Диссертация (1149174), страница 3
Текст из файла (страница 3)
После этого делались многочисленные теоретическиепопытки объяснения тех или иных явлений в полупроводниках экситонными эффектами. Однако, к подобной интерпретации данных исследователи относилисьосторожно из-за отсутствия прямых экспериментальных данных, подтверждающих существование экситона. Лишь в 1951 году концепция и существованиеэкситона были экспериментально доказаны в работах Е. Ф. Гросса [2; 3]. Последнее послужило толчком к лавинообразному увеличению работ, посвященныхисследованию свойств экситонных возбуждений и их динамики [3; 4].Прогресс в методах изготовления полупроводниковых структур позволилсоздавать гетероструктуры с квантовыми ямами [5].
Появление гетероструктур,в которых происходит ограничение движения носителей в одном или нескольких направлений, безусловно является важным этапом в исследованиях полупроводников. Также появление гетероструктур можно считать следующим важным этапом в изучении динамики экситонов. Параллельно с развитием технологий изготовления полупроводниковых структур происходило совершенствование экспериментальной техники.
Появление в 80-х годах прошлого века импульсных лазеров с длительностью импульсов, исчисляемой в единицах и доляхпикосекунд, открыло эру исследования сверхбыстрых процессов. Это также отразилось и на исследованиях экситонных свойств. В настоящее время происходит дальнейший прогресс в технологиях изготовления гетероструктур, увеличивается их разнообразие, и совершенствуется экспериментальная техника.Релаксационные процессы в полупроводниках определяются множествомфакторов, таких как состав полупроводника, тип и уровень легирование, кристаллическое совершенство и т.д. Эти факторы определяют саму полупроводниковую структуру. Помимо этого релаксация зависит и от способа возбуждения12и температуры образца.
Далее в настоящей главе будет представлен обзор литературы, посвященной динамике релаксации экситонов при относительно слабомоптическом возбуждении прямозонных − полупроводниковых двумерныхгетероструктур типа . Такие полупроводники отличаются хорошим взаимодействие со светом, а так же слабым электрон-фононным взаимодействием.1.1.1Оптическая накачка объемных полупроводников игетероструктур с квантовыми ямамиПри оптическом возбуждении полупроводника выше края фундаментального поглощения происходит преимущественная генерация электрон-дырочныхпар [6; 7]. Энергия поглощенного фотона затрачивается на возбуждение электрона в зоне проводимости и дырки в валентной зоне, а также придание кинетической энергии рожденным носителям:∆ = (ℎ − )[1 + * /*ℎ ]−1 ,(1.1)∆ℎ = (ℎ − ) − ∆ ,(1.2)где – ширина запрещенной зоны, * и *ℎ – эффективные массы электрона и дырки, соответственно, ∆ и ∆ℎ – кинетические энергии, рожденныхносителей.
Фоторожденные носители не находятся в термодинамическом равновесии, а занимают квази-моноэнергетическое состояние. Таким образом, начальное распределение носителей не является больцмановским. Первый шаг релаксации – это установление термодинамического равновесия внутри подсистемфоторожденных электронов и дырок посредством рассеяния друг на друге. Врезультате устанавливается термодинамическое больцмоновское распределениеэлектронов и дырок с различными эффективными температурами, которые превосходят температуру решетки , если ∆ > и ∆ℎ > [8]. Носители,чья эффективная температура больше температуры решетки, принято называть горячими носителями.
Термолизация носителей, или формирование термодинамического распределения, описываемого больцмановской статистикой,происходит очень быстро (< 100 фс) [9; 10]. Далее между подсистемами электро13нов и дырок устанавливается термодинамическое равновесие за время меньше,чем 100 фс. Скорость установления термодинамического равновесия зависит отконцентрации носителей и, следовательно, от мощности оптической накачки [7;9; 10].Однако, на этом этапе релаксации носители еще не находятся в равновесии с решеткой.
Охлаждение носителей до температуры решетки происходитпутем рассеяния на оптических (преимущественно LO) и акустических (преимущественно LA и TA) фононах [7; 11]. Релаксация на оптических фононахпроисходит достаточно быстро (несколько пикосекунд), но, из-за большой энергии оптического фонона (≈ 35 мэВ для GaAs), дальнейшее охлаждение носителей до гелиевых или азотных температур происходит на акустических фононах.
Релаксация только на оптических фононах происходит лишь в случае,если отстройка фотонов возбуждения от края фундаментального поглощениякратна энергии оптических фононов [8]. В этом случае релаксация происходитпутем однократного или многократного излучения оптического фонона. Релаксация на акустических фононах происходит значительно медленнее [12; 13].
