Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Энергетическая релаксация носителей в квантовых точках 16
1.1. Введение 16
1.2. Энергетическая структура квантовых точек 18
1.3. Механизмы релаксации горячих носителей 20
1.4. Обзор экспериментальных и теоретических исследований 25
1.5. Объекты и методы исследований 33
1.5.1. Структуры с квантовыми точками 33
1.5.2. Экспериментальная техника 38
1.6. Спектры фотолюминесценции квантовых точек в электрическом поле 42
1.7. Физический механизм формирования фононных резонансов 51
1.7.1 Фононно-ндуцированная релаксация носителей 53
1.7.2 Модель селективного тушения фотолюминесценции 57
1.8. Основные результаты и выводы по главе 1 64
Глава 2. Релаксация с участием акустических фононов и оже-релаксация 66
2.1. Акустические фононные резонансы 66
2.1.1. Кинетика фотолюминесценции 68
2.1.2. Фононные резонансы в кинетических данных 73
2.1.3. Природа эффективного взаимодействия с акустическими фононами 77
2.2. Оже-релаксация 80
2.2.1. Оже-процессы при мощном возбуждении 83
2.2.2. Оже-процессы в заряженных квантовых точках 86
2.2.3. Оже-процессы в электрическом поле 88
2.2.4. Оже-процессы, индуцированные электрическим током 92
2.3. Температурная зависимость динамики горячих носителей в квантовых точках 93
2.3.1. Кинетика фотолюминесценции 95
2.3.2. Феноменологические модели термостимулированной Релаксации 101
2.3.3. Модель "испарения" дырок 103
2.3.4. Долгоживущая компонента фотолюминесценции 114
2.3.5. Роль "испарения" электронов 117
2.3.6. Обсуждение результатов и выводы 120
2.3.7. Математическое обоснование 124
2.4. Заключение 128
2.5. Основные результаты и выводы по главе 2 132
Глава 3. Исследования тонкой структуры уровней и спиновой динамики носителей с помощью квантовых биений 134
3.1. Введение 134
3.2. Квантовые биения уровней тонкой структуры в нейтральных квантовых точках InP 138
3.2.1. Условия эксперимента 138
3.2.2. Квантовые биения в продольном магнитном поле 141
3.2.3. Биения в наклонном магнитном поле 145
3.2.4. Температурная стабильность биений темных и светлых экситонных состояний 150
3.3. Трионные квантовые биения в однократно заряженных квантовых точках 153
3.3.1. Экспериментальные результаты 154
3.3.2. Зарядовое состояние квантовых точек 160
3.3.3. Тонкая структура уровней горячего триона 163
3.3.4. Оптические переходы и квантовые биения 168
3.3.5. Поведение биений в магнитном поле 171
3.4. Электронные и дырочные квантовые биения 173
3.4.1. Биения, обусловленные прецессией спина дырки 173
3.4.2. Биения, обусловленные прецессией электронного спина 177
3.5. Заключение 180
3.6. Основные результаты и выводы по главе 3 183
Глава 4. Отрицательная поляризация люминесценции как метод исследования долговременной ориентации электронного спина в квантовых точках 185
4.1. Введение 185
4.2. Спектр и кинетика циркулярной поляризации люминесценции 188
4.3. Зависимость NCP от приложенного электрического смещения 191
4.4. Модель формирования NCP 193
4.5. Двух импульсные эксперименты (PL pump-probe) 204
4.6. Проверка модели ориентации спинов резидентных электронов 209
4.7. Спиновая поляризация в различных подансамблях квантовых точек... 211
4.8. Моделирование кинетики поляризации люминесценции 214
4.9. Зависимость NCP от плотности мощности возбуждения 218
4.10. Температурная зависимость NCP 228
4.11. NCP в продольном магнитном поле 235
4.12. Заключение 243
4.13. Основные результаты и выводы по главе 4 245
Глава 5. Долгоживущая спиновая поляризация носителей в квантовых точках 247
5.1. Pump-probe эксперименты в микросекундном диапазоне 247
5.2. Субмиллисекундная спиновая релаксация 252
5.3. Релаксация в продольном магнитном поле 256
5.4. Температурная стабильность спиновой ориентации 257
5.5. Долгоживущая ориентация электронных спинов в условиях подавления динамической ядерной поляризации 259
5.6. Влияние сверхтонкого взаимодействия на электронную спиновую поляризацию 265
5.6.1. Роль ядерных спиновых флуктуации 265
5.6.2. Ядерные спиновые флуктуации в квантовых точках InP 266
5.6.3. Ядерные спиновые флуктуации в квантовых точках InGaAs 270
5.6.4. Модель деполяризации электроного спина в ядерном поле (модель Меркулова и др. [5.13]) 273
5.6.5. Роль динамической ядерной поляризации 277
5.7. Основные результаты и выводы по главе 5 281
Основные результаты диссертационной работы 283
Заключение 286 t
Основные работы, включенные в диссертацию 287
Литература 293
- Энергетическая структура квантовых точек
- Кинетика фотолюминесценции
- Квантовые биения уровней тонкой структуры в нейтральных квантовых точках InP
- Спектр и кинетика циркулярной поляризации люминесценции
Введение к работе
Полупроводниковые квантовые точки являются сравнительно новым объектом исследования в физике твердого тела. Вследствие трехмерного ограничения движения носителей заряда многие физические свойства квантовых точек значительно отличаются от свойств объемных кристаллов, а также объектов с ограничением движения носителей в одном или двух направлениях. В частности, такое ограничение приводит к формированию полностью дискретного спектра энергетических состояний квантовых точек. В свою очередь, наличие дискретного спектра сопровождается значительной модификацией процессов энергетической релаксации носителей, известной под названием проблемы узкого фононного горла [1,2]. Пространственное ограничение носителей влияет и на спиновую динамику носителей, что проявляется, в частности, в подавлении спиновой релаксации по механизму Дьяконова-Переля [3] и, наоборот, в активации спиновой релаксации электронов за счет сверхтонкого взаимодействия с ядерными спинами [4].
