Свойства горячих электронов в квантовых ямах и сверхрешетках GaAs/Al x Ga1-x As тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ

УНИВЕРСИТЕТ РГр ОД

у - азг гспо

На правах рукописи

АКИМОВ Илья Андреевич

СВОЙСТВА ГОРЯЧИХ ЭЛЕКТРОНОВ В КВАНТОВЫХ ЯМАХ И СВЕРХРЕШЕТКАХ СаАз/А^Са^Ав

(01.04.10 - Физика полупроводников и диэлектриков)

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Санкт-Петербург

2000

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

Научный руководитель -

доктор физико-математических наук, академик РАН Б. П. Захарченя.

Официальные оппоненты:

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

доктор физико-математических наук, профессор С. А. Пермогоров.

Ведущая организация - Балтийский государственный технический

университет.

Защита диссертации состоится 2000 г. в часов на заседании

диссертационного совета Д 063.57.32 по защите диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в Санкт-Петербургском государственном университете (СПбГУ) по адресу: 199034 Санкт-Петербург, Университетская набережная д. 7/9, ауд. 85.

Отзывы на автореферат просьба отправлять по адресу: 198904, Санкт-Петербург, Ст. Петергоф, Ульяновская ул., д.1, секретарю диссертационного совета Е. С. Семеновой.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке им. Горького СПбГУ.

Реферат разослан 2000 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

доктор физ.-мат. наук, профессор В. А. Соловьев

В2> УЗ, ЛМ.^ОЗ

йзуэ.луд^з

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ Актуальность темы. Исследование низкоразмерных полупроводниковых систем важно не только для развития общих представлений в физике твердого тела, но и для создания новых полупроводниковых приборов современной электроники. Большие возможности для изучения кинетики горячих носителей в низкоразмерных структурах открываются при использовании метода поляризованной магнитооптической спектроскопии горячей фотолюминесценции (ГФЛ). Анализ поляризационных характеристик ГФЛ дает важную информацию о распределении импульсов и спинов горячих электронов, а также их импульсной и энергетической релаксации.

Современный уровень технологии низкоразмерных полупроводниковых гетероструктур позволяет получать наноструктуры с толщинами слоев в несколько постоянных решетки. При этом имеется возможность изменять в широких пределах состав слоев и получать структуры с заданным распределением примесей. Вследствие этого становится возможным изучение свойств фотовозбужденных носителей при плавном переходе от двумерной (изолированные квантовые ямы - КЯ) к квазитрехмерной (сверхрешетка — СР), и далее к трехмерной (объемный полупроводник) системе. Кроме этого интересным представляется исследование особенностей рассеяния горячих носителей на примесях в структурах с КЯ. Очевидно, что такие исследования позволяют оптимизировать параметры, важные для быстродействия электронных приборов.

Все вышесказанное определяет актуальность темы диссертационной работы, целью которой явилось изучение свойств фотовозбужденных горячих электронов в КЯ и СР СаАз/А^Иа^Ая.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней впервые:

а) Изучено влияние формирования электронной минизоны в СР на выстраивание импульсов и ориентацию спинов фотовозбужденных электронов.

б) Исследован переход от двумерного характера импульсного выстраивания и спиновой ориентации фотовозбуждешшх электронов к пределу объемного полупроводника.

в) Исследованы процессы рассеяния горячих электронов и их динамика в зависимости от температуры в КЯ СаАз/ЛЬАв и-типа. Измерены время ухода и время импульсной релаксации при рассеянии горячих электронов на нейтральных донорах, свободных электронах и заряженных центрах.

г) Обнаружены и исследованы особенности энергетической и импульсной релаксации горячих электронов в КЯ ОаЛ5/А1Аз и-типа вблизи перехода между структурами I и II типа.

Научное и практическое значение работы состоит в том, что в ней получен ряд новых результатов по оптическому выстраиванию импульсов и ориентации спинов фотовозбужденных электронов при переходе от двумерной (2Б - изолированные КЯ) к трехмерной (ЗБ - объемный полупроводник) системе, а также по энергетической и импульсной релаксации горячих электронов в антимодулированных КЯ и-типа. Основные выводы отражают общие закономерности, присущие структурам с КЯ, и поэтому имеют большое значение для фундаментальной науки. Практическое значение полученных результатов обусловлено тем, что они определяют транспортные характеристики электронной системы и тем самым позволяют оптимизировать быстродействие современных приборов микроэлектроники.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Образование электронной минизоны в СР СаАз/А^а^Аз приводит к появлению квазитрехмерного характера движения электронов. При этом заметно изменяется функция импульсного распределения фотовозбужденных электронов, которая сильно зависит от соотношения между кинетической энергией рождающихся электронов гь и энергетической шириной электронной минизоны Д. Электроны, рождающиеся с £Ь < А, движутся вдоль направления СР, в то время как электроны, рождающиеся с £о > А, движутся преимущественно в плоскости ям. Особенности анизотропного импульсного распределения фотовозбужденных электронов в СР с "узкими" минизонами ярко проявляются в зависимостях линейной поляризации ГФЛ от магнитного поля в геометрии Фойхта. Изменение волнового вектора вдоль оси СР во времени в такой геометрии описывается уравнением математического маятника.

2. Переход от квазитрехмерного характера импульсного выстраивания и спиновой ориентации фотовозбужденных электронов к пределу объемного полупроводника происходит, когда ширина первой электронной минизоны сравнивается с шириной первой запрещенной зоны СР. Это условие является пределом применимости приближения сильной связи для вычисления матричных элементов межподзонных оптических переходов. Эффект спин-импульсной корреляции, характерный для объемного материала, но отсутствующий в КЯ, восстанавливается в СР с увеличением ширины их минизон.

3. В КЯ СаА.я/А1Аз и-типа с концентрацией ~ 10й см"2 при низких температурах основным механизмом энергетической релаксации горячих электронов наряду с испусканием полярных оптических фононов является

неупругое рассеяния на нейтральных донорах с их ионизацией. Эффективное сечение рассеяния быстрых электронов на нейтральных донорах приблизительно в 6 раз больше эффективного сечения при неупругом рассеянии на нейтральных акцепторах. При высоких температурах, когда доноры ионизованы, основными механизмами •рассеяния наряду с элекгрон-фононным взаимодействием являются неупругое электрон-электронное рассеяние и упругое рассеяние на заряженных центрах." 4. В узких КЯ и-типа вблизи перехода 1-И тип с повышением температуры происходит уход "донорных" электронов из Г - долины ваАБ в X - долину А1А5. Это приводит к существенному уменьшению вероятности ухода горячих электронов из начального энергетического состояния. Основным механизмом энергетической релаксации горячих электронов при высоких температурах становится рассеяние с испусканием полярных оптических фононов.

Апробация работы. Основные результаты работы были представлены: на Международном симпозиуме "Наноструктуры: Физика и технология" (С. Петербург 1996); на 23-ей Международной конференции по физике полупроводников (Берлин, Германия, 1996); Международной школе по физике полупроводниковых материалов (Яжовиц, Польша, 1996); на 10-ой Международной конференции по динамике неравновесных носителей в полупроводниках (Берлин, Германия, 1997); на 24-ой Международной конференции по физике полупроводников (Иерусалим, Израиль, 1998), на Городских научных конференциях студентов и аспирантов по физике полупроводников и полупроводниковой наноэлектронике (С. Петербург, 1997, 1998), на Международном семинаре по оптоэлектронике (С. Петербург, Россия, 1998);

Публикации Основное содержание диссертации опубликовано в 6 научных статьях, перечень которых приведен в конце диссертации [А1-А6].

Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы из 57 наименований. Работа содержит 103 страницы, включая 24 рисунка.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы, сформулирована цель работы, охарактеризованы новизна и практическое значение полученных результатов, изложены основные положения, выдвигаемые на защиту.

