Взаимодействие экситонов с оптическими фононами и шероховатостями границ раздела в квантовых ямах и нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe

Кайбышев, Вадим Халитович

Взаимодействие экситонов с оптическими фононами и шероховатостями границ раздела в квантовых ямах и нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

Кайбышев, Вадим Халитович АВТОР

кандидата физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Санкт-Петербург МЕСТО ЗАЩИТЫ

2007 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.10 КОД ВАК РФ

Диссертация по физике на тему «Взаимодействие экситонов с оптическими фононами и шероховатостями границ раздела в квантовых ямах и нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe»

Автореферат диссертации на тему "Взаимодействие экситонов с оптическими фононами и шероховатостями границ раздела в квантовых ямах и нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe"

□□ЗОББ8Т4

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

На правах рукописи

Кайбышев Вадим Халитович

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭКСИТОНОВ С ОПТИЧЕСКИМИ ФОНОНАМИ И ШЕРОХОВАТОСТЯМИ ГРАНИЦ РАЗДЕЛА В КВАНТОВЫХ ЯМАХ И НАНОПРОВОЛОКАХ 7пСс18е/7п8е

(специальность 01.04.10 - физика полупроводников)

АВТОРЕФЕРАТ

диссергации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Санкт-Петербург 2007

003056874

Работа выполнена в Физико-техническом институте им. Л.Ф.Иоффе РЛН

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук, В.В. Травников

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор В.А. Кособукин

доктор физико-математических наук, профессор Д.Л. Федоров

Ведущая организация:

НИИ Физики им. В.А. Фока Санкт-Петербургского государственного университета

Защита состоится ¿У МаЛ 2007 г. в /5" часов на заседании диссертационного совета К 002.205.02 при Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе РАН по адресу:

194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул., д.26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Физико-технического института им. А.Ф. Иоффе РАН.

Автореферат разослан 2007 г

Ученый секретарь диссертационного совета К 002.205.02 кандидат физико-математических наук г.С. Куликов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Полупроводниковые структуры с пониженной размерностью, такие как квантовые ямы. квантовые проволоки и квантовые точки, являются в настоящее время одним из основных объектов исследований в физике полупроводников. Практическое использование таких структур с одной стороны выдвигает задачу всестороннего изучения общих закономерностей протекающих в них процессов, а с другой стороны ставит задачу развития методов характеризации создаваемых структур. Решать указанные задачи, в числе прочих, позволяют методы оптической спектроскопии. Одним из эффективных методов оптической спектроскопии является исследование спектров вторичного свечения, возникающих при резонансном возбуждении. Такие исследования дают возможность получать информацию о структуре электронной и решеточной подсистем, о механизмах взаимодействия этих подсистем между собой, а также о механизмах взаимодействия подсистем с внешним электромагнитным полем.

При монохроматическом лазерном возбуждении в области экситонных резонансов наблюдаемые спектры вторичного свечения возникают в результате взаимодействия возбуждаемых экситонов с решеточными колебаниями. В квантово-размерных структурах участие в формировании наблюдаемых спектров могут принимать как распространенные, так и локализованные экситонные состояния, как фононные моды барьера, так и фононные моды ямы. Возможность одновременного участия перечисленных состояний и мод в процессах, формирующих вторичное свечение, является, по-видимому, причиной имеющейся в литературе неоднозначной интерпретации наблюдаемых спектров. Кроме того, неоднозначность интерпретации связана и с возможностью формирования экситон-фононных линий в наблюдаемых спектрах вторичного свечения через механизмы рамановского рассеянии или механизмы горячей люминесценции. В этой связи возникает необходимость выполнения исследований, в которых выбор условий экспериментов и характера анализа полученных данных создавали бы предпосылки для надежной интерпретации особенностей наблюдаемых спектров вторичного свечения.

число работ (см., например, работы [1-5] и ссылки в них). В этих работах рассматривалось, в основном, влияние флуктуации ширины ям на излучательные экситонные состояния, которые могут непосредственно взаимодействовать с внешним электромагнитным полем и которые в результате этого дают основной вклад в наблюдаемые оптические спектры. Шероховатые границы раздела за счет нарушения закона сохранения волнового вектора могут приводить к участию в формировании наблюдаемых спектров безызлучательных (нерадиационных) экситонных состояний с большими волновыми векторами [6]. Среди работ, в которых рассматривалось участие жсиюнов с большими волновыми векторами в формировании наблюдаемых спектров, можно отметить лишь работы [79]. В этих работах, посвященных исследованию рамановского рассеяния в квантово-размерных структурах, рассматривалось участие в формировании наблюдаемых линий рассеяния дополнительных упругих процессов рассеяния на шероховатостях - процессов, которые приводят к участию в качестве промежуточных состояний экситонов с большими волновыми векторами. Естественно ожидать, что рассеяние на шероховатостях с образованием безызлучательных эксигонов должно оказывать влияние не только на процесс рамановского рассеяния, но и на другие оптические процессы и прежде всего, например, на процесс поглощения света. Однако соответствующих исследований, насколько нам известно, до сих пор не проводилось. Вместе с тем, такие исследования представляются весьма важными, поскольку они могут позволить получить информацию как о геометрии интерфейсных поверхностей границ раздела, так и о структуре экситонных зон в области больших волновых векторов.

Цель данной работы заключалась в исследовании природы наблюдаемых экситон-фононных линий и в отождествлении фононных состояний, участвующих в формировании наблюдаемых линий в спектрах вторичного свечения квантовых ям и открытых нанопроволок 2пСс18е/2п8е. Кроме того, целью представляемой работы было исследование влияния шероховатостей границ раздела на экситонные спектры квантовых ям и нанопроволок.

Научная новизна работы. В предлагаемой диссертации получены новые научные результаты, касающиеся процессов формирования оптических спектров вторичного свечения квантовых ям инанопроволок.

1) Показано, что экситон-фононные линии, наблюдаемые в низкотемпературных спектрах вторичного свечения квантовых ям и нанопроволок 2пСс18е/2п8е формируются как через механизм

рамановского рассеяния, так и через механизм горячей люминесценции.

2) На основании количественного расчета энергии оптических фононов для компонент биаксиально напряженной структуры Zn0S7Cd(i |;iSe/ZnSe выполнен анализ вклада фононов ямы или барьера в формирование наблюдаемых линий рамановского рассеяния и горячей люминесценции.

3) Обнаружен канал экситонного поглощения в квантовых ямах приводящий к возбуждению безызлучагельных экситонов с большими волновыми векторами. Показано, что поглощение возникает за счет упругих процессов рассеяния экситонов на шероховатостях границ раздела, обусловленных наличием на них ступенек роста.

4) Показано, что в исследованных квантовых ямах ZnCdSe/ZnSe обнаруженное поглощение имеет анизотропный характер: в результате поглощения генерируются в основном экситоны с волновыми векторами, ориентированными вдоль оси [011] и дипольными моментами, выстроенными но оси [011]. Возникающее при поглощении света выстраивание экситонов является причиной наблюдаемой преимущественной поляризации люминесценции вдоль оси [011].

5) Обнаружена аномальная анизотропия резонансного рамановского рассеяния на продольных оптических фононах в открытых нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe. Показано, что анизотропия рассеяния обусловлена анизотропией экситон-фотонного взаимодействия и анизотропией процессов упругого рассеяния на шероховатостях.

Практическая значимость ценность работы заключается в установлении механизмов формирования резонансных эксшон-фононных линий, а также механизмов оптических переходов, в которых дополнительно участвуют процессы рассеяния экситонов на шероховатостях границ раздела в квантово-размерных структурах. Полученные результаты могут быть использованы для диагностики качества выращиваемых структур и, в частности, для диагностики качества интерфейсных границ раздела.

Основные научные положения, выносимые на защиту:

1) При резонансном возбуждении вблизи основного экситонного состояния квантовых ям и нанопроволок ZnCdSe/ZnSe при гелиевых температурах наблюдаемые экснтон-фононные линии формируются как через механизм рамановского рассеяния, так и через механизм горячей люминесценции. При комнатной температуре рамановское рассеяние является основным процессом формирования резонансных экситон-фононных линий вторичного свечения.

2) При возбуждении в области основного экситонного состояния ямы

ZnCdSe рамановское рассеяние происходит через промежуточные состояния свободных экситонов с участием продольных оптических фононов напряженного слоя ZnCdSe из центра зоны Бриллюена. При возбуждении ниже экситонного резонанса слоя ZnCdSe заметный вклад в наблюдаемые линии рамановского рассеяния дают процессы резонансного рассеяния через состояния локализованных экситонов с участием LO фононов с большими волновыми векторами из периферических участков зоны Бриллюэна.

3) Упругие процессы рассеяния на шероховатостях границ раздела квантовой ямы приводят к появлению канала поглощения света, в результате которого возбуждаются безызлучательные экситоны с большими волновыми векторами.

