Muljarov, O.Shaligina, E. Zhukov, "Optical properties of excitons in semiconductor-dielectric quantum wires", Book of Abstract, Sixth International Conference on the Optics of Excitons in Confined System, Switzerland, Ascona, August 30 - September 2,1999.

7. K.Chemoutsan, V.Dneprovskii, O.Shaligina, E.Zhukov, "Time-Resolved Luminescence of Porous Si and InP", Extended Abstracts of the Second International Conference on Porous Semiconductors - Science and Technology, Madrid, Spain, March 12-17, 2000, p.168-169.

8. K.Chemoutsan, V.Dneprovskii, V.Gusev, A.Symicov, O.Shaligina, E.Zhukov, "Linear and Nonlinear Optical Properties of Excitons in Semiconductor - Dielectric Quantum Wires", Book of Abstracts of the Sixth International Workshop on Nonlinear Optics and Excitation Kinetics in Semiconductors, Marburg, Germany, April 10-April 13,2000.

9. E.Zhukov, Y.Masumoto, V.Dneprovskii, E.Muljarov, K.Chemoutsan, S.Romanov, "Excitons in InP quantum wires with dielectric barriers", Book of Abstracts of the 25!h International Conference on the Physics of Semiconductors, Osaka, Japan, September 17-22, 2000, p.211.

Список цитируемой литературы

[1] L.V.Keldysh, "Excitons in Semiconductor-Dielectric Nanostructures", Phys. Stat. Sol. (a), v.164, no.l, p.3-12 (1997).

[2] R.Zimmermann, «Excitonoc Spectra in Semiconductor Nanostructures», Jpn. J. Of Appl. Phys., v.34, suppl.l, p.228-231 (1995).

[3] T.Someya, H.Akiyama, H.Sakaki.,"Enhanced Binding Energy of One-Dimensional Excitons in Quantum Wires", Phys.Rev.Lett., v.16, no. 16, p.2965-2968 (1996).

[4] W.Wegscheider, L.N.Pfeiffer, M.M.Dignam, A.Pinczuk, K.W.West, S.L.McCall, R.Hull, "Lasing from Excitons in Quantum Wires", Phys.Rev.Lett., v.71, no.24, p.4071-4074 (1993).

[5] Е.А.Муляров, С.Г.Тиходеев, «Диэлектрическое усиление экситонов : полупроводниковых квантовых нитях», ЖЭТФ , т. 111, вып.1, стр.274-28: (1997).

[6] В.С.Днепровский, Е.А.Жуков, Е.А.Муляров, С.Г.Тиходеев, «Линейное i нелинейное поглощение экситонов в полупроводниковых квантовых нитях кристаллизованных в диэлектрической матрице», ЖЭТФ, т. 114, вып.2, стр.700710 (1998).

[7] С.А.Гаврилов, В.В.Гусев, В.С.Днепровский, Е.А.Жуков, Е.А.Муляров, А.Н.Сырников, И.В.Яминский, "Оптические свойства экситонов в

квантовых нитях полупроводник (CdS) - диэлектрик", Письма в ЖЭТФ, т.707выпЗ, стр.216 -220 (1999).

[8] I.Shah, "Optical properties as a tool in hot-electron studies", Hot Electrons in Semiconductors. Physics and Devices, Edited by Balkan, Clarendon Press, Oxford, p.55-77 (1998).

[9] В.Н.Богомолов, «Жидкости в ультра тонких каналах», УФН, т.124, вып. 1, стр. 171-182 (1978).

[10] С.Г.Романов, Н.М.Йатс, М.И.Пембл, Д.Р.Аггер, М.В.Андерсон, К.М.Сотомайор Торрес, В.Ю.Бутко, Ю.А.Кумзеров, «Интерфейсные эффекты и формирование оптических свойств ансамблей структурно -изолированных квантовых нитей InP», ФТТ, т.39, вып.4, стр.727-734 (1997).

[11] С.А.Гуревич, Л.Г.Гладышева, С.О.Когновицкий, С.И.Кохановский, И.В.Кочнев, С.И.Нестеров, В.И.Скопина, В.Б.Смирницкий, В.В.Травников, С.И.Трошков, А.С.Усиков. «Проявление одномерной плотности состояний в спектрах люминесценции квантовых проволок InGaAs/GaAg», ФТТ, т.36, вып.б, 1774-1777 (1994).

[12] P.Iis, Ch.Greus, A.Forchel, V.D.Kulakovskii N.A.Gippius,

S.G.Tikhodeev, «Linear polarization of photoluminescence emission and absorption in quantum-well wire structures: Experiment and theory», Phys.Rev. B, v.51, no.7, p.4272-4277 (1995).

[13] M.V.Wolkin, J.Jörne, P.M.Fauchet, G.Allan, C.Delerue, "Electronic states and luminescence in porous silicon quantum dots: the role of oxygen.", Phys.Rev.Lett., v.82, no. 1, p. 197-200 (1999).