В первой главе представлен обзор литературы по оптическому выстраиванию импульсов и ориентации спинов фотовозбужденных электронов в объемном ваАБ и структурах с КЯ СаАвЛМАБ. Приводятся данные об основных механизмах рассеяния горячих электронов в полупроводниках. Кроме этого, намечены актуальные направления и сформулирована постановка задачи для диссертационной работы.

В полупроводниках со сложной структурой валентной зоны (полупроводники типа АЗВ5) поглощение линейно поляризованного света приводит к выстраиванию импульсов электронов и дырок, в то время как циркулярно поляризованный свет рождает частицы, ориентированные по спину. Рекомбинация выстроенных по импульсу или ориентированных по спину электронов приводит, соответственно, к линейной или циркулярной поляризации люминесценции [1]. Аналогичное явление наблюдается в структурах с изолированными КЯ ОаАз/АЮаАБ [2]. При этом выстраивание импульсов и ориентация спинов горячих электронов, а также их поведение во внешнем магнитном поле, сильно зависит от размерности изучаемой системы. В частности особенности импульсного выстраивания 2Б электронов, в отличие от ЗБ, проявляются в том, что поляризация ГФЛ сильно зависит от их кинетической энергии ец. В КЯ линейная поляризация р; изменяется от нуля для электронов с гь = 0 до р1« 0.5 при гь > где Е\ - энергия первого уровня размерного квантования. Это обстоятельство стимулировало исследования поляризации ГФЛ в СР при плавном переходе от 20 к ЗЭ электронам, представленные в третьей главе.

Анализ спектра ГФЛ и его поляризации позволяют получить важную информацию о механизмах рассеяния горячих электронов в изучаемой системе. В частности, методом анализа ГФЛ было экспериментально обнаружено, что в слабо или умеренно легировашшх объемном ваАз и КЯ СаАвАМАэ основным механизмом рассеяния горячих электронов является испускание полярных оптических фононов [1,3]. При увеличении концентрации легирующей примеси (акцепторов) в структурах р-типа (N,4 ^ 1018 см"3) появляется дополнительный механизм рассеяния, связанный с неупругим взаимодействием горячих электронов с нейтральными акцепторами [4]. Это справедливо, как для объемного ваАБ, так и для КЯ ваЛв/А] Ай.

В случае объемного ОаАв л-тип а при концентрации доноров Ыо ~ 5-Ю16 см-3 происходит переход Мотта, который приводит к вырождению полупроводника при низких температурах. Вырождение в образцах я-типа происходит значительно раньше, чем в структурах /»-типа, вследствие

меньшей энергии ионизации доноров по сравнению с акцепторами. При этом основным механизмом рассеяния горячих электронов в объемном GaAs п-типа, легированном кремнием с концентрациями Nst > 7-Ю17 см"\ является неупругое рассеяние на связанных фонон-плазмонных модах [5]. В КЯ эффект размерного квантования приводит к увеличению энергии связи электронов на донорах. В результате переход Мотга смещается в область больших концентраций примеси. Это позволяет исследовать систему, в которой при низких температурах присутствует большое количество нейтральных доноров.

Во второй главе описаны методика измерений, экспериментальная установка и исследованные структуры. Измерение поляризации ГФЛ проводилось в геометрии обратного отражения таким образом, что направления возбуждающего и отраженного лучей света совпадали с направлением роста структур [001]. Относительная ошибка при измерении поляризации составляла не более 5%, а при определении вероятности полного рассеяния горячих электронов г-1 порядка 10%.

Поляризация ГФЛ при переходе от 2D к 3D исследовались в СР GaAs/AlxGai_xAs, ширина ям в каждой из которых была фиксирована и составляла » 40 А. Энергетическая ширина минизон определялась различной шириной барьеров (AlGaAs) и содержанием в них AI (т.е. высотой барьеров).

Механизмы рассеяния горячих электронов изучались в изолированных КЯ, легированных Si (Ns, ~ Ю11 см~2) в центральной части ям. Образцы имели широкие («80 А) и максимально высокие барьеры (х = 1). Ширина ям изменялась от 37.4 А до 52 А.

Третья глава посвящена исследованию поляризации ГФЛ и ее поведения в магнитном поле при переходе от 2D к 3D системе. При этом можно выделить два этапа.

Первый этап - появление электронной минизоны в СР приводит к квазитрехмерному характеру движения электронов. Это заметно изменяет функцию распределения импульсов фотовозбужденных электронов.

На рис.1а представлены зависимости линейной поляризации pi от кинетической энергии фотовозбужденных электронов £q в структурах GaAs/AlAs с шириной барьеров 6 А, 14 А, и 80 А. Для образца с шириной барьеров 80 А зависимость pfa) совпадает с ранее исследованной для КЯ [2], то есть при £о -> 0, pi -> 0. В СР с барьерами 14 А и 6 Ä ß ->0, когда энергия электронов приближается к значениям 27 мэВ и 100 мэВ, соответственно, которые приблизительно равны ширинам электронных минизон А, рассчитанных в модели Кронига-Пенни.'

0.5

(а) ;;

(6) :

■ объемный ваЛв J

О СР (40/6), х=0.3, д = 0.21эВ -

• КЯ (40/80) Л □ СР (40/14)--Л СР (40/6) - -

х = 1

0 0 Г 1М I I I I I I I I I

/ 4.0/6// I/

I ■ ■ ' ■ I ' ' ' ' 1 'Т . I . ■ 1 ■ . . . I . ■ ■ .

I ,

0.1 0.2

0.2 0.3 0.4 0.1 0.2 0.3 0.4

Энергия электрона £0 , эВ Рис. 1. Зависимость линейной поляризации от кинетической энергии электронов в точке рождения.

В СР СаАБ/А1А5 высота барьеров достаточно велика. Это позволяет воспользоваться приближением сильной связи, где предполагается, что перекрытием волновых функций электрона и дырки в соседних КЯ можно пренебречь. Тогда матричные элементы межподзонных оптических переходов остаются такими же, как и в структурах с КЯ. Они зависят от величины латерального импульса Ьк и не зависят от величины импульса вдоль направления СР ЬQ. В таком приближении поляризация в СР может быть представлена в виде р?1 (к,О) = рр1'(Ек), т.е. как зависимость поляризации ГФЛ от латеральной кинетической энергии электронов Ек в КЯ, которая возрастает с увеличением Ек. Можно показать, что в СР электроны с наименьшим Ьк вносят основной вклад в интенсивность ГФЛ. Энергия латерального движения таких электронов равна Ек = ао - А. Вследствие этого линейная поляризация ГФЛ для электронов, рекомбинирующих из точки рождения записывается в виде:

Соотношение (1) объясняет особенности в энергетической зависимости р^еь) в СР, представленной на рис.1а. Отсюда, в частности следует, что фотовозбужденные электроны, рождающиеся с полной кинетической энергией ¿о < А движутся вдоль направления СР, в то время как электроны,

при £0 < А при ¿о > А

(1)

рождающиеся с гь > А движутся преимущественно в плоскости ям. Данный

эффект позволяет экспериментально определять ширины электронных минизон в СР.

Второй этап - образование ярко выраженных электронных и дырочных минизон в СР приводит к существенному изменению матричных элементов оптических переходов. Вследствие этого поляризация и ее характеристики становятся сходными с наблюдаемыми в объемном полупроводнике.

Очевидно, что с увеличением перекрытия волновых функций электрона и дырки, локализованных в соседних КЯ, пренебрегать вкладом междуямных оптических переходов уже нельзя. Заметный вклад таких оптических переходов сказывается на поляризации ГФЛ и, тем самым, может служить свидетельством отклонения от приближения сильной связи. Увеличить перекрытие волновых функций электрона и дырки в соседних ямах можно двумя способами: либо за счет уменьшения ширины барьеров, что практический уже невозможно, либо путем уменьшения высоты барьеров, что легко осуществимо практически. Как видно из рис. 16 в "широкозонной" СР (40/6 А,х = 0.3) зависимость р^сц) близка к той, что наблюдается в объемном ваАя, т.е. данная СР может рассматриваться как полупроводник, подобный объемному. Из анализа экспериментальных данных следует, что переход от квази-ЗБ к ЗБ-подобному случаю происходит, когда ширина первой электронной минизоны А сравнивается с шириной запрещенной зоны между первой и второй электронными минизонами Ас, (х ^ 0.6). Таким образом, Д/До < 1 является условием для применения приближения сильной связи при вычислении матричных элементов межподзонных оптических переходов в СР.