4) В квантовой яме ZnCdSe/ZnSe, выращенной вдоль высоко симметричного направления [100], преимущественное распределение ступенек роста вдоль оси [011] на интерфейсных границах раздела приводит к анизотропии непрямого возбуждения безызлучательных экситонов. В результате упругих процессов возбуждаются в основном экситоны с волновыми векторами вдоль оси [011]. Различие вероятности упругого рассеяния для дырок Р-типа, оси волновых функций которых ориентированы вдоль или поперек оси [011] приводит к преимущественному выстраиванию дипольных моментов возбуждаемых экситонов вдоль направления [011].

5) Поляризационная анизотропия резонансного рамановского рассеяния на продольных оптических фононах открытых нанопроволок ZnCdSe/ZnSe обусловлена анизотропией экситон-фотонного взаимодействия и анизотропией упругого рассеяния экситонов на шероховатостях.

Апробация результатов работы. Основные результаты диссертации докладывались и обсуждались на V Российской конференции по физике полупроводников (Нижний Новгород, 2001), на международных конференциях: Nanostuctures: Physics and Technology, (Санкт-Петербург 2001, 2003), а также на семинарах в Физико-техническом институте им. А.Ф.Иоффе. Основные результаты диссертации опубликованы в 6 статьях в научных журналах, а также в материалах 3 конференций.

Объем и структура работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы. Работа содержит 141 страницу. 44 рисунка, 105 библиографических ссылок.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ.

Во введении обоснована актуальность работы, сформулирована цель исследования, отмечены научная новизна и практическая значимость работы, указаны конференции, на которых проводилась апробация работы, приведены положения, выносимые на защиту и список печатных работ, в которых опубликованы результаты диссертации.

Глава 1 содержит обзор литературы, посвященной исследованию экситонных и фононных состояний в кристаллах ZnSe, ZnCdSe и низкоразмерных структурах на их основе. В частности, рассмотрено влияние эффекта размерного квантования и эффекта напряжения на энергетические спектры указанных состояний. Кратко проанализированы работы, посвященные исследованию поляритонных состояний в квантовых ямах (КЯ). Представлены результаты работ, посвященных экспериментальному и теоретическому исследованию экситонных состояний в оптических спектрах квантово-размерных структур ZnCdSe/ ZnSe. Проанализированы работы, в которых исследовались резонансные экситон-фононные линии этих структур. Обсуждается влияние дефектов КЯ на их опгические спектры. Особое внимание уделено работам, в которых рассматривается влияние шероховаюстсн границ раздела на оптические спектры структур. В конце главы на основании анализа литературных данных формулируются цели исследования.

Глава 2 посвящена описанию использованных экспериментальных методик. Изложены особенности измерения поляризационных характеристик излучения. Приводится описание исследованных образцов. Исходные структуры ZnCdSe/ZnSe с одиночной КЯ выращивались на подложке GaAs (100) методом молекулярно-нучковой эпи гаксии. Основные эксперименты выполнялись на образце, в котором КЯ толщиной 5 им с 13%-м содержанием Cd помещалась между буферным (25 нм) и верхним (20 нм) слоями барьеров ZnSe. Структуры с проволоками создавались на части поверхности исходных образцов методом интерференционной лиюграфии с последующим реактивным ионным травлением вплоть до подложки GaAs. Ось проволок была ориентирована вдоль кристаллографическою направления [011]. Поперечная ширина проволок равнялась L-70 нм, а расстояние между ними ~ 180 нм. В спектрах люминесценции проволок не было обнаружено корожоволнового сдвша за счет одномерного квантования, поэтому для исследованных структур используется термин нанопроволоки (НИ), а не квантовые проволоки. После травления структуры не подвергались последующим технологическим воздействиям и поэтому исследуемые образцы

представляли собой открытые наноироволоки. Основные эксперименты проводились при Т~8К.

Глава 3 содержит изложение результатов исследования низкотемпературных спектров резонансного вторичного свечения НП и КЯ 2пС(18е/2п8е. Основное внимание уделялось исследованию формы и интенсивности наблюдаемых спектров от энергии возбуждающего света Е[х. На рис. 1 представлены спектры вторичного свечения НП, полученные при разных Е . Стрелкой Еш отмечена энергия, соответствующая основному экситонному состоянию (тяжелый экситон). Самой интенсивной компонентой спектров являлась линия 1ЬО, соответствующая рассеянию на продольном оптическом фононе. В спектрах также присутствовали линии а, Ь, с, положение максимумов которых определяется выражением Еет=Еех-со^ где а,Ь,с, а энергии фононных компонент &>а, со^, (ос равны соответственно 24.8 мэВ, 26.4 мэВ и 28.4 мэВ. Линии а, Ь, с наблюдаются только в тех энергетических областях, для которых фон люминесценции имеет заметную интенсивность. Максимальная

интенсивность фонового излучения люминесценции и линий а, Ь, с наблюдается для энергий излучения вблизи резонанса Еж (спектр 3). При возбуждении вдали от резонанса интенсивность фона люминесценции пренебрежимо мала, и в спектрах наблюдаются только ЬО линии (спектры 1 и 5 на рис.1). При увеличении температуры эксперимента относительная интенсивность а, Ь, с линий уменьшается, и при комнатной температуре в спектрах остаются лишь ЬО линии.

Путем вычитания интенсивности фоновой люминесценции были получены спектры, соответствующие "чистым" экситон-фононным переходам. Полученные "чистые" спектры путем математической обработки были разложены на отдельные фононные комнонешы. Для всех

Еепт еУ

Рис.1 Спектры вторичного свечения нанопроволок при разных энергиях возбуждения.

(Л

Ü о.б

<ц

N _

■г.

о.о

• (011_0 =31 7 meV о cod = 31 1 meV = 28 4 meV = 26 4 meV = 24 8 meV

10 20 meV

полученных экситон-фононных компонент были построены

резонансные профили -зависимости интенсивности компонент от энергии излучения (рис 2) Профиль ILO линии имеет характерную форму с выраженным максимумом, соответствующим резонансу по частоте рассеянного света и резонансом по частоте возбуждающего света, проявляющимся в виде плеча. Такая форма характерна для резонансного рамановского рассеяния, происходящего с участием дополнительных процессов упругого рассеяния [7,9]. Учитывая это, а также факт отсутствия температурного тушения, ILO линия интер-претируется как линия рамановского рассеяния, в формировании которой принимают участие дополнительные процессы упругого рассеяния на шероховатостях границ раздела Профили a-d компонент, как видно из рис.2, одинаковы и по форме совпадают с контуром полосы люминесценции, соответствующей излучению локализованных эксигонов основного состояния. На основании анализа формы профилей для a-d компонент, а также с учетом их исчезновения с повышением температуры, эти компоненты отождествляются с линиями горячей люминесценции, возникающими за счет 5-образной неравновесной заселенности локализованных состояний создаваемой при монохроматическом возбуждении с участием соответствующих оптических фононов.

На рис.3 представлены результаты количественного анализа энергии оптических фононов, которые могут участвовать в формировании наблюдаемых экситон-фононных линий. В левой части рис.3 указаны фононные энергии, соответствующие объемным кристаллам ZnSe и CdSe

-50 -40 -30 -20 -10

E=^m"E1 Н=Еех"0)ГЕ1 Н Рис.2 Резонансные профили экситон-фононных компонент. Штриховой кривой выделено поведение ILO компоненты. Сплошной линией представлен спектр люминесценции для Е =2 712eV

[10]. Уровни LO и ТО соответствуют энергиям продольных и поперечных оптических фононов в Г точке зоны Бриллюэна (при Т<10К). Фононные уровни ZnSe: Cd и CdSe:Zn соответствуют примесным локальным решеточным колебаниям Cd в ZnSe и колебаниям Zn в CdSe [10].

Энергии фотонных мод в исследованных ZnCdSe/ZnSe структурах могут отличаться от соответствующих энергий основного материала ZnSe

в силу нескольких Рис.3 Энергии оптических фононов в факторов: влияния ненапряженых (free) и биаксиально размерного квантования, напряженных (strained) кристаллах ZnSe и влияния эффекта 87^о (Т~8К)

напряжения, а также влияния композиционного эффекта При толщине квантовой ямы 5 нм размерным квантованием фононов в яме ZnCdSe можно пренебречь [11]. Фононные спектры твердых растворов ZnlxCdxSe описываются не одно- или двухмодовым поведением, а подчиняются промежуточному случаю [10]. Поведение основных компонент (LOI иТ02) в Г точке зоны Бриллюэна аналогично одномодовому поведению - их энергии сдвигаются непрерывно от одной крайней точки твердого раствора (х= 1) до другой крайней точки (х=0). Две оставшихся фононных моды (L02 и TOI) при х=1 или х=0 становятся локальными примесными модами с одинаковой энергией внутри области продольно-поперечного расщепления [10]. Результаты оценки энергии перечисленных фононных мод ненапряженного (free) твердого раствора Zn087CdonSe, выполненные в соответствии с работой [12], представлены в центре рис.3 Вследствие меньших величин постоянных решеток слоев ZnCdSe и ZnSe по сравнению с величиной постоянной решетки подложки GaAs слои оказываются биаксиально напряженными (сжатыми в плоскости ху). С использованием формул и параметров из работы [13] оценена энергия всех оптических мод

Е?

