Сверхбыстрые процессы в плотной, горячей электронно-дырочной плазме GaAs, взаимодействующей с мощным стимулированным излучением тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ РАДИОТЕХНИКИ И ЭЛЕКТРОНИКИ

КРИВОНОСОВ АЛЕКСАНДР НИКОЛАЕВИЧ

СВЕРХБЫСТРЫЕ ПРОЦЕССЫ В ПЛОТНОЙ, ГОРЯЧЕЙ ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНОЙ ПЛАЗМЕ СаАв, ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩЕЙ С МОЩНЫМ СТИМУЛИРОВАННЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ

(01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков)

ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Нащ иси

Научный руководитель д.ф.-м.н. И.Л.Броневой

Москва -1999 г.

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ................................................................................................3

ГЛАВА 1. ЛАЗЕРНЫЙ ПИКОСЕКУНДНЫЙ КОМПЛЕКС.......................................14

1.1. Структура лазерного комплекса..............................................14

1.2. Задающий лазер..................................................................16

1.3. Система усиления................................................................18

1.4. Генерация второй гармоники..................................................19

1.5. Параметрические генераторы света бегущей волны......................21

1.6. Спектрофотометрическая схема..............................................23

1.7. Автоматизированная система регистрации и управления...............26

1.8. Методика обработки данных и управления экспериментом............28

ГЛАВА 2. ФОНОННЫЕ ОСЦИЛЛЯЦИИ В СПЕКТРЕ ОБРАТИМОГО

ПРОСВЕТЛЕНИЯ АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ.................................................30

ГЛАВА 3. ВЛИЯНИЕ СТИМУЛИРОВАННОГО ЩрШшШНЕСЦЕНЦИЕЙ

РАМАНОВСКОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА С УЧАСТИЕМ ПЛАЗМОНОВ

НА ОБРАТИМОЕ ПРОСВЕТЛЕНИЕ АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ.......................43

ГЛАВА 4. НАДПОРОГОВОЕ СОСТОЯНИЕ ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНОЙ ПЛАЗМЫ

В АРСЕНИДЕ ГАЛЛИЯ.........................................................................53

ГЛАВА 5. СПЕКТР СТИМУЛИРОВАННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ, ВОЗНИКАЮЩЕГО

ПРИ МЕЖЗОННОМ ПОГЛОЩЕНИИ ПИКОСЕКУНДНОГО

ИМПУЛЬСА СВЕТА В ТОНКОМ СЛОЕ ваАв.........................................62

ГЛАВА 6. ВЛИЯНИЕ ДИАМЕТРА ФОТОВОЗБУЖДАШОЙ ОБЛАСТИ НА

ПИКОСЕКУНДНУЮ РЕЛАКСАЦИЮ ПРОСВЕТЛЕНИЯ ТОНКОГО

СЛОЯОаАя.........................................................................................77

ЗАКЛЮЧЕНИЕ.........................................................................................90

ЛИТЕРАТУРА..........................................................................................93

ВВЕДЕНИЕ

Исследование сверхбыстрых процессов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах является в настоящее время одним из важнейших направлений в физике полупроводников. Это связано в большой степени с возможностью использования таких процессов в устройствах сверхбыстродействующей оптоэлектроники, что уже доказано на примере создания детекторов сверхкоротких оптических импульсов [1], оптоэлектронных ключей [2], полупроводниковых лазеров [3,4] и т.д.. Появление лазеров, генерирующих интенсивные импульсы света гшко- и фемгосекундной длительности, стимулировало фундаментальные исследования сверхбыстрых процессов в полупроводниках: стало возможным, например, фотогенерировать электронно-дырочную плазму (ЭДП) высокой плотности, не разрушая при этом образец, и проводить прямые измерения сверхбыстрых процессов в плотной ЭДП с высоким разрешением во времени [5]. Благодаря использованию новой экспериментальной техники был достигнут значительный прогресс, например, в изучении процессов энергетической релаксации электронно-дырочной плазмы [6], многофотонного поглощения света [7], в исследованиях элементарных коллективных колебаний в полупроводниках [8], фотолюминесценции горячих носителей заряда [9] и др.