Этот вывод подтверждается также восстановлением корреляции между спином и импульсом фотовозбужденных электронов при переходе от "узкозонных" к "широкозонным" СР. В объемном ОаАэ средний спин в зависит от направления импульса Р = Л К рождающихся электронов (в-Р корреляция). Вследствие этого при рекомбинации электрона с тяжелой дыркой величина циркулярной поляризации рс ос (в-К)^ (ось г совпадает с направлением возбуждающего и наблюдаемого излучения) и зависит от взаимной ориентащга Б и Р [1]. Магнитное поле изменяет ориентацию между 8 и Р, и это приводит к уменьшению рс в геометрии Фарадея [б]. Этот эффект не проявляется в КЯ, где корреляции нет, т.к. компонента импульса Йкг, перпендикулярная плоскости ямы, отсутствует. Таким образом уменьшение рс в продольном магнитном поле свидетельствует о существовании корреляции между в и Р фотовозбужденных электронов. На рис.2 представлены зависимости рс(В) в объемном ваА^ и в СР с различной высотой барьеров. В случае "узкозошшх" СР эффект уменьшения рс отсутствует, т.к. матричные элементы оптических

а7| о.©

0.5 0.4

«о

^ 0.3 0.2 0.1 0.0

» ▼

х=1 1

х=0.8

х=0.6

х=0.5

х=0.4

х=0.3

х=0.2

объемный (ЗаАз

о й

д д

»I

0 2 4 6 Магнитное поле В, Тп

Рис.2. Зависимость циркулярной поляризации от мапштного поля в геометрии Фарадея.

2.5 2.0

С? 1.5

о4-

сг 1.0

0.5 0.0« -0.5.

: о СР (40/6) х—1

: д КЯ (40/80) о

: • объемный СаА$ • •

• • о

0

О

•

0

•

• Д д д д

> о О

■ 1 д д

2 4 6 8 Магнитное поле В, Тл

Рис.3. Появление линейной поляризации в поперечном магнитном поле (геометрия Фойхта).

переходов в приближении сильной связи такие же, как и в КЯ. При переходе к "широкозонным" СР (х < 0.6) Б-Р корреляция восстанавливается и также, как и в объемном ОаАз, наблюдается ее разрушение в магнитном поле.

В третьей главе анализируется поведение линейной поляризации ГФЛ в магнитном поле. В геометрии Фарадея магнитное поле ншгравлено вдоль СР и приводит к вращению латерального вектора к также, как и в КЯ. Волновой вектор О при этом не изменяется. Вследствие этого наблюдается деполяризация ГФЛ, и по аналогии с объемным ваАз [1] и КЯ [7] линейная поляризация зависит от магнитного поля, как

Р/(£) = А(0)/(1 + 4Й;(2Г2), (2)

где а>с - циклотронная частота, г-время ухода электрона из начального энергетического состояния (при отсутствии упругих столкновений).

Влияние магнитного поля на движение электронов в СР и КЯ сильно отличаются, когда В направлено в плоскости ямы (геометрия Фойхта). Особенно ярко это проявляется в эксперименте, когда магнитное поле приводит к возникновению линейной поляризации при неполяризованной накачке. На рис.3 представлены зависимости р^В) в КЯ (40/80) А, СР (40/6) А (х = 1) и объемном ОаАз. Также как и в СР, в объемном СаАБ наблюдается возникновение линейной поляризации ГФЛ в магнитном поле, в то время как в КЯ этот эффект отсутствует. В ЗБ случае при неполяризованной накачке функция распределения по импульсам аксиально симметрична с осью

симметрии вдоль направления распространения света [1], и при В = 0, р/ = 0. Поперечное магнитное поле приводит к вращению распределения импульсов и возникновению анизотропии в плоскости перпендикулярной направлению распространения света. Вследствие этого наблюдается появление линейной поляризации ГФЛ. Положительный знак р\ означает, что фотовозбужденные электроны движутся преимущественно вдоль луча света. В КЯ изменение линейной поляризации не происходит, т.к. в данных магнитных полях радиус циклотронной орбиты для электронов больше чем ширина квантовой ямы [7]. В СР поперечное магнитное поле может трансформировать движение электронов вдоль СР (вектор О) в движение в плоскости ям (компонента латерального вектора к, перпендикулярная В), если гь < А. Это, как и в ЗБ случае, проявляется в возникновении линейной поляризации ГФЛ. Положительный знак /?/ означает, что фотовозбужденные электроны движутся преимущественно вдоль СР. Данный результат подтверждает вывод о том, что функция распределения импульсов фотовозбужденных электронов в "узкозонных" СР вытянута вдоль направления СР, если £о < А.

В четвертой главе рассмотрены механизмы рассеяния горячих электронов и их динамика в зависимости от температуры в структурах с КЯ ОэАб/АЬАз и-типа. Обнаружены и изучены особенности энергетической и импульсной релаксации горячих электронов в КЯ вблизи перехода между структурами I и II типа.

В КЯ и-типа с концентрацией Л^ > 1011 см-2 наблюдалась ГФЛ, обусловленная рекомбинацией фотовозбужденных электронов с дырками, связанными на акцепторах. Это объясняется тем, что кремний в ОаАэ является амфотерной примесью и может становится не только донором, но и акцептором. При этом число доноров больше чем акцепторов (ЛЪ»А^). Данная особенность структур, легированных кремнием, позволяет исследовать ГФЛ в присутствии большого количества нейтральных доноров.

Для измерения вероятности рассеяния горячих электронов г1 использовался метод деполяризации ГФЛ в продольном магнитном поле {см. формулу (2)}. В общем случае вероятность г-1 в (2) выражается, как [1]

г-1 = (3)

где г0 - время ухода электрона из начального энергетического состояния, а тР2 - время релаксации анизотропии импульсов, связанное с абсолютно упругими механизмами рассеяния, и по порядку величины соответствующее времени импульсной релаксации. Соотношение между неупругими (гд1) и упругими (тр\) механизмами рассеяния можно определить путем анализа р! в отсутствии магнитного поля

г0 + ТР2

где - степень линейной поляризации ГФЛ, которая определяется возбуждением и не зависит от релаксации. Если упругими столкновениями можно пренебречь (г^^О), то при В = 0, р1 ~ р®. Такая ситуация реализуется в умеренно легированных структурах, где основным механизмом рассеяния является неупругое электрон-фононное взаимодействие [1,3].

Из анализа поляризации р1 в КЯ л-типа следует, что при Т«6 К Р1 ~ А°> т е- Г_1 ~ гоТаким образом при низких температурах рассеяние электронов определяется неупругими механизмами. При этом в исследованных образцах с Ыо = 1-ь1.6-10п см"2 значение Гд1 заметно превышает вероятность испускания полярных оптических фононов то1-ю ~ 7 пс-1 [3]. Это обусловлено тем, что в КЯ и-типа при низких температурах дополнительным механизмом рассеяния горячих электронов наряду с электрон-фононным взаимодействием, является неупругое рассеяние на нейтральных донорах (е-£)° рассеяние). Аналогичное явление наблюдается в КЯ р-типа, где электроны рассеиваются на нейтральных акцепторах [4]. Оценка эффективного сечения неупругого рассеяния горячих электронов на нейтральных донорах а в КЯ л-типа при гь«200 мэВ дает значение 30-Ю"14 см2, что приблизительно в 6 раз больше чем в КЯ /з-типа (5-10~14 см2) при той же кинетической энергии со [4]. Большее значение вероятности ухода электрона при рассеянии на примеси в КЯ и-типа по сравнению со структурами р-типа объясняется большим радиусом Бора связанных электронов на донорах, что приводит к возрастанию <т. Также как и в КЯр-типа [4], доказывается обратно пропорциональным квадрату скорости быстрых электронов.

