Высокочувствительная нелинейная спектроскопия классических полупроводников и нанополиацетилена, страница 4

Показано, что последний эффект объясняет экспериментальные данные наиболее адекватным образом.Четвертая глава посвящена лазерной гиперзвуковой спектроскопииполупроводников, где представлены оригинальные данные по измерению и анализу профилей субнаносекундных акустических импульсовв монокристаллах Ge, Si и GaAs. В начале главы дан обзор основных достижений и проблем пикосекундной оптоакустики, затем подробно обсуждаются работы, посвященные различным методам диагностикидинамики движения фотовозбужденной ЭДП в полупроводниках. Проанализирована возможность диагностики расширения ЭДП оптоакустическим методом, что позволяют оценить параметры фотовозбужденнойЭДП, например коэффициент амбиполярной диффузии.

Существенно,что этот метод чувствителен к отличию скорости движения фронта концентрации ЭДП от скорости продольного звука, позволяя анализироватьвопрос о возможности сверхзвукового движения коллектива электронови дырок. Отметим, что связь динамики ЭДП и упругого отклика возникает благодаря электронно-деформационному механизму возбуждениязвука, который может быть существенно более эффективным в неполярных полупроводниках, чем универсальный термоупругий механизм.Далее представлена известная модель возбуждения звука по электронно-деформационному и термоупругому механизмам, сформулированнаядля наших экспериментальных условий: длительность фотовозбуждения∼100 пс, одномерная геометрия возбуждения звука и т.д.

Рассчитаныспектры и профили импульсов гиперзвука, учтены эффекты дифракциии поглощения.Основная часть экспериментов была выполнена с образцами в виде в виде клинообразных пластин из нелегированных монокристаллов13Рис. 2. Геометрия эксперимента с клиновидными образцами (угол клина 1.5–3 ). Пучоквозбуждения (2) генерирует акустический импульс, распространяющийся в образце,профиль и временное положение которого измеряются с помощью пучка зондирования(1), используя фотодефлекционную методику и позиционно-чувствительный детектор(ПЧД). Перемещение клина вдоль оси X позволяет измерять профили акустическихимпульсов при различных длинах распространения.Ge, Si или GaAs по схеме, показанной на рис. 2. На рис. 3a показанынормированные на амплитуду первого максимума акустические импульсы, прошедшие путь длиной z=110, 550 и '1800 мкм.

При z=110 мкмакустический импульс имеет две выраженные фазы (положительную иотрицательную) и характерную длительность '0.7 нс, а при z=550 мкмпоявляется еще одна положительная фаза и импульс несколько длиннее'1 нс (рис. 3б). При этом длительность фронта импульсов была '250 пс(по уровню 1/e) и почти не зависела от длины пути распространения. Соответствующие спектры, полученные с помощью быстрого преобразования Фурье, приведены на рис. 3б. На больших длинах распространения(z >1 мм) акустический импульс существенным образом изменялся: егоамплитуда заметно уменьшалась, длительность увеличивалась (рис.

3a),а спектр сужался (рис. 3б). При этом двухфазный импульс по мерераспространения приобретал еще одну дополнительную положительнуюфазу. Форма импульса при распространении определялась дифракциейи поглощением, возрастающим с частотой гиперзвука, что иллюстрируетрис. 3б: поглощение ослабляло высокочастотные компоненты спектра,а дифракция — низкочастотные. Из профилей экспериментальных импульсов был получен коэффициент поглощения звука в Ge, составивший'4.5 см−1ГГц−2 , что согласуется со справочным значением.Поскольку профили лазерно-возбуждаемых акустических импульсовмогут быть весьма чувствительны к глубине поглощения света, был проведен сравнительный эксперимент по регистрации импульсов гиперзвука на двух длинах волн возбуждения λ1 =1064 и λ2 =532 нм.

Полученные14Рис. 3. Акустические импульсы (a) и их фурье-спектры (б) при z=110, 550 и'1800 мкм, длина волны возбуждения 1064 нм, размер пучка возбуждения на поверхности '50 мкм. Характерные смещения поверхности составляли 5–10 пм. Линии наспектрах (б) приведены для удобства представления.15профили оказались весьма близки, что указывает на почти одинаковую пространственно-временную локализацию акустических источниковнесмотря на то, что длины оптического поглощения в Ge отличаются более чем на порядок величины α−1(λ1 ) α−1(λ2 ) (α — коэффициент поглощения).

Действительно, глубина термодиффузии за времявозбуждения τL '100 пс LT = (χτL )1/2 '0.1 мкм (χ — коэффициент термодиффузии), при этом глубина диффузии ЭДП на порядок величинывыше LN = (DτL )1/2 '1 мкм (D — коэффициент амбиполярной диффузии), причем LN ' α−1(λ1 ). Следовательно, области локализации фотовозбужденной ЭДП для возбуждения на λ1 и λ2 на временах ∼ τLпримерно одинаковы, а области нагрева, задаваемые максимальной издлин (LT , α−1), сильно отличаются.

Таким образом, мы заключаем, чтоосновной вклад в формирование импульсов гиперзвука на λ1 и λ2 даетэлектронно-деформационный механизм. Также был проведен отдельный эксперимент c образцом Ge, покрытым пленкой Al, что позволилонепосредственно сравнить эффективности термоупругого и электроннодеформационного механизмов в Ge. Показано, что электронно-деформационный механизм в Ge при возбуждении на длине волны 1064 нм напорядок величины эффективнее термоупругого по амплитуде.Эффекты распространения импульса гиперзвука могут изменять егопрофиль, поэтому был выполнен эксперимент по детектированию импульсов гиперзвука вблизи области фотовозбуждения. Поскольку приизмерениях на фотовозбужденной поверхности Ge дефлекционный сигнал следовал динамике фотоиндуцированного отражения, а не динамикесмещения поверхности, были приготовлены образцы Ge c напыленными на них дихроичными диэлектрическими зеркалами, пропускающимипучок возбуждения (λ=1064 нм) и отражающими пучок зондирования(λ=532 нм).