<15

с ф

с: о с: о

JZ Cl

CdSe ZnSe Zn^-Cd^Se experiment free free strained free strained

I 30

CcTSe Zn

ZnSe Cd

ШИ^Г

®1

Юн

ftV

■ <й„

■ 05,

биаксиально напряженного твердою раствора Znf|87Cd0 |3Se. Результаты оценки также представлены на рис.3 (strained). Биаксиальное напряжение приводит к увеличению энергии всех фононнмх уровней и к их расщеплению. Уровни с наибольшей энергией в таких дублетах соответствуют решеточным колебаниям вдоль оси z (на рис.3 эти компоненты представлены пунктирными линиями).

В исследованных структурах толщина слоев ZnSe много больше толщины слоя ZnCdSe, поэтому рассеяние в областях ZnSe в принципе может давать вклад в наблюдаемые спектры. В ряде работ при исследовании рассеяния в энергетической области ямы ZnCdSe (ниже области ZnSe барьера) наблюдаемые LO линии приписывались рассеянию на LO фононах ZnSe барьера. Однако анализ полученных спектров и их сопоставление с результатами расчета показывают, что в рассматриваемом случае наблюдаемые LO линии при возбуждении в энергетической области ZnCdSe формируются за счет рассеяния в слое ZnCdSe. При этом в формировании ILO линии участвуют фононы биаксиально напряженного слоя ZnCdSe с малыми волновыми векторами qxy вблизи Г точки зоны Бриллюэна. Близость энергии 1LO компонент к оцененным значениям для фононов LOI моды с волновыми векторами qxv подтверждает предположение об участии в рамановском процессе дополнительных упругих процессов рассеяния на шероховатостях, поскольку шероховатости как на границе раздела ZnCdSe/ZnSe, так и на боковых стенках открытых НП могут быть описаны с помощью Фурье-преобразования набором волновых векторов, лежащих в плоскости ху.

Линии горячей люминесценции соответствуют излучению локализованных экситонов, которые возникают в результате захвата свободных экситонов, возникающих при поглощении света, с одновременным рождением соответствующих оптических фононов. В силу ограниченной пространственной протяженности локализованных состояний в таком процессе захвата закон сохранения волнового вектора не работает, и в захвате могут принимать участие фононы с большими волновыми векторами из периферических участков зоны Бриллюэна. С увеличением волнового вектора энергия продольных оптических фононов уменьшается, адля поперечных наоборот увеличивается [14]. В этой связи, с учетом результатов расчета (рис.3), линии (0d и (Оь можно отождествить с процессами, в которых участвуют, соответственно, продольные (LOI) и поперечные (Т02) оптические фононы слоя ZnCdSe с волновыми векторами из периферических участков зоны Бриллюэна. Компонента со образуется, по-видимому, с участием примесных мод (T01,L02), а в

формировании компоненты юа участвуют, скорее всего, решеточные колебания кластеров CdSe, появление которых весьма вероятно в слоях ZnCdSe [15].

В главе 4 представлены результаты исследования 1LO рамановского рассеяния в структуре ZnCdSe/ZnSe с КЯ и открытыми НП при Т=300К. Спектры исследовались при возбуждении линиями аргонового лазера 457.9 нм, 476.5 нм, 488.0 нм. Обнаружена зависимость положения максимумов и ширины наблюдаемых ILO линий от энергии возбуждающего света. Показано, что наблюдаемые изменения формы и положения линий обусловлены тремя основными факторами: 1) разным вкладом в формирование линий рассеяния фононов материала ямы и барьера при возбуждении в разных энергетических областях; 2) влиянием релаксации напряжения на открытых краях нанопроволок; 3) изменением соотношения вклада в формирование наблюдаемых линий процессов рассеяния через распространенные н локализованные экситонные состояния. При возбуждении ниже экситонного резонанса слоя ZnCdSe заметный вклад в наблюдаемые линии рамановского рассеяния дают процессы резонансного рассеяния через состояния локализованных экситонов. В таких процессах рассеяния за счет малых размеров локализованного состояния принимают участие фононы с большими волновыми векторами, что приводит к длинноволновому смещению линии 1LO и увеличению интенсивности ее длинноволнового крыла.

Глава 5 посвящена исследованию анизотропии линейной поляризации вторичного свечения в открытых нанопроволоках и квантовых ямах ZnCdSe/ZnSe.

При исследовании низкотемпературных спектров открытых IXII обнаружено, что наблюдаемая люминесценция характеризуется сильной линейной поляризацией вдоль оси Ш1, ориентированной по кристаллографической оси [Oil] (ось X). Анизотропия поляризации в открытых 1111 возникает за счет пространственного перераспределения электрических компонент электромагнитного поля в окрестности открытых боковых стенок проволок [16]. Такое перераспределение приводит к тому, что матричные элементы экситон-фотонного взаимодействия для поляризации света вдоль оси НП оказываются существенно больше аналогичных матричных элементов для поляризации поперек проволок. Используя отношение интенсивностей для ортогональных поляризаций излучения люминесценции, оценено отношение матричных элементов экситон-фотонного взаимодействия для поляризаций света вдоль и поперек проволок.

Присутствующие в спектрах резонансного вторичного свечения линии рамановского рассеяния также

поляризованы вдоль оси проволок X. Для ILO линий рамановского рассеяния измерено

отношение All0=Ixx/Iv'v , где Iх и 1„Y -интен-

ILO

2.66 2.68

2.72

сивности 1ьи линии измеренные при ориентации поляризации возбуждения (Есх) и 2.74 детектирования (Е^) параллельно (ЕЛЕЛХ[0П]) и перпендикулярно (Есх||ЕЛУ[011]) оси проволок. Зависимость

отношения

от

Рис.4 Зависимость анизотропии ILO рамановского рассеяния от энергии возбуждения в нанопроволоках (кружки) и квантовой яме (квадраты). Пунктирной линией отмечено значение анизотропии экситон-

фотонного взаимодействия в нанопроволоках. эпергии возбуЖдаюЩсго

света Е представлена на рис.4 сплошными кружками. Рис.4 показывает, что эта зависимость имеет немонотонный характер с выраженным максимумом между энергиями Е|М и Е|Г Величина отношения Ацо, характеризующего анизотропию рамановского рассеяния, достигает весьма больших значений (>20) и во всем диапазоне Е величина Ац превышает оценку величины анизотропии, которую можно ожидать для рамановского рассеяния вследствие анизотропии экситон-фотонного взаимодействия в нашей структуре с открытыми НП (горизонтальная пунктирная прямая на рис.4). Отношение Ацо было измерено и в исходной структуре с КЯ при сохранении ориентации поляризации возбуждения и детектирования относительно кристаллографических осей. Полученные величины отношения Ап для исходного образца с КЯ представлены в нижней части рис.4 квадратами. Также, как и в НП, интенсивность рассеяния для компоненты 1ХХ(конфигурация EJjE(|J|X[üj.l]) превышала интенсивность компоненты 1yy(EJ|EJ|Y[01 1])."

Для выяснения природы анизотропии спектров в КЯ детально

исследованы низкотемпературные (~8К) спектры отражения, люминесценции, а также спектры возбуждения (СВ) экситонного излучения - зависимости интенсивности детектируемого излучения от энергии возбуждения Есх. Интенсивность и форма спектров отражения (в них проявляются особенности, обусловленные тяжелым и легким экситонами) в пределах экспериментальной ошибки не зависели от поляризации отраженного света и ориентации плоскости падения относительно кристаллографических направлений в плоскости ямы. В отличие от изотропных спектров отражения при исследовании спектров фотолюминесценции (ФЛ) обнаружена анизотропия спектров экситонного излучения.

На рис.5 представлены СВ для энергии детектирования Ем =2.659 eV. В полученных СВ выделяются два широких максимума, соответствующих поглощению основными состояниями тяжелого и легкого экситонов. Спектр 1 соответствует конфигурации EeJ|EdJ|X[OJLl], а спектр 2 - конфигурации (EJ|E[|ct||Y[011]). Спектр 3 получен делением спектра 1 на спектр 2 и соответствует зависимости отношения А= IX>1/IYY от энергии возбуждения для ^ п

выбранной энергии детектирования. Спектр 3 показывает, что

соотношение А>1 наблюдается в небольшом диапазоне энергий возбуждения между энергиями Е|Н и Е . Только при возбуждении в этом диапазоне интенсивность компоненты 1хх, соответствующей излучению с поляризацией вдоль оси Х[0П] (X-поляризация), превышает интенсивность компоненты 1у¥(У-поля-

ризация). В остальных квантовой яме полученные для двух диапазонах возбуждения поляризационных конфигураций: 1 -Е J|EdJ|X, более интенсивным 2-EJ|EJ|Y.Спектр3характеризует отношение

(А) спектра 1 к спектру 2.