Анализ температурных зависимостей р{Т) и г-1(1) в структурах и-типа позволяет исследовать динамику процессов рассеяния горячих электронов при ионизации доноров. В работе обнаружено, что увеличение Т приводит к уменьшению />/. В соответствии с (4) это означает, что роль упругих столкновений возрастает. Из экспериментальных зависимостей р,{7) и т1(Т) с помощью формул (3) и (4) можно разделить вклад неупругих (гд1) и упругих (Грз) механизмов рассеяния. На рис.4 представлены температурные зависимости вероятностей Го'(Т) {а} и Тр\(Т) {6} для двух структур с шириной ям 37 А (контурные символы) и 47 А (заштрихованные символы).

Особый интерес представляет зависимость вероятности ухода горячих электронов от температуры (рис.4а). В обоих образцах наблюдается уменьшение Гц1 с ростом Т. При ионизации доноров вероятность ухода за счет е-£>° рассеяния стремится к нулю. Однако при этом увеличивается количество

30

25

' 20 о

= 15

10

5

0 9

4J 6

-i-1-г

1---1—

(а)

-1 и

тО,е-е + T0,e-L0 .

"СГ"

0,е-Ю

• 47А /Vd=1.1-1011cm"j о 37Á W = 1.6-10" см'2

и

,.-'■0-0-0" о-

(б)

свободных электронов, рассеяние на которых сопровождается потерей энергии быстрого электрона (е-е рассеяние). Вследствие этого при высоких температурах, когда доноры практически ионизованы, наряду с e-LO рассеянием следует ожидать вклада в Tq1 за счет неупругого е-е рассеяния. Это наблюдается в КЯ 47 Á, где при высоких температурах Го1 »12 пс-1 (заштрихованные символы на рис.4а), в то время

как

г-1

; 7 пс

-i

При

20

40 60

Температура, К

80

электронного

-2

е-е рассея-

Рис.4. Зависимости вероятностей г05 (а) и

г>2 (б) от температуры.

' 0,е-Ю '

концентрациях газа п2о~ Юп см ние становится сравнимым с вероятностью испускания полярных оптических фононов.

Из полученных результатов следует также, что вероятность ухода электрона при е-е рассеянии приблизительно в 2-3 раза меньше чем при e-D0 рассеянии.

В КЯ 37 Á реализуется особая ситуация. Как следует из рис.4а (контурные символы), вероятность ухода уменьшается значительно сильнее чем в КЯ 47 Á и при высоких температурах выходит на значение ле-ю ■ Это означает, что при Т~ 80 К энергетические потери горячих электронов определяются только испусканием полярных оптических фононов. Такая особенность объясняется тем, что КЯ 37 Á находится на границе перехода между структурами I и II типа. Вследствие этого при ионизации доноров "холодные" электроны уходят из Г-долины GaAs ("яма") в Х-долину AlAs ("барьер"). При этом важную роль играет плотность состояний, которая в Х-долине из-за большей эффективной массы значительно превышает плотность состояний в Г-долине. Рассеяние быстрого электрона на свободных электронах, ушедших в "барьер", значительно слабее, чем если бы они оставались в "яме". В результате е-е рассеяние становиться пренебрежимо мало.

Увеличение роли упругих столкновений Тр\ с повышением температуры (см. рис.4б), по-видимому, в первую очередь обусловлено

Q

о

-1

о

появлением рассеяния горячих электронов на заряженных центрах. Это подтверждается ростом Тр\ в КЯ 37 Á (контурные символы) вблизи перехода I-II тип. Поскольку в этом случае е-е рассеяние отсутствует, Тр\ определяется только упругими столкновениями горячих электронов на заряженных центрах.

В заключении сформулированы основные результаты работы.

1. Образование электронной минизоны в CP заметно изменяет поляризационные характеристики ГФЛ. Квазитрехмерный характер движения электронов в "узкозонных" CP приводит к тому, что поляризация ГФЛ сильно зависит от соотношения между кинетической энергией электронов Ео и шириной электронной минизоны Д. Это объясняется тем, что электроны, рождающиеся с £о< А движутся вдоль CP, в то время как электроны, рождающиеся с ¿ь > Л, движутся преимущественно в плоскости ям. Предложен оптический метод определения А в СР.

2. Особенности сильно анизотропного импульсного распределения фотовозбужденных электронов в CP с "узкими" минизонами ярко проявляются в зависимостях линейной поляризации ГФЛ от магнитного поля в геометрии Фойхта. Изменение волнового вектора вдоль направления CP во времени в такой геометрии описывается уравнением математического маятника.

3. Исследование поляризации ГФЛ в CP в зависимости от высоты барьеров (ширины электронных и дырочных минизон) показали:

(а) зависимость линейной поляризации ГФЛ от кинетической энергии фотовозбужденных электронов претерпевает существенные изменения при переходе от CP с "узкими" минизонами к "широкозонным" CP, становясь сходной с соответствующей зависимостью в объемном GaAs.

(б) уменьшение циркулярной поляризации в продольном магнитном поле (геометрия Фарадея), которое возникает в CP с увеличением ширины их минизон, ясно свидетельствует о восстановлении эффекта спин-импульсной корреляции, характерного для объемного GaAs, но отсутствующего в структурах с изолированными КЯ.

При этом поляризационные характеристики для "узкозонных" CP хорошо описываются в приближении сильной связи. Из результатов (а) и (б) следует, что переход от квазитрехмерного характера выстраивания импульсов и ориентации спинов фотовозбужденных электронов к пределу объемного полупроводника происходит, когда ширина первой электронной минизоны сравнивается с шириной первой запрещенной зоны СР. Это условие является пределом применимости' приближения сильной связи для вычисления матричных элементов межподзонных оптических переходов.

4. Обнаружено, что в КЯ GaAs/AlAs н-типа с концентрацией доноров Nn > 10п см""2 при низких температурах основным механизмом энергетической релаксации горячих электронов наряду с испусканием полярных оптических фононов является неупругое рассеяние на нейтральных донорах - e-lf рассеяние. Эффективное сечение e-D° рассеяния приблизительно в 6 раз больше сечения неупругого рассеяния на нейтральных акцепторах.

5. В КЯ и-типа при высоких температурах, когда доноры ионизованы, основными механизмами рассеяшм наряду с элекгрон-фононным взаимодействием являются неупругое электрон-электронное рассеяние и упругое рассеяние на заряженных центрах. Вероятность ухода горячих электронов из начального энергетического состояния за счет электрон-электронного рассеяния (е-е рассеяние) становится сравнимой с вероятностью ухода за счет испускания полярных оптических фононов при концентрациях электронного газа n2D3s М11 см"2. Вероятность ухода при е-е рассеянии меньше чем при e-D° рассеянии приблизительно в 2-3 раза.

6. В КЯ GaAs/AlAs и-типа вблизи перехода 1-Й тип с повышением температуры наблюдается сильное уменьшение вероятности рассеяния горячих электронов. При этом основным механизмом энергетической релаксации электронов становится электрон-фононное взаимодействие. Это обусловлено уходом "холодных" электронов из Г-долины GaAs в Х-долину AlAs при ионизации нейтральных доноров.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ДИССЕРТАЦИИ

А1. В.Ф.Сапега, В.И.Перель, А.Ю.Добин, Д.Н.Мирлин, И.А.Акимов, Т.Руф, М.Кардона, К.Эберл, "Поляризация горячей фотолюминесценции в сверхрешетках GaAs/AlAs" // Письма в ЖЭТФ, 63(4), 285-289, (1996).

А2. V.F.Sapega, V.I.Perel', A.Yu.Dobin, D.N.Mirlin, I.A.Akimov, T.Ruf, M.Cardona, K.Eberl, "Hot luminescence polarization in GaAs/AlAs superlattices"// Proceedings of the XXIII International Conference on the Physics of Semiconductors, edited by M. Scheffler and R. Zimmermann, Berlin (Singapoure: World Scientific) 3,1711-1714 (1996).