[14] A.G.Gullis, L.T.Canham, P.D.J.Calcott, "The structural and luminescence properties of porous silicon", J. Appl. Phys v.82, no.3, p.909-965 (1997).

[15] E.A.Muljarov, E.A.Zhukov, V.S.Dneprovskii, Yasuaki Masumoto,

"Dielectrically enhanced excitons in semiconductor-insulator quantum wires: Theory and experiment", Phys.Rev., v.62, no.l 1, p 7420-7432 (2000).

Введение.

Глава 1. Квазинульмерные и квазиодномерные полупроводниковые структуры: особенности свойств экситонов; механизмы релаксации энергии возбужденных носителей, методы изготовления (литературный обзор).

§ 1. Экситоны в квазинульмерных и квазиодномерных полупроводниковых структурах. Эффект диэлектрического ограничения экситонов.

§ 2. Методы изготовления квазинульмерных и квазиодномерных полупроводниковых структур.

§ 3. Механизмы внутризонной релаксации возбужденных носителей в объемном полупроводнике и полупроводниковых структурах пониженной размерности.

Эффект замедления внутрйзонной релаксации носителей высокой плотности.

§ 4. Механизмы излучательной и безызлучательной рекомбинации экситонов при их высокой плотности в объемном полупроводнике и полупроводниковых структурах пониженной размерности.

Глава 2. Оптические свойства экситонов в квантовых нитях полупроводник (1пР)

- диэлектрик (хризотил асбест).

§ 1. Схема экспериментальной установки и результаты эксперимента.

§ 2. Обсуждение результатов эксперимента.

Глава 3. Кинетика люминесценции пористого 1пР.

§ 1. Схема экспериментальной установки и результаты эксперимента.

§ 2. Обсуждение результатов эксперимента.

Глава 4. Разрешенные во времени спектры люминесценции пористого

§ 1. Механизмы излучательной рекомбинации в пористом

§ 2. Схема экспериментальной установки и результаты эксперимента.

§ 3. Обсуждение результатов эксперимента.

Актуальность работы. В объемных полупроводниках влияние экситонов Ванье-Мотта на оптические свойства проявляется обычно только вблизи края зоны поглощения, а при комнатных температурах из-за малой энергии связи эти экситоны термически распадаются. В то же время в полупроводниковых квантовых нитях, структурах, в которых экситоны и электроны могут свободно двигаться только в одном направлении, экситонные переходы начинают доминировать в спектрах поглощения и люминесценции. В квантовых нитях, вследствие ограничения движения, уменьшается среднее расстояние между электроном и дыркой, что приводит к увеличению энергии их кулоновского взаимодействия и, значит, энергии связи экситонов. В типичных полупроводниковых квантовых нитях размерное квантование может приводить к увеличению энергии связи экситона в несколько раз (до 20-30 мэВ) по сравнению с соответствующим объемным полупроводником. Энергию связи экситона можно значительно увеличить, если заменить барьерный полупроводниковый материал квантовой нити на изолятор с малой диэлектрической проницаемостью. В такой системе "диэлектрическое усиление" экситонов связано с концентрацией I кулоновской энергии взаимодействия электрона и дырки в диэлектрике (силовые линии электрического поля, соединяющие электрон и дырку, частично, а для тонких нитей - в основном, проходят через диэлектрик). Аналогичными причинами определяется существенная зависимость положения экситонных уровней в полупроводниковых квантовых точках (структурах, в которых движение носителей ограничено по всем возможным направлениям) от значения диэлектрической константы окружающей среды. Таким образом, изучение полупроводниковых наноструктур, окруженных диэлектриком (ниже структуры 3 I данного типа будут обозначаться - наноструктуры "полупроводник -диэлектрик"), привлекательно не только из-за особенностей электронных и экситонных свойств, но и из-за перспективности их использования в электронике и оптоэлектронике: подбирая материал полупроводниковой наноструктуры и окружающего ее барьера, возможно в широких пределах менять положение экситонных уровней в наноструктурах - осуществлять "инженерию кулоновского взаимодействия".

Цель работы заключалась в исследовании линейных и нелинейных оптических свойств наноструктур полупроводник (1пР) - диэлектрик, а также в изучении механизмов излучательной рекомбинации пористого Б!, который представляет из себя набор окруженных диэлектрической средой наноструктур 81.