Было получено, что фотодефлекционный сигнал в таких образцах отвечает однополярным импульсам гиперзвука (ср. с рис. 3a).В работе обсуждаются особенности возбуждения и детектирования импульсов гиперзвука в образцах зеркало–Ge, связанные с интерференцией света и звука в многослойном диэлектрическом зеркале.Далее был исследован оптоакустический отклик пластины Ge толщиной 60 мкм при приложении постоянного электрического поля ∼100 В/см.Обнаружено, что оно приводит к временному смещению импульса гиперзвука на '200 пс. Анализируются возможные механизмы обнаруженного эффекта: тривиальные тепловые, связанные с изменением свойствобразца при его нагреве протекающим электрическим током и приводящие к задержке распространения звука в образце, и более тонкие16механизмы, обусловленные воздействием приложенного поля на процесс возбуждения гиперзвуковых импульсов.В диссертации также приведены результаты исследований возбуждения и распространения импульсов гиперзвука в образцах монокристаллического Si и GaAs.Заключительная часть Главы 4 посвящена анализу экспериментальных результатов и их сопоставлению с используемой моделью возбуждения и распространения гиперзвука.

Показано, что электронно-деформационная модель хорошо описывает фронты экспериментальных импульсов в Ge. Однако расчетные спады импульсов гиперзвука получаютсясущественно более медленными, чем в эксперименте. Возможные причины такого рассогласования подробно обсуждаются в диссертационнойработе; предполагается, что отличие модели и эксперимента связано сналичием субмикронного переходного слоя у поверхности Ge с акустическим импедансом, отличным от объемного. Показано, что за фронтыимпульсов гиперзвука в Ge отвечает диффузия фотовозбужденной ЭДПс коэффициентом, соответствующим справочному значению.

Сделан вывод, что в Ge в течении ∼200 пс с момента фотовозбуждения реализуется сверхзвуковой режим диффузии фотоиндуцированной ЭДП.В пятой главе представлены результаты исследований нанополиацетилена (НПА) методами нелинейной спектроскопии.

Вначале приведенынаиболее важные свойства полиацетиленов и изучаемых образцов, затем представлен обзор исследований НПА методами спектроскопии фотоиндуцированного поглощения (ФИП) и электропоглощения (ЭП). Далееизложены оригинальные результаты, полученные методами спектроскопии ФИП и поляриметрии, в том числе с временным разрешением вфемто- и пикосекундном диапазонах, а также методами спектроскопииЭП и комбинационного рассеяния света (КРС).НПА представляет собой глобулы ПА с типичным размером ∼100 Å ,находящиеся в матрице из поливинилбутираля (ПВБ) с весовой концентрацией ∼2% (пленки) или в композиции бутанол–ПВБ (растворы).Исследовались растворы и пленки толщиной в диапазоне 1–50 мкм, политые на стеклянные и сапфировые подложки.Характерный спектр ФИП пленки НПА показан на рис.

4. Проведенная идентификация полос ФИП, основанная на анализе литературныхданных и исследованных зависимостей сигналов ФИП от температуры,частоты модуляции и интенсивности возбуждения, показала, что полоса на 1.6 эВ связана с нейтральными долгоживущими состояниями втранс-ПА, а полосы на 1.7 и 1.85 эВ обусловлены температурной моду17Рис.

4. Спектры ФИП при лазерном возбуждении с энергией фотона 2.81 эВ (4) и1.96 эВ (•), интенсивностях возбуждения '0.2 и 0.6 Вт/см 2 , соответственно, частотемодуляции 140 Гц и комнатной температуре. Сплошной линией показан спектр линейного поглощения, на котором отмечены бесфононные пики поглощения транс ицис-изомеров НПА.ляцией положения края поглощения НПА. Существенно, что в спектрахФИП транс-НПА отсутствовала низкочастотная полоса (∆T /T <10 −5) сэнергией ниже 1 эВ, индуцированная заряженными возбуждениями, чтовсегда наблюдалось в других известных типах ПА.

В настоящей работе показано, что нейтральное состояние имеет минимальную энергиювозбуждения в транс-ПА. Вместе с тем, можно утверждать, что наблюдающиеся в других типах ПА заряженные состояния образуются надефектах и они не связаны с собственными состояниями цепей трансПА. Действительно, в первых образцах НПА, имеющих более высокоесодержание дефектов по сравнению с образцами НПА, исследованнымив настоящей работе, пик заряженных состояний не наблюдался в свежеприготовленных пленках, но возникал после длительного хранения навоздухе.Спектр фотовозбуждения полосы ФИП нейтральных состояний НПАпоказывает, что эффективность генерации нейтральных долгоживущихсостояний ε в цепях транс-ПА резко нарастает с энергией фотона возбуждения (рис.

5). В работе предложена интерпретация такого возрастания, согласно которой энергия фотона выше края оптического поглощения транс-ПА вкладывается в возбуждение колебательной подсистемы,18Рис. 5. Зависимость эффективности возбуждения полосы ФИП на 1.6 эВ в расчете напоглощенный фотон возбуждения от его энергии (спектр фотовозбуждения), температура '85 К.