Впараграфе 1.1.2 экситон-фононное взаимодействие и фононная релаксация обсуждаются более подробно.По мере остывания носителей происходит их излучательная или безызлучательная рекомбинация. Безызлучательная гибель определяется всевозможными кристаллическими дефектами, в том числе границей кристалла. Излучательная гибель происходит при рекомбинации электрон-дырочных пар, а такжес образованием экситонов, и излучательной рекомбинацией последних. Динамика рекомбинации электрон-дырочных пар, как правило, определяется вероятностью нахождения в окрестности одного кристаллического узла электронаи дырки обладающих одинаковыми квазиволновыми векторами.
Это требование накладывается законом сохранения квазиволнового вектора в структуре странсляционной симметрией. Также возможны процессы рекомбинации электрона и дырки с излучением или поглощением фонона, либо с участием какой-то третьей частицы. При низких температурах вероятность рекомбинациис поглощением фононов мала из-за малого числа заполнения фононных состояний. Если в структуре присутствуют дефекты с локализующим потенциалом,то излучательная рекомбинация электрон-дырочных пар также может происходить на дефектах, в том числе, с образованием экситонов, локализованных на14дефекте. При большом числе дефектов, излучательная релаксация электрондырочных пар определяется в основном примесями.Образование свободных экситонов должно приводить к ускорению излучательной рекомбинации, поскольку электрон и дырка с близкими по величинеквазиволновыми векторами, образующие экситон, из-за кулоновского взаимодействия находятся близко к друг другу [14].
Экситоны в двумерных полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми ямами (КЯ) и сверхрешетками эффективно связаны со светом из-за нарушения правила отбора по волновым векторам вдоль оси роста структуры [14]. Скорость радиационной рекомбинацииэкситонов сильно зависит от их радиуса локализации. В идеальных КЯ радиационный распад экситона возможен только если его волновой вектор в плоскости КЯ не превышает волнового вектора излучаемого фотона = /,где - показатель преломления, - частота света, и - скорость света в вакууме.
Для экситонной резонансной частоты в КЯ GaAs = 0.03 нм−1 , чтосоответствует кинетической энергии экситонов = ~2 2 /(2 ) = 0.06 мэВ,где = 0.5 – масса экситона в единицах массы свободного электрона. Этаэнергия намного меньше, чем характерная тепловая энергия системы даже притемпературе жидкого гелия (1 K ≈ 0.1 мэВ). Экситоны с большим волновымвектором не взаимодействуют со светом. В дальнейшем они будут называтьсянеизлучающими экситонами.Сила осциллятора радиационного перехода всей экситонной дисперсии аккумулирована внутри её малой части (световом конусе), из-за чего скоростьрадиационного распада может достигать 1011 с−1 в гетероструктурах GaAs сКЯ [12; 14—18].
Излучательная рекомбинация экситонов обсуждается более детально в параграфе 1.1.3. В параграфе 1.1.4 обсуждается возможность излучения электрон-дырочной плазмы и отличие такого излучения от излученияэкситонов. В качественных гетероструктурах с малым числом локализующихдефектов для неизлучающих экситонов основным механизмом распада является фононная релаксация в состояния с малым волновым вектором и их последующая радиационная рекомбинация.Помимо описанных выше процессов, происходят процессы захвата и выброса носителей, а также процессы их диффузии.
Рождение носителей при оптическом возбуждении гетероструктур с квантовыми ямами происходит непосредственно в квантовой яме, либо в барьерных слоях. Последнее реализуется,15если энергия фотонов оптической накачки больше, чем ширина запрещеннойзоны барьерных слоев гетероструктуры. В этом случае излучательная рекомбинация может происходить как в барьерных слоях, так и в квантовой яме.Однако, даже в случае, если энергия фотонов оптической накачки меньше, чемширина запрещенной зоны барьеров, т.е. генерация носителей происходит только в слое квантовой ямы, излучательная рекомбинация может происходить вбарьерных слоях [19]. В работе [19] изучалась конкуренция между процессамизахвата носителей в квантовые ямы из барьеров и обратным процессом температурно активируемого выброса носителей из квантовой ямы в барьерные слои.Исследования проводились на специально выращенных образцах с квантовыми ямами InGaAs/GaAs.
Анализ температурной зависимости интегрированнойпо времени фотолюминесценции показал, что экситоны или электрон-дырочные пары могут выбрасываться из квантовой ямы. Различный дизайн гетероструктур позволил показать важную роль барьеров в установлении равновесиямежду захватом носителей и их термическим выбросом. Эксперименты с временным разрешением позволили определить характерные времена процессовизлучательной и безызлучательной рекомбинации и скорости выброса. Предложенная гидродинамическая модель, включающая диффузию в барьерныхслоях, а также захват и выброс носителей, позволила количественно описатьэкспериментальные данные.Важная роль резервуара неизлучающих экситонов была признана для полупроводниковых структур с микрорезонаторами, где сильное взаимодействиесвета с веществом ускоряет обмен между излучающими и неизлучающими состояниями [20—25].
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