В мировой литературе имеется огромное количество публикаций о различных свойствах квантовых точек, издано несколько монографий [5-7]. Отечественные ученые стоят у истоков этих исследований [8-10]. Несмотря на молодость этой области знаний, квантовые точки уже активно используются в практике, например, как активные среды низкопороговых температурно-стабильных лазеров, как люминесцентные маркеры в биологии и медицине, как спектральные преобразователи излучения в оптоэлектронике. Однако возможно даже более принципиальными являются перспективы использования квантовых точек в информационных технологиях. Во-первых, существующая в настоящее время стандартная технология создания микросхем с шагом дискретности в 45 нм уже вплотную приблизилась к характерным размерам квантовых точек. В связи с этим, знания, полученные при исследовании физических процессов в квантовых точках, становятся актуальными в микроэлектронике. Во-вторых, в настоящее время активно обсуждаются различные схемы использования наноструктур с квантовыми точками в информационных технологиях [7]. В частности, рассматриваются перспективы создания элементов спиновой памяти, элементов квантового компьютера, и другие. Хотя возможности такого использования квантовых точек являются на сегодняшний день дискуссионными, подобные проекты резко повысили интерес к исследованию физических процессов в квантовых точках.
Современные исследования квантовых точек стали возможными благодаря быстрому развитию технологий создания квантовых точек и современных методов их экспериментального исследования. Среди технологий создания квантовых точек несомненным лидером является технология эпитаксиального выращивания самоорганизованных квантовых точек, позволяющая получать наноструктуры с практически совершенной кристаллической структурой [5]. Следует сразу также отметить перспективность этого класса наноструктур, в которых полупроводниковые квантовые точки находятся в полупроводниковой матрице, для практического использования в оптоэлектронике. Недостатком метода самоорганизации, так же как и других термодинамических методов, является статистический разброс квантовых точек по размерам и форме в ансамбле, что усложняет их исследование и некоторые применения. В связи с этим, продолжаются поиски новых технологий создания квантовых точек. Отметим, что хороший обзор различных методов приведен в работе [6]. Одной из интересных технологий, в частности, является создание потенциальных ловушек для электронов в квантовых ямах с помощью неоднородного электрического поля, прикладываемого к электроду с регулярной системой наноотверстий (мозаичному электроду) [11]. Быстрое развитие экспериментальной техники, а также методов, специально ориентированных на квантовые точки, привело к возможности исследования структуры квантовых точек и физических процессов в реальном времени с чрезвычайно высоким временным и пространственным разрешениями. В частности при исследовании оптических переходов, временное разрешение определяется длительностью возбуждающих лазерных импульсов и/или фотоприемников и составляет доли или единицы пикосекунд. Развита технология исследования формы и структуры квантовых точек с помощью современных методов микроскопии, таких как просвечивающая электронная, туннельная и атомная силовая микроскопии. Интересным направлением является исследование спектроскопических свойств одиночных квантовых точек. Современная техника эксперимента позволяет выделить индивидуальную квантовую точку и изучить ее оптические переходы с высоким спектральным разрешением [12]. При этом исключается неоднородное уширение переходов, присущее ансамблю точек, и становится возможным изучение различных «тонких» эффектов, поскольку оптические переходы одиночной квантовой точки являются атомарно узкими. Отметим, что по этой причине квантовые точки иногда называют рукотворными атомами (artificial atoms). В последнее время таким «тонким» активно изучаемым эффектом является динамическая поляризация ядер в квантовой точке, приводящая к зеемановскому расщеплению и сдвигу спектральных линий [13].
В данной диссертационной работе приводятся результаты цикла исследований гетероструктур класса АЗВ5 с квантовыми точками MVInGaP и InGaAs/GaAs. Исследования сфокусированы на энергетической и динамике спиновой динамике носителей в этих точках. Основная часть экспериментальных исследований проведена в трех зарубежных лабораториях -Masumoto Single Dot project ERATO, Япония, лаборатория проф. Масумото (Yasuaki Masumoto) в университете г. Цукуба, Япония, и лаборатория профессора Байера (Manfred Bayer) в университете г. Дортмунд, Германия. В этих лабораториях имеется современное экспериментальное оборудование, которое позволило изучить динамику процессов с временным разрешением в единицы пикосекунд.
Диссертационная работа состоит из 5-ти глав.