Значительные трудности в деле исследования процессов рекомбинации экситонов и внутризонной релаксации носителей в полупроводниковых наноструктурах создают короткие времена протекания первых Ю-9 т10'"с)и очень короткие, лежащие в субпикосекундном масштабе, времена протекания вторых. Кроме того, изучение свойств экситонной рекомбинации осложнено существенным влиянием, которое оказывает на оптические свойства наноструктур I их сильно развитая поверхность. В частности, люминесценция, обусловленная переходами между поверхностными состояниями или свечением образовавшихся на поверхности химических соединений полупроводника, и люминесценция, определяемая излучательной рекомбинацией экситонов, может лежать в близких или даже перекрывающихся спектральных диапазонах. В свете вышесказанного, для изучения оптических свойств наноструктурур полупроводник - диэлектрик в настоящей работе, во-первых, применялись ультракороткие импульсы света для возбуждения люминесценции и, во-вторых, использовались как спектральные, так и временные, в том числе с пикосекундным временным разрешением, методы ее исследования. В случае пористого Б1, для того, чтобы разделить люминесценцию, определяемую излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах Б! и свечением поверхности пористого 81, были проведены исследования с пикосекундным временным разрешением развернутых во времени спектров люминесценции образцов, а также исследование кинетики их люминесценции в различных временных диапазонах: от субнаносекундного до микросекундного.

Научная новизна работы заключается в следующем: 1) впервые были проведены исследования оптических свойств экситонов в квантовых нитях полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест), в том числе при высокой плотности экситонов; 2) впервые были проведены исследования спектральных и временных характеристик люминесценции пористого 1пР, на примере наноструктур которого было обнаружено, что время нарастания сигнала люминесценции полупроводниковых наноструктур существенно зависит от концентрации возбужденных носителей; 3) впервые удалось в составе широкой линии люминесценции пористого разделить линии, обусловленные, по-видимому, рекомбинацией экситонов в наноструктурах 81 и рекомбинацией носителей с состояний, определяемых поверхностью пористого и/или атомами химических соединений 81.

Научная и практическая значимость работы состоит в том, что в ней получен ряд новых результатов, важных для понимания процессов экситонной рекомбинации в наноструктурах полупроводник - диэлектрик, а также влияния процессов внутризонной релаксации носителей при их высокой плотности на оптические свойства полупроводниковых наноструктур. Данные исследования приобретают дополнительное значение в свете широкого применения 5

I 1 полупроводниковых наноструктур в приборах оптоэдектроники (активные среды лазеров, быстродействующие переключатели и т.д.). На защиту выносятся следующие положения:

1. Особенности поглощения и люминесценции 1пР, кристаллизованного в наноканалах хризотил асбеста, можно объяснить в терминах экситонной рекомбинации в квантовых нитях полупроводник (1пР) - диэлектрик (хризотил асбест). Энергия связи экситонов в этих квантовых нитях существенно превосходит энергию связи экситонов в объемном 1пР и составляет около 200 мэВ.

2. Особенности люминесценции пористого и-1пР можно объяснить излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (1пР) -диэлектрик (воздух).

3. На свойства рекомбинации экситонов при их высокой плотности в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик существенное влияние оказывают нелинейные процессы, которые приводят к значительному уменьшению времени жизни экситонов и могут приводить как к замедлению роста интенсивности люминесценции, так и к более быстрому, чем линейный, закону ее роста.

4. Время нарастания люминесценции в наноструктурах полупроводник (1пР) -диэлектрик зависит от концентрации возбужденных носителей и существенно увеличивается в случае их высокой концентрации. Это можно объяснить эффектом замедления внутризонной релаксации носителей высокой плотности в полупроводниковых наноструктурах, в основе которого лежат, по-видимому, эффекты насыщения фононных мод, перепоглощения фононов горячими 6 1 электронами и экранирования электрон-фононного взаимодействия электронной плазмой высокой плотности.

5. Обычно наблюдаемая в видимом спектральном диапазоне полоса люминесценции приготовленного стандартным методом пористого состоит из двух полос: высокоэнергичной, затухающей со временем менее 0,5 не, которая, по-видимому, определяется прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (81) - диэлектрик (воздух) и низкоэнергичной медленной (микросекундного диапазона), которая, по-видимому, связана с переходами возбужденных носителей между поверхностными состояниями пористого /7-81 и/или свечением образовавшихся на поверхности химических соединений 81. Затухание медленной низкоэнергичной полосы существенно зависит от интенсивности возбуждения образца. Люминесценция пористого п-81 затухает с характерным временем 2.4 не, что свидетельствует, что она определяется прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (81) - диэлектрик (воздух).

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения.

Заключение.

1. При исследовании оптических свойств наноструктур (1пР, кристаллизованный в нанотрубках хризотил асбеста) было обнаружено: полосы поглощения и люминесценции сдвинуты в видимый спектральный диапазон (максимумы около 1,93 эВ) относительно края зоны поглощения объемного 1пР (1,35 эВ); полуширина линии люминесценции не меняется в широком диапазоне интенсивностей возбуждения; интенсивность люминесценции существенно выше при поляризации возбуждающего света, параллельной оси нанотрубок хризотил асбеста, чем перпендикулярной (степень поляризации около 0,45); в области высоких уровней возбуждения 5 МВт/см2) рост интенсивности люминесценции с ростом уровня возбуждения начинает замедляться. Результаты экспериментов объяснены рекомбинацией экситонов в квантовых нитях полупроводник (1пР) -диэлектрик (хризотил асбест). Сопоставление экспериментальных данных с результатами расчетов энергий экситонных переходов в квантовых нитях 1пР в хризотил асбесте, проведенных Е.А.Муляровым, позволило оценить энергию связи экситонов (~200 мэВ) в данных наноструктурах.