A3. V.F.Sapega, V.I.Perel', A.Yu.Dobin, D.N.Mirlin, I.A.Akimov, T.Ruf, M.Cardona, K.Eberl, "Study of the Two-Dimensional to Quasi-Three-Dimensional Transition in GaAs/AlAs superlattices by polarized hot photoluminescence" // Phys. Stat. Sol (b) 204,141-146 (1997).

A4. V.F.Sapega, V.I.Perel', A.Yu.Dobin, D.N.Mirlin, I.A.Akimov, T.Ruf, M.Cardona, K.Eberl, "Miniband effects on hot-electron photoluminescence

polarization in GaAs/AlAs superlattices"//Phys. Rev. В 56(11), 6871-6879 (1997).

A5. В.Ф.Сапега, В.И.Перель, Д.Н.Мирлин, И.А.Акимов, Т.Руф, М.Кардона, В.Винтер, К.Эберл, "Проявление эффектов размерности в горячей фотолюминесценции арсенида галлия: исследование 2D - квази-ЗО перехода" // ФТП 33(6), 738-741 (1999).

А6. И.А.Акимов, В.Ф.Сапега, Д.Н.Мирлин, Б.П.Захарченя, А.А.Сиренко, В.М.Устинов, А.Е.Жуков, А.Ю.Егоров. - Неупругое рассеяние горячих электронов на нейтральных донорах в квантовых ямах GaAs/AlAs, сильно легированных кремнием. // ФТП 33(10), 1235-1239 (1999).

ЦИТИРУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Б.П.Захарченя, Д.Н.Мирлин, В.И.Перель, И.И.Решина, "Спектр и поляризация фотолюминесценции горячих электронов в полупроводниках" // УФН, 136 (3), 459-499 (1982);

2. Д.Н.Мирлин, В.Ф.Сапега, АЛ.Сиренко, М.Кардона, К.Плуг, "Энергетическая зависимость параметров поляризации горячей фотолюминесценции в структурах с квантовыми ямами" // ФТП 27(6), 990-995 (1993).

3. Д.Н.Мирлин, Б.П.Захарченя, И.И.Решина, А.В.Родина, В.Ф.Сапега, А.А.Сиренко, В.М.Устинов, А.Е.Жуков, А.Ю.Егоров, "Горячая фотолюминесценция и электрон-фононное взаимодействие в структурах с квантовыми ямами" // ФТП 30 (4), 699-705 (1996).

4. Д.Н.Мирлин, В.И.Перель, И.И.Решина, "Рассеяние горячих электронов нейтральными акцепторами в структурах с квантовыми ямами GaAs/AlAs" // ФТП 32 (7), 866-875 (1998).

5. С. L. Peterson and S. A. Lyon, "Observation of Hot-Energy Loss through the Emission of Phonon-Plasmon Coupled Modes in GaAs" // Phys. Rev. Lett. 65 (6), 760-763 (1990).

6 И.Я.Карлик, Д.Н.Мирлин, Л.П.Никитин, Д.Г.Поляков, В.Ф.Сапега, "Разрушение магнитным полем корреляции между спинами и импульсами фотовозбужденных электронов в кристаллах GaAs" // Письма в ЖЭТФ 36 (5), 155-157.

7. П.С.Копьев, Д.Н.Мирлин, Д.Г.Поляков, И.И.Решина, В.Ф.Сапега, А.А.Сиренко, "Фотолюминесценция горячих двумерных электронов в квантовых ямах и определение времен полярного рассеяния"//ФТП 24(7), 1200-1208 (1990).

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА I: Свойства горячих электронов в объемном ОаАв и структурах с изолированными КЯ СаАзАМАз

§1.1. Излучательная рекомбинация фотовозбужденных электронов в объемном ОаАв

§ 1.2. Особенности выстраивания импульсов и ориентации спинов фотовозбужденных электронов в КЯ ОаАз/АЬ^

§1.3. Поляризация ГФЛ в магнитном поле для объемного полупроводника и КЯ

§1.4. Основные механизмы рассеяния горячих электронов в объемном

СаАз и КЯ СэАбЛМАз.

ГЛАВА II: Методика эксперимента

§2.1. Экспериментальная установка

§2.2. Исследованные образцы и их параметры

ГЛАВА III: Выстраивание импульсов и ориентация спинов фотовозбужденных электронов переходе от 2Т> к ЗБ системе

§3.1. Поляризация ГФЛ в СР ОаАя/АШ

3.1.1 Зависимость поляризации ГФЛ от кинетической энергии фотовозбужденных электронов

3.1.2 Энергетическое распределение поляризации по бесфононному пику ГФЛ.

§3.2. Поляризация ГФЛ в магнитном поле в СР СаАв/АЗАв

3.2.1. Поляризация ГФЛ в продольном магнитном поле геометрия Фарадея)

3.2.2. Особенности поведения линейной поляризации ГФЛ в поперечном магнитном поле (геометрия Фойхта)

3.2.3. Возникновение линейно поляризованной ГФЛ в поперечном магнитном поле при возбуждении неполяризованным светом

§3.3. Поляризация ГФЛ в СР ОаАб/А1хОа]хАз. Зависимость от высоты барьера

3.3.1. Линейная поляризация ГФЛ в СР при переходе к объемному полупроводнику

3.3.2. Восстановление эффекта спин-импульсной корреляции в СР 58 Выводы по главе III

ГЛАВА IV: Энергетическая и импульсная релаксация горячих электронов в КЯ ОаАз/А1А8 и-типа

§4.1. Горячая фотолюминесценция в КЯ, легированных кремнием

§4.2. Неупругое рассеяние горячих электронов на нейтральных донорах вКЯи-типа

§4.3. Динамика процессов рассеяния горячих электронов в зависимости от температуры

§4.4. Особенности рассеяния горячих электронов в КЯ на границе перехода между структурами I и П типа

Выводы по главе IV

Актуальность темы. Исследование низкоразмерных полупроводниковых систем важно не только для развития общих представлений в физике твердого тела, но и для создания новых полупроводниковых приборов современной электроники. С практической точки зрения изучение таких систем позволяет уменьшить размеры, повысить степень интеграции и увеличить быстродействие полупроводниковых элементов микроэлектроники. С точки зрения фундаментальной науки изучение низкоразмерных систем позволяет понять основные закономерности взаимодействия квазичастиц в условиях, когда их спектр существенно модифицируется за счет эффектов размерного квантования. Для изучения этих явлений на ряду с другими методами исследования успешно используются оптические методы. Большие возможности для изучения кинетики горячих носителей в низкоразмерных структурах открываются при использовании метода поляризованной магнитооптической спектроскопии горячей фотолюминесценции (ГФЛ). Анализ поляризационных характеристик ГФЛ дает важную информацию о распределении импульсов и спинов горячих электронов, а также их энергетической и импульсной релаксации.

Весьма удобным объектом для изучения фундаментальных свойств горячих электронов оптическими методами являются низкоразмерные структуры на основе полупроводниковых соединений ОаА8/А1хОа1хА8. Современный уровень технологии низкоразмерных полупроводниковых гетероструктур позволяет получать наноструктуры с толщинами слоев в несколько постоянных решетки. При этом имеется возможность изменять в широких пределах состав слоев и получать структуры с заданным распределением примесей. Вследствие этого становится возможным изучение свойств фотовозбужденных носителей, при плавном переходе от двумерной (изолированные квантовые ямы - КЯ) к квазитрехмерной (сверхрешетка - СР), и далее к трехмерной (объемный полупроводник) системе. Кроме этого интересным представляется исследование особенностей рассеяния горячих носителей на примесях в структурах с квантовыми ямами. Очевидно, что такие исследования позволяют оптимизировать параметры, важные для быстродействия электронных приборов.