Первые две главы посвящены исследованию энергетической динамики носителей. При этом основной упор сделан на исследование механизмов и скоростей энергетической релаксации горячих носителей на нижайшие состояния, а также не проверку существования эффекта узкого фононного горла, предсказанного теоретически в работах [1,2]. Это теоретическое предсказание основано на предположении, что эффективная релаксация носителей происходит с испусканием продольных оптических (LO) фононов, которые в полупроводниках АЗВ5 имеют узкое распределение по энергиям вследствие малой дисперсии. Несовпадение расстояния между энергетическими уровнями с энергией одного или нескольких LO-фононов должно приводить к блокировке релаксации носителей, что и называется эффектом узкого фононного горла. Подробное обсуждение этого эффекта, а также результатов исследований энергетической релаксации с испусканием LO фононов, приведено в главе 1. В главе 2 данной работы, однако, показано, что в исследуемых структурах эффективная релаксация носителей возможна и при взаимодействии с акустическими фононами. Прямыми измерениями кинетики релаксации продемонстрировано, что характерное время релаксации во всех случаях не превышает 100 пикосекунд, что на порядки меньше предсказанного теоретически [1,2]. Обсуждаются возможные причины высокой эффективности релаксации носителей с участием акустических фононов. Развит специальный метод, позволяющий исследовать спектральную зависимость скорости релаксации носителей от энергетического зазора между уровнями в стационарных условиях. Метод проверен путем сравнения с прямыми измерениями этой зависимости в кинетических экспериментах. Установлена важная роль Оже-процессов в энергетической релаксации носителей при экспериментальных условиях, как правило, реализующихся в приборных применениях - мощное оптическое возбуждение, протекание электрического тока, наличие избыточных зарядов в квантовых точках. В результате показано, что эффект узкого фононного горла не реализуется в исследованных квантовых точках.
В главах 3-5 данной работы развиты методы исследования как тонкой структуры уровней, так и спиновой динамики в ансамбле квантовых точек. Исследования спиновой динамики носителей в квантовых точках сопряжены с трудностями, обусловленными неоднородным уширением параметров тонкой структуры состояний и скоростей различных процессов в ансамбле точек. Исследования одиночных квантовых точек в принципе позволяет исследовать тонкую структуру уровней [12]. Однако чувствительность установки при этом становиться недостаточной для изучения быстрых процессов спиновой динамики, хотя относительно медленные (милли-секундные) процессы, связанные, например, с динамикой ядерной спиновой поляризации, успешно исследуются [14]. Основой методов, развитых в данной работе, служит исследование кинетики поляризованной люминесценции ансамбля квантовых точек. Тонкая структура уровней в квантовых точках InP исследовалась с помощью квантовых биений, несколько типов которых были обнаружены при выполнении этой работы. В частности, был впервые найден новый тип биений — биения уровней горячего триона, состоящего из двух электронов и одной дырки. Результаты исследования этих биений позволили построить схему уровней горячего триона. Было установлено, что основной причиной затухания биений является их дефазировка из-за разброса параметров тонкой структуры в ансамбле точек. Результаты этих исследований описаны в главе 3.
Отдельный цикл исследований, описанный в главах 4 и 5, посвящен спиновой памяти резидентных электронов, ориентированных светом в однократно заряженных квантовых точках. Время жизни резидентных электронов, в отличие от фоторожденных электронов, не ограничено временем рекомбинации, поэтому время существования спиновой ориентации определяется только процессами релаксации спинов. Физические механизмы продольной спиновой релаксации и условия, при которых реализуется наиболее долгое время жизни спина, и служили предметом исследований. Для этих исследований был разработан специальный метод, названный фотолюминесцентным методом накачки и зондирования (PL-pump-probe метод). В этом методе циркулярно поляризованный pump импульс ориентирует спины резидентных электронов, а ко- или кросс-циркулярно поляризованный probe импульс, задержанный во времени относительно импульса pump, зондирует состояние поляризации спинов. Сигнал поляризации спинов детектируется по эффекту отрицательной циркулярной поляризации (NCP) люминесценции, возбуждаемой probe импульсами. В главе 4 описана модель формирования NCP и установлена количественная связь между величиной NCP и поляризацией спинов. Приведены результаты исследований зависимости спиновой поляризации от экспериментальных условий, включая мощность накачки, температуру образца, величину продольного магнитного поля.
В главе 5 описано, как развитый метод был использован для исследования спиновой памяти в большом временном диапазоне от единиц наносекунд до единиц миллисекунд. Было установлено, что в исследованных квантовых точках спины электронов при оптимальных экспериментальных условиях могут жить сотни микросекунд, что на порядки превосходит величины, известные для объемных кристаллов [15, 16]. Эти результаты служат прямым подтверждением сильного подавления механизма спиновой релаксации Дьяконова-Переля [3] в квантовых точках.
Сильная локализация электронов в квантовых точках приводит к резкому увеличению сверхтонкого взаимодействия электронных и ядерных спинов [4]. В результате этого взаимодействия, электронная спиновая поляризация может быстро разрушаться в случайном поле ядерных спиновых флуктуации [17]. Если же их влияние подавлено продольным магнитным полем, взаимодействие ядер с поляризованными электронами может приводить к динамической ядерной поляризации. При благоприятных условиях поляризация ядер может достигать десятков процентов и действовать на электронный спин как сильное магнитное поле в несколько Тесла [4, 18]. Таким образом, эффекты сверхтонкого взаимодействия в принципе могут существенным образом влиять на спиновую динамику. Исследования проявлений эффективного магнитного поля ядерных спиновых флуктуации и динамической ядерной поляризации описаны в последнем разделе главы 5. Было показано, что приложение сравнительно небольшого магнитного поля порядка 0.1 Т позволяет подавить влияние ядерных спиновых флуктуации. Показано также, при условиях оптического возбуждения, использованных при исследовании долгоживущей спиновой поляризации, динамическая поляризация ядер не превышает единиц процентов и не может существенно повлиять на спиновую релаксацию. Более того, при исследовании квантовых точек InGaAs/GaAs был проведен специальный эксперимент по изучению времени жизни электронного спина, в котором динамическая поляризация ядер была полностью подавлена. Выполненные эксперименты позволили придти к заключению, что долговременная спиновая память резидентных электронов не является результатом динамической поляризации ядерной спиновой системы.