2. При исследовании люминесценции образцов пористого гс-1пР обнаружено, что I полоса люминесценции сдвинута в видимый спектральный диапазон (положение ее максимума 2,07 эВ) относительно края зоны поглощения объемного 1пР (1,35 эВ) и затухает по экспоненциальному закону с характерным временем около 60 пс. Такое поведение можно объяснить рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик (воздух). Величина сдвига позволила оценить средний диаметр наноструктур: 3,4 нм - в случае, если предположить, что свечение обусловлено квантовыми нитями 1пР, и 5 нм -квантовыми точками 1пР.

107 2

3. В области высоких иитенсивностей возбуждения (5 > 250 МВт/см ) спад интенсивности люминесценции пористого я-1пР имел начальный быстрый участок с характерным временем гспада~15пс, и при этом зависимость интенсивности люминесценции от уровня возбуждения была квадратичная. Такое поведение можно объяснить процессом бимолекулярной излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик (экситон-экситонное и/или экситон-электронное взаимодействие). Отличие в законах роста интенсивности люминесценции пористого и-1пР (квадратичный рост) и 1пР в хризотил асбесте (замедление роста) в области высоких уровней возбуждения можно объяснить ¡как разными условиями возбуждения образцов, так и существенным отличием времен жизни экситонов, а также характерных длин экситонов в данных типах структур.

4. В области относительно малых иитенсивностей возбуждения люминесценция пористого п- 1пР нарастала со временем, не большим 10 пс. Данное обстоятельство служит свидетельством быстрой внутризонной релаксации возбужденных носителей в наноструктурах полупроводник (1пР) - диэлектрик. С увеличением уровня возбуждения было зарегистрировано существенное увеличение времени нарастания (до 40 пс при 5« 400 МВт/см ) интенсивности люминесценции, что объяснено эффектом замедления внутризонной релаксации носителей при их высокой концентрации в наноструктурах за счет эффектов насыщения фононных мод, перепоглощения фононов горячими электронами и экранирования электрон-фононного взаимодействия электронной плазмой высокой плотности.

5. Зарегистрированы развернутые во времени спектры люминесценции образцов пористого р- и п- типов. В спектрах люминесценции пористого р-Б'г обнаружены две полосы: высокоэнергичная быстрая, со временем затухания

108 i менее 0,5 не, и низкоэнергичная медленная (микросекунднош- диапазона). Быстрая высокоэнергичная полоса была объяснена прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах Si, низкоэнергичная медленная — переходами носителей между поверхностными состояниями. Затухание медленной низкоэнергичной полосы существенно зависит от уровня возбуждения образца. Интенсивность люминесценции пористого я-Si спадала с характерным временем 2,4 не. Это позволило связать ее с прямой излучательной рекомбинацией экситонов в наноструктурах Si.

В заключении выражаю искреннюю признательность своим научным руководителям В. С. Днепровскому и Е.А.Жукову за предоставленную возможность заниматься интересной и актуальной проблемой, за большую помощь, которую они оказали мне при получении и осмыслении результатов. Я также очень благодарен М.В.Краевскому, О.Шалыгиной и А.Сырникову за помощь при проведении экспериментов, С.Г.Романову, С.А.Гаврилову, В.Ю.Тимошенко за возможность работать с прекрасными образцами, а также Е.А.Мулярову за предоставленную возможность воспользоваться результатами его расчетов.

1. Ал.Л.Эфрос, Ф.Л.Эфрос, "Межзонное поглощение света в полупроводниковом шаре", Физика и Техника Полупроводников, т.16, вып.7, стр.1209-1214 (1982).

2. T.Takagahara, " Effects of dielectric confinement and electron-hole exchange interaction on excitonic states in semiconductor quantum dots", Phys. Rev. B, v.47, no.8, 4569-4584 (1993).

3. Н.С.Рытова, "Экранированный потенциал точечного заряда в тонкой пленке.", Вестник МГУ, Физика Астрономия, т. 3, стр. 30-32 (1967).

4. В.Л.Бонч-Бруевич, С.Г.Калашников, «Физика полупроводников», Наука Физматлит, 1977, стр. 572.

5. Н.С.Рытова, "Кулоновское взаимодействие электронов в тонкой пленке", Доклады АН СССР, т.163, вып.5, стр.1118-1120 (1965).

6. А.В.Чаплик, М.В.Энтин, "Заряженные примеси в очень тонких слоях", ЖЭТФ, т.61, 2469-2475 (1971).