Рис.5 Спектры возбуждения излучения в

оказывается У-поля-ризованное излучение (А<1). При возбуждении в области между энергиями Еш и Еа и использовании поляризационных конфигураций Еех||Еае1||Х'[001] и Е^ЦЕ^ЦУ^ОЮ] по всему наблюдаемому спектру вторичного свечения величина А«1, что указывает на привязку наблюдаемой анизотропии к осям [011] и [011], лежащим в плоскости ямы. Небольшая У-поляризация люминесценции наблюдается и при неполяризованном возбуждении высоко в зону барьера 2п5е, причем, при повышении температуры эксперимента до комнатных значений эта поляризация исчезает.

Исследование зависимости степени поляризации от энергии возбуждающего света показало, что при возбуждении в области основных экситонных состояний КЯ 2пСйБе линейная поляризация наблюдаемых спектров излучения является следствием выстраивания дипольных моментов экситонов, возникающего при поглощении линейно поляризованного света [17].

При гелиевых температурах наблюдаемая ФЛ соответствует излучению локализованных экситонов Учитывая исчезновение с повышением температуры У-поляризации в спектрах ФЛ при неполяризованном возбуждении, излучение с поляризацией вдоль оси У на основании модели, предложенной в работе [18], отождествляется с излучением с нижнего подуровня радиационного дублета экситонов, локализованных флукгуациями ширины ямы, имеющими форму островков, вытянутых вдоль оси У[011]. Поляризация возбуждающего света ЕЛУ[011] совпадает с ориентацией дипольных моментов нижних (Еу) подуровней, а поляризация Еех||Х[0П] - с ориентацией дипольных моментов верхних (Ех) подуровней. При возбуждении в области энергий Еш и Е|Ь коэффициент поглощения не зависит от поляризации света (см. далее). В этом случае концентрация возбуждаемых экситонов с дипольными моментами, выстроенными по оси X (для поляризации возбуждения Еех||Х[011]) и по оси У (Еех||У[011]), одинакова, в результате чего скорость генерации экситонов на верхнем и нижнем подуровнях за счет захвата выстроенных свободных экситонов должна быть одинаковой. За время жизни экситоны с верхних (Ех) подуровней могут перейти на нижние (Еу) подуровни, что должно уменьшать заселенность этих подуровней, по сравнению с соответствующей заселенностью нижних подуровней. Такие переходы и являются, очевидно, причиной соотношения А<1 для соответствующих областей возбуждения (см. рис 5)

На рис 6 представлена схема основных экситонных состояний КЯ. Излучательные состояния с волновыми векторами к<к0 (к0-волновой вектор

света) и энергиями, соответствующими дну зон тяжелого (Е1Н) и легкого (Е1Ь) экситонов, формируют резонансные линии экситонного поглощения света, которым в СВ соответствуют широкие максимумы Еш и Е1Г_ (рис.5). Поглощение в области резонансных линий соответствует прямому возбуждению экситонов и определяется матричными элементами экситон-фотонного

Рис.6 Схема иллюстрирующая процесс взаимодействия. Эти

экситонного поглощения с возбуждением матричные элементы для

безызлучательных экситонов (к>к0). Пунктирной КЯ, выращенной в

вертикальной прямой представлена дисперсия направлении [100],

света, а сплошные параболы соответствуют являются изотропными

дисперсиям тяжелого и легкого экситонов. Пунктирные стрелки соответствуют

не зависящими от

представлению процесса поглощения света в поляризации света в рамках теории возмущений. плоскости ямы, что

подтверждается изотропностью наблюдаемых спектров отражения

Для энергий возбуждения Ега>Е вклад в поглощение могут давать процессы непрямого возбуждения безызлучательных экситонов с большими волновыми векторами (к>к0). Для возбуждения таких экситонов необходимо участие в процессе поглощения света дополнительных актов рассеяния на возмущениях, волновой вектор которых обеспечивал бы выполнение закона сохранения волнового вектора (рис. 6). Выполненный анализ показывает, что анизотропия спектров, получаемых при возбуждении в области между линиями поглощения Е]Н и Еа, связана с процессами возбуждения безызлучательных экситонов, для которых в качестве дополнительных актов рассеяния выступают упругие процессы

рассеяния на шероховатостях границ раздела.

Преимущественная линейная поляризация вдоль оси Y [011] для спектров люминесценции, соответствующих неполя-рнзованному возбуждению, указывает на то, что основная часть островков, локализующих экситоны, вытянута вдоль оси Рис.7 Модельное представление Y[011]. Островки, интерфейсной поверхности с вытянутыми вдоль локализующие экси-оси [011] островками, локализующими экситоны. юны, соответствуют Внизу представлены ориентации волновых областям с увели-функций дырок, а также ориентация волновых „ - ira

векторов состояний, участвующих в процессе ченнои юлщинои поглощения для двух поляризаций возбуждающего 11 имеющим форму света террас, границы

которых формируются

ступеньками роста. Интерфейсная (шероховатая) поверхность с вытянутыми вдоль оси Y[011] островками модельно может быть представлена как поверхность, на которой хаотически расположены прямоугольные террасы с границами (ступеньками роста) по осям X, Y и ориентацией длинных сторон по оси Y (рис.7).

В рамках теории возмущений поглощение, связанное с непрямым образованием экситонов, можно представить в виде двухэтапного процесса (пунктиры на рис.6). На первом этапе за счет экситон-фотонного взаимодействия виртуально возбуждается экситон в точке i с к~0. На втором этапе экситон из промежуточного состояния i за счет рассеяния на шероховатостях с соответствующим "волновым вектором шероховатости Q" попадает в конечное состояние f. Геометрическая анизотропия интерфейса должна приводить к анизотропии рассеяния экситонов в плоскости ямы. Экситонная волна с волновым вектором кх распространяющаяся поперек прямоугольников, должна, по-видимому, рассеиваться эффективнее волны, распространяющейся вдоль направления

у. В результате волновые векторы экситонов в конечных состояниях Г должны быть преимущественно выстроены вдоль оси X (см. нижнюю часть рис.7).

Постоянные решеток слоев гпЗе и 2пСс18е отличаются как друг от друга, так и от постоянной решетки подложки СаАя. Вследствие этого слои 2пБе и 2пСс18е в структуре с идеально плоскими интерфейсами подвержены равномерному биаксиальному сжатию в плоскости КЯ. Появление ступенек роста нарушает равномерность сжатия в плоскости интерфейсов КЯ за счет отличия постоянных решеток 2пБе и 2пСс18е. В области ступенек должны возникать сдвиговые напряжения, и шероховатую поверхность с террасами можно рассматривать как статическое деформационное искажение кристаллической решетки. В этой связи рассеяние экситонов на шероховатостях должно, по-видимому, описываться выражениями, аналогичными выражениям, описывающим рассеяние экситонов на фононах, которым соответствуют динамические деформационные искажения решетки [19]:

где Сь и С - деформационные потенциалы валентной зоны и зоны проводимости, функции \ус(<2) и \уь(<2) являются Фурье-образами распределения зарядов электронов и дырок вдоль направления вектора возмущения, которым в рассматриваемом случае является "волновой вектор шероховатости ()".

Основное состояние тяжелого экситона в рассматриваемом случае формируется из первых электронных и дырочных подзон размерного квантования с волновыми функциями 8-и Р- типа соответственно. В силу изотропности электрона отличие волновых функций экситонов, возникающих при линейной поляризации возбуждения вдоль выбранных в плоскости ямы осей X и У, сводится к участию в формировании возникающего возбуждения дырки либо Р -, либо Ру-типа. Нижняя часть рис.7 поясняет характер состояний, принимающих участие в процессах поглощения света с участием шероховатостей. Шероховатости представлены только компонентами с волновыми векторами 0Х, которые, как предполагается, дают основной вклад в обсуждаемый канал поглощения света. Для линейной поляризации возбуждения Еех||Х вклад в процессы рассеяния должны давать дырки, характеризуемые волновыми функциями Рх-типа, а для поляризации ЕСХ||У в процессе поглощения участвуют дырки Ру-типа. Таким образом, при поляризациях возбуждающего света вдоль и поперек векторов разница в вероятности поглощения должна возникать за счет разницы в распределении заряда вдоль вектора для дырок Рх- и

PY- типа. Мы полагаем, что эта разница и является основной причиной поляризационной анизотропии поглощения, приводящей, в конечном счете, к соотношению I X>1 Y при возбуждении в области между линиями Е1(| и Ец за счет выстраивания дипольных моментов экситонов. Основные результаты и выводы работы:

1) При фотовозбуждении в области основного экситонного состояния квантовых ям и нанопроволок ZnCdSe/ZnSe в низкотемпературных спектрах вторичного свечения обнаружен набор линий, возникающих в результате взаимодействия экситонов с оптическими фононами. Показано, что самая интенсивная (LO) линия этих спектрах формируется через механизм рамановского рассеяния, а набор менее интенсивных линий через механизм горячей люминесценции. При комнатной температуре в спектрах вторичного свечения остаются только линии рамановского рассеяния.