Основная тема диссертации ограничена обсуждением квантовых точек, хотя исследования энергетической и спиновой динамики носителей параллельно проводились также на высококачественных гетероструктурах с квантовыми ямами и сверхрешетками. В квазидвумерных системах неоднородное уширение состояний на порядки меньше, чем в квантовых точках, что позволяло использовать такие системы в качестве модельных объектов для исследования изучаемых процессов. Сравнительный анализ результатов исследований релаксационных процессов в квантовых ямах и квантовых точках позволил эффективно интерпретировать наблюдаемые явления. В особенности это относится к квантовым биениям, описанным в главе 3.
Результаты выполненных исследований кратко перечисляются в конце каждой из глав. Наиболее существенные результаты работы перечислены также в конце диссертации.
Энергетическая структура квантовых точек
Механизм релаксации носителей сильно зависит от энергии их возбуждения и их количества в квантовой точке. В случае одиночного носителя релаксация может быть разбита на несколько этапов, как показано на рисунке 1.1(a). Первым этапом является захват носителя из барьера в случае, если носитель создан при поглощении света в барьере или появился в барьере вследствие протекания электрического тока через гетероструктуру. В этом случае носитель должен перейти из состояния сплошного спектра на один из уровней дискретного спектра квантовой точки. Обычно для этого носителю необходимо преодолеть некоторый потенциальный барьер. Поэтому захват носителя в точку происходит за конечное время в несколько десятков пикосе-кунд (см., например, работы [1.7, 1.8] и ссылки в них).
Второй этап является каскадной релаксацией по уровням дискретного спектра в квантовой точке. Возможны различные каналы релаксации через различные промежуточные состояния, включая смешанные электрон-фононные состояния, прежде чем носитель достигнет нижайшего уровня. Этот сложный процесс в настоящее время еще слабо изучен [1.9].
Как отдельный (третий) этап может быть рассмотрена финальная релаксация горячего носителя на нижайший уровень. Выделение финального этапа релаксации целесообразно, поскольку, как будет подробно обсуждаться далее, обычно это наиболее медленный этап релаксации, который в основном и определяет скорость всего процесса релаксации. С другой стороны, в настоящее время хорошо развита экспериментальная техника, позволяющая эффективно исследовать именно этот этап релаксации [1.10-1.13].
Этапы (2) и (3) могут быть также рассмотрены для случая релаксации e-h-пары, как показано на рисунке 1.1(c). В случае рождения свободных носителей в барьере, они могут захватываться в квантовую точку по отдельности и релаксировать как одиночные носители, или захватываться в виде е-/г-пары. Поэтому обычно трудно определить экспериментально, какой из двух процессов - релаксация одиночного носителя или e-h-пары — имеет место. Наиболее чистые условия для изучения релаксации e-h-пары реализуются в случае, когда е-/і-пара рождается внутри квантовой точки квазирезонансным оптическим возбуждением, т.е. светом с энергией фотонов меньше, чем запрещенная зона барьера или смачивающего слоя. В этом случае e-h-пара оказывается сразу локализованной в точке, и первый этап релаксации может быть исключен. Именно такая ситуация будет рассматриваться нами наиболее детально.
В общем случае необходимо рассматривать несколько механизмов релаксации. Они показаны схематически на рисунке 1.2(а-с) на примере релаксации одиночного носителя. Первый механизм есть излучательная релаксация горячего носителя [см. рис. 1.2(a)], когда носитель излучает фотон в средней ИК области. Именно этот процесс в совокупности с дискретным энергетическим спектром квантовой точки и являются одними из тех фундаментальных свойств, которые позволяют рассматривать квантовую точку как искусственный атом. Излучательная релаксация с испусканием фотона в средней ИК области экспериментально наблюдалась в нескольких работах [1.5, 1.14, 1.15]. Скорость этого процесса пропорциональна кубу оптической часто-ты Ю/д и поэтому на несколько порядков ниже скорости излучательнои рекомбинации горячей е-/г-пары (приблизительно в (соей / Ю/й)3 раз, где ие/, -частота рекомбинационного излучения). Таким образом, в большинстве случаев этим процессом можно пренебречь.
Вторым процессом является фононно-индуцированная релаксация носителей [рис. 1.2(b)], в которой горячий носитель релаксирует на основное состояние с испусканием одного или нескольких фононов. Этот процесс следует рассматривать как собственный релаксационный процесс, т.е. присущий идеализированной квантовой точке. Он может происходить в отсутствии любых других квазичастиц (носителей, фононов) при низкой температуре и слабом возбуждении и определяет нижний предел скорости релаксации носителей.