Одним из сформировавшихся направлений исследования сверхбыстрых процессов в полупроводниках является изучение динамики неравновесной электронно-дырочной плазмы, фотогенерированной мощным сверхкоротким импульсом света. Среди наиболее важных работ, выполненных в этой области к моменту начала диссертационных исследований, отметим следующие [10-25] (их краткий обзор приведен в следующем параграфе). В работах [10,11] проведен теоретический анализ эффекта насыщения поглощения света в полупроводниках. В работах [12,13] проводились экспериментальные исследования поглощения пикосекундных импульсов света в полупроводниках. Резкое увеличение прозрачности тонкого слоя полупроводника (для света той же частоты, что и возбуждающий), наблюдаемое с ростом энергии возбуждающего света, принималось в качестве доказательства установления состояния насыщения. В теоретических работах [14,15] была рассмотрена эволюция во времени энергетического распределения неравновесных носителей заряда в условиях насыщения поглощения света. Были проанализированы этапы, которые проходит эволюция энергетического распределения ЭДП до установления состояния насыщения: формирование максвел-ловского распределения носителей с отличающимися температурами электронов и дырок; выравнивание температур электронов и дырок; формирование квазиравновесного

фермиевского распределения носителей заряда. В работах [16-23] проводились исследования динамики неравновесной электронно-дырочной плазмы прямозонного полупроводника, фотогенерированной мощным пикосекундным импульсом света с энергией фотона козех, ненамного большей ширины запрещенной зоны Е&. Было обнаружено, что существенное влияние на состояние ЭДП оказывают поглощение света свободными носителями заряда и интенсивное краевое рекомбинационное излучение. Это излучение возникало аномально быстро (за времена пикосекундного диапазона) во время облучения полупроводника пикосекундным импульсом света и было интерпретировано в работах [18,24,25] как супер люминесценция. Было обнаружено, что благодаря этому излучению по окончании действия возбуждающего импульса устанавливается не состояние насыщения поглощения света, а "пороговое" состояние ЭДП с максимальной концентрацией неравновесных носителей, при которой еще отсутствует инверсия засе-ленностей. Благодаря суперлюминесценции приблизительно "пороговое" состояние ЭДП поддерживается и во время фотовозбуждения. При этом происходит обратимый во времени (по отношению к изменению интенсивности возбуждающего импульса) разогрев ЭДП и обратимое изменение концентрации ЭДП. Как обнаружено в [16-22], при изменении температуры ЭДП сохранение порогового состояния осуществляется благодаря соответствующему изменению концентрации ЭДП, контролируемой рекомбина-ционной суперлюминесценцией. В этой ситуации, согласно [17,19-23], изменения в состоянии ЭД П определяются такими (пренебрегавпшмися ранее, как слабо влияющими) процессами разогрева, как внутризонное поглощение возбуждающего света и разогрев, связанный с интенсивной рекомбинационной суперлюминесценцией.

Результаты, полученные в работах [16-25], стимулировали наши дальнейшие исследования, целью которых стало изучение сверхбыстрых процессов в плотной (с концентрацией п > 1018 см'3), горячей ЭДП арсенида галлия, когда исследуемый образец оказывается под одновременным воздействием мощного лазерного излучения и интенсивного супер люминесцентного излучения.

В ходе работы было обнаружено: 1) новый тип фононных осцилляций в энергетическом распределении плотной электронно-дырочной плазмы ОаАя, фотогенерированной мощным пикосекундным импульсом света [26*]; 2) влияние стимулируемого суперлюминесценцией рамановского рассеяния света с участием плазмонов на температуру, концентрацию ЭДП и само суперлюминесцентное излучение [27*]; 3) установление "надпорогового" состояния фотогенерированной ЭДП, при котором спектральное положение границы между усилением и поглощением лишь ненамного превышает Её, а

оптические свойства и энергетическое распределение носителей заряда имеют характерные особенности в области ha» ~ Eg [28*]; 4) размерный эффект в "пикосекунд-ной" релаксации просветления и концентрации электронно-дырочной плазмы в тонком слое GaAs [29*].

Экспериментально доказана стимулированная природа аномально быстро возникающего краевого рекомбинационного излучения [30*].