7. Л.В.Келдыш, "Кулоновское взаимодействие в тонких пленках полупроводников и полуметаллов", Письма ЖЭТФ, т.29, вып.11, стр.716-719 (1979).

8. В.С.Бабиченко, Л.В.Келдыш, А.П.Силин, "Кулоновско^е взаимодействие в тонких полупроводниковых и полуметаллических нитях", ФТТ, т.22, вып.4, стр.1238-1240 (1980).

9. T.Someya, H.Akiyama, H.Sakaki. Enhanced Binding Energy of One-Dimensional Excitons in Quantum Wires.- Phys.Rev.Lett., v.76, no.16, p.2965-2968 (1996).

10. W.Wegscheider, L.N.Pfeiffer, M.M.Dignam, A.Pinczuk, K.W.West, S.L.McCall, R.Hull, "basing from Excitons in Quantum Wires", Phys.Rev.Lett., v.71, no.24, p.4071-4074(1993).

11. L.V.Keldysh, "Excitons in Semiconductor-Dielectric Nanostructures", Phys. Stat. Sol. (a), v.164, no. 1, p.3-12 (1997).

12. R.Zimmermann, «Excitonoc Spectra in Semiconductor Nanostructures», Jpn. J. Of Appl. Phys., v.34, suppl.l, p.228-231 (1995).

13. S.Glutsch, D.S.Chemla, «Transition to one-dimensional behavior in the optical absorption of quantum -well wires», Phys. Rev. B, v.53, no.23, p.15902-15908 (1996).

14. Е.А.Муляров, С.Г.Тиходеев, «Диэлектрическое усиление экситонов в полупроводниковых квантовых нитях», ЖЭТФ, т.111, вып.1, стр.274-282 (1997).

15. B.C.Днепровский, Е.А.Жуков, Е.А.Муляров, С.Г.Тиходеев, «Линейное и нелинейное поглощение экситонов в полупроводниковых квантовых нитях, кристаллизованных в диэлектрической матрице», ЖЭТФ, т.114, вып.2, стр.700-710(1998).

16. С.А.Гаврилов, В.В.Гусев, В.С.Днепровский, Е.А.Жуков, Е.А.Муляров,

17. А.Н.Сырников, И.В.Яминский, "Оптические свойства экситонов в квантовых нитях полупроводник (CdS) диэлектрик", Письма в ЖЭТФ, т.70, вып.З, стр.216 -220 (1999).

18. A.I.Ekimov, Al.L.Efros, A.A.Onushchenco, "Quantum size effect in semiconductor microcrystals", Solid State Commun, v.56, n.l 1, p.921-924 (1985).

19. S.Hayashi, M.F.Fujh, K.Yamamoto, "Quantum size effects in Ge microcrystals embedded in Si02 thin films", JpnJ.Appl.Phys., v.28, n.8, p.L1464-L1466 (1989).

20. N.N.Ledentsov, "Submonolayer insertion in wide bandgap matrices: new principles for optoelectronic", Proc. Int. Symp. "Nanostructures: Physics and Technology" p.374-379, St.Peterburg, Russia (1997).

21. C.Weisbuch, B.Vinter, "Quantum Semiconductor Structures: fundamental and applications", San Diego, Academic Press. (1991).1.l

22. H.Zaren, K.Vahala, A,Yariv, "Gain spectra of quantum wires with inhomogeneous broadening", IEEE J. of Quantum Electronics, v.25, no.4, p.705-712 (1989).

23. F.Vouiloz, D.Y.Oberli, M.A.Dupertuis, A.Gustafsson, F.Reinhardt, and E.Kapon, "Effect of lateral confinement on valence-band mixing and polarization anisotropy in quantum wires.", Phys.Rev. B, v.57, no. 19, p.12378-12387 (1998).

24. F.J.Himpsel, T.M.Jung, A.Kirakosian, J.L.Lin, D.Y.Petrovykh, H.Rauscher, and J.Viernow, "Nanowires by step decoration.", MRS Bulletin, p.20 (1999).

25. В.Н.Богомолов, «Жидкости в ультра тонких каналах», УФН, т. 124, вып.1, стр.171-182 (1978).

26. В.Н.Богомолов и Ю.А.Кумзеров, "Флуктуация в ртутных нитях пятиатомного диаметра", Письма в ЖЭТФ, т.21, вып.7, стр.434-438 (1975).

27. V.Dneprovskii, N.Gushina, O.Pavlov, V.Poborchii, I.Salamatina, and E.Zhukov, "Nonlinear optical absorption of GaAs quantum wires", Phys. Lett. A, v. 204, no.l, p.159-162 (1995). |

28. S.G.Romanov, C.M.Sotomayor Torres, H.M.Yates, M.E.Pemble, V.Butko, V.Tretijakov, "Optical properties of self-assembled arrays of InP quantum wires confined in nanotubes of chrysotile asbestos.", J. Appl. Phys., v.82, no.l, p.380-385 (1997).