2) Выполнен количественный расчет энергии оптических фононов для компонент биаксиально напряженной структуры Zn0S7Cd(l nSe/ZnSe. Результаты расчета использованы для анализа спектров рамановского рассеяния и горячей люминесценции исследованных структур.

3) Линии горячей люминесценции появляются при монохроматическом возбуждении в результате захвата свободных экситонов в локализованные состояния. Процесс захвата сопровождается рождением оптических фононов, с волновыми векторами из периферических участков зоны Бриллюэна.

4) При возбуждении в области основного экситонного состояния квантовой ямы рамановское рассеяние на LO фононах протекает с участием дополнительных упругих процессов рассеяния на шероховатостях границ раздела через реальные безызлучательные (k>k0) экситонные состояния. В рассеянии участвуют фононы напряженного слоя ZnCdSe с волновыми векторами вблизи центра зоны Бриллюэна.

5) При возбуждении ниже основного экситонного состояния квантовой ямы заметный вклад в рамановские ILO линии дают процессы резонансного рассеяния через состояния локализованных экситонов.

обусловленном преимущественной ориентацией ступенек роста вдоль оси [011]. Различие вероятности возбуждения для экситонов, дипольные моменты которых выстроены по осям Х[0П] и Y[011], обусловлено разной вероятностью упругого рассеяния на шероховатостях для дырок Рх- и Рутина.

7) Поляризационная анизотропия резонансного рамановского рассеяния на продольных оптических фононах открытых наноироволок ZnCdSe/ZnSe обусловлена анизотропией экситон-фотонного взаимодействия и анизотропией процессов упругого рассеяния на шероховатостях 1раниц раздела.

Список работ, включенных в диссертацию:

1. V.V. Travnikov, V.H. Kaibyshev, N.V. Lomasov, S.I. Nesterov, V.l. Skopina, E.M. Tanklevskaya. J. Puis, M. Rabe and F. Henneberger, Nanotechnology, 2001, 12,602-606, "Resonant exciton-phonon spectra in a ZnCdSe/ZnSe single quantum well".

2. B.X. Кайбышев, B.B. Травников, В.Ю. Давыдов, ФТТ, 2003, том 45, вып. 7, 1311-1315, "Спектры резонансного рамановского рассеяния в структуре ZnCdSe/ZnSe с квантовой ямой и открытыми нанопроволоками".

3. В.В. Травников, В.Х. Кайбышев, ФТТ, 2003, том 45, выи. 7, 13161324, "Резонансные экситон-фононные спектры в открытых нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe: комбинационное рассеяние и горячая люминесценция; распространенные и локализованные экситонные состояния".

4. V.H. Kaibyshev and V.V. Travnikov, International Journal of Nanoscience, 2003, vol. 2, no. 6,479-485, "Anomalous anisotropy of resonant raman scattering in open ZnCdSe/ZnSe nanowires".

5. B.X. Кайбышев, B.B. Травников, Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып.4, 464-472, "Влияние интерфейсных ступенек роста на анизотропию экситонного излучения квантовых ям ZnCdSe/ZnSe".

6. B.B. Травников, В.Х. Кайбышев, Письма в ЖЭТФ, 2006, том 83, 346350, "Линейная поляризация квантовых ям ZnCdSe/ZnSe, индуцированная анизотропным геометрическим профилем интерфейсов".

7. В.Х. Кайбышев, В.В. Травников, М.Рабе, Ф.Ханнебергер, Тезисы V Российской конференции по физике полупроводников (Нижний Новгород, 2001), т.2, стр.357, «Анизотропия экситон-фононного рассеяния в нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe».

8. V.V. Travnikov,V.H. Kaibyshev, M.Rabe, F. Henneberger, Proceedings of

th 21 the 9 International Symposium ""Nanostuctures: Physics and Technology",

St.Petersburg, 2001, 570, "Resonant cxciton-phonon spectra in ZnCdSe/ZnSe

single QW: Raman Scattering and hot luminescence; extended and localized

excitons".

9. V.H. Kaibyshev, V.V.Travnikov, Proceedings of the 11 International Symposium ""Nanostuctures: Physics and Technology", St.Petersburg, 2003, 52, "Anomalous anisotropy of Resonant Raman scattering in open ZnCdSe/ ZnSe nanowires".

Цитируемая литература:

1. P. Zhou, H.X. Jiang, R. Bannwart, S.A. Sohn, G. Bai, Phys.Rev.B, 40,11862 (1989).

2. S. Glutsch, F. Bechstedt, Phys.Rev.B, 50, 7733 (1994).

3. R. Zimmermann, E. Runge, J.Lumin., 60&61, 320 (1994).

4. V.l. Belitsky, F. Cantarero. S.T. Pavlov, M. Gurioli, F. Bogani, F. Vinattieri, M. Colocci, Phys.Rev.B, 52, 16665 (1995).

5. V.A. Kosobukin, Sol.St.Commun, 108, 83(1998); ФТТ, 41, 330 (1999).

6. ""Поверхностные иоляритоны" под ред. В.М. Аграновича, Д.Л. Миллса, М., "Наука", 1985.

7. W. Kauschke, A.K. Sood, М. Cardona, К.. Ploog, Phys.Rev.B, 36, 1612 (1987).

8. T.A. Gant, M. Delaney, M.V. Klein, R. Houdre, H. Morkoc, Phys.Rev.B., 39, 1696(1989).

9. A.J. Shields, С. Trallero-Giner, M. Cardona, H.T. Grahn, K. Ploog, V.A. Haisler, D.A. Tenne, N.T. Moshegov, A.I. Toropov, Phys.Rev.B, 46, 6990 (1992).

10. R.G. Alonso, E.K. Suh, A.K. Ramdas, N. Samarth, H. Luo, J.K. Furdyna, Phys.Rev.B, 40, 3720 (1989).

11. G. Lermann, T. Bischof, A. Materny, W. Kiefer, T. Kummell, G. Bacher, A. Forchel, G. Landwehr, J.Appl.Phys., 81, 1446 (1997).

12. D.L. Peterson, A. Petrou, W. Giriat, A.K. Ramdas, S. Rodriguez, Phys.Rev.B 33, 1160 (1986).

13. F. Cerdeira, C.J. Buchenauer, F.H. Pollak, M. Cardona, Phys.Rev.B, 5, 580 (1972).

14. B.Hennion, F. Moussa, G. Pepy, K. Kunc, Phys.Lett., 36A, 376 (1971).

15. N. Peranio, A. Rosenauer, D. Gerthsen, S.V. Sorokin, I.V. Sedova, I.V. Ivanov, Phys.Rev.B, 61, 16015 (2000).

16. H.A. Гиппиус, B.A. Кулаковский, С.Г. Тиходеев, А. Форхель, Письма ЖЭТФ, 59, 527 (1994).

17. ""Оптическая ориентация", под ред. Б.П. Захарчени, Ф. Майера, Л.,

"Наука", 1989.

18. E.I. Ivchenko, Phys.Stat.Sol.(a), 164, 487 (1997).

19. Y. Toyozawa, Progr.Theor.Phys., 20, 53 (1958).

Лицензия JIP №020593 от 07.08.97

Подписано в печать 05.04.2007. Формат 60x84/16. Печать цифровая. Усл. печ. л. 1,0 Тираж 100. Заказ 1470b.

Отпечатано с готового оригинал-макета, предоставленного автором, в Цифровом типографском центре Издательства Политехнического университета. 195251, Санкт-Петербург, Политехническая ул , 29. Тел.: 550-40-14 Тел./факс: 297-57-76

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им А ^

Левшаков Сергей Анатольевич НОВЫЕ МЕТОДЫ АНАЛИЗА АБСОРБЦИОННЫХ СПЕКТРОВ КВАЗАРОВ

(01 03 02 - астрофизика и радиоастрономия)

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург — 2006

003056873

Работа выполнена в секторе теоретической астрофизики Физико-технического института им Иоффе РАН

А. Ф

Официальные оппоненты-

доктор физико-математических наук, профессор В В. Иванов доктор физико-математических наук, профессор И Н Топтыгин доктор физико-математических наук, профессор Ю. Н. Гнедин

Ведущая организация: -

Астрокосмический центр Физического института им. П Н Лебедева РАН, Москва

Защита состоится 2007 г. в•/З часов на заседании диссертационного совета Д 002 205.03

по защитам диссертаций на соискание ученой степени доктора физико-математических наук при Физико-техническом институте им А. Ф. Иоффе РАН по адресу: 194021, С.-Петербург, Политехническая ул. 26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Физико-технического института им А. Ф Иоффе РАН

Автореферат разослан 04 2007 г.