Как известно, эффективность взаимодействия носителей с фононами сильно зависит от типа фононов. Продольные оптические (LO) фононы в полярном полупроводнике способны создавать электрическое поле и поэтому эффективно взаимодействуют с электронами и дырками. Вследствие этого скорость релаксации носителей с испусканием LO фононов должна быть высокой. Напротив, взаимодействие носителей с акустическими фононами намного слабее вследствие малой величины деформационного потенциала взаимодействия. Поэтому следует ожидать, что релаксация носителей с испусканием акустических фононов должна быть сравнительно медленной. Такой эффект хорошо известен в объемных материалах, где релаксация с излучением акустических фононов приблизительно в сто раз медленней, чем релаксация с испусканием LO фононов [1.16, 1.17].
Дискретность энергетического спектра состояний в квантовых точках накладывает существенные ограничения на фононно-индуцированную релаксацию носителей. Зона энергетических состояний LO фононов обычно является достаточно узкой вследствие их малой дисперсии. По этой причине быстрая релаксация носителей с испусканием LO фононов возможна только в тех квантовых точках, в которых расстояния между уровнями равны энергии одного или нескольких LO фононов. Носители в других квантовых точках вынуждены релаксировать с испусканием акустических фононов, т.е. с помощью гораздо более медленного процесса.
Теоретический анализ предсказывает, что релаксация с испусканием акустических фононов в квантовых точках должна быть еще медленнее, чем в объемном материале. Согласно вычислениям время этой релаксации должно быть порядка нескольких наносекунд, что больше типичного времени излучательной рекомбинации, лежащего в субнаносекундном диапазоне [1.18]. Возможно, что среди акустических фононов только продольные акустические (LA) фононы с длиной волны порядка диаметра квантовой точки и энергией, равной зазору между уровнями энергии носителей, могут обеспечивать эффективную однофононную релаксацию, поскольку в процессе релаксации с их участием могут быть выполнены правила отбора по энергии и импульсу. Хотя многофононная релаксация не лимитирована столь строгими правилами отбора, этот процесс, как ожидается, также будет крайне медленным, поскольку вероятность даже двухфононного процесса в первом приближении равна квадрату вероятности однофононного процесса [1.19].
Таким образом, все возможные каналы фононно-индуцированной релаксации имеют в квантовых точках существенные ограничения. Ожидаемую при этом малую скорость релаксации горячих носителей принято называть в литературе «эффектом узкого фононного горла» [1.20]. Следует отметить, что этот эффект должен приводить к снижению интенсивности рекомбинаци-онного излучения из основного состояния е-/г-пары, поскольку электрон и дырка быстрее рекомбинируют, находясь на возбужденных состояниях, чем релаксируют на основное состояние. Именно это возможное снижение интенсивности излучения и, как следствие, потенциальное ухудшение генерационных характеристик лазеров на квантовых точках вызвали столь большое внимание к предсказанному эффекту фононного горла.
Кинетика фотолюминесценции
В главе 1 уже упоминалось, что прямые количественные данные о скоростях энергетической релаксации носителей в принципе могут быть получены из анализа данных по кинетике PL. Кинетика PL, т. е. зависимость интенсивности PL от времени, содержит информацию о временной эволюцию населенности, щ, излучательного состояния е-Д-пары. В случае отсутствия эффективных каналов безызлучательных потерь, основной (излучательный) уровень e-fo-пары опустошается только за счет рекомбинации электрона и дырки. В квантовых точках характерное время этого процесса порядка нескольких сотен пикосекунд. Заселение излучательного уровня происходит за счет релаксации e-h-пары из возбужденных состояний с помощью различных процессов, характеризующихся существенно различными временами. Наиболее медленным процессом является релаксация с испусканием акустических фононов, происходящая за время порядка 100 ps. Релаксационные процессы с участием LO фононов, а также Оже-подобные процессы, характеризуются намного более короткими временами порядка единиц или долей пикосекунд. Таким образом, заселенность состояний квантовой точки может изменяться очень быстро, и для изучения ее динамики необходимо высокое временное разрешение. Ниже будут обсуждаться экспериментальные данные, полученные с временным разрешением в 5 ps с помощью метода, описанного в предыдущей главе. Этого временного разрешения достаточно для разделения вкладов различных процессов и детального исследования релаксации с участием акустических фононов.
На рисунке 2.2 представлена кинетика люминесценции квантовых точек InP, измеренная при различных напряжениях в двух спектральных точках, сдвинутых от возбуждающей линии на 45 meV (рис. 2.2(a)) и 35 meV (рис. 2.2(b)). Первая точка соответствует релаксации фоторожденной e-h-пары с испусканием одного LO фонона, а вторая - двухфононной релаксации с испусканием акустических фононов, поскольку сдвиг в 35 meV соответствует энергетической щели между акустическими и оптическими фононами в кристалле InP. Как видно из рисунка, в отсутствии напряжения импульс PL имеет быструю нарастающую часть и достаточно медленный спад. Время нарастания импульса различно для различных спектральных точек (см. вставку на рис. 2.2(b)). Оно меньше временного разрешения установки для LO резонанса и заметно больше в остальных спектральных точках. При наличии отрицательного смещения PL затухает быстрее, и амплитуда сигнала падает.
