Особенности экситонных процессов в напряженных квантовых структурах ZnS-ZnSe с несовершенным гетерограницами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

НАЦІОНАЛЬНА АКАДЕМІЯ НАУК УКРАЇНИ ІНСТИТУТ ФІЗИКИ

РГ6 ол

'і- •' СсіІ ІЬЗи

Бондар Микола Володимирович

УДК 535.37л3?.311.33

ОСОБЛИВОСТІ ЕКСИТОННИХ ПРОЦЕСІВ В НАПРУЖЕНИХ КВАНТОВИХ СТРУКТУРАХ З НЕДОСКОНАЛИМИ

ГЕТЕРО ГРАНИЦЯМИ

Спеціальність 01.04.07. - фізика твердого тіла

АВТОРЕФЕРАТ дисертації на здобуття наукового ступеня кандидата фізико-математичниз наук

Київ - 1998

Дисертація с рукописом.

Дисертація виконана в Інституті фізики НАН України

Науковий керівник: кандидат фізико - математичних наук,

Тищенко Валерій Вікторович

(старший науковий співробітник ІФ НАН України)

Офіційні опоненти: доктор фіаихо-математичних наук, професор

. Корбут як Дмитро Васильович

(зав. відділом 1Н НАН України)

кандидат фізико - математичних наук,

Комаров Альберт Васильович

(старший науковий співробітник ІФ НАН України)

Провідна організація: Київський університет імені Шевченка. .

• Захист відбудеться

ОЄ

1998 р. о /<Г- год, на

засіданні спеціалізованої вченої ради Д26.159.01 в Інституті фізики за адресою: м. Київ, проспект Науки, 46.

З дисертацією можна ознайомитись в бібліотеці Інституту фізики. Автореферат розісланий * ” 1998р.

Вчений секретар спеціалізованої ради

Іщук В. А.

Актуальність теми. На сучасному етапі розвитку фізики напівпровідників основними об'єктами досліджень все в більшій мірі стають складні епітаксійні гетероструктури. Фундаментальний характер явищ, що визначають їх оптичні властивості, а також можливість використовувати гетероструктури в якості елементів оптоелектронних приладів, роблять ці дослідження одними із тих, що розвиваються найбільш динамічно.

Отримання однакових епітаксійних шарів з товщинами, співвимірккмй з довжиною хвилі де-Бройля для електронів і дірок, стало можливим лише' після розробки технології молекуляр.,о-пучкової епітаксії (МПЕ), подальше удосконалення якої (а також інших технологій вирощування), дало змогу використовувати гетероструктури в наукових дослідженнях і технології приладобудування. Особливу увпгу .по себе привертають широкозонні напівпровідники групи АгВв із-за можливості їх використання : якості джерел випромінювання, які працюють в видимій ділянці спектру.

Виникаючі при цьому проблеми, носять як технологічний, так і фундаментальний характер. . Наприклад, невизначеність, у більшості гетероструктур на основі напівпровідників групи А^ , енергетичного спектру носіїв в умовах обмеженого простору (квантово-розмірний ефект), внутрішні деформації, які є наслідком розбіжностей матеріальних параметрів напівпровідників, з яких складаються квантові ями і надгратки. Вирішення цих проблем потребує спільних зусиль технологів і фізиків, результатом чого могло б стати створення елементів оптоелектроних приладів для 'синьо-зеленої" ділянки спектру 480нм)

Тому, дослідження, які проводяться в цій області фізики твердого тіла, являються актуальними з точки зору використання їх в відповідних областях науки та технології на Україні.

Метою роботи е визначення особливостей взаємного впливу квантово - розмірного ефекту, внутрішньої деформації та флуктуацій товщини квантових ям на екситонні процеси в напружених гетероструктурах гпЗ-гпЗе-ЛпБ.

Для досягнення мети необхідно було вирішити наступні задачі:

1. Дослідити вплив внутрішньої деформації епітаксійних плівок гпБе/СіаАз на поведінку екситонів при різних умовах збудження (зона - зонному, резонансному), температурах і товщинах, в особливості не перевищуючих

і

1мкм, при яких енергетична відстань між підзонами легких і важких -

екситонів може мати значну величину.

2. Визначити енергію зв'язку та боровський радіус ИИ екситонів, а також дослідити їх енергетичний спектр в надтонких (декілька моношарів) одиночних квантових ямах 2п8-гп8е-гп8ДЗаАз.

3. Виявити вплив флуктуацій товщини надтонких квантових ям на поведінку Мі екситонів в умовах стаціонарного збудження і низьких температур.

Наукова новизна роботи полягає в тому, що вперше в одній роботі, в широкому діапазоні товщин, температур і величин збудження, проведено дос лідження поведінки вільних та зв'язаних екситонів в умовах переходу від об'ємних зразків (епітаксійні плівки 2пве) до 20 структур (квантові ями та надгратки 2п8-2п8е-гп8). Визначенні енергія зв'язку та боровський радіус вільних № екситойів і механізм неоднорідного уширення іх смуги випромінювання, а також величини, які характер. їіують локалізовані екситони в надтонких одиночних квантових ямах: енергія порога рухливості, енергетичний масштаб хвоста і густину локалізованих станів, а також область делокалізованних № екситонів.

Теоретичне та практичне значення отриманих результатів.

Останні можуть бути використані при: ■

1 .Розробці теоретичних моделей, які описують поведінку зкситонів в квантоворозмірних структурах.

2.Створенні різного роду оптоелектронних приладів, працюючих в синьо-

зеленій області спектру. -

3.Результати роботи можуть бути використані при подальшому удосконаленні технології вирощування періодичних квантових структур -фотостимульованної газофазної епітаксії.