Все вышесказанное определяет актуальность темы диссертационной работы, целью которой явилось изучение свойств фотовозбужденных горячих электронов в квантовых ямах и сверхрешетках ОаАб/А1хОа1 хАз.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней впервые: а) Изучено влияние формирования электронной минизоны в СР на выстраивание импульсов и ориентацию спинов фотовозбужденных электронов. б) Исследован переход от двумерного характера импульсного выстраивания и спиновой ориентации фотовозбужденных электронов к пределу объемного полупроводника. в) Исследованы процессы рассеяния горячих электронов и их динамика в зависимости от температуры в структурах с КЯ ОаАБ/МАлз «-типа. Впервые экспериментально обнаружено уменьшение поляризации ГФЛ за счет возрастания роли упругих столкновений. Измерены время ухода из начального энергетического состояния и время импульсной релаксации при рассеянии горячих электронов на нейтральных донорах, свободных электронах и заряженных центрах. г) Обнаружены и исследованы особенности энергетической и импульсной релаксации горячих электронов в КЯ СаАз/МАя «-типа вблизи перехода между структурами I и II типа.

Научное и практическое значение работы состоит в том, что в ней получен ряд новых результатов по оптическому выстраиванию импульсов и ориентации спинов фотовозбужденных электронов при переходе от двумерной (2и - изолированные КЯ) к трехмерной (ЗБ - объемный полупроводник) системе, а также по энергетической и импульсной релаксации горячих электронов в антимодулированных КЯ «-типа. Основные выводы отражают общие закономерности, присущие структурам с КЯ, и поэтому имеют большое значение для фундаментальной науки. Кроме этого полученные результаты имеют большое практическое значение, поскольку они определяют транспортные характеристики электронной системы и тем самым позволяют оптимизировать быстродействие современных приборов микроэлектроники.

Основные положения выносимые на защиту:

1. Образование электронной минизоны в СР ОаДз/АМла^хАв приводит к появлению квазитрехмерного характера движения электронов. При этом заметно изменяется функция импульсного распределения фотовозбужденных электронов, которая сильно зависит от соотношения между кинетической энергией рождающихся электронов Е и энергетической шириной электронной минизоны А. Электроны, рождающиеся с Е < А, движутся вдоль направления СР, в то время как электроны, рождающиеся с Е > А, движутся преимущественно в плоскости ям. Особенности анизотропного импульсного распределения фотовозбужденных электронов в СР с "узкими" минизонами ярко проявляются в зависимостях линейной поляризации ГФЛ от магнитного поля в геометрии Фойхта. Изменение волнового вектора вдоль оси СР во времени в такой геометрии описывается уравнением математического маятника.

2. Переход от квазитрехмерного характера импульсного выстраивания и спиновой ориентации фотовозбужденных электронов к пределу объемного полупроводника происходит, когда ширина первой электронной минизоны сравнивается с шириной первой запрещенной зоны СР. Это условие является пределом применимости приближения сильной связи для вычисления матричных элементов межподзонных оптических переходов. Эффект спин-импульсной корреляции, характерный для объемного материала, но отсутствующий в КЯ, восстанавливается в СР с увеличением ширины их минизон.

1 1 'Л

3. В КЯ ОаАз/АЬАз и-типа с концентрацией -10 см при низких температурах основным механизмом энергетической релаксации горячих электронов наряду с испусканием полярных оптических фононов является неупругое рассеяния на нейтральных донорах с их ионизацией. Эффективное сечение рассеяния быстрых электронов на нейтральных донорах приблизительно в 6 раз больше эффективного сечения при неупругом рассеянии на нейтральных акцепторах. При высоких температурах, когда доноры ионизованы, основными механизмами рассеяния наряду с электрон-фононным взаимодействием являются неупругое электрон-электронное рассеяние и упругое рассеяние на заряженных центрах.

4. В узких КЯ п-типа вблизи перехода 1-П тип с повышением температуры происходит уход "донорных" электронов из Г-долины ОаАв в Х-долину А1Аб. Это приводит к существенному уменьшению вероятности ухода горячих электронов из начального энергетического состояния. Основным механизмом энергетической релаксации горячих электронов при высоких температурах становится рассеяние с испусканием полярных оптических фононов.

Апробация работы. Основные результаты работы докладывались: на Международном симпозиуме "Наноструктуры: Физика и технология" (С. Петербург 1996); на 23-ей Международной конференции по физике полупроводников (Берлин, Германия, 1996); международной школе по физике полупроводниковых материалов (Яжовиц, Польша, 1996); на 10-ой Международной конференции по динамике неравновесных носителей в полупроводниках (Берлин, Германия, 1997); на 24-ой Международной конференции по физике полупроводников (Иерусалим, Израиль, 1998), на Городских научных конференциях студентов и аспирантов по физике полупроводников и полупроводниковой наноэлектронике (С. Петербург, 1997, 1998), на Международном семинаре по оптоэлектронике (С.-Петербург, Россия, 1998);

Основное содержание диссертации опубликовано в 6 научных статьях, перечень которых приведен в конце диссертации [А1-А6].

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы из 57 наименований. Общий объем работы - 103 страницы, включая 24 рисунка.

Основные выводы, полученные в данной работе приведены в конце каждой главы. Наиболее важные результаты могут быть сформулированы следующим образом.

1. Образование электронной минизоны в СР заметно изменяет поляризационные характеристики ГФЛ. Квазитрехмерный характер движения электронов в "узкозонных" СР приводит к тому, что поляризация ГФЛ сильно зависит от соотношения между кинетической энергией электронов Е и шириной электронной минизоны А. Это объясняется тем, что электроны, рождающиеся с Е < А движутся вдоль СР, в то время как электроны, рождающиеся с Е > А, движутся преимущественно в плоскости ям. Предложен оптический метод определения А в СР.

2. Особенности сильно анизотропного импульсного распределения фотовозбужденных электронов в СР с "узкими" минизонами ярко проявляются в зависимостях линейной поляризации ГФЛ от магнитного поля в геометрии Фойхта. Изменение волнового вектора вдоль направления СР во времени в такой геометрии описывается уравнением математического маятника.

3. Исследование поляризации ГФЛ в СР в зависимости от высоты барьеров (ширины электронных и дырочных минизон) показали: а) зависимость линейной поляризации ГФЛ от кинетической энергии фотовозбужденных электронов претерпевает существенные изменения при переходе от СР с "узкими" минизонами к "пшрокозонным" СР, становясь сходной с соответствующей зависимостью в объемном ОаАв. б) уменьшение циркулярной поляризации в продольном магнитном поле (геометрия Фарадея), которое возникает в СР с увеличением ширины их минизон, ясно свидетельствует о восстановлении эффекта спинимпульсной корреляции, характерного для объемного GaAs, но отсутствующего в структурах с изолированными КЯ. При этом поляризационные характеристики для "узкозонных" CP хорошо описываются в приближении сильной связи. Из результатов (а) и (б) следует, что переход от квазитрехмерного характера выстраивания импульсов и ориентации спинов фотовозбужденных электронов к пределу объемного полупроводника происходит, когда ширина первой электронной минизоны сравнивается с шириной первой запрещенной зоны СР. Это условие является пределом применимости приближения сильной связи для вычисления матричных элементов межподзонных оптических переходов.

4. Обнаружено, что в КЯ GaAs/AlAs «-типа с концентрацией доноров Nd > 1011 см"2 при низких температурах основным механизмом энергетической релаксации горячих электронов наряду с испусканием полярных оптических фононов является неупругое рассеяние на нейтральных донорах - рассеяние. Эффективное сечение рассеяния приблизительно в 6 раз больше сечения неупругого рассеяния на нейтральных акцепторах.

5. В КЯ «-типа при высоких температурах, когда доноры ионизованы, основными механизмами рассеяния наряду с электрон-фононным взаимодействием являются неупругое электрон-электронное рассеяние и упругое рассеяние на заряженных центрах. Вероятность ухода горячих электронов из начального энергетического состояния за счет электрон-электронного рассеяния (е-е рассеяние) становится сравнимой с вероятностью ухода за счет испускания полярных оптических фононов при концентрациях электронного газа «2d « Ю11 см-2. Вероятность ухода при е-е рассеянии меньше чем при рассеянии приблизительно в 2-3 раза.