29. X.Hong, T.Ishihara, A.V.Nurmikko, "Dielectric confinement affect on excitons in Pbl4-based semiconductors.", Phys.Rev. B, v.45, no. 12, p.6961-6964 (1992).112i

30. D.Routkevich, A.A.Tager, J.Haruyama, D.Almawlawi, M.Moskovits, and J.M-Xu, "Nonlithographic nano-wire arrays: fabrication, physics and device application.", IEEE Transactions on Electron Devices, v.43, no. 10, 1646-1658 (1996).

31. Selvakumar V.Nair, Sucharita Sinha, K.C.Rustagi, "Quantum size effects in spherical semiconductor microcrystals.", Phys.Rev B35, no.8, p.4098-4101 (1987).

32. L.T.Canham, "Silicon quantum wire array fabrication by electrochemical and chemical dissolution of wafers.", Appl. Phys. Lett., v.57, no. 10, 1046-1048 (1990).

33. M.I.J.Beale, J.D.Benjamin, M.J.Uren, N.G.Chew, and A.G.Gullis, "An experimental and theoretical study of the formation and microstructure of porous Si", J. Cryst. Growth, v.73, no.3, 622-636 (1975). \

34. A.G.Gullis, L.T.Canham, P.D.J.Calcott, "The structural and luminescence properties of porous silicon", J. Appl. Phys. v.82, no.3, p.909-965 (1997).

35. D.J.Lockwood, P.Schmuki, H.J.Labbe, J.W.Fraser, "Optical properties of porous GaAs", Physica E 4, p. 102-110 (1999).

36. P.Schmuki, D.J.Lockwood, H.J.Labbe, J.W.Fraser, "Visible photoluminescence from porous GaAs", Appl. Phys. Lett., v.69, no.l 1, p. 1620-1622 (1996).

37. P.Schmuki, J.W.Fraser, C.M.Vitus, M.J.Graham, and H.S.Isaacs, "Initiation and Formation of Porous GaAs." J.Electrochem. Soc., v.143, no.10, p.3316-3322 (1996).

38. A.Anedda, A.Sepri, V.A.Karavanskii, I.M.Tiginyanu, V.M.Ichi^li, "Time resolved and ultraviolet photoluminescence in porous GaP", Appl. Phys. Lett., v.67, no.22,p.3316-3318 (1995).

39. А.И.Белогорохов, В.А.Караванский, А.Н.Образцов, В.Ю.Тимошенко, "Интенсивная фотолюминесценция в пористом фосфиде галия", Письма в ЖЭТФ, т.60, вып.4, стр.262-266 (1994).113

40. В.H.Erne, D.Yanmaekelbergh, J.J.Kelly, "Morphology and strongly enhanced photoresponse of GaP electrodes made porous by anodic etching." J.Electrochem. Soc., v.143, no.l, p.305-314 (1996).

41. N.G.Ferreira, D.Soltz, F.Decker, L.Cescato, "Evolution of Surface Textures on n-InP Samples Etched Photoelectrochemically", J.Electrochem. Soc., v.142, no.4, p. 1348-1352(1995).

42. П.К.Кашкаров, Б.В.Каменев, Е.А.Константинова, А.И.Ефимова, А.В.Павликов, В.Ю.Тимошенко, "Динамика неравновесных носителей заряда в кремниевых квантовых нитях.", УФФ, т.168, ном.5, стр.577-582 (1997).

43. Von der Linde D., Lambrich R., ""Direct measurements of hot-electron relaxation by picosecond spectroscopy.", Phys. Rev. Lett. 42, N 16, p. 1090-1093 (1979)

44. Shah, "Hot electrons and phonons under high intensity photoexcitation of semiconductors.", J. Sol. St. El. 21, N. 1, p.43-50 (1978).

45. Гантмахер В.Ф., Левинсон Н.Б., "Рассеяние носителей тока в металлах и полупроводниках", М.: Наука, 1984, 352с.

46. M.V.Wolkin, J.Jorne, P.M.Fauchet, G.Allan, C.Delerue, "Electronic states and luminescence in porous silicon quantum dots: the role of oxygen.", Phys.Rev.Lett., v.82, no.l, p.197-200 (1999). t

47. J.Shah, "Optical properties as a tool in hot-electron studies", Hot Electrons in Semiconductors. Physics and Devices, Edited by Balkan, Clarendon Press, Oxford, p.55-77 (1998).

48. Shank C.V., Fork R.L., Leheny R.F., and Shah J., "Dynamics of photoexcited GaAs band-edge absorption with subpicosecond resolution.", Phys. Rev. Lett., v.42, no.l, 112-118 (1979).114i

49. Tanaka S., Kobayashi H., Sato H., and Shionoya H., "Luminescence of high density electron-hole plasma in GaAs", J. Phys. Soc. Jpn., vol. 49, no.l, p.1051-1059 (1980).