Положення, які виносяться на захист.

1. Енергетичний стан екситонної системи в епітаксійних плівках ¿пве/СаАз, вирощених методом РАУРЕ, визначається знаком і величиною тензора деформації. В умовах резонансного збудження плівок гпве/СаАз з деформацією стиску, можливий не рівноважний стан ексиїонної системи, що призводить до посилення процесів дифузії і.самопоглинання, якісно змінюючи форму і спектральне положення смуги випромінювання.

2. Показано, що енеріія зв'язку важких екситонів в структурах гп5(60А) -2п8е(11А) - 2п8(60А)/СаАз в 2 рази перевищує Л величину в об'ємному ¡гпБе і станови(ь приблизно 42ме8.

3. Неоднорідне уширення смуги фотолюмінесценції в надтонких одиночних квантових ямах ZnS(60A) • ZnSe(11A), обумовлено локалізацією важких екситонів в ямах потенціального рельєфу, який утворився в результаті флуктуацій товщини квантових ям. Енергія порога рухливості локалізованих екситонів зсунута на бмеВ відносно енергії вільних екситонів і дорівнює 2.991еВ.

Особистий внесок здобувача заключаеться в:

- активній участі в постановці фізичних задач дисертації;

- самостійному проведенні всіх експериментальних досліджень;

• обробці та інтерпретації всіх отриманих результатів;

■ безпосередній участі в написанні статей, що складають основу дисертації;

- представленні результатів роботи на семінарах відділу.

Зв'язок роботи з науковими програмами, планами, темами. Дисертаційна робота виконувалась в рамках проектів Державного фонду фундаментальних досліджень Міністерства України у справах науки і технології N 2.4/86 “Квантове обмеження в епітаксійних структурах на базі II-VI сполук; екситонні та фононні моди*, а також INTAS N 94-324 'Nonlinear optics, lasing, dynamics and localization of excitons in ll-VI epilayers and superlattices*.

Апробація роботи.

Матеріали роботи доповідались на наступних конференціях:

1. 1 -а Українська конференція 'Материаловедение халькогенидных полупроводников*. Чернівці, 1991.

2. 3-я Всесоюзна конференція 'Материаловедение халькогенидных полупроводников*. Ужгород, 1991.

3. 2-я Українська конференція ’Матеріалознавство і фізика напівпровідників змішаного складу*. Ніжин, 1993.

4. Наукова конференція, присвячена 40-річчю фізичного факультету ДЛУ Львів, 1993.

5. Частина матеріалів, які ввійшли в дисертацію, доповідалась на конференціях та семінарах Інституту фізики НАН України.

Публікації. Основні наукові результати опубліковані в 10 сгаттях в наукових журналах та в 4 тезах конференцій.

Структура та обсяг дисертації. Дисертаційна робота складається з вступу, п'яти розділів, висновків та списку використаних джерел. Нараховує 120 сторінок, а тому числі 31 рисунок, 2 таблиці та 111 бібліографічних назв на 10 сторінках.

З

У вступі обгрунтована актуальність вибраної теми дисертації, визначена мета роботи, її наукова та практична цінність, а також викладені положення, які виносяться на захист.

Перший розділ носить оглядовий характер. В ньому містяться основні теоретичні положення, які описують енергетичний спектр екситонів в напружених епітаксійних плівках, квантових ямах та надгратках на основі матеріалів групи А2В6, вирощених на підкладках СаАБ. За рахунок того, що постійна (а) гратки напівпровідника, з якого вирощена епітаксійна плівка не співпадає з постійною Гратки пдкладки, в першій виникає внутрішня деформація, яка призводить до розтягу або стиску шарів плівки. В випадку наявності виродженої валентної зони, як наприклад в гпве, деформація призводить до часткового зняття її виродження і утворенню підзон легких (ІЬ) та важких (Мі) дірок (екситонів). Напрямок та величина енергетичного зсуву підзон при зменшенні або збільшенні товщини плівки залежить від знака та величини компоненти тензора деформації: е/; = (а2і>5п - а//)агл5е, де а2п5е і а/(( - величини постійних граток об'ємного гпБе і плівки гпБе на підкладці СаАБ. Для деформації розтягу: е7 > 0; для стиску: е;/ < 0. Енергетичний зсув компонент можна розрахувати, використовуючи наступний вираз [1*]: .

Д Е), = 1.69еВ Єц,

Д Е, = 5.26еВ Ьц.

Далі в розділі коротко описаний особливості утворення рівнів розмірного квантування екситонів в квантових ямах та надгратках. При товщині квантової ями, співставною з довжиною хвилі де-Бройля. в напрямку її росту має місце ефект розмірного квантування енергії екситонів. При наявності багатьох квантових ям, як наприклад в надгратках, із зменшенням товщини бар'єрів відбувається перекриття хвильових функцій екситонів, які знаходяться в сусідніх ямах, що призводить до росту ймовірності їх тунелювання із однієї ями в іншу. Наслідком цього є створення енергетичних підзон в надгратці. В розділі також наведені основні вирази для густини станів екситонів в ЗО і 20 випадках і дана схема розрахунків їх енергії зв'язку та боровського радіуса в квантових ямах та надгратках. , " , ■ .