6. В КЯ GaAs/Al As «-типа вблизи перехода I — II тип с повышением температуры наблюдается сильное уменьшение вероятности рассеяния горячих электронов. При этом основным механизмом энергетической

95 релаксации электронов становится электрон-фононное взаимодействие. Это обусловлено уходом "холодных" электронов из Г-долины ОаАв в Х-долину А1Аз при ионизации нейтральных доноров.

В заключении автор считает своим приятным долгом выразить искуренную благодарность своему научному руководителю академику РАН Борису Петровичу Захарчене, а также докторам физико-математических наук Виктору Федоровичу Сапеге и Давиду Наумовичу Мирлину за руководство и помощь в процессе выполнения данной работы. Автор также признателен за полезные обсуждения Владимиру Иделевичу Перелю, за предоставленные структуры Виктору Михайловичу Устинову, за внимание к работе Андрею Александровичу Сиренко.

Публикации по диссертации

А1. В.Ф.Сапега, В.И.Перель, А.Ю.Добин, Д.Н.Мирлин, И.А.Акимов, Т.Руф, М.Кардона, К.Эберл, "Поляризация горячей фотолюминесценции в сверхрешетках GaAs/AlAs" // Письма в ЖЭТФ, 63(4), 285-289, (1996).

А2. V.F.Sapega, УЛ.РегеГ, A.Yu.Dobin, D.N.Mirlin, I.A.Akimov, T.Ruf, M.Cardona, K.Eberl, "Hot luminescence polarization in GaAs/AlAs superlattices" // In: Proceedings of the XXIII International Conference on the Physics of Semiconductors, edited by M. Scheffler and R. Zimmermann, Berlin (Singapoure: World Scientific) 3,1711-1714 (1996).

A3. V.F.Sapega, V.I.Perel', A.Yu.Dobin, D.N.Mirlin, I.A.Akimov, T.Ruf, M.Cardona, K.Eberl, "Study of the Two-Dimensional to Quasi-Three-Dimensional Transition in GaAs/AlAs superlattices by polarized hot photoluminescence" // Phys. Stat. Sol (b) 204,141-146 (1997).

A4. V.F.Sapega, V.I.Perel', A.Yu.Dobin, D.N.Mirlin, I.AAkimov, T.Ruf, M.Cardona, K.Eberl, "Miniband effects on hot-electron photoluminescence polarization in GaAs/AlAs superlattices"//Phys. Rev. В 56(11), 6871-6879 (1997).

A5. В.Ф.Сапега, В.И.Перель, Д.Н.Мирлин, И.А.Акимов, Т.Руф, М.Кардона, В.Винтер, К.Эберл, "Проявление эффектов размерности в горячей фотолюминесценции арсенида галлия: исследование 2D - квази-ЗО перехода" // ФТП 33(6), 738-741 (1999).

А6. И.А.Акимов, В.Ф.Сапега, Д.Н.Мирлин, Б.П.Захарченя, А.А.Сиренко, В.М.Устинов, А.Е.Жуков, А.Ю.Егоров. - Неупругое рассеяние горячих электронов на нейтральных донорах в квантовых ямах GaAs/AlAs, сильно легированных кремнием. // ФТП 33(10), 1235-1239 (1999).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. В. И. Земский, Б. П. Захарченя, Д. Н. Мирлин, "Поляризация горячей фотолюминесценции в полупроводниках типа GaAs" // Письма в ЖЭТФ 24 (2), 96-99 (1976).

2. Б. П. Захарченя, В. И. Земский, Д. Н. Мирлин, "Поляризационная зависимость в спектре горячей фотолюминесценции в полупроводниках типа GaAs и их связь с процессами импульсной и спиновой релаксации" // ФТТ 19 (6), 1725-1732 (1977).

3. D. N. Mirlin, I. Ya. Karlik, L. P. Nikitin, 1.1. Reshina, V. F. Sapega, "Hot Electron Photoluminescence in GaAs Crystals" // Sol. St. Commun., 37, 757760 (1981).

4. Б. П. Захарченя, Д. H. Мирлин, В. И. Перель, И. И. Решина, "Спектр и поляризация фотолюминесценции горячих электронов в полупроводниках" // УФН, 136 (3), 459-499 (1982).

5. S. A. Lyon, "Spectroscopy of Hot Luminescence in Semiconductors" // Journal of Luminescence 35,121-154 (1986).

6. M. А. Алексеев, И. Я. Карлик, Д. Н. Мирлин, В. Ф. Сапега, "Спектроскопия горячей фотолюминесценции в полупроводниках" // ФТП 23(5), 761-779 (1989).

7. В. Д. Дымников, Д. Н. Мирлин, В. И. Перель, И. И. Решина, "О линейной поляризации горячей фотолюминесценции в кристаллах арсенида галлия" // ФТТ 20(7), 2165-2172 (1978).

8. В. Д. Дымников, В. И. Перель, А. Ф. Полупанов, "Вероятность оптических переходов зона проводимости акцептор в арсениде галлия" // ФТП 16 (2), 235 (1982).

9. В. Д. Дымников, М. И. Дьяконов, В. И. Перель, "Анизотропия импульсного распределения фотовозбужденных электронов и поляризация ГФЛ в полупроводниках" // ЖЭТФ 71,2373-2380 (1976).

10. М. А. Алексеев, И. Я. Карлик, И. А. Меркулов, Д. Н. Мирлин,

11. Л. П. Никитин, В. Ф. Сапега, "Циркулярная поляризация ГФЛ и спиновая деполяризация горячих электронов в кристаллах арсенида галлия" // ФТТ 26, 3369 (1984).

12. D. N. Mirlin and V. I. Perel', "Hot photoluminescence in quantum-well structures under continuous wave pumping" // Semicond. Sci. and Technol 7, 1221-1229(1992).

13. B. P. Zakharchenya, P. S. Kop'ev, D. N. Mirlin, D. G. Polyakov, 1.1. Reshina, V. F. Sapega and A. A. Sirenko, "Optical Alignment of Two Dimensional Electron Momenta in Multiple Quantum Well Structures" // Solid State Commun. 69(2), 203-206 (1989).

14. П.С.Копьев, Д.Н.Мирлин, Д. Г. Поляков, И.И.Решина, В.Ф.Сапега, А.А.Сиренко, "Фотолюминесценция горячих двумерных электронов в квантовых ямах и определение времен полярного рассеяния" // ФТП 24 (7), 1200-1208 (1990)

15. J. A. Kash, М. Zachau, М. A. Tischler, and U. Ekenberg, "Anisotropic Valence Bands in Quantum Wells: Quantitative Comparison of Theory and Experiment" //Phys. Rev. Lett. 69(15), 2260-2263 (1992).

16. M. Zachau, J. A. Kash, and W. T. Masselink, "Measurement of the Hole Dispersion in a Quantum Well by Hot-Electron-Acceptor luminescence" // Phys. Rev. В 44(8), 4048-4051 (1991).

17. Д.Н.Мирлин, В.Ф.Сапега, А.А.Сиренко, М.Кардона, К.Плуг, "Энергетическая зависимость параметров поляризации горячей фотолюминесценции в структурах с квантовыми ямами" // ФТП 27 (6), 990-995 (1993).

18. И. А. Меркулов, В. И. Перель и М. Е. Портной, "Выстраивание импульсов и ориентация спинов фотовозбужденных электронов в квантовых ямах" // ЖЭТФ 99(4), 1202-1214 (19£1).

19. В. Д. Дымников, "Магнитные осцилляции распределения по импульсам горячих фотовозбужденных электронов в полупроводниках" // ЖЭТФ 77(3), 1107-1123(1979).

20. Ландау Л. Д. и Лифшиц Е. М. Теория поля. М.: Наука, 1973.

