Диссертация (1149174), страница 10
Текст из файла (страница 10)
ед.)10801390390420ФЛE (мэВ)1489.71 1490.18 1490.80 1491.56ФЛ (эВ)123676358Отр.~0 (мэВ)1489.65 1490.17 1490.79 1491.55Отр.~Γ0 (эВ)47.519.5611Отр.~Γ (эВ)38.5605766Отр. (рад.)0-0.06-0.030.40Сравнение полученных скоростей радиационного и нерадиационного затухания показывает, что радиационное уширение действительно преобладаетдля первого экситонного резонанса. Реальные величины нерадиационного уши47рения даже меньше, чем указаные в таблице 1 из-за ограниченного спектрального разрешения нашей экспериментальной установки (около 30 эВ), что даетдополнительное наблюдаемое уширение резонансов.
Отметим также, что спектральная ширина нижайшего перехода, как в спектре ФЛ, так и в спектре отражения, составляет около 0.1 мэВ, что очень мало для структур такого типа,известных в литературе [31; 44; 54; 113; 114].Нами была проведена оценка соотношения скоростей радиационного распада для различных экситонных состояний в КЯ при помощи простой моделиразмерного квантования в симметричной КЯ с бесконечно высокими барьерами [115].
Огибающая волновая функция движения центра масс экситона, какцелого, пропорциональна cos( /* ) для нечетных номеров уровней размерного квантования и sin( /* ) – для четных , где – координата центрамасс экситона вдоль оси роста структуры.Скорость радиационного перехода, Γ0 , пропорциональна квадрату перекрытия экситонной волновой функции со световой волной 2 (). Согласно [115]:⎧⎨ 2 cos2 (* /2) для нечетных ,2(3.4) () =⎩ 2 sin2 (* /2) для четных ,где = [︁ /*( /* )2−2]︁√︀2/* .(3.5)Здесь – волновой вектор фотона в материале КЯ. Как видно из выражений (3.4) и (3.5), скорости радиационного затухания сильно различаются дляразличных экситонных состояний с четными или нечетными номерами, и постепенно затухают с увеличением . Для изучаемой КЯ, выражения (3.4) и (3.5)дают следующие скорости радиационного распада для различных квантово размерных состояний, нормированных на скорость перехода 1: (Γ0 /Γ01 ) =2 ()/12 () = 1, 0.28, 0.04, 0.06 для = 1, .
. . 4. Численный расчет для КЯблизкой ширины в более точной модели дает близкие результаты [56; 110]. Зависимость нормированных скоростей распада от номера экситонного состояния качественно воспроизводит данные полученные из спектров отражения:(Γ0 /Γ01 ) = 1, 0.41, 0.13, 0.23. Количественное несовпадение между рассчитанными и экспериментальными данными означает, что экситонные волновые48функции в действительности заметно отличаются от использованных в описанной выше простой модели.Экситонное излучательное время жизни можно получить из данных Γ0 ,приведенных в таблице 1, используя выражение: = 1/(2Γ0 ) (см.
в [108]стр. 92). Для первых двух переходов радиационные времена жизни: 1 = 6.9 пси 2 = 17 пс. Эти величины того же порядка, что и известные в литературе дляGaAs КЯ [12; 17]. Как видно из таблицы 1, нерадиационное уширение ~Γ1 дляпервого экситонного состояния меньше, чем для возбужденных. Это значит, чтов уширение возбужденных экситонных состояний дает вклад дополнительныйбезызлучательный механизм.Для более глубокого понимания релаксационных процессов в изучаемойгетероструктуре, нами были проведены измерения спектров ВФЛ экситонныхрезонансов. На рисунке 3.2(a) показана зависимость интегральной интенсивности для первых четырех пиков ФЛ от энергии фотонов возбуждающего лазера.Спектры содержат несколько неожиданных, на первых взгляд, особенностей.Зона ℎ была идентифицирована, как нижайшее состояние экситона с легкойдыркой. Степень циркулярной поляризации ФЛ, измеренной при возбуждениив этот резонанс, имеет противоположный знак по сравнению со степенью циркулярной ФЛ при накачке в тяжело-дырочный экситон.
Этот эффект связанс различными правила отбора для соответствующих оптических переходов ихорошо известен в литературе [116]. Экситонное состояние ℎ отщеплено отсостояния 1 в основном из-за внутренних напряжений в GaAs/InGaAs структуре, вызванных рассогласованием постоянных решетки КЯ и барьеров [117].Эффективность возбуждения всех резонансов синхронно изменяется с увеличением энергии фотонов накачки вплоть до перехода ℎ .
Однако, выше этогоперехода нижайшее экситонное состояние 1 заселяется более эффективно, чемдругие состояния, так что относительная интенсивность соответствующего экситонного резонанса увеличивается. Это признак того, что еще один механизмрелаксации "включается"при накачке в этом спектральном диапазоне.