У другому розділі дана коротка характеристика спектральної установки, яка використовувалась для запису оптичних спектрів епітаксійних плівок та квантових структур. В цьому розділі також приведенні основні параметри епітаксійних плівок гпве/СаЛэ, одиночних квантових ям та надграток гпЗ^пЗе-гпБ/СаАз, які досліджувались в роботі. Одиночні квантові ями мали товщину ям Ц, = 11А і знаходились між бар'єрами гпБ з 1^ = 60А. Ці зразки вирощувались на підготовленій підкладці йлАз без буферного шару. Надгратки 2пЗ-2пЗе-2пЗ, мали товщину 80 • [11+601А, тобто 80 періодів глЭ-гпЗе, вирощувались на буферному шарі * (*“

0.07) з товщиною 0.4мкм. Таким чином, загальна товщина надграюк дорівнювала 1мкм. У всіх зразках, відібраних для досліджень, інтенсивність “синьої” фотолюмінесценції була рівномірною по всій поверхні, на відміну від інших, де, в основному, домінувало випромінювання із "жовтої” або “червоної” області спектру.

Третій розділ присвячений дослідженню особливостей енергетичного спектру вільних та зв’язаних єкситс-ііз в напружених епітаксійних плівках ¿пве/СаАв (вирощених методом РАУРЕ). при різних енергіях збудження, температурах і товщинах. За допомогою спектрів екситонної фотолюмінесценції та відбиття показана наявність внутрішньої деформації в плівках гпЗеДЗаАз з різними товщинами (1.2, 0.7, 0.5, 0.006)мкм, яка проявилась в розщеплені смуг випромінювання вільних (Е,, Е„) і зв’язаних на донорах (Ігі,Ігл) екситонів на дві компоненти, які відповідають рекомбінації легких (ІИ) і важких (Мі) екситонів, рис.1. Таке розчеплення не можливо було б пояснити за допомогою моделі зонної структури 2пЗе з однією виродженою (верхньою) валентною зоною. В залежності від роду деформації, розтягу або стиску, що визначається величиною і знаком тензора деформації (е;/), компоненти (Е,,Е*) зсуваються в, відповідно, довгохвильову або короткохвильову сторону спектру, відносно енергії не розщепленого екситонного терма (Ео = 2.802еВ). Тому, енергетична відстань між компонентами і їх спектральне положення є функціями товщини плівки (сі).

Найбільш важливим результатом цього розділу є дослідження еволюції форми смуги фотолюмінесценції вільних екситонів в плівках з товщинами 1.2мкм (ЦАС-25) і 0.7мкм (N273) при резонансному збудженні, рис.і. Із незначної кількості експериментальних даних відомо, що епітаксійні плівки ¿пве/СаАз з товщинами О.ввмкм, при низьких температурах, вільні від деформації і мають зонну структуру, яка відповідає об'ємному гпЭе [1*].

s

Рис. 1.

nm

Рис. 2.

S

При товщинах більших або менших ніж 0.88мкм, в плівках виникають деформації, відповідно, розтягу або стиску. При деформації розтягу (е/; > 0), дно ІИ підзони знаходиться нижче по енергії Іііі підзони і завдяки різним масам І(т і ЬИ екситонів, криві дисперсії цих підзон мають спільні точки перетину, які служат ефективними канапами релаксації ЬІі екситонів в ІИ підзону. Тому, і при резонансному (див. нижче), і при зона- зонному збудженні, екситонна система в плівці ЦАС-25 завжди знаходиться в термодинамічно- рівноважному стані. Завдяки цьому форму смуги фотолюмінесценції вільних екситонів в плівці ЦАС-25, в першому наближенні, завжди можна апроксимувати Максне/іл - Больцманоиським розподілом.

Форма смуги вільних екситонів в плівці N273 (0.7мкм), мас зовсім інший вигляд тому, що інтенсивності ІЬ (Е,) і Мі (Еп) компонент в цій плівці співставні між собою. Пояснити це можна зміною роду деформації, тобто при зменшені товщини плівки гпБе (< 1мкм), деформація розтягу в ній змінюється деформацією стиску (е(// < 0) [2*]. Внаслідок цього, дно ІИ підзона зсувається вище по енергії, ніж дно М і при різних величинах дисперсії, підзони уже не мають спільних точок перетину. Енергетична відстань між дном ІИ підзони і дном ЬЬ, значно менша за енергію Ю фонона (31.5меВ), тому при резонансному збудженні відсутній канал релаксації екситонів між підзонами через Ю фонони. Однак релаксація екситонів між підзонами через ІА фонони також заборонена внаслідок законів збереження енергії та імпульсу екситонів [2*]. Тому заселеність високоенергетичної ІЬ підзони стає майже однаковою із Иїі лідзоною і екситонна система перебуває в стані термодинамічної нерівноваги. Окрім цього, із зменшенням товщини плівок (0.7, 0.5, 0.006)мкм при резонансному збуджень), можна спостерігати зсув компонент Д Е, і Д Е,, в високоенергетичну область спектру |2'| Величини цього зсуву, відносно Ео, становили:

6 (мкм) 0.7 0.5 0.006

Л Е, (меВ) 2.6 12.7 14.5

Д Е„ (меВ) 1 4.2 4.5

Відзначим, що максимальні величини зсувів № і Ні підзон в гпБе/СаАї плівках становлять, 14.5 і 4.5меВ, відповідно. Таким чином, величина внутрішньої деформації досягає свого максимального значення в плівках ¿пБе з товщинами - О.бмкм.

