Взаимодействие экситонов и носителей заряда в электрическом поле поверхностной акустической волны в GaAs/AlAs сверхрешетках второго рода Гуляев, Дмитрий Владимирович

Содержание к диссертации

Введение

ГЛАВА 1. Обзор литературных данных 15

1.1. Влияние электрического поля поверхност ной акустической волны на транспортные и рекомбинационные свойства GaAs и низко размерных систем на его основе 15

1.2. Энергетическая структура и рекомбинационные свойства сверхрешеток GaAs/AlAs второго рода, выращенных на (100) ориентированной поверхности GaAs 35

1.3. Энергетическая структура и рельеф гете рограниц сверхрешеток GaAs/AlAs второго

рода, выращенных на (311)А ориентированной поверхности GaAs 49

ГЛАВА 2. Методические вопросы исследования 56

2.1. Исследуемые образцы. Методики их изготовления и контроля 56

2.2. Методика регистрации стационарной фото люминесценции 64

2.3. Регистрация кинетики и спектров неста ционарной фотолюминесценции 69

2.4. Методика приложения электрического поля к исследуемому образцу с помощью поверх ностной акустической волны 72

ГЛАВА 3. Влияние электрического поля на фотолюминес ценцию (100)-ориентированных сверхрешеток GaAs/AlAs второго рода 78

3.1. Влияние электрического поля на стацио нарную фотолюминесценцию экситонов в (100)-ориентированных сверхрешетках GaAs/AlAs второго рода 78

3.2. Влияние электрического поля на кинетику фотолюминесценции Xz экситонов в (100) ориентированных сверхрешетках GaAs/AlAs второго рода 94

3.3. Влияние электрического поля на кинетику фотолюминесценции Хху экситонов в (100) ориентированных GaAs/AlAs сверхрешетках

второго рода 107

3.4. Механизм возрастания интенсивности фото люминесценции свободных экситонов в электрическом поле 110

3.5. Механизм ускорения кинетики фотолюминес ценции экситонов в электрическом поле 113

ГЛАВА 4. Влияние электрического поля на стационарную фотолюминесценцию и кинетику фотолюминесценции сверхрешеток GaAs/AlAs второго рода, выращенных на (311)А-ориентированной поверхности GaAs 123

4.1. Спектры стационарной фотолюминесценции

сверхрешеток GaAs/AlAs второго рода, выращенных на (311)А-ориентированной по- 124

верхности GaAs

4.2. Влияние электрического поля на стационарную фотолюминесценцию (311) А ориентированных структур 126

4.3. Влияние электрического поля на кинетику фотолюминесценции (311)А-ориентированных структур. Параметры рельефа гетерограниц

(311) А-ориентированных структур 138

Заключение 144

Список литературы

• Энергетическая структура и рекомбинационные свойства сверхрешеток GaAs/AlAs второго рода, выращенных на (100) ориентированной поверхности GaAs
• Регистрация кинетики и спектров неста ционарной фотолюминесценции
• Влияние электрического поля на кинетику фотолюминесценции Xz экситонов в (100) ориентированных сверхрешетках GaAs/AlAs второго рода
• Влияние электрического поля на стационарную фотолюминесценцию (311) А ориентированных структур

Введение к работе

Актуальность темы: Одной из фундаментальных проблем физики полупроводников является проблема взаимодействия экситонов с электрическим полем. В зависимости от напряженности электрического поля диссоциация экситонов проходит по различным механизмам - термоэлектронной, туннельной или ударной ионизации. В последнее время данная проблема, помимо фундаментальной значимости, начинает приобретать практическое значение [Cl]. Это связано с тем, что в низкоразмерных гетероэпитаксиальных структурах, которые лежат в основе всей современной опто- электроники, наблюдается увеличение энергии связи экситона, приводящее в широкозонных материалах к сосуществованию экситонов с носителями заряда даже при комнатной температуре и в сильных электрических полях [C2].

Описание процессов взаимодействия экситонов с электрическим полем в полупроводниках осложняется тем, что зачастую реальная величина и распределение напряженности электрического поля в исследуемой структуре неизвестны, поскольку в окрестностях дефектов происходит повышение напряженности поля и, как следствие, возможен пробой образца. Одним из альтернативных способов приложения электрического поля к структуре является использование поверхностных акустических волн (ПАВ). Использование ПАВ в качестве источника переменного электрического поля перспективно, поскольку позволяет исследовать взаимодействие экситонов с электрическим полем в широких интервалах напряженности без создания макроскопических токов в исследуемой структуре, что выгодно отличает этот способ от приложения постоянного электрического поля. Кроме того, в последнее время электрическое поле ПАВ, имеющее те же пространственные и временные характеристики, что и сама акустическая волна, стало активно использоваться для модификации оптических и транспортных свойств низкоразмерных структур [С3-С5]. В электрическом поле ПАВ наблюдается тушение фотолюминесценции (ФЛ) экситонов вследствие их диссоциации c последующим захватом электронов и дырок в максимумы и минимумы потенциала бегущей акустической волны [C3]. Разделение электронов и дырок вызывает кардинальное увеличение времени жизни неравновесных носителей заряда [C4] и дает возможность создания на основе ПАВ динамических низкоразмерных объектов [C5]. В то же время, к началу данной работы физика процесса, лежащего в основе наблюдаемых эффектов [C3-C5], не была исследована, а именно, не был установлен механизм диссоциации экситонов под действием переменного электрического поля ПАВ.

Целью работы являлось экспериментальное исследование механизмов взаимодействия экситонов с электрическим полем, генерируемым поверхностной акустической волной.

В качестве объекта исследования были выбраны GaAs/AlAs сверхрешетки (СР) второго рода с большим временем жизни неравновесных носителей заряда [С6], что позволило исследовать влияние электрического поля ПАВ не только на стационарную экситонную ФЛ, но и на кинетику нестационарной ФЛ экситонов, и решить, таким образом, необходимые для достижения поставленной цели задачи:

1. Исследовать стационарную ФЛ экситонов под действием электрического поля ПАВ и изучить ее зависимости от напряженности электрического поля ПАВ, параметров структуры, интенсивности возбуждения и температуры.

2. Исследовать кинетические характеристики нестационарной ФЛ экситонов под действием электрического поля ПАВ при различных параметрах структуры, напрямую из эксперимента определив постоянные времени процессов рекомбинации и ионизации экситонов, и выявить механизм ионизации экситонов.

Новизна полученных результатов. Основные результаты и выводы работы получены впервые. Впервые исследовано влияние электрического поля, генерируемого стоячей ПАВ, на стационарную ФЛ и кинетику ФЛ экситонов. Установлено, что электрическое поле ПАВ способно инициировать различные процессы взаимодействия экситонов и свободных носителей заряда, при этом доминирование того или иного процесса зависит от начальной кинетической энергии экситонов и носителей заряда.

2. 1. Обнаружено, что в случае взаимодействия термализованных экситонов с электрическим полем наблюдается первоначальное возгорание нестационарной ФЛ свободных экситонов при неизменной ФЛ локализованных экситонов с последующим ускорением кинетики затухания ФЛ сначала локализованных, а затем свободных эк- ситонов. Продемