Диссертация (1149174), страница 9
Текст из файла (страница 9)
Для этоговместо излучения лазера использовалось излучение лампочки накаливания, а41отраженный от образца свет перефокусировался на входную щель монохроматора.2.3Экспериментальная установка импульсной спектроскопииЭкспериментальная установка, реализующая метод накачка-зондирование, основана на импульсном титан-сапфировом лазере. Этот лазер генерируетоптические импульсы длительностью ≈ 100 фс (10−13 с).
Частота следованияимпульсов составляет 80 МГц, что соответсвует периоду следования импульсов12.5 нс (1.25 * 10−8 с). При этом спектральная ширина этих импульсов достаточно велика ≈ 15 нм (25 мэВ).ФДПЗСНакачкаЗондированиеЛиния задержкиМодуляторОбразецJobin IvoniHR 550СинхронныйдетекторАОФФемтосекундныйлазерРисунок 2.4 — Схема экспериментальной установки ипульсной спектроскопии,реализующая метод накачка-зондирование. На ней красными линиямипоказан луч накачки, полученный пропусканием излучения фемтосекундноготитан-сапфирового лазера через акусто-оптический фильтр (АОФ).Фиолетовыми линиями показан луч зондирования.Схема экспериментальной установки приведена на рисунке 2.4. Излучение лазера делилось на два луча: накачка и зондирование, которые затем фокусировались в одну точку образца размером ≈ 50м.
Образец помещался вкриостат замкнутого цикла и охлаждался до температур 4 – 35 К. Луч накачкипропускался через акусто-оптический фильтр, который вырезал спектрально42узкие импульсы с шириной спектра на полувысоте (ШПВ) около 0.6 нм, чтосоответстcвует длительности импульса = 1.75 пс. Луч зондирования проходил через моторизированную линию задержки, позволяющую с точностью внесколько микрон изменять длину оптического пути на величину до 2-х метров.Таким образом, линия задержки позволяла задерживать импульс зондированияна величину вплоть до ≈ 6 нс с точностью 10 фс. Лучи накачки и зондирования падали на образец под разными углами. Если луч накачки падал на образецпрактически под нормалью, то луч зондирования падал на образец под углом5–10 градусов. Отраженный от образца луч зондирования перефокусировалсяна входную щель монохроматора.
В этой экспериментальной установке использовался 0.55-м изображающий одинарный монохроматор с ПЗС-матрицей, каки в установке стационарной спектроскопии. Однако, ко второй выходной щели монохроматора был присоединен фотодиод, подключенный к синхронномудетектору (Lock-in). Интенсивность падающего на образец луча накачки модулировалась механическим прерывателем (chopper) с частотой несколько сотГц. Опорный сигнал прерывателя подавался на синхронный детектор. Такимобразом, измерялось фотомодулированное отражение, т.е., различие в интенсивности отраженного луча детектирования в присутствии накачки и без неё.При этом, монохроматор позволял измерять фотомодулированное отражение соспектральным разрешением.
Изменяя длину оптического пути для импульсовзондирования, можно контролировать относительное время прихода импульсовнакачки и зондирования, и тем самым, определять оптический отклик образцас высоким временным разрешением.Отметим, что спектр импульсов накачки, полученных пропусканием черезакусто-оптический фильтр имеет довольно сложный вид, но хорошо аппроскиммируемый функцией вида sin2 / 2 . В приближении спектрально согласованных импульсов, такой спектр должны иметь оптические импульсы прямоугольной формы, а их спектральная ширина задается длительностью = 1/.43Глава 3. Некогерентная динамика релаксации экситонов вполупроводниковых гетероструктурах3.1Спектры ФЛ, ВФЛ и отражения образца Р554 с одиночнойквантовой ямой InGaAs/GaAs.Упрощенная структура исследоуемого образца показана выше (см.
рисунок 2.1). Нами исследовались спектры экситонных состояний в квантовой ямес номинальной шириной L = 95 nm. Спектры ФЛ и отражения, измеренные водной и той же точке образца P554 показаны на рисунке 3.1. Спектры состоятиз нескольких узких особенностей (резонансов), чье положение совпадает в обоих спектрах с большой точностью. Отсутствие каких-либо стоксовских сдвигов(в пределах экспериментальной погрешности в несколько десятков эВ) междуособенностями в спектрах отражения и ФЛ говорит о высоком качестве исследуемого образца.Естественно предположить, что наблюдаемые резонансы связаны с квантованием движения экситонов поперек слоя КЯ.
В этом случае, энергетическоеположение может быть примерно оценено при помощи простейшей модели широкой КЯ с бесконечно высокими барьерами, в которой экситон квантуется какцелое [108].(︂)︂2~ = − +,(3.1)2 *где – ширина запрещенной зоны, – энергия связи экситона (экситонныйРидберг), – масса экситона и * – эффективная ширина КЯ, которая меньше реальной ширины на ширину мертвого слоя [109; 110]. Ширинамертвого слоя определяется боровским радиусом экситона .