Перебудова енергетичної структури плівок ¿нЗе/ваАв з товщинами меншими 0.88мкм, призводить до значного зростання кількості Іґі екситонів

при резонансному збудженні (за рахунок зменшення втрат при іх формуванні). Це веде до швидкого насичення зв’язуючих центрів і, як наслідок, до значного збільшення часу життя lh екситонів. Враховуючи їх більшу рухливість порівняно з hh, так як їх маса в 4 рази менша, вони здатні набагато глибше проникати в плівку, що веде до значного посилення процесів дифузії і самопоглинання і зменшення інтенсивність випромінювання lh екситонів на даній частоті. Якщо записувати смугу фотолюмінесценції вільних екситонів в тих місцях поверхні плівки, де густина зв'язуючих центрів мала, то можна чітко спостерігати значне зменшення інтенсивності lh компоненти (інтенсивність важкої компоненти при цьому майже не змінюється. Це ще один доказ на користь того, що високоенергетична компонента (Є,) обумовлена рекомбінацією lh екситонів. Таким чином, внутрішня деформація призводить до пониження просторової групи симетрії елементарних комірок ZnSe, розчепленню виродженої валені по? зони останнього і утворенню підзон легких і важких екситонів. При зміні роду деформації відбувається перебудова енергетичної структури цих плівок, внаслідок чого lh підзона екситонів стає більш короткохвильовою в порівнянні з hh.

Четвертий розділ містить результати експериментальних досліджень низькотемпературних спектрів фотолюмінесценції і відбиття, а також розрахунки енергетичних рівнів і енергії зв'язку та боровського радіуса hh екситонів у надтонких квантових ямах ZnS(60A)-ZnSe(11A)-ZnS(60A) [З*]. Особливості досліджуваних квантових структур полягають в тому що, в силу іх природи, утворений потенціальний бар'єр для дірок (800 • ЮООмеВ) значно перевищує потенціальний бар'єр для електронів (0 - 80меВ), що є наслідком збурення головним чином валентних зон ZnS і ZnSe при заміщенні S на Se (або навпаки) і веде до сильної локалізації hh дірок в квантовій ямі порівняно з електронами. Тому, як показують теоретичні розрахунки, енергія зв’Яйку hit екситонів (Є20) в таких структурах, не перевищує: Его< (пг/4) Е30.

Основними експериментальними результатами цього розділу являються спектри відбиття та фотолюмінесценції на рис.2 і 3(a). Дані, які можна отримати з них дозволяють розрахувати кількість рівнів розмірного квантування екситонів в ямі І їх енергії, а також основні параметри hh екситонів. На спектрі відбиття, рис-2. можна чітко спостерігати два мінімуми (Е„ = 3.209еВ і Е„ =■ 2.997еВ), які обумовлені, відповідно, th і hh екситонами, утвореними електронами та легкими (lh) і важкими (hh) дірками із перших підзон (п *» 1) розмірного квантування. Зсув енергій цих екситонів

і

PL intensity PL intensity

Phc. 4.

в короткохвильову сторону (відносно Ео) обумовлений дією квантово-розмірного ефекту та внутрішньою деформацією структури. З квантової механіки відомо, ідо енергії частинок (екситонів) в квантових ямах з товщиною (LJ, що мають потенціальний бар'єр (U0) прямокутної форми, є рішеннями трансцендентного рівняння:

(Ц,)г = (Лг/гм^,.„ (AE,S)] <* - 2arcsin(á Els/U0)1/?¡2, де Mhh|h - маса !h або hh екситонів, & E,s = Eu - Е,,. Враховуючи Ц, = ¡1 ПА, це рівняння задовольняється при М№ = 0.77m„, Mlh = 0.27т0 і U0 = 945меВ. Останні величини близько співпадають з аналогічними для одиночних квантових ям ZnS-ZnSe-Zn^, отриманих методом MOCVD. Таким чином, величини Е,5=2.997еВ і E)s = 3.209еВ, дійсно є енергіями перших рівнів розмірного квантування, відповідно, hh і lh екситонів в квантових ямах з номінальними товщинами 11А. Знаючи U0, ^oaoja отримати енергії других рівнів розбірного квантування екситонів (п=2): Е,5 = 3.523еВ і Еи = 4.323еВ. Враховуючи, що заборонена зона об'ємного ZnS знаходиться в області 3.85еВ і знижується в квантовій структурі із-за деформації розтягу, рівень 4.323еВ попадає 'в область енергій неперервного спектру. Таким чином, квантові «ми ZnS-ZnSe-ZnS з номінальною товщиною 11А можуть вміщувати один рівень розмірного квантування lh і максимум два рівня hh екситонів.

Для того, щоб розрахувати енергію зв'язку (E2D) та боровський радіус hh екситонів (а20), необхідно зауважити, що останні ніколи не бувають однозначно двовимірними навіть в надтонкій квантовій ямі. Це дозволяє використати відоме рішення рівняння Шредінгера, за допомогою якого можна розрахувати Е20 і а20 в залежності від товщини ями через параметр

а. Останній можна отримати беспосередньо використовуючи експериментальні дані рис.2 і З [З*]:

(E2e-Els)/?E30 = i16a/(ai-1)г,

Е20= Е30[2Л(а-і1)г, аго = азо [( а' W-2J2, де E(s і EZs - перший і другий збудженні стани hh екситонів, E3D = (20.5 Й

0.5)меВ - енергія зв'язку об'ємного екситона в ZnSe. Із рис.З можна знайти енергетичну відстань (Ег, - Е,,) ~ 35мзВ, знаючи яку, можна розрахувати інші величини: а = 2.395, Еда = (42.1 É 2)мзВ, а20 = (24.5 Й 3)А [3*]. Таким чином, енергія зв’язку hh екситонів 8 надтонких квантових ямах ZnS-ZnSe-ZnS, знаходиться в проміжку між 3D (21мзВ) і 2D (84мзВ) випадками, щоє наслідком слабкого обмеження руху електрона в порівнянні з сильно локалізованою діркою.