21. И. Я. Карлик, Д. Н. Мирлин, Л. П. Никитин, Д. Г. Поляков, В. Ф. Сапега, "Разрушение магнитным полем корреляции между спинами и импульсами фотовозбужденных электронов в кристаллах GaAs" // Письма в ЖЭТФ 36 (5), 155-157 (1982)

22. J. A. Kash, J. С. Tang, and J. A. Hvam, "Subpicosecond Time-Resolved Raman Spectroscopy of LO Phonons in GaAs" // Phys. Rev. Lett. 54(19), 2151-2154 (1985).

23. И. Я. Карлик, Д. H. Мирлин, В. Ф. Сапега, "Вероятность междолинных Г-L переходов в кристаллах арсенида галлия" // ФТП 21 (6) 1030-1032 (1987).

24. D. N. Mirlin, I. Ya. Karlik, V. F. Sapega, "Intervalley Г-Х Scattering Rate in Gallium Arsenate Crystals" // Solid State Commun. 65 (3), 171-172 (1988).

25. R. G. Ulbrich, J. A. Kash, and J. C. Tsang, "Hot-Electron Recombination at Neutral Acceptors in GaAs: A cw Probe of Femtosecond Intervalley Scattering" // Phys.Rev. Lett. 62(8), 949-952 (1989).

26. S. Zollner, S. Gopalan, and M. Cardona, "Effective Intervalley Deformation Potentials in the Description of Time-Resolved and Hot-Electron Luminescence" // Solid State Commun. 76(7), 877-879 (1990).

27. P. Y. Yu, and M. Cardona in Fundamentals of Semiconductors. Springer, Berlin, 1996.

28. Д. Н. Мирлин, Б. П. Захарченя, И. И. Решина, А. В. Родина, В. Ф. Сапега,

29. A. А. Сиренко, В. М. Устинов, А. Е. Жуков, А. Ю. Егоров, "Горячая люминесценция и электрон-фононное взаимодействие в структурах с квантовыми ямами" // ФТП, 30 (4), 699-705 (1996).

30. Ландау Л. Д. и Лифшиц Е. М. Квантовая механика. М.: Наука, 1974, стр. 705-712.

31. I. I. Reshina, D .N. Mirlin, V. I. Perel, A. Yu. Dobin, A. G. Agranov and

32. B. Ya. Ber, "Inelastic Hot Electron Scattering by Neutral Acceptors in GaAs/AlAs Multiple Quantum Well Structures" // Sol. St. Commun., 103 (3), 151-154(1997).

33. Д. H. Мирлин, В. И. Перель, И. И. Решина, "Рассеяние горячих электронов нейтральными акцепторами в структурах с квантовыми ямами GaAs/AlAs" // ФТП 32 (7), 866-875 (1998).

34. J. A. Kash, "Carrier-Carrier Scattering: An Experimental Comparison of bulk GaAs and GaAs/AlxGaixAs Quantum Wells" // Phys. Rev. B, 48(24), 18336-18339(1993).

35. J. F. Young, P. J. Kelly, "Many-body treatment of hot-electron scattering from quasiequilibrium electron-hole plasmas and coupled plasmon longtitudinal-optic-phonon modes in GaAs" // Phys. Rev. В 47 (11), 6316-6329 (1993).

36. M. И. Дьяконов, В. И. Перель, И. Н. Яссиевич, "Эффективный механизм энергетической релаксации горячих электронов в полупроводниках р-типа" // ФТП 11(7), 1364-1370 (1977).

37. Б. И. Шкловский, А. Л. Эфрос, Электронные свойства легированных полупроводников. -М.: Наука, 1979.

38. С. L. Peterson and S. A. Lyon, "Observation of Hot-Electron Energy Loss through the Emission of Phonon-Plasmon Coupled Modes in GaAs" // Phys. Rev. Lett. 65 (6), 760-763 (1990).

39. G. Bastard, "Hydrogenic Impurity States in a Quantum Well: A Simple Model" // Phys. Rev. В 24 (8), 4714-4722 (1981).

40. К. Kash, J. Shah, "Carrier Energy Relaxation in Ino.53Gao.47As dtermined from picosecond luminescence studies" // Applied Phys. Lett. 45(4) 401-403 (1984).

41. Т. C. Damen, and J. Shah, "Femtosecond Luminescence Spectroscopy with 60 fs Compressed Pulses" // Applied Phys. Lett. 52(16) 1291-1293 (1988).

42. L. Rota, P. Lugli, T. Elsaesser, J. Shah, "Ultrafast Thermalization of Photoexcited Carriers in Polar Semiconductors" // Phys. Rev. 47(8), 4226-4237 (1993).

43. P. Supancic, U. Hohenester, P. Kocevar, D. Snoke, R. M. Hannak, W. W. Ruhle "Transport Analysis of the Thermalization and Energy Relaxation of Photoexcited Hot Electrons in Ge-doped GaAs" // Phys. Rev. В 53(12) 77857791 (1996).

44. Фефилов П. П. Поляризованная люминесценция атомов, молекул и кристаллов. -М.: Физматгиз, 1959.

45. Б. П. Захарченя, В. Г. Флейшер, Р. И. Джиоев, Ю. П. Вещунов,

46. И. Б. Русанов, "Эффект оптической ориентации электронных спинов в кристалле GaAs" // Письма в ЖЭТФ 13,195-197 (1971).

47. S. Adachi. "GaAs and Related Materials" World Scientific Publ. Co., Singapore 1994, p. 210-212.

48. А. И. Ансельм. Введение в теорию полупроводников М., Наука, 1978 г., с. 231.

49. G. Bastard, "Superlattice Band Structure in the Envelope Function Approximation" //Phys. Rev. В 24(10) 5693-5697 (1981)

50. G. Bastard, "Theoretical Investigations of Superlattice Band Structure in the Envelope Function Approximation" //Phys. Rev. В 25(12) 7584-7597 (1982)

51. M. E. Портной, "Анизотропия линейной поляризации фотолюминесценции горячих электронов в квантовых ямах" // ФТП 25(12), 2150-2157 (1991).

52. Y. G. Chai, R. Chow, and C. E. C. Wood, "The Effect of Growth Conditions on Si Incorporation in Molecular Beam Epitaxial GaAs" // Applied Phys. Lett. 39(10), 800-803 (1981).

53. C. Harris, B. Monemar, H. Kalt, K. Kohler, and T. Schweizer, "A Photoluminescence Study of the Transition from Non-Degenerate to Degenerate

54. Doping in N-Type Silicon Doped GaAs/AlGaAs Quantum Wells" // In:it

55. Proceedings of 20 International Conference on Physics of Semiconductors, (Thessaloniki, Greece, 1990), p. 1377-1380.

56. C.Malhiot, Yia-Chung Chang, and T.C.McGill, "Energy Spectra of Donors in GaAs-GaixAlxAs Quantum Well Structures in the Effective-Mass Approximation" // Phys. Rev. B 26(8), 4449-4457 (1982).

57. R. L. Greene and K. K. Bajaj, "Energy Levels of Hydrogenic Impurity States in GaAs-Gai.xAlxAs Quantum Well Structures" // Solid State Commun. 45(9) 825829 (1983).

58. K. J. Moore, P. Dawson and C. T. Foxon, "Effects of Electronic Coupling on the Band Alignment of Thin GaAs/AlAs Quantum Well Structures" // Phys. Rev. B 38(5), 3368-3374 (1988).

59. D. Scalbert, J. Cernogora, C. Benoit, M. Maaref, F. F Charfi and R. Planel, "Nature of the Lowest Electron States in Short Period GaAs/AlAs Superlattices of Type II" // Sol. St. Commun.70, 945-949 (1989).103

60. H. W. van Kestern, E. C. Cosman, P. Dawson, K. J. Moore, and T.C.Foxon, "Order of the X Conduction Band Valleys in Type II GaAs/AlAs Quantum Wells" // Phys. Rev. B 39(18), 13426-13433.