Ученый секретарь диссертационного совета: канд физ -мат. наук ' А. Л. Орбели

Содержание диссертации автор исследовательской работы: кандидата физико-математических наук, Кайбышев, Вадим Халитович

Введение

Глава 1. Экситонные и фононные состояния кристаллов гпБе и 7пСс18е. Их проявление в оптических спектрах. Обзор литературы.

1.1Фононный спектр кристаллов 7п8е и 2пСс18е.

1.1.1 Спектр решеточных колебаний кристалла 2п8е.

1.1.2 Спектр длинноволновых оптических колебаний в тройном твердом растворе.

1.1.3 Влияние однородной деформации на спектр длинноволновых оптических колебаний.

1.2 Общая характеристика зонной структуры кристаллов 2п8е, Ссйе и гпСаБе.

1.2.1 Электронная зонная структура кристаллов 2пБе и ¿пСёБе.

1.2.2 Влияние размерного квантования на зонную структуру.

1.2.3 Влияние однородной деформации на электронную зонную структуру.

1.3 Оптические спектры квантовых ям ¿пСёБе^пБе.

1.3.1 Особенности взаимодействие экситонов с электромагнитным полем в квантовых ямах.

1.3.2 Проявление экситонных состояний в оптических спектрах структур гпСаБе/гпЗе.

1.3.3 Резонансные экситон-фононные линии в спектрах излучения квантовых ям ZnCdSe/ZnSe.

1.3.4 Дефекты квантовых ям и их проявление в оптических спектрах.

Глава 2. Характеристика исследованных структур и описание экспериментов.

Глава 3. Низкотемпературные экситон-фононные спектры в открытых нанопроволоках и квантовой яме ZnCdSe/ZnSe. 50 3.1 Спектры возбуждения экситонного излучения и зависимость спектров вторичного свечения от энергии возбуждения.

3.2 Зависимость интенсивности резонансных экситон-фононных линий от энергии возбуждения.

3.3 Вычисление энергий оптических фононов квантовой ямы Zno.87Cdo.13Se/ZnSe при низкой температуре.

3.4 Механизмы формирования резонансных экситон-фононных линий.

Введение диссертация по физике, на тему "Взаимодействие экситонов с оптическими фононами и шероховатостями границ раздела в квантовых ямах и нанопроволоках ZnCdSe/ZnSe"

Полупроводниковые структуры с пониженной размерностью, такие как квантовые ямы, квантовые проволоки и квантовые точки являются в настоящее время одним из основных объектов исследований в физике полупроводников. Практическое использование таких структур, с одной стороны, выдвигает задачу всестороннего изучения общих закономерностей протекающих в них процессов, а, с другой стороны, ставит задачу развития методов характеризации создаваемых структур. Решать указанные задачи, в числе прочих, позволяют методы оптической спектроскопии. Одним из эффективных методов оптической спектроскопии является исследование спектров вторичного свечения, возникающих при резонансном возбуждении. Такие исследования дают возможность получать информацию о структуре электронной и решеточной подсистем, о механизмах взаимодействия этих подсистем между собой, а также о механизмах взаимодействия подсистем с внешним электромагнитным полем.

При монохроматическом лазерном возбуждении в области экситонных резонансов наблюдаемые спектры вторичного свечения возникают в результате взаимодействия возбуждаемых экситонов с решеточными колебаниями. В квантово-размерных структурах участие в формировании наблюдаемых спектров могут принимать как распространенные, так и локализованные экситонные состояния, как фононные моды барьера, так и фононные моды ямы. Возможность одновременного участия перечисленных состояний и мод в процессах формирующих вторичное свечение является, по-видимому, причиной имеющейся в литературе неоднозначной интерпретации наблюдаемых спектров. Кроме того, неоднозначность интерпретации связана и с возможностью формирования экситон-фононных линий в наблюдаемых спектрах вторичного свечения через механизмы рамановского рассеянии или механизмы горячей люминесценции. В этой связи возникает необходимость выполнения исследований, в которых бы выбор условий экспериментов и характера анализа полученных данных создавали бы предпосылки для надежной интерпретации особенностей наблюдаемых спектров вторичного свечения.

В структурах с квантовыми ямами и проволоками существенное влияние на наблюдаемые оптические спектры оказывают флуктуации толщины ям (quantum well roughness). Исследованию влияния разупорядочения, связанного с шероховатостями границ раздела, на оптические спектры полупроводниковых структур посвящено большое число работ (см. например, работы [1-5] и ссылки в них). В этих работах рассматривалось, в основном, влияние флуктуации ширины ям на излучательные экситонные состояния, которые могут непосредственно взаимодействовать с внешним электромагнитным полем и которые, в результате этого, дают основной вклад в наблюдаемые оптические спектры. Шероховатые границы раздела за счет нарушения закона сохранения волнового вектора могут приводить к участию в формировании наблюдаемых спектров безызлучательных (нерадиационных) экситонных состояний с большими волновыми векторами [6]. Исследованию проявления таких нерадиационных состояний в спектрах квантовых ям уделялось гораздо меньше внимания, а среди экспериментальных работ посвященных проявлению таких состояний в наблюдаемых спектрах можно отметить лишь работы [7-9], в которых было показано, что упругие процессы рассеяния на шероховатостях границ раздела оказывают существенное влияние на процесс рамановского рассеяния в квантовых ямах. В этой связи возникает необходимость экспериментального обнаружения и исследования процессов, в которых бы участвовали безызлучательные экситоны. Это представляется весьма важным, поскольку такие процессы должны содержать в себе информацию как о геометрии интерфейсных поверхностей границ раздела, так и о структуре экситонных зон в области больших волновых векторов.

Цель данной работы заключалась в исследовании природы наблюдаемых экситон-фононных линий и в отождествлении фононных состояний, участвующих в формировании наблюдаемых линий в спектрах вторичного свечения квантовых ям и открытых нанопроволок ZnCdSe/ZnSe. Кроме того, целью представляемой работы было обнаружение и исследование влияния шероховатостей границ раздела на экситонные спектры квантовых ям и нанопроволок. Апробация работы.

Основные результаты диссертации докладывались и обсуждались на V Российской конференции по физике полупроводников (Нижний Новгород, 2001), на международных конференциях: Nanostuctures: Physics and Technology, (Санкт-Петербург, 2001 и 2003), а также на семинарах в Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе. Публикации.

Основные результаты диссертации опубликованы в 6 статьях в научных журналах, а также в материалах 3 конференций. Выносимые на защиту основные положения.

1) При резонансном возбуждении вблизи основного экситонного состояния квантовых ям и нанопроволок ZnCdSe/ZnSe при гелиевых температурах наблюдаемые экситон-фононные линии формируются как через механизм рамановского рассеяния, так и через механизм горячей люминесценции. При комнатной температуре рамановское рассеяние является основным процессом формирования резонансных экситон-фононных линий вторичного свечения.

2) При возбуждении в области основного экситонного состояния ямы ZnCdSe рамановское рассеяние происходит через промежуточные состояния свободных, распространенных экситонов с участием продольных оптических фононов напряженного слоя ZnCdSe из центра зоны Бриллюэна. При возбуждении ниже экситонного резонанса слоя ZnCdSe заметный вклад в наблюдаемые линии рамановского рассеяния дают процессы резонансного рассеяния через состояния локализованных экситонов с участием LO фононов с большими волновыми векторами из периферических участков зоны Бриллюэна.

4) В квантовой яме ZnCdSe/ZnSe, выращенной вдоль высокосимметричного направления [100], преимущественное распределение ступенек роста вдоль оси [011] на интерфейсных границах раздела приводит к анизотропии непрямого возбуждения безызлучательных экситонов. В результате упругих процессов возбуждаются в основном экситоны с волновыми векторами вдоль оси [011]. Различие вероятности упругого рассеяния для дырок Р-типа, оси волновых функций которых ориентированы вдоль или поперек оси [011], приводит к преимущественному выстраиванию дипольных моментов возбуждаемых экситонов вдоль направления [011].

Структура и оСгъем диссертации.

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы. Работа содержит 141 страницы, 44 рисунка, 105 библиографических ссылок.

Заключение диссертации по теме "Физика полупроводников"

Основные результаты и выводы.

2) Выполнен количественный расчет энергии оптических фононов дня компонент биаксиально напряженной структуры Zno.g7Cdo.13Se/ZnSe. Результаты расчета использованы для анализа спектров рамановского рассеяния и горячей люминесценции исследованных структур.

4) При возбуждении в области основного экситонного состояния квантовой ямы рамановское рассеяние на LO фононах протекает с участием дополнительных упругих процессов рассеяния на шероховатостях границ раздела через реальные безызлучательные (k>ko) экситонные состояния. В рассеянии участвуют фононы напряженного слоя ZnCdSe с волновыми векторами вблизи центра зоны Бриллюэна.