У п'ятому ірозділ! досліджувались особливості поведінки ґ\Ь екситонів в квантових ямах та надгратках гпЭ-гпЭе-гпЗ, які мали флуктуації товщини. Енергетичний спектр таких квантових ям в основних рисах схожий на спектр багатьох твердих тіл, які мають беспорядок (дальній або ближній) ч розміщенні атомів кристалічної гратки (4*1. Беспорядок, як правило, завжди призводить до флуктуацій потенціалу, внаслідок чого, в забороненій зоні твердого тіла утворюється хвіст густини локалізованих станів, форма якого, у більшості випадків є експоненціальною:

9(е ) = N0 / со С(р) ехр( - є / Ео )ч,

•де М0 - загальна густина локалізованих станів, є - енергія локалізації екситонів, відрахована вглиб забороненої зони, єо - масштаб хврста густини станів, С(р) - коефіцієнт, ч = 0.5 - 2. Локалізація екситонів в ямах потенціального рельєфу при низьких температурах є основним механізмом неоднорідного уширення смуги випромінювання в квантових ямах [5*].

Основним експериментальним доказом цього положення, а тако:: факту утворення хвоста густини станів в надтонких квантопих ямах гпЭ-гпЗе-гпЗ є наявність Стоксового зсуву смуги фотолюмінесценції М» екситонів відносно мінімуму спектра' їх відбиття, а також залежність форми і спектрального положення смуги від потужності збудження (швидкості генерації електрон-діркових пар, в) і температури (Т), рис.З (6*,7']. Зсув смуги при збільшенні або зменшенні С і Т, відбувається в ме«ах її напібширини. Виявлення зсуву максимуму смуги, а не конкуренції між її різними піками, свідчить про появу неперервного хвоста густини локалізованих станів в забороненій зоні квантової ями. Оскільки товщина ями змінюється дискретно на 1 моношар (1МІ. = а/2, або 2.83А для гпЭе), то поява неперервного хвоста густини станів пов'язана з залежність*) енергії локалізації екситонів (є) від просторового розміру флуктуацій товщини квантової ями, які, у даному випадку, виступають у вигляді островків росту на її гетерограницях, з латеральними (боковими) розмірами 2Я(е). Очевидно така залежність енергії буде мати місце, якщо в розподілі по розмірам вздовж площини квантової ями будуть островки, співставні з характерними розмірами екситонів.

Залежність форми і спектрального положення смуги випромінювання від Є показана на рис.З. При в < Ь10’вст'гс‘\ максимум смуги (2.980еВ) зсунутий на (ет=17меВ) відносно мінімуму спектра відбиття (Еи = 2.997еВ).

і При і цьому і на високоенергетичному крилі смуги проявляється ще один пік (2.9876В) з імапівшириною ЗмеВ, який по положенню співпадає з Е,,. рис.З(о).'Останнє свідчить,.ідо¡цей>пік обумовлений.рекомбінацією вільних

//

hh екситонів, які знаходяться в областях квантової ями з номінальною товщиною 11А (defect-free regions), а величина 2.997еВ відповідає порогу, який розділяє вільні (extended) сіа.іи екситонів і стани хвоста густини. В літературі цю величину називають зффективним порогом рухливості екситонів (effective exciton mobility edge) [5*1. Таким чином, із рис.3(c) видно, що лише незначна частина екситонів рекомбінує в вільних станах, а основним каналом випромінювальної рекомбінації в надтонких квантових ямах ZnS-ZnSe-ZnS при низьких температурах є рекомбінація екситонів, локалізованих в ямах потенціального рельєфу.

При збільшенні G смуга зсувається в короткохвильову сторону і при G =1«10г,ст'2с'' її максимум досягає величини 2.991еВ. При подальшому збільшенні G, максимум смуги стабілізується в області 2.991еВ і смуга починає уширюватись в короткохвильову сторону, при цьому спостерігається ріст інтенсивності 2s стану вільних окситонів, рис.З(а.Ь). Схожа картина спостерігається і при збільшенні температури, коли максимум смуги також зсувається в короткохвильову сторону і при Т = 15К, знаходиться в області 2.991еВ, а подальший ріст Т до ЗОК призводить тільки до уширення її високоенергетичного крила. .

Спостерігаємі зміни форми і спектрального положення смуги ' фотолюмінесценції можна пояснити заповненням або спустошенням хвоста густини локалізованих станів при збільшенні або зменшенні G і Т. В стаціонарних умовах генерації е - h пар, при малих G і низьких Т, майже всі сформовані екситони, релаксують в глибокі стани хвоста густини тому, що система екситонів намагається зайняти положення з мінімальною енеріією. При цьому, частина мілких локалізованих станів з t < єп>, які формують високоенергетичне крило смуги фотолюмінесценції, частково пусті, так як для них ймовірність тунельного стрибка в більш глибокі стани хвоста значно вище ймовірності випромінювальної рекомбінації Для станів з с > t,„ навпаки, ймовірність рекомбінації перевищує ймовірність тунельною стрибка - це пояснює спостерігачу стабілізацію максимуму смуіи в обласіі

2 9В0е8 при малих G. Збільшення останньої призводить до заповнення високоенергетичних станів хвоста і смута зсувається в короікохвильову обласіь спектру [4*,6*,7*1. При повністю заповнених локалізованих станах, збільшення G приводить до стабілізації максимуму смуги в обласіі 2 991еВ, що пов'язано з переходом до статистики з функцією розподілу, яка не запежиіь від іусиїни екситонів [6*|. При цьому, уширення смути в високоенергеїичну сторону тепер обумовлено домінуючим вкладом

/г

екситонів із делокалізованних та вільних станів. Схожа картина спостерігаться і при збільшенні Т: внаслідок термічної активації екситонів, стають можливими їх переходи в високоенергетичні стани хвоста а поглинанням акустичних фононів. При Т = 15К, мак иМум смуіи

стабілізується в області 2.991еВ і з подальшим ростом Т, не лм.іііоєгься.