Его возможное происхождение обсуждается в секции 3.2.На рисунке 3.2(б) показаны зависимости ПШПВ () для первых четырех экситонных пиков от энергии фотонов накачки. Значения ПШПВ былиполучены аппроксимацией лоренцевыми контурами спектров ФЛ, измеренныхпри каждом значении энергии фотонов накачки.
Энергия фотонов накачки скаИнтенс. ФЛ (отн. ед.)4984NQW(a)GaAsX lhX800.250.2δ E (мэВ)X1X2X3X412X1X2X3X4(б)0.150.10.0515001505 1510 1515Энергия фотонов (мэВ)1520Рисунок 3.2 — (а) Спектр ВФЛ для резонансов 1, . . . 4. На рисункенадписи идентифицируют отдельные пики: 8 – восьмое квантово-размерноетяжело-дырочное состояние, ℎ – нижайшее легко-дырочно экситонноесостояние, NQW – нижайшее экситонное состояние в узкой КЯ, “GaAs” –экситонные состояния в GaAs барьере. (б) ПШПВ () экситонныхрезонансов, как функция энергии фотонов возбуждения. Используемаямощность накачки = 50 Вт.50нировалась с малым шагом около 0.05 мэВ. Как видно из рисунка, уширениепиков заметно увеличивается выше перехода ℎ . Особенно сильное увеличениеПШПВ наблюдается для первого экситонного резонанса 1, что также указывает на дополнительный механизм уширения, который включается при этихэнергиях фотонов накачки.3.1.1Экситонные резонансы в спектрах ФЛ при различныхтемпературах и мощностях накачкиЭкспериментальные данные, обсуждаемые в главе 3.1 были получены принизкой температуре (4 К) и малой мощности накачки (10 – 50 Вт).
В этом случае фононная релаксация и экситон-экситонное рассеяние не очень эффективны. Чтобы изучить роль фононных процессов, была исследована зависимостьспектров ФЛ от температуры. Было обнаружено, что рост температуры сопровождается синхронным уменьшением интегральной амплитуды всех экситонных резоанансов, приводящим к примерно 20-ти кратному уменьшению общейинтенсивности ФЛ при увеличении температуры от 4 до 30 К (см.
рисунок 3.3).Температурная зависимость интенсивности ФЛ может быть аппроксимированавыражением: ( ) =)︀(︀ )︀.1 + (0 / ) exp − + (0 / ) exp − (︀(3.6)Это выражение получено из балансного уравнения для экситонной населенности , учитывающего релаксацию в излучающие состояния со скоростью (T)и два термически активируемые процесса диссипации экситонов. При такихусловиях балансное уравнение запишется в виде:= − [ ( ) + ( ) + ( )] .(3.7)Здесь – скорость оптической накачки.
Теоретический анализ [16; 29; 118] показывает, что время экситонной релаксации, 1/ ( ), в КЯ пропорциональнотемпературе образца. Температурная зависимость скорости диссипации описы51вается больцмановской функцией: ( ) = 0 exp(− / ).(3.8)Аппроксимация экспериментальных данных, изображенных на рисунке 3.3,при помощи выражения (3.6) дает значение первой энергии активации =4.5 мэВ, что очень близко к величине энергии связи экситона.
Таким образом,вероятнее всего, что первый температурно активируемый процесс – это диссоциация экситонов на свободные носители. Вторая энергия, = 16 мэВ, значительно меньше чем энергия квантования экситонов в изучаемой КЯ (около25 мэВ). Наиболее вероятно, что величина близка к величине разрыва зондля свободных электронов и/или дырок, хотя последние величины точно неизвестны и до сих пор активно обсуждаются в литературе [119—121]. Поэтомуможно предположить, что второй температурно-активируемый процесс тушения ФЛ – это выброс носителей в барьерные слои ?? (как это обсуждалось впараграфе 1.1), и, возможно, их последующая радиационная рекомбинация вдругом спектральном диапазоне.Помимо тушения ФЛ, увеличение температуры должно приводить к ускорению релаксационных процессов, приводящих к установлению температурногоравновесия между населенностями различных состояний.
Можно было бы ожидать заметного изменения относительной интенсивности экситонных пиков вспектрах ФЛ с увеличением температуры. В частности, при низкой температуре, когда энергия тепловых колебаний, , меньше чем энергетическое расстояние между уровнями размерного квантования, преимущественно нижнееэкситонное состояние должено быть заселено.
При повышенной температуре,когда > 4 − 1 , населенности первых 4-х уровней должны стать равными. Экспериментальные данные, однако, говорят о том, что относительныеинтенсивности различных линий ФЛ практически не зависят от температуры.Это значит, что эффективность термически активируемых процессов экситонной диссоциации и выброса носителей в барьер выше, чем переходы междууровнями размерного квантования с участием фононов, отвечающие за установление термодинамического равновесия.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