В этих условиях в затухании PL проявляются две компоненты с заметно различающимися временами [см. рис. 2.2(a)]. Одна из компонент имеет характерное время порядка 100-200 ps, которая уменьшается с увеличением отрицательного смещения. Это обусловлено конкуренцией двух процессов — излучательной рекомбинацией носителей на нижайшем энергетическом уровне и их туннелированием с этого уровня. Другая, быстрая компонента, не зависит от приложенного смещения и имеет время, характерное для релаксации носителей с участием акустического фонона. Эта компонента вероятно обусловлена рекомбинацией "горячих" носителей в некоторой части "больших" квантовых точек. В таких точках носители в процессе каскадной релаксации оказываются на промежуточных энергетических уровнях, оптический переход между которыми может попадать в спектральный диапазон, в котором детектируется PL. Дальнейшая релаксация носителей на нижайшие уровни энергии будет приводить к быстрому затуханию PL "больших" квантовых точек на детектируемой длине волны. Для рассмотренных процессов кинетика PL описывается выражением: ho{t) = /о ([#Г7" +(1- /?)e"7PLi] е ь - е-(тьо+7п)Л (2.3) где (3 - доля "больших" квантовых точек. Хорошее согласие расчетов импульсов PL по формулам (2.1) — (2.3) с экспериментом позволяет определить зависимости времен нарастания, TT(U), и затухания, Tpi,(U), люминесценции от приложенного напряжения. На рис. 2.3 показаны зависимости трь(/) для LO резонанса и тг(С/) для 2АС спектральной точки. Согласно выражениям (2.1) - (2.3), их поведение должно описываться функциями: TPL(U) = /FL , rT{U) = — -. (2.4) l+TpL7ot 1 + тг7и Представленные на рис. 2.3 экспериментальные данные подогнаны этими функциями, в которых скорости туннелирования 7ОІ и 7if определялись, соответственно, выражениями (1.4) и (1.5). При этом туннелирование носителей из возбужденного состояния е-/г-пары описывалось эффективной скоростью 7it» в отличие от более сложной модели, рассмотренной в предыдущем разделе и учитывающей туннелирование электрона и дырки по-отдельности. Это связано со значительной погрешностью анализируемых данных, обусловленной как погрешностью подгонки кинетики PL, так и ограниченным временным разрешением. При подгонке данных, приведенных на рис. 2.3, использовано значение Щ = 4 V, определенное выше (см. раздел 1.7), а параметр U\ использовался в качестве свободного.
Все это является свидетельством того, что затухание PL определяется в основном излучательной рекомбинацией е-/і-пар, т.е. безызлучательные потери возбуждения при малых напряжениях пренебрежимо малы. Гладкая форма полосы PL квантовых точек, наблюдаемая при любых энергиях возбуждения (см. рисунок 1.7), также говорит в пользу этого вывода. Полученное значение rpL хорошо согласуется с модельными вычислениями излучательного времени жизни для квантовых точек в форме диска [2.5]. Таким образом можно говорить о достаточно высокой вероятности оптических переходов в квантовых точках InP .
Время нарастания PL в 2АС спектральной точке составляет около 60 ps при малых приложенных напряжениях. Аналогичные измерения кинетики для акустических резонансов, например в области LA-фононного пика, дают приблизительно вдвое более короткие времена нарастания PL. Время нарастания PL на LO резонансе короче временного разрешения установки г = 6 ps. Нижний предел этого времени может быть получен из анализа полуширины (FWHM) отдельных пиков LO резонансов в предположении, что эта полуширина целиком определяется релаксационным процессом. Полуширина в 1.2 meV, измеренная для квантовых точек InP (см. рисунок 1.12), соответствует времени релаксации 0.6 ps. Соответствующее значение для квантовых точек InGaAs около 1.5 ps.
Квантовые биения уровней тонкой структуры в нейтральных квантовых точках InP
В данном и последующих разделах этой главы мы приведем результаты исследования кинетики люминесценции квантовых точек InP. Мы продемонстрируем, что, несмотря на исключительно большое (порядка 50 meV) неоднородное уширение оптического перехода, в люминесценции квантовых точек может наблюдаться даже не один, а несколько типов квантовых биений при соответствующем выборе экспериментальных условий. Анализ квантовых биений позволил получить новую и существенную информацию о тонкой структуре энергетических состояний и о спиновой динамике квантовых точек InP.
Исследовались полупроводниковые гетероструктуры, содержащие одиночный слой квантовых точек InP, помещенный между барьерными слоями. Ino.5Gao.5P Образцы выращивались на n-легированной подложке GaAs модифицированным методом молекулярной пучковой эпитаксии с использованием газовых молекулярных источников для As и Р. Для формирования квантовых точек было нанесено 4 монослоя материала InP, после чего рост структуры был прерван на 20 секунд. Средний диаметр квантовых точек в плоскости слоя составлял примерно 40 шп, а высота была около 5 nm. Плотность распределения квантовых точек в слое около 1010 cm"2.
Поскольку квантовые точки были выращены на легированной подложке, они исходно содержали определенное количество избыточных электронов. Для изменения их зарядового состояния в наших экспериментах использовалось приложение отрицательного электрического смещения к внешней поверхности образца. С этой целью на поверхность наносился полупрозрачный электрод InSnO (ГТО), образующий контакт Шоттки. Роль второго электрода играл омический контакт на задней поверхности образца. Как показали исследования, при приложении отрицательного смещения Ubias -0.5 V, квантовые точки становятся электрически нейтральными. При электрическом смещении Ubias 0-2 V заметная часть точек содержит по одному избыточному (резидентному) электрону, а при положительных смещениях большая часть точек оказывается заряженной отрицательно.