Тепер зробим ряд важливих висновків та розрахунків. Величина Е,. = 2.99 ІеВ є порогом рухливості локалізованих hh екситонів в надтонких квантових ямах ZnS-ZnSe-ZnS з номінальною товщиною 11 А. Стани, які попадають в енергетичний інтервал єр = E)s - Е,. = ЄмеВ, належать до делокалізованих. В реальному просторі квантової ями, вони відповідають ділянкам, в яких флуктуації двовимірного потенціалу відбуваються на довжині, значно більшій ніж характерний розмір екситонів. Із кута нахилу довгохвильової ділянки смуги фотолюмінесценції при малих G, можна визначити важливий параметр - масштаб хвоста густини локалізованих станів (або швидкість їх спаду в глибину забороненої зони): єо * (10 □ 2)меВ. Тепер можна оцінити середній радіус (2R) островків, які локалізують екситони, а також середній радіус локалізованого стану (ао), якщо уявити собі островки, як двовимірні потенціальні ями з глибиною В = E^L*)-Ets(U»+ 1ML). Для квантових ям (11 А), збільшення їх товщини на 1ML, призводить до зменшення енергії hh екситонів на ~ ЄОмеВ, тому В * ЄОмеВ. Використовуючи трансцендентне рівняння, яке приведено в четвертому розділі, знаходимо: 2R ~ 14А і «o ~ 19А. Із співвідношення N0aoJ ~ 1, розраховуємо густину локалізованих станів: N0 ~ 1*10,3ст 2.

Досліджені надгратки ZnS-ZnSe-ZnS/GaAs відрізнялись від одиночних квантових ям тим, що флуктуації товщини ям, які складають надгратку, перевищували декілька моношарів. Наслідком цього є макроскопічне разпорядкування границь розділу, що проявляється у вигляді двовимірних макроостровків з латеральними розмірами значно перевищуючими боровський діаметр екситонів, що призводить до ситуації, в якій можливо моделювати такі надгратки, як набір одиночних квантових ям з дискретними товщинами І відповідними їм резонансними екситонними рівнями:

Ещ*. = (U, + па/2) • Є» (U + па/2),

де п = 0,1,2.... Е^ (LJ - заборонена зона квантової ями з номінальною

товщиною 11А.

Доказом цієї моделі служить форма смуги фотолюмінесценції однієї із надграток, яка була записана в декількох областях П поверхні, рис.4, і в значній мірі відрізняється від смуги одиночної квантово? ями.

/S

Багатокомпонентна форма смуги (Е^) свідчить, що в її формуванні’ беруть участь екситони, які знаходяться в областях квантових ям, розташованих як біля поверхні надгратки, так і в її г/шо.іні, з дискретними товщинами (L* + па/2).

Завдяки цій моделі', виникає можливість розрахувати вклад внутрішньої деформації' [EJhh.lh)] надграток, яка обумовлена різними величинами постійних граток GaAs, ZnS і ZnSe, в енергію зсуву lh і hh екситонів. Верхню1 границю Es(hh,lh) можна оцінити, якщо зовсім знехтувати впливом GaAs на стан надгратки завдяки значній її товщині. В цьому випадку компонента тензора внутрішньої деформації залежить тільки від величини постійних граток ZnSe (5.6684А) і ZnS (5.4093А), а також від L* і L,,. Розрахунки дають: et/ ~ 0.039. Використовуючи коефіцієнти, що приведені в першому розділі, можна знайти максимальні вклали, які вносять Es(hh,lh) і квантово-розмірний ефект Etonl(hh,lh) в зсув e>. >')rii hh (lh) екситонів: 65 і 132меВ (199 і 208меВ), відповідно. Нижню границю Es(hh,lh) можна оцінити, якщо уявити, ідо внутрішня деформація квантової структури, визначається тільки впливом GaAs (5.6593А), як наприклад, в одиночних квантових ямах, які ростуть псевдоморфно з підкладкою. В цьому випадку, Es(hh,lh) і E(X)nl(hh,lh) становлять: 5 і 192меВ (14 і 397меВ), відповідно [3‘]. Використовуючи модель, яка була запропонована вище, нами експериментально встановлено, що в досліджених надгратках ZnS-ZnSe-ZnS/GaAs, величина Es(hh) ~ 40меВ. Остання свідчить про наявність впливу підкладки GaAs на внутрішній стан надграток навіть при товщині останніх в Імкм.

Дослідження температурної залежносіі інтенсивності фоюлюмінесценції екситонів, дає можливість всіаноаиги механізми накопичення або втрат носіїв в квантових структурах, що важливо з точки зору побудови лазерів, де процеси накопичення носіїв в активній області відіграють значну роль. В процесі дослідження було встановлено, що залежність ініенсивносіі фотолюмінесценції (Іп|ІІ1(іИ)) від Т* в надгратках носить активаційний характер. Дім кожної компоненти смуги була визначена величина енергії активації (Еа) екситонів. Це дало.змогу зробити висновок, що в даних наді раї ках активація останніх в бар'єр (ZnS) не можлива навіть при кімнаїних Т завдяки значній його величині (800меВ). Тому зменшення ініенсивносіі фоюлюмінесценції кожної компоненти з росі ом Т обумовлено перерозподілом екситонів між низькоенергетичними областями квантових ям з мониюю густиною станів.