6) В квантовой яме ZnCdSe, выращенной в высокосимметричном направлении [100], спектры отражения которой являются изотропными, обнаружен анизотропный канал поглощения света, приводящий к непрямому возбуждению безызлучательных экситонов волновые векторы которых ориентированы преимущественно вдоль оси [011], а дипольные моменты выстроены вдоль оси [011]. Преимущественная ориентация волновых векторов является следствием упругих процессов рассеяния экситонов на анизотропном профиле интерфейсных границ раздела, обусловленном преимущественной ориентацией ступенек роста вдоль оси [011]. Различие вероятности возбуждения для экситонов, дипольные моменты которых выстроены по осям X [011] и Y [011], обусловлено разной вероятностью упругого рассеяния на шероховатостях для дырок Рх- и Ру-типа.

7) Возникающее при поглощении света выстраивание экситонов приводит к преимущественной поляризации экситонного излучения вдоль оси [0Ц].

8) Поляризационная анизотропия резонансного рамановского рассеяния на продольных оптических фононах открытых нанопроволок ZnCdSe/ZnSe обусловлена анизотропией свето-экситонного взаимодействия и анизотропией процессов упругого рассеяния на шероховатостях.

Автор выражает благодарность своему научному руководителю В.В. Травникову за общее руководство работой и многогранную помощь в проведенных исследованиях, заведующему лабораторией РП. Сейсяну за поддержку и постоянное внимание к проводимым исследованиям, E.JI. Ивченко, Н.С. Аверкиеву, за плодотворные дискуссии, В.Ю. Давыдову и И.Н. Гончаруку за помощь в проведении экспериментов. Автор выражает также свою признательность сотрудникам лаборатории С. А. Гуревича: С.И. Нестерову, В.И. Скопиной и Е.М. Танклевской за приготовление образцов. Автор также признателен всем сотрудникам лаборатории физической и функциональной электроники за благожелательное отношение.

5.5 Заключение.

Таким образом, результаты исследований, представленных в данной главе, показывают, что неидеальность границ раздела в квантовых ямах -наличие на них вытянутых террас, формируемых ступеньками роста существенным образом воздействует на экситонную подсистему и приводит к анизотропии наблюдаемых оптических спектров, в том числе и в структурах выращенных вдоль высокосимметричных направлений. Воздействие таких террас на поведение экситонов двоякое. С одной стороны террасы, соответствующие увеличению толщины ямы, формируют островки локализации- минимумы потенциала, в результате захвата свободных экситонов которыми образуются локализованные экситоны. С другой стороны, террасы могут существенным образом воздействовать на кинетику экситонов через процессы упругого рассеяния. Асимметрия потенциалов с одной стороны должна приводить к снятию вырождения состояний, соответствующих локализуемым в таких островках экситонам, а, с другой стороны, асимметрия потенциалов, связанных с террасами, в том числе и с террасами, соответствующими уменьшению толщины ямы, должна приводить к анизотропии процессов упругого рассеяния на них свободных экситонов.

В исследованных в представляемой работе структурах анизотропия упругих процессов рассеяния на шероховатостях границ раздела, обусловленных наличием на них вытянутых террас, приводит к анизотропии экситонного поглощения, соответствующего непрямому возбуждению безызлучательных экситонов, а также к анизотропии процесса резонансного рамановского рассеяния на ЬО фононах.

Список источников диссертации и автореферата по физике, кандидата физико-математических наук, Кайбышев, Вадим Халитович, Санкт-Петербург

1. Р. Zhou, Н.Х. Jiang, R. Bannwart, S.A. Solin, G. Bai, Phys.Rev.B, 40, 11862 (1989).

2. S. Glutsch, F. Bechstedt, Phys.Rev.B, 50, 7733 (1994).

3. R. Zimmermann, E. Runge, J.Lumin., 60&61, 320 (1994).

4. V.l. Belitsky, F. Cantarero. S.T. Pavlov, M. Gurioli, F. Bogani, F. Vinattieri, M. Colocci, Phys.Rev.B, 52, 16665 (1995).

5. V.A. Kosobukin, Sol.St.Commun., 108, 83(1998); ФТТ, 41, 330 (1999).6. "Поверхностные поляритоны" под ред. В.М. Аграновича, Д.Л. Миллса, М., «Наука», 1985.

6. W. Kauschke, A.K. Sood, М. Cardona, К. Ploog, Phys.Rev.B, 36, 1612 (1987).

7. T.A. Gant, M. Delaney, M.V. Klein, R. Houdre, H. Morkoc, Phys.Rev.B., 39, 1696(1989).

8. A.J. Shields, C. Trallero-Giner, M. Cardona, H.T. Grahn, K. Ploog, V.A. Haisler, D.A. Tenne, N.T. Moshegov, A.I. Toropov, Phys.Rev.B, 46, 6990 (1992).

9. M. Борн, X. Кунь, "Динамическая теория кристаллических решеток", М., «ИИЛ», 1958.

10. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц, "Теория упругости", М., «Наука», 1965.

11. В.Hennion, F. Moussa, G. Реру, К. Kunc, Phys.Lett., 36A, 376 (1971).

12. О. Маделунг, "Физика твердого тела. Локализованные состояния", М., «Наука», 1985.

13. F. Chang, S.S. Mitra, Adv.Phys., 20, 359 (1971).

14. Y.S. Chen, W. Shockley, G.L. Pearson, Phys.Rev., 151, 648 (1966).

15. F. Chang, S.S. Mitra, Phys.Rev., 172, 924 (1968).

16. L. Genzel, T.P. Martin, C.H. Perry, Phys.Stat.Sol.(b), 62, 83 (1974).

17. D.L. Peterson, A. Petrou, W. Giriat, A.K. Ramdas, S. Rodriguez, Phys.Rev.B 33, 1160 (1986).

18. R.G. Alonso, E.K. Suh, A.K. Ramdas, N. Samarth, H. Luo, J.K. Furdyna, Phys.Rev.B, 40, 3720 (1989).

19. S. Ganesan, A.A. Maradudin, J. Oitmaa, Ann.Phys., 56, 556 (1970).

20. E. Anastassakis, A. Pinczuk, E. Burstein, F.H. Pollak, M. Cardona,

21. Sol.Stat.Commun., 8, 133 (1970).

22. F. Cerdeira, C.J. Buchenauer, F.H. Pollak, M. Cardona, Phys.Rev.B, 5, 580 (1972).

23. Y.D. Kim, M.V. Klein, S.F. Ren, Y.C. Chang, H. Luo, N. Samarth, J.K. Furdyna, Phys.Rev.B, 49, 7262 (1994).

24. A.S. Nasibov, Y.V. Korostelin, P.V. Shapkin, L.G. Suslina, D.L. Fedorov, L.S. Matkov, Sol.Stat.Commun., 71, 867 (1989).

25. J. Chelikowsky, M.L. Cohen, Phys.Rev.B, 14, 556 (1976).

26. Y.Al-Douri, Matt.Chem.Phys., 82, 49 (2003).

27. П. Ю, M. Кардона, "Основы физики полупроводников", М., «Физматлит», 2002.

28. JI.E. Воробьев, E.J1. Ивченко, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин, "Оптические свойства наноструктур", СПб, «Наука», 2001.

29. G.D. Sanders, Y.C. Chang, Phys.Rev.B, 31, 6892 (1985).

30. H.J. Lozycowski, V.K. Shastri, J.Appl.Phys., 69, 3235 (1991).

31. C. Van de Walle, Phys.Rev.B, 39, 1871 (1989).

32. Y.I. Frenkel, Phys.Rev., 37, 17, 1276 (1931).

33. G.H. Wannier, Phys.Rev., 52, 191 (1937).

34. N.F. Mott, Trans.Farad.Soc., 34, 500 (1938).

35. Е.Ф. Гросс, H.A. Каррыев, ДАН, 84, 261, 471 (1952).

36. M. Nakayama, Sol.Stat.Commun., 55, 1053 (1985).

37. L.C. Andreani, F. Bassani, Phys.Rev.B, 41, 7536 (1990).

38. S. Jorda, U. Rossler, D. Broido, Phys.Rev.B, 48, 1669 (1993).

39. J.J. Hopfield, Phys.Rev., 112, 1555 (1958).

40. B.M. Агранович, О. А. Дубовский, Письма ЖЭТФ, 3, 345 (1966).

41. М.С. Netti, М. Lepore, A. Adinolfi, R. Tommasi, I.M. Catalano, L. Vanzetti, L. Sorba, A. Franciosi, J.Appl.Phys, 80, 2908 (1996).