Люминесценция квантовых точек возбуждалась излучением импульсного перестраиваемого Ті-сапфирового лазера. Длительность возбуждающих импульсов составляла 2 ps, период повторения импульсов 80 MHz. Возбуждение осуществлялось непосредственно в пределах полосы люминесценции (квазирезонансное возбуждение). Регистрация люминесценции производилась с варьируемым длинноволновым (стоксовым) сдвигом по отношению к возбуждению, как это показано на вставке рисунка 3.1. Кинетика люминесценции, регистрировалась с временным разрешением 5 ps с помощью стрик-камеры в отдельных спектральных точках, выделявшихся двойным монохроматором с вычитанием дисперсии. Пример временной развертки импульса люминесценции показан на рисунке 3.1.
Исследуемый образец помещался в криостат со сверхпроводящим соленоидом, позволявшим производить возбуждение люминесценции и ее наблюдение как в направлении, параллельном оси магнитного поля (конфигурация Фарадея), так и в направлении, перпендикулярном полю (конфигурация Фохта). Устройство криостата позволяло также поворачивать образец вокруг вертикальной оси, меняя тем самым угол между осью роста исследуемой структуры и осью магнитного поля. Вследствие большого показателя преломления (п — 3.5), падающий на образец свет преломлялся и распространялся практически перпендикулярно слою квантовых точек. Тем самым поворот образца сопровождался изменением угла между направлением возбуждения КТ и направлением магнитного поля. То же самое относится к люминесценции, которая, хотя и регистрировалась в направлении вдоль (геометрия Фарадея) или поперек (геометрия Фохта) магнитного поля, распространялась в образце преимущественно по нормали к поверхности.
Продольное магнитное поле расщепляет состояния ±1 на два Зеемановских подуровня, один из которых возбуждается при поглощении право-циркулярно поляризованного, а второй - лево-циркулярно поляризованного фотонов. Одновременное возбуждение обоих подуровней линейно поляризованным светом приводит к формированию суперпозиционного состояния, распадающегося с испусканием фотонов, поляризация которых осциллирует во времени с частотой, пропорциональной величине расщепления. В эксперименте этот эффект проявляется как биения степени линейной поляризации люминесценции после возбуждения суперпозиционного состояния коротким световым импульсом.
Для наблюдения экситонных биений в исследуемом образце, мы проводили изменения при напряжении смещения Ubias -0.5 V, при котором практически все квантовые точки оказываются электрически нейтральными. На рисунке 3.3 показана кинетика степени поляризации люминесценции исследуемого образца, рцп, вычисляемой стандартным способом: = (/ц -I±)I{I\\ + h), где 7 и 1± -интенсивности люминесценции в ко- и кросс-линейных поляризациях, соответственно, при линейно поляризованном возбуждении. В отсутствии магнитного поля степень поляризации быстро затухает с характеристическим временем порядка 30 ps. Приложение магнитного поля приводит к увеличению скорости затухания степени поляризации, а в полях, больших 1 Т, затухание становится немонотонным, что указывает на возникновение квантовых биений.
Спектр и кинетика циркулярной поляризации люминесценции
Начнем обсуждение со спектральных зависимостей поляризации люминесценции, наблюдаемой при квазирезонансном возбуждении, при котором электронно-дырочная пара рождается непосредственно в квантовой точке.
Обращает на себя внимание смена знака поляризации люминесценции, начиная со стоксового сдвига приблизительно 30 meV. Это и есть эффект отрицательной циркулярной поляризации (NCP) люминесценции. Он наблю дается при определенных экспериментальных условиях (они подробно обсуждаются далее), главным из которых является нулевое или небольшое отрицательное электрическое смещение, приложенное к поверхности образца.
Спектр люминесценции квантовых точек InP, измеренный в ко-(сг+а+) и кросс- (о+ст") циркулярных поляризациях как функция стоксового сдвига. Условия эксперимента: Егж =1771 meV; /ыш = -0.15 V; Т= 5 К; В — 0. (Ь) Вычисленный спектр степени циркулярной поляризации люминесценции (сплошная линия). Символами показана спектральная зависимость амплитуды поляризации, вычисленной из кинетических данных. Штриховая линия проведена для удобства.
Кинетика люминесценции, измеренная в спектральной точке, указанной стрелкой на рисунке 4.1(a) (стоксов сдвиг E$t = 42 meV). Условия эксперимента: Еехс =1771 meV; C/bias = -0.1 V; Т= 5 К; В = 0.1 Т. (Ь) Степень циркулярной поляризации люминесценции. Обращает на себя внимание выход поляризации на стационарное отрицательное значение приблизительно через 500 ps после лазерного импульса.
Степень циркулярной поляризации становится отрицательной через несколько десятков пикосекунд после лазерного импульса и достигает большого отрицательного значения порядка -50 % и дальше практически не меняется до следующего импульса. Мы будем называть достигнутое значение амплитудой NCP. Величина амплитуды также сильно зависит от экспериментальных условий. В частности, на рисунке 4.1(b) показана ее спектральная зависимость, измеренная (в отличие от стационарных спектров) в небольшом продольном магнитном поле В — 0.1 Т. Роль магнитного поля будет обсуждена в следующей главе.