50. Das Sarma S., Jain J.K., and Jalabert R., "Effect of photon self-energy correction on hot-electron relaxation in two dimensional semiconductor system.", Phys. Rev. B, v.37, no.9, p.4560-4566 (1988a).

51. Das Sarma S., Jain J.K., and Jalabert R., "Hot-electron relaxation in GaAs quantum wells.", Phys. Rev. B, v.37, no.3, p.1228-1230 (1988b).

52. Das Sarma S., Jain J.K., and Jalabert R., "Theory of hot-electron energy loss in polar semiconductors: role of plasmon-phonon coupling.", Phys. Rev. B, v.37, no.l 1, p.6290-6296 (1988c).

53. Leo K., Ruhle W.W., and Ploog K., "Hot-carrier energy loss rates in GaAs/AlxGai.xAs quantum wells.", Phys. Rev B, v.38, no.3, p.1947-1957 (1988).

54. Leo K., Ruhle W.W., Queisser H.J., and Ploog K., "Reduced dimensionality of hot carriers relaxation in GaAs quantum wells.", Phys. Rev B, v.37, no. 12, p.7121-7124 (1988).

55. Leo K., Ruhle W.W., Queisser H.J., and Ploog K., "Hot carriers cooling in GaAs quantum wells", Applied Physics A (Solid and Surfaces), v.45, no.l, p.35-39 (1988).

56. Tatfyam M.C., Taylor R.A., Ryan J.F., Wang W.I., and Foxon C.T., "Energy relaxation in p- and n- GaAs quantum wells: confinement effects.", Sol. St. Electron., v.31, no.2, p.459-464 (1988).

57. Ryan J.F. and Tatham M.C., "Picosecond optical studies of 2D electrons -2D phonons dynamics.", Sol. St. Electron., v.32, no.12, p.1429-1435 (1989).

58. Shah J., Pinczuk A., Gossard A.C., and Wiegmann W., "Energy loss rates for hot electrons and holes in GaAs quantum wells.", Phys. Rev. Lett., v.54, no. 18, p.2045-2048 (1985).

59. J.F.Ryan, "Ultrafast spectroscopy of low-dimensional-structures", Hot Electrons in Semiconductors. Physics and Devices, Edited by Balkan, Clarendon Press, Oxford,p. 183-207 (1998).

60. Rota L., Rossi F.,Lugli P. and Monlinari E., "Ultrafast relaxation of photoexcited carriers in semiconductor quantum wires: a Monte Carlo approach.", Phys. Rev B, v.52, no.7, p.5183-5201 (1995).

61. Maciel A.C., Kiener C., Rota L., Ryan J.F., Marti U., Martin D., Morier-Gemound F., and Reinhart F.K., "Hot carriers relaxation in GaAs V-groove quantum wires.", Appl. Phys. Lett., v.66, issue 22, p.3039-3041 (1995).

62. T.Inoshita and H.Sakaki, "Electron relaxation in a quantum dot: significance of multiphonon processes", Phys. Rev. B, v.46, no.l 1, p.7260-7263 (1992).

63. Bockelmann U. and Bastard G., "Phonon scattering and energy relaxation in two-, one-, and zero-dimensional electron gases.", Phys. Rev. B, v.42, no. 14, p.8947-8951 (1990).

64. H.Benisty, C.M.Sotomayor-Torres, C.Weisbuch, "Intrinsic mechanism for the poor luminescence properties of quantum-box systems", Phys.Rev.B, v.44, no. 19, p. 1094510948 (1991).

65. Al.L.Efros, V.A.Kharchenko, and M.Rosen, "Breaking the phonon bottleneck in nanometer quantum dots: role of Auger-like processes", Sol. St. Comm., v.93, no.4, p.281-284 (1995).

66. V.I.Klimov, D.W.McBranch, "Femtosecond lP-to-15 electron relaxation in strongly confined semiconductor nanocrystals", Phys.Rev.Lett, v.80, no.18, p.4028-4031 (1998).

67. V.I.Klimov, A.A.Mikhailovsky, D.W.McBranch, C.A.Leatherdale, M.G.Bawendi, "Quantization of multiparticle Auger rates in semiconductor quantum dots", Science, v.287, p.1011-1013 (2000).

68. A.Liebing, P.Mengel, and W.Ruppel, "Luminescence of high-density excitons in CdS.", Phys. stat. sol. B, v.12, no.2, 431-436 (1975).

69. T.Fischer and J.Bille, "Recombination processes in highly excited CdS.", J. Appl. Phys. 45, no.6, p.3937-3942 (1974).

70. G.A.Borko, V.S.Dneprovskii, M.V.Kraevskii, K.Marinova, S.M.Oak, E.K.Silina, V.S.Fokin, "A study of the kinetics of recombination radiation of CdS and CdSe crystals", Phys. Stat. Sol. B, v.85, p.111-119 (1978).