В нашем случае,* = − 2 ≈ 75 нм, полагая, что = 0.8 = 10 нм для КЯ толщинойоколо 6 [110] . Используя уравнение (3.1) можно получить следующие энергетические положения квантово-размерных экситонных состояний относительнонижайшего: ( − 1 ) = 0, 0.40, 1.07, 2.00 (в мэВ) для = 1 . . . 4. Этизначения достаточно хорошо согласуются с энергетическими зазорами междупиками XN и X1, полученными экспериментально (см.
рисунок 3.1 и таблицу 1):( − 1 ) = 0, 0.50, 1.12, 1.88 (в мэВ) для = 1 . . . 4.Интенсивность ФЛ (отн. ед.)44642X3X1X4X500.7Коэф. отражения(a)X2X1(б)0..5X3X50.30.1X6X2X4X61489 1490 1491 1492 1493 1494Энергия фотонов (мэВ)Рисунок 3.1 — (а) Спектр ФЛ InGaAs/GaAs КЯ номинальной толщины = 95 нм, измеренный при температуре = 4 К и мощности накачки = 50 Вт (синие точки). Накачка производилась резонансно в 8-ойэкситонный уровень 8.
Пунктирные кривые - лоренцевы контуры спараметрами, приведенными в таблице 1 для первых четырех уровней. Суммалоренцианов показана красной сплошной линией. (б) Нормированный спектротражения (синие точки), измеренный в той же точке образца. Краснаякривая демонстрирует спектр отражения рассчитанный в модели, описанной втексте, с параметрами перечисленными в таблице 1.45Резонансы в спектрах ФЛ могут быть хорошо аппроксимированы набо2], наложенныхром лоренцианов, () = ( /) /[( − )2 + на фоновый сигнал. Здесь – это полуширина лоренциана на полувысоте(ПШПВ), и – площадь под контуром.
Параметры лоренцианов приведеныв таблице 1. Из-за градиента толщины КЯ и концентрации индия относительные интенсивности линий ФЛ, /1 , немного зависят от точки на образце.Поэтому большинство измерений были сделаны в одной и той же точке образца. Следует подчеркнуть, что интенсивность линий ФЛ для возбужденных экситонных состояний сравнима с интенсивностью линии, связанной с нижайшимэнергетическим уровнем. Эта особенность сильно отличает изученную полупроводниковую структуру от структур, изученных другими авторами, где пики вФЛ, связанные с возбужденными состояниями, фактически отсутствовали (см.,например, работу [111]).Анализ спектров ФЛ не дает прямого знания скоростей радиационной рекомбинации, поскольку интенсивность пиков ФЛ зависит также от экситоннойнаселенности, которая может отличаться для различных квантово-размерныхсостояний.
Как видно из таблицы 1, интегральные интенсивности первого и второго пиков в спектре ФЛ очень близки, но это значит только, что населенностьвторого экситонного уровня значительно больше чем первого.В противоположность спектрам ФЛ, количественный анализ спектров отражения позволяет получить ценную информацию о скоростях радиационногои нерадиационного распада для различных экситонных состояний.
Во-первых,важно отметить, что максимальный коэффициент отражения для первого резонанса около 0.7, что не сильно отличается от 1, соответствующей полному металлическому отражению. Это первое указание на то, что радиационный распадэтих экситонов преобладает над нерадиационным.Нами был проведен простой феноменологический анализ спектров отражения, обобщающий теорию, развитую в монографии [108] на случай несколькихквантово-размерных состояний. Амплитудный коэффициент отражения от КЯс несколькими экситонными резонансами может быть записан в форме: =∑︁ =1(−1) −1 Γ0 .0 − − (Γ0 + Γ )(3.2)46Здесь 0 – резонансная частота, Γ0 и Γ – скорости радиационного и нерадиационного распада.
Фаза появилась в выражении из-за асимметрии потенциала КЯ, вызванной сегрегацией индия во время процесса роста гетероструктуры [55; 112]. Энергетический коэффициент отражения () структурыс покрывающим слоем толщиной и КЯ толщиной может быть сосчитанстандартным образом [108]:⃒⃒⃒ 01 + 2 ⃒2⃒ ,() = ⃒⃒1 + 01 2 ⃒(3.3)где 01 – амплитудный коэффициент отражения от поверхности образца. Фаза = ( + /2), где – волновой вектор фотона в гетероструктуре.Результат моделирования спектра отражения с использованием выражений (3.2), (3.3) показан на рисунке 3.1(б).
Соответствующие подгоночные параметры перечислены в таблице 1. Как видно, рассчитанная кривая очень хорошо воспроизводит экспериментальный спектр. Хотя число подгоночных параметров велико, все они хорошо определены, поскольку описывают различныеособенности резонансов.
В частности, отношение Γ20 /(Γ0 + Γ )2 определяетамплитуду пика резонанса , и ~(Γ0 +Γ ) определяет его полуширину на полувысоте (ПШПВ). Фаза определяет асимметрию резонансов, т.е. отклонениеот лоренцианов, что явно видно, например, для резонанса 4 на рисунке 3.1(б).Эта асимметрия, вероятнее всего, связана с асимметрией потенциала КЯ [55].Таблица 1 — Подгоночные параметры спектров ФЛ и отражения.Эксп. Экситонный уровньX1X2X3X4ФЛA (отн.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