Краткий обзор

Сделаем краткий обзор наиболее важных теоретических и экспериментальных работ (выполненных к моменту начала диссертационных исследований), посвященных исследованиям динамики ЭДП полупроводника, фотогенерированной интенсивным сверхкоротким импульсом света с энергией фотона hû)ex, близкой к ширине запрещенной зоны Eg. Исследования в этой области были начаты с теоретического рассмотрения эффекта насыщения поглощения света в прямозонных полупроводниках, см. [10,11]. Теоретический анализ этого эффекта проводился при упрощающем предположении, что вероятность индуэдрованных светом переходов меньше вероятности электрон-электронных столкновений, и, соответственно, распределение фотоэлектронов описывается функцией Ферми. В этом случае эффект насыщения сводится к тому, что при больших интенсивностях света населенности уровней, между которыми происходят оптические переходы, сравниваются и, соответственно, коэффициент поглощения стремится к нулю. Применительно к прямозонным полупроводникам это означает, что расстояние между квазиуровнями Ферми электронов /4 и дырок стремится к энергии фотона hctfex возбуждающего света:

/4 - fJh = hûiex (1).

Для исследования эффекта насыщения поглощения света наиболее благоприятной представлялась ситуация, когда полупроводник облучается импульсом света с энергией фотона hca^, лишь немного превышающей ширину запрещенной зоны Eg. Такие исследования были проведены в работах [12,13]. В работе [12] цугом сверхкоротких импульсов (длительность одного импульса ~ 5 пс) облучали монокристалл CdSo.75Seo.25. Охлаждая образец до 130 К, получали малое превышение энергии фотона h(oej над шириной запрещенной зоны Eg (h(oex - Eg « 5 мэВ). В экспериментах было об-

наружено, что при превышении некоторой пороговой величины энергии возбуждающего цуга импульсов щюзрачность образца (для света той же частоты, что и возбуждающий) возрастала более чем на два порядка. Подобный эффект наблюдался и в работе [13], где проводились исследования нелинейного огггаческого поглощения в пластинке Ga^gbio^As (толщиной - 2 мкм) при комнатной температуре. В экспериментах [13] образец облучался импульсом света длительностью ~ 20 пс с энергией фотона, превышающей ширину запрещенной зоны на 10 мэВ. Резкое увеличение прозрачности образцов (для света той же частоты, что и возбуждающий), наблюдаемое в экспериментах [12,13], принималось авторами этих работ за доказательство того, что устанавливается состояние насыщения поглощения света.

В теоретических работах [14,15] была рассмотрена эволюция энергетического распределения носителей заряда при возбуждении полупроводника мощным импульсом света длительностью ~ 1 не с энергией фотона hû)^, немного большей Eg. Предполагалось, что частота соударений между носителями в широком диапазоне концентраций п носителей превышает частоту релаксации энергии на акустических фонолах, частоту рекомбинации и частоту релаксации энергии на оптических фононах. Было показано, что эволюция распределений носителей заряда проходит ряд последовательных этапов. На первом этапе в течение времени tM формируются максвелловские распределения носителей, при этом температуры электронов Те и дырок Гд, устанавливающиеся за это время, различны. На следующем этапе ко времени tek происходит выравнивание температур электронов и дырок. (При концентрациях п « 1018 см"3 и температурах носителей Тс « 400 К, которые характерны, например, для наших экспериментов, времена îm и tek <1 пс). На временах > 1 пс, согласно [15], устанавливаются квазиравновесные фермиевские распределения электронов и дырок, характеризуемые единой температурой Тс и квазиуровнями Ферми /4 и электронов и дырок. Для времен, меньших характерного времени спонтанной рекомбинации rR (для GaAs tr ~ 1 не), квазиуровни Ферми определяются уравнением электронейтральности

n(fJe,Tc) =p(Mk,T<J (2)

и условием (1) насыщения поглощения света. Температура ЭДН, согласно [14], когда взаимодействием носителей с решеткой можно пренебречь, определяется балансом энергии, вносимой в плазму при фотовозбуждении:

и (Ъфех - Eg) = kfh(s)fe(s) de+ fspk($ fh(e)de,

(3)

где п - концентрация электронов (дырок) в состоянии насыщения, зависящая от Тс, /4, fjb, f(e) - функция распределения электронов (fe) и дырок (fh) по энершям е, ре и pk - соответствующие плотности состояний. Уравнение (3) имеет простой физический смысл: энергия внесенная в плазму до установления состояния насыщения, равна суммарной энергии электронов и дырок. Уравнения (1) - (3) позволяют определить все три параметра /4, А и Тс определяющие состояние фотовозбужденных электронов и дырок.