Висновки

В результаті виконаної дисертаційної роботи по дослідженню особливостей екситомних процесів в епітаксійних плівках та квантових структурах на основі глв-гиБе, отримані результати можна сформулювати у вигляді декількох висновків. .

1. Показано, що енергетичний стан екситонної системи в епітаксііїних плівках глвеДЗаАз, отриманих методом РАУРЕ, визначається знаком і величиною тензора внутрішньої деформації. В плівках з деформацією розтягу внаслідок розташування підзон легких і важких дірок, екситонна система завжди знаходиться в с: іні термодинамічної рівноваги І не залежить від умов збудження.

2. Встановлено, що в умовах резонансного збудження плівок 2пБе/СаАз з

деформацією стиску можливий не рівноважний стан екситонної системи, характеризусмий співвимірними заселеностями підзон легких ' важких екситонів. Це призводить до посилення процесів дифузії і самопоглинання вільних екситонів, що значно змінює форму і спектральне положення їх полоси випромінювання. .

3. Експериментальним шляхом визначенні величини енергії зв'язку (42.1 )меВ і боровського радіуса (24.5А) ЬЬ екситонів в напруженних надтонких квантових ямах гпБ-гпве-гпЗ. Отриманні значення являються проміжними між ЗО (21меВ) і 20 (84меВ) випадками, що * обумовлено енергетичною структурою цих квантових ям з переважною локалізацію важких дірок і відносно слабким обмеженням руху електронів.

4. Доказано, що в квантових ямах гп8>гпБе-2л8 неоднорідне уширення смуги випромінювання обумовлено локалізацією важких екситонів в ямах потенціального рельєфу, утворившогося внаслідок флуктуаціі товщини квантових ям. Установлено, що поріг рухливості локалізованих екситонів в таких структурах, зміщений на бмеВ відносно енергії вільних екситонів І відповідає енергії 2.991е8.

5. Встановлено, що смуга екситонної фотолюмінесценції напружених

надграток гпЗ-гпве-гпЗ/ОаАз мав багатокомпонентну структуру, обумовлену характерними флуктуаціями товщини квантових ям в напрямках перпендикулярному і паралельному площини їх росту, співвимірними або перевищуючими діаметр КЬ екситонів, '

Список опублікованих праць за темою дисертації

1. Коваленко A.B., Тищенко В.В., Бондарь М.В., Мекекечко A.B. Фотолюминесценция гетероструктур ZnSe/GaAs (100). // Известия АН СССР. Неорганические материалы. - 1991. - т.27. N12. - с.2520 -2523.

2. Коваленко A.B., Тищенко В.В.. Бондарь Н.В. Исследование оптических характеристик эпитаксиальных слоев ZnSe/GaAs (100), выращенных методами молекулярно-лучевой эпитаксии и газофазной эпитаксии. // ФТП.

- 1992. - т.26, 8.7. - с.1251-1255.

3. Бродім М.С., Бондар М.В., Тіщенко В.В., Коваленко A.B. Синтез розмірно-обмеженнях структур ZnS-ZnSe-ZnS/GaAs(100) методом PAVPE і дослідження їх оптичних характеристик. // УФЖ. - 1993. - т.ЗЗ, N11. -с.1664-1667.

4. Бродин М.С., Тищенко В.В., Бондарь Н.В., Коваленю A.B. Спектроскопия экситонных состояний в тонких эпитаксиальных пленках ZnSe/GaAs (100). // Оптика и спектроскопия. - 1993. - т.75, в.5. - с.992-995.

5. Бродин М.С., Тищенко В.В., Бондарь Н.В., Коваленко A.B. Резонансная экситонная люминесценция эпитаксиальных пленок ZnSe/GaAs (100). // УФЖ. - 1992. - т.37, N12. - С.1802-1806.

6. Тищенко В.В., Бондарь Н.В., Коваленко А.8. Сравнение оптических характеристик пленок ZnSe/GaAs, выращенных методами газофазной и фотостимулированной газофазной эпитаксии.// ФТТ. - 1994. - т.36. в.5. -с. 1350-1356.

7. Тищенко В.В., Бондарь Н.В., Коваленко A.B. Исследование оптических характеристик размерно-ограниченных халькогенидных структур, выращенных методом лазерно-стимулированной эпитаксии. // "Квантовая электроника". - 1993. - т.20, в.7. - с.629-631.

В. Tishchenko V.V., Raptis Y.S., Anastassakis E., Bondar N.V. Optical studies of ZnS-ZnSe/GaAs( 100) SQW grown by PAVPE. // Solid Stat. Comm. - 1995. -V.96, N10. - p.793-798.

0. Тищенко В.В., Бондарь Н.В.', Бродин М.С., Коваленко A.B. Фоюлюминесценция локализованных экситонов в когерентно-напряженных одиночных квантовых ямах ZnS-ZnSe(IOO). // ФТП. - 1997. - т.31, N12. -с.1440-1442.

10. Tishchenko V.V., Bondar N.V., Kovalenko A.N., Halsall M.P., P. Lilley. Localized excHonic states in ZnS-ZnSe single guantum wells // Superlatt. and Micioslruct - 1998. - v.25, N4 - p.489-495.

Література, що цитувалась.

1*. Gutovwski J., Presser N.. Kudlec G. Optical properties ot ZnSe epilayers and films. // Phys. Stat. Sol. (a). - 1990. - v.120, N1. - p.11-57. ;

2*. Бродин M.C., Тищенко В.В., Бондарь Н.В., Коваленко А.В. Резонансная экситонная люминесценция эпитаксиальных пленок ZnSe/GaAs(100). // УФЖ. - 1992. - т.37, N12. - с.1802-1806.