Как видно из рисунка 4.1(b), амплитуда NCP, также как и поляризация спектра стационарной люминесценции, плавно зависит от стоксового сдвига. Это означает, что эффект NCP не связан непосредственно с быстрой релаксацией электронно-дырочной пары с испусканием LO-фононов, которая происходит в диапазоне Est = 40-45 meV (см. главу 1 и работу [4.25]). Отметим, что в случае нейтральных квантовых точек InP быстрая релаксация носителей действительно приводит к резкому увеличению амплитуды экси-тонных квантовых биений, обсуждавшихся в главе 3.
С уменьшением стоксового сдвига величина отрицательной поляризации уменьшается, а затем поляризация становится положительной. Смена знака поляризации также несколько зависит от экспериментальных условий и происходит в области Est 15-30 meV, т.е. в том же диапазоне, в котором лежит энергетический зазор между основным и возбужденным электронными состояниями (см. главу 3). Этот факт является важным для построения модели формирования NCP.
Как видно из рисунка, в обоих случаях NCP достигает максимального по абсолютной величине значения при напряжении C/bias w -0.1 V. Согласно нашим результатам по зависимости амплитуды трионных биений от приложенного напряжения, описанным в предыдущей главе (см. раздел 3.3), при этом напряжении достигается наибольшая вероятность того, что исследуемые квантовые точки содержат по одному резидентному электрону. Этот факт является прямым экспериментальным доказательством того, что возникновение NCP связано с поляризацией резидентного электрона. Другим доказательством служит зависимость амплитуды NCP от мощности накачки, которая далее будет обсуждаться более подробно. Диапазон напряжений, при которых NCP имеет заметную величину, существенно больше, чем диапазон, в котором наблюдаются трионные биения. Тот факт, что в случае NCP диапазон напряжений сильно увеличивается с ростом мощности накачки, позволяет говорить о возможном насыщении NCP в области оптимальных напряжений. Подробнее этот эффект обсуждается далее.
В настоящее время еще нет устоявшейся точки зрения на механизмы формирования NCP, хотя имеется достаточно большое число публикаций об экспериментальном наблюдении NCP люминесценции квантовых точек [4.7, 4.14, 4.16-4.22]. В большинстве работ возбуждение люминесценции квантовых точек осуществлялось через возбуждение барьерных состояний или состояний смачивающего слоя. Такое возбуждение приводит к рождению горячих носителей, релаксация которых на нижайшие уровни в квантовых точках происходит в несколько этапов, включающих энергетическую релаксацию в барьере, захват в квантовую точку, релаксацию внутри квантовой точки (см. детальное обсуждение в главе 1). Возможностей для спиновой релаксации носителей здесь гораздо больше, поэтому наблюдаемая степень поляризации люминесценции, как правило, невелика. Исключение составляет работа [4.19], в которой возбуждался переход внутри квантовой точки и получена большая величина NCP вплоть до 90%.
При анализе экспериментальных данных рассматриваются два основных типа моделей. Первый тип моделей, впервые предложенный в работе [4.17] для случая надбарьерного возбуждения, основан на предположении о полной деполяризации дырочного спина и связывании электронов и дырок с образованием светлых и темных экситонов непосредственно в барьере. Предполагается, что светлые экситоны быстро деполяризуются вследствие анизотропного обменного взаимодействия электрона и дырки. Потеря спиновой ориентации темных экситонов происходит значительно медленнее вследствие значительно меньшей величины (приблизительно на два десятичных порядка) анизотропного обменного взаимодействия, которое легко может быть подавлено небольшим продольным магнитным полем. Существенно, что в модели предполагается захват экситонов непосредственно на нижайшие состояния квантовой точки. В соответствии с принципом Паули, такой захват возможен только теми квантовыми точками, в которых спин резидентного электрона антипараллелен спину электрона в экситоне. Захват светлых экситонов приводит к неполяризованнои люминесценции. Захват темных экситонов с инвертированным спином дырки приводит к отрицательной поляризации люминесценции. Принципиальным недостатком этой модели является игнорирование возбужденных состояний электронов в квантовой точке, для которых принцип Паули не работает. При учете этих состояний, модель дает уменьшение, а не увеличение, NCP при ориентации спинов резидентных электронов, что противоречит экспериментальным результатам (см. раздел 4.9). Фактически эта модель применима только к квантовым точкам с одним электронным уровнем, в частности к точкам, образованным монослойными ступеньками интерфейса в квантовых ямах. По мнению авторов работы [4.26], этот механизм формирования NCP действительно является основным для квантовых точек GaAs/AlGaAs.
Вторая группа моделей близка к описанной ниже в этом разделе и основана на рассмотрении процесса одновременного переворота (flip-flop) спинов электрона и дырки [4.7, 4.27]. Эффективность этого процесса активно дискутируется до сих пор. В частности, авторы работы [4.19], в которой использовалось квазирезонансное возбуждение с рождением электронно-дырочной пары непосредственно в квантовой точке, утверждают, что их данные являются прямым подтверждением этого процесса. В других работах [4.7, 4.14, 4.21], в которых возбуждающее излучение поглощается в барьере или смачивающем слое, авторы вынуждены рассматривать несколько дополнительных процессов. В частности, предполагается, что происходит полная деполяризация спина дырки в процессах энергетической релаксации дырки и захвата ее квантовой точкой. Следствием этого является образование 4-х типов горячих трионов с различной взаимной ориентацией спинов электронов и дырок.