В работе [15] рассматривалось также влияние взаимодействия плазмы с решеткой. При учете этого взаимодействия в правую часть уравнения (3) следует добавить энергию, отдаваемую плазмой решетке. Поскольку в работе [15] рассматривался случай очень низких температур решетки, то обмен энергией между плазмой и решеткой сводился к излучению оптических фононов теми электронами, которые имели энергию больше ho)0 (где ка>0 - энергия оптического фонона). В наших экспериментах, во-первых, температура решетки комнатная, и поэтому происходит не только излучение, но и поглощение носителями заряда оптических фононов. Во-вторых, на обмен энергией между ЭДН и решеткой существенное влияние оказывает эффект "узкого фононного горла", см, например, [31]. Поэтому мы не будем подробно обсуждать соответствующую часть работы [15].

В работах [16-23] было обнаружено, что на состояние фотогенерированной ЭДП полупроводника существенное влияние оказывают стимулированное краевое рекомби-национное излучение и поглощение света свободными носителями заряда. В экспериментах [16-22] проводились исследования просветления (увеличения прозрачности) тонких (~ 1 мкм) эпитаксиальных слоев GaAs при облучении мощным импульсом света длительностью - 30 пс с энершей фотона haex, близкой к ширине запрещенной зоны Eg. Просветление отображало изменение суммы заселенностей неравновесными носителями заряда энергетических уровней в валентной зоне и зоне проводимости, связанных прямым оптическим переходом. Было обнаружено, что во время фотогенерации ЭДП создается инверсия заселенностей для фотонов с Ея< hat < h<Oex и аномально быстро возникает интенсивное краевое рекомбинационное излучение, интерпретированное авторами работ [18,24,25] как рекомбинационная суперлюминесценция. Это излучение настолько быстро сбрасывает избыточную концентрацию, что по окончании возбуждающего импульса устанавливается не состояние насыщения поглощения (1), а "пороговое" состояние ЭДП с максимальной концентрацией неравновесных носителей, при которой еще отсутствует инверсия заселенностей. В пороговом состоянии вместо условия (1) соотношение между квазиуровнями Ферми имеет вид:

/4 - № ~Её. (4)

В работах [17,19] было показано, что состояние ЭДП после возбуждающего импульса "универсально" в том смысле, что при фиксированном диаметре фотовозбуждаемой области ОаАв оно не зависит ни от интегральной энергаи (превышающей некоторое пороговое значение) ни от энергии фотона ко)^ > Е& возбуждающего импульса.

Благодаря рекомбинационной суперлюминесценции приблизительно "пороговое" состояние ЭДП поддерживается и во время фотовозбуждения (см. [19]). При этом, согласно [17,19-22], происходит обратимый во времени (по отношению к изменению интенсивности возбуждающего импульса) разогрев ЭДП и обратимое изменение концентрации ЭДП. Оказалось, что при изменении температуры ЭДП сохранение порогового состояния осуществляется благодаря соответствующему изменению концентрации ЭДП, контролируемой рекомбинационной суперлюминесценцией. В этой ситуации, согласно [17,19-23,31], изменения в состоянии ЭДП определяются такими (пренебре-гавшимися ранее, как слабо влияющими) процессами разогрева, как внутризонное поглощение возбуждающего света и разогрев, связанный с аномально быстрой (по сравнению со спонтанной) рекомбинацией неравновесных носителей.

В работе [20] экспериментально показано, что разогрев ЭДП полупроводника из-за внугризонного поглощения возбуждающего света становится существенным. Это происходит благодаря тому, что темп остывания ЭДП при достигнутых концентрациях и > 1018 см'3 значительно понижен. Основной причиной замедления охлаждения при этом является разогрев оптических фононов, см, например, [31]. Согласно теории [31] при охлаждении ЭДП взаимодействует только с продольными (ЬО) оптическими фоно-нами. Эти фонолы, в свою очередь, могут распадаться на два акустических фонота за время та. Бели время затухания ЬО-фонона с волновым вектором д из-за взаимодействия с плазмой тс > та, то ЬО-фононы при данном # взаимодействует с решеткой сильнее, чем с ЭДП и имеют температуру решетки. Если же для некоторых ц выполняется условие тс < та, то такие фононы сильнее взаимодействуют с ЭДП и принимают температуру плазмы. При этом ЭДП и такие фононы образуют единую систему, охлаждение которой происходит эффективно только в некотором интервале Ад за счет распада ЬО-фононов на акустические. Но этот интервал Ад с ростом концентрации п сужается, что и приводит к замедлению темпа охлаждения ЭДП.

Согласно [19,21,23]