3*. Tishchenko V.V., Raptis Y.S., Anastassakis Е., Bondar N.V. Optical étudies of ZnS-ZnSe/GaAs SOW grown by PAVPE. //Solid Stat. Comm.-1995.- V.96.N10.

- p.793-798.

4*. Абдукадыров А.П., Барановский С.Д., Ивченко Б.Л. и ■ др. Фотолюминесценция и туннельная релаксация локализованных экситонов в твердых растворах А2В6 с анионным замещением. // ЖЕТФ. - 1990. - т.98,

в. 12. - с.2056-2061.

5*. Jahn U., Grahn Н.Т., Runge Е. Exciton localization, photoluminescence spectra and interface rougness in thin quantum wells. // Phys. Rev. 8. - 1997. -v.54, N4. - p.2733-2738.

6*. Тищенко В.8., Бондарь H.В., Бродин М.С., Коваленко А.В. Фотолюминесценция локализованных экситонов в когерентно- напряженных одиночных квантовых ямах ZnS-ZnSe(IOO). // ФТП. - 1997. - т.31, N12. -с. 1440-1442.

7*. Tishchenko V.V., Bondar N.V., Kovalenko A.N., Halsall M.P., P. Lilley. Localized excitonic states in ZnS-ZnSe single guantum wells. // Superlatt. and Microstruct. - 1998. - v.25, N4. - .489-495.

Бондар M.B. Особливості екситонних процесів в напружених квантових структурах ZnS-ZnSe з недосконалими гетерограницями. -Рукопис. Дисертація на здобуття наукового ступеня кандидата фізико -математичних наук за спеціальністью 01.04.07 - фізика твердого тіла, Інститут фізики НАН України, м. Київ, 1998.

Досліджені особливості екситонних процесів в епітаксійних плівках ZnSe/GaAs і надтонких напружених одиночних квантових ямах І надгратках ZnS-ZnSe-ZnS/GaAs. Встановлено, що внутрішня деформація вносить значний вклад в величину зсуву енергії екситонів в цих структурах.

Показано, що збільшення в два рази енергії зв'язку hh екситонів в надтонких (11 А) квантових ямах ZnS-ZnSe є наслідком прояви ефекту квантування. Одним із механізмів, який обумовлює неоднорідне уширення смуги випромінювання є локалізація hh екситонів в ямах потенціального рельєфу, утвореного внаслідок флуктуації товщини квантових ям. Конкуренція між випромінювальною рекомбінацією і тунельною релаксацією екситонів по хвосту густини станів є ключовим моментом в розумінні особливостей енергетичної релаксації екситонів в цих квантових структурах.

Ключові слова: епітаксійні плівки, одиночні квантові ями та надгратки,

вільні та локалізовані екситони.

Бондарь Н.В. Особенности экситонных процессов в напряженных квантовых структурах ZnS-ZnSe с несовершенным > гетерограницами. -Рукопись. -

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физикоматематических наук по специальности 01.04.07 - физика твердого тела, Институт физики НАН Украины, г. Киев, 1998.

Исследованы особенности экситонных процессов в эпитаксиальных пленках ZnSe/GaAs и сверхтонких напряженных одиночных квантовых ямах и сверхрешетках ZnS-ZnS. Установлено, что внутренняя деформация вносит значительный вклад в смещение энергии экситонов в этих структурах. Показано, что рост в два раза величины энергии связи hh экситонов в сверхтонких (11А) квантовых ямах ZnS-ZnSe является следствием эффекта квантования. Одним ’ из механизмов, обуславливающих неоднородное уширение полосы излучения, ¿шляется локализация hh экситонов в ямах потенциального рельефа, образованного в результате флуктуации толщины квантовых ям.' Конкуренция между иэлучательной рекомбинацией и іуннельной релаксацией экситонов по локализованными состояниями хвоста плотности является ключевым моментом в понимании особенностей энергетической релаксации экситонов в данных квайтовых структурах.

Ключевые слова: эпитаксиальные пленки, одиночные

квантовые ямы и сверхрешетки, свободные и локализованные экситоны.

а

Bondar N.V. Peculiarities of oxcitonlc processes In ZnS-ZnSe strained quantum structures with Interface roughness. - Manuscript.

Thesis for a degree of Candidate of Sciences, by speciality 01.04.07 - Physics of Solid State. - Institute of Physics, National Academy of Sciences of Ukraine, Kiev, 1998.

The peculiarities excitonic processes in strained-layer films ZnSe/GaAs and ultrathin strained single quantum wells and superlattices ZnS-ZnSe heve been studied. It is established that the strain give an important contribution in the shift of exaction energy in this quantum structures. It is shown that the growth of the exciton binding energy in ultrathin (11 A) QW ZnS-ZnSe Is result from the quantum effect. The inhomogeneous broadening of tho photoluminescence spectra is attributed to the localization of the exciton in the random potential, which arise mainly in the case of fluctuations quantum wells. The competition between recombination of excitons and their intraband energy relaxation plays a key role for explaining of the peculiarities of the exciton relaxation In strained-layer quantum wells.

Key words: epilayers, single quantum wells end superlattices, free and localized excitons.

Підписано до друку 09. 0£ Qtf Формат паперу 60x84/16 Папір офсетний. Офсетний друк.

Ум.-друк, листів 1.0. Тираж 100. Зак.20 Безкоштовно

Інститут фізики НАН України, ВНТІ, 252650. МСП. м.Київ, проспект Науки. 48