42. A. Rajira, A. Abounadi, D. Coquillat, M. Averous, J. Calas, T. Cloitre, Sol.Stat.Commun., 105, 229 (1998).

43. M. Godlewski, J.Lumin., 76&77, 174 (1998).

44. R. Essaid, P. Bigenwald, S. Sanchez, T. Cloitre, F. Liaci, B. Gil, R.L.

45. Aulombard, Mat.Sci.Engin.B, 43, 116 (1997).

46. M. Lowish, M. Rabe, В. Stegemann, F. Henneberger, M. Grundmann, V. Turck, D. Bimberg, Phys.Rev.B, 54, R11074 (1996).

47. A.A. Toropov, T.V. Shubina, S.V. Sorokin, A.V. Lebedev, R.N. Kyutt, S.V. Ivanov, M. Karlsteen, M. Willander, G.R. Pozina, J.P. Bergman, В. Monemar, Phys.Rev.B, 59, R2510 (1999).

48. J. Avendano-Lopez, F.L. Castillo-Alvarado, A. Escamilla-Esquivel, G. Contreras-Puente, J. Ortiz-Lopez, 0. Zelaya-Angel, Solid.Stat.Commun., 100, 33 (1996).

49. G. Bacher, R. Spiegel, T. Kummell, R. Weigand, A. Forchel, B. Jobst, D. Hommel, G. Landwehr, J.Cryst.Growth, 184/185, 330 (1998).

50. T. Kummell, G. Bacher, A. Forchel, G. Lermann, W. Kiefer, B. Jobst, D. Hommel, G. Landwehr, Phys.Rev.B, 57, 15439 (1998).

51. G. Lermann, T. Bischof, A. Materny, W. Kiefer, T. Kummell, G. Bacher, A. Forchel, G. Landwehr, J.Appl.Phys., 81, 1446 (1997).

52. N.N. Melnik, Yu.G. Sadofyev, T.N. Zavaritskaya, L.K. Vodop'yanov, J.Cryst.Growth, 214/215, 651 (2000).

53. А.Берт, П.Дин, "Светодиоды", М, «Мир», 1979.

54. S. Permogorov, А. Reznitsky, S. Verbin, G.O. Muller, P. Flogel, M. Nikiforova, Phys.Stat.Sol.(b), 113, 589 (1982).

55. E.Cohen, M.D. Sturge, Phys.Rev.B, 25, 3828 (1982).

56. M.A. Herman, D. Bimberg, J. Christen, J.Appl.Phys., 70, R1 (1991).

57. E. Runge, A. Schulzgen, F. Henneberger, R. Zimmermann, Phys.Stat.Sol.(b), 188, 547(1995).

58. П.С. Копьев, Б.Я. Мельцер, И.Н. Уральцев, А.Л. Эфрос, Д.Р. Яковлев, Письма ЖЭТФ, 42, 327 (1985).

59. JI.E. Голуб, ФТТ, 39, 1871 (1997).

60. G. Bastard, С. Delalande, М.Н. Meynadier, P.M. Frijlink, M. Voos, Phys.Rev.B, 29, 7042 (1984).

61. ЕЛ. Ivchenko, Phys.Stat.Sol.(a), 164, 487 (1997).

62. C.B. Гупалов, Е.Л. Ивченко, A.B. Кавокин, ЖЭТФ, 113, 703 (1998).

63. D. Gammon, E.S. Snow, B.V. Shanabrook, D.S. Katzer, D. Park, Phys.Rev.Lett., 76, 3005 (1996).

64. S. Permogorov, Phys.Stat.Sol.(b), 68, 9 (1975).

65. C.D. Lee, B.K. Kim, H.L. Park, C.H. Chung, S.K. Chang, J.I. Lee, S.K. Noh, J.Cryst. Growth, 138, 136(1994).

66. S. Permogorov, V. Travnikov, Sol.Stat.Commun., 29, 615 (1979); ФТТ, 22, 2651 (1980).

67. M. Godlewski, J.P. Bergman, В. Monemar, E. Kurtz, D. Hommel, Appl.Phys.Lett., 69, 2843 (1996).

68. N. Peranio, A. Rosenauer, D. Gerthsen, S.V. Sorokin, I.V. Sedova, I.V. Ivanov, Phys.Rev.B, 61, 16015(2000).

69. A.A. Клочихин, А.Г. Плюхин, Письма в ЖЭТФ, 21, 267 (1975).

70. S. Permogorov, V. Travnikov, Phys.Stat.Sol.(b), 78, 389 (1976).

71. Y.R. Shen, Phys.Rev.B, 9, 622 (1974).

72. M.V. Klein, Phys.Rev.B, 8,919 (1973).

73. S.A. Permogorov, "Excitons", ed.by E.I. Rashba, M.D. Sturge, p.177, Nort-Holland Company (1982).

74. A.A. Gogolin, E.I. Rashba, Sol.Stat.Commun., 19, 1177 (1976).

75. Landolt-Bornstein, "Numerical Data and Functional Relationships in Science and Technology", group III, v. 17a, N.Y., «Springer», 1984.

76. B. Jussearand, J. Sapriel, Phys.Rev.B, 24, 7194 (1981).

77. P.J. Colwell, M. Klein, Sol.Stat.Commun., 8, 2095 (1970).

78. T.C. Damen, J. Shah, Phys.Rev.Lett., 27, 1506 (1971).

79. P. Iis, Ch. Greus, A. Forchel, V.D. Kulakovskii, N.A. Gippius, S.G. Tikhodeev, Phys.Rev.B, 51, 4272 (1995).

80. H.A. Гиппиус, В.А. Кулаковский, С.Г. Тиходеев, А. Форхель, Письма1. ЖЭТФ, 59, 527(1994).

81. N.A. Gippius, S.G. Tikhodeev, J. Rubio, J.M. Calleja, A. Forchel, V.D. Kulakovskii, Phys.Stat.Sol.(b), 188, 269 (1995).83. "Оптическая ориентация", под ред. Б.П. Захарчени, Ф. Майера, J1., «Наука», 1989.

82. Г.Л. Бир, Е.Л. Ивченко, Г.Е. Пикус, Изв. АН СССР, сер. физич., 40, 1866 (1976).

83. Е.Л. Ивченко, Г.Е. Пикус, Л.В. Такунов, ФТТ, 20, 9, 2598 (1978).

84. Е.М. Гамарц, Е.Л. Ивченко, М.И. Караман, В.П. Мушинский, Г.Е. Пикус, Б.С. Разбирин, А.Н. Старухин, ЖЭТФ, 73, 1113 (1977).

85. С.А. Пермогоров, В.В. Травников, ФТТ, 22, 2651 (1980).

86. Y. Kajikawa, О. Brandt, К. Kanamoto, N. Tsukada, J.Cryst.Growth, 150, 431 (1995)

87. S.M. Ryabchenko, Yu.G. Semenov, A.V. Komarov, T. Wojtowicz, G. Cywinski. J. Kossut, Physica E, 13,24 (2002).

88. O. Krebs, P. Voisin, Phys.Rev.Lett., 77, 1829 (1996).

89. Е.Л. Ивченко, А.А. Торопов, П. Вуазен, ФТТ, 40, 1925 (1998).

90. D.G. Thomas, J.J. Hopfield, M. Power, Phys.Rev., 119, 570 (1960).

91. P. Нокс, "Теория экситонов", M., «Мир», 1966, стр.57.

92. Ч. Киттель, "Квантовая теория твердых тел", М., «Наука», 1967, стр.348.

93. Y. Toyozawa, Progr.Theor.Phys., 20, 53 (1958).

94. PR. Pukite, G.S. Petrich, S. Batra, P.I. Cohen, J.Cryst.Growth, 95, 269 (1989).

95. E.J. Heller, M.G. Lagally, Appl.Phys.Lett., 60, 2675 (1992).

96. V. Bressler-Hill, R. Maboudian, M. Wassermeier, X.-S. Wang, K. Pond, P.M. Petroff, W.H. Weinberg, Surf.Sci., 287/288, 514 (1993).

97. C.A. Warwick, R.F. Kopf, Appl.Phys.Lett., 60, 386 (1992).

98. J.C. Woo, S.J. Rhee, Y.M. Kim, H.S. Ко, W.S. Kim, D.W. Kim, Appl.Phys.Lett., 66, 338 (1995).

99. M.D. Pashley, K.W. Haberern, J.M. Woodall, J.Vac.Sci.Technol.B, 6, 1468 (1988).

100. A.Y. Lew, S.L. Zuo, E.T. Yu, R.H. Miles, Appl.Phys.Lett., 70, 75 (1997).

101. Г. Бир, Г. Пикус, "Симметрия и деформационные эффекты в полупроводниках", М., «Наука», 1972.

102. Е.Л. Ивченко, "Экситоны", под ред. Э.И. Рашба, М.Д. Стерджа, М., «Наука», 107 (1985).

103. F. Forchel, В.Е. Maile, Н. Leier, G. Mayer, R. Germann, Phys.Stat.Sol.(b), 159, 457(1990).