71. Ж.Панков,"Оптические процессы в полупроводниках", стр. 177, Москва, И:Мир, 1973.

72. Mihalcescu, J.C.Vial, A.Bsiesy, F.Muller, R.Romestain, E.Martin, C.Delerue, M.Lannoo, G.Allan, "Saturation and voltage quenching of porous-silicon luminescence and the importance of the Auger effect.", Phys.Rev. B, v.51, no.24, p. 17065-17613 (1995).

73. D.Kovalev, B.Averboukh, M.^en-Chorin, F.Koch, Al.L.Efros, M.Rosen, "Nonlinear optical effects in porous silicon: Photoluminescence saturation and optically induced polarization anisotropy.", Phys.Rev. B, v.56, no.7, p.3875-3884 (1997).

74. P.lis, Ch.Greus, A.Forchel, V.D.Kulakovskii N.A.Gippius, S.G.Tikhodeev, «Linear polarization of photoluminescence emission and absorption in quantum-well wire structures: Experiment and theory», Phys.Rev. B, v.51, no.7, p.4272-4277 (1995).

75. N.A.Gippius, S.G.Tikhodeev, A.Forchel, V.D.Kulakovskii, "Polarization-Dependent Optical Properties in Open Quantum Well Wires", Superlattices and Microstructures, v.16, no.2, p.165-167 (1994).

76. P.K.Kashkarov, E.A.Konstantinova, A.V.Pavlikov, V.Yu.Timoshenko, "Influence of ambient dielectric properties on the luminescence in quantum wires of porous silicon", Phys.Low-Dim.Stract. 1/2, p. 123-130 (1997).

77. V.Klimov, P.Haring Bolivar, and H.Kurz, "Ultrafast carrier dynamics in semiconductor quantum dots", Phys.Rev. B, v.53, no.3, p.1463-1467 (1996).

78. T.Inokuma, T.Arai, M.Ishikava, "Size effects on the temporal dynamics of edge emission in CdSe microcrystals embedded in a germanate glass matrix.", Phys.Rev. B, v.42, no. 17, p.l 1093-11098 (1990).

79. D.Bertram, O.I.Micic, and A.J.Nozik, "Excited-state spectroscopy of InP quantum dots.", Phys.Rev. B, v.57, no.8, p. 4265-4268 (1998).

80. E.A.Muljarov, E.A.Zhukov, V.S.Dneprovskii, Yasuaki Masumoto, "Dielectrically enhanced excitons iq semiconductor-insulator quantum wires: Theory and experiment", Phys.Rev., v.62, no.l 1, p.7420-7432 (2000).

81. H.Mizuno, H.Koyama, N.Koshida, "Oxide-free blue photoluminescence from photochemically etched porous silicon", Appl.Phys.Lett., v.69, issue 25, p.3779-3781 (1996).

82. D.J.Lockwood, "Optical properties of porous silicon", Solid State Commun., v.92, no.l, p.101-112 (1994).118

83. R.P.Vasgjaez, R.W.Fathauer, T.George, A.Ksendzov, and T.L.Lin, "Electronic structure of light-emitting porous Si", Appl.Phys.Lett., v. 60, no.8, p.1004-1006 (1992).

84. S.M.Prokes, W.E.Carlos, V.M.Bermudes, "Luminescence cycling and defect density measurements in porous silicon: evidence for hydride based model.", Appl.Phys.Lett., v.61, no.9, 1447-1451 (1992).

85. H.Chen, X.Xou, G.Li, F.Znang, M.Yu, X.Wang, "Passivation of porous silicon by wet thermal oxidation.", Journal of Appl.Phys, v.79, no.6, p.3282-3285 (1996).

86. M.B.Robinson, A.C.Dillon, D.R.Hayness, S.H.Georg, "Effect of thermal annealing and surface coverage on porous silicon photoluminescence.", Appl.Phys.Lett., v. 61, no.12, p.1414-1416 (1992).

87. Белогорохов А.И., Белогорохова Л.И., Караванский В.А., Образцов А.Н., "Инфракрасная спектроскопия и фотолюминесцентные свойства пленок пористого кремния: влияние режимов формирования.", ФТП, т.28, вып.8, стр. 1424-1430 (1994).

88. J.L.Gole, F.P.Dudel, D.Grantier, D.A.Dixon, "Origin of porous silicon photoluminescence: evidence for a surface bound oxyhydride-like emitter.", Phys.Rev. B, v.56, no.4, p.2137-2153 (1997).

89. A.I.Belogorokhov, L.I.Belogorohova, V.A.Karavanskii, "Infrared spectroscopy analysis of porous silicon: comparison of various preparation conditions.", Physics of Low- Dimensional Structures, v.10, p.53-60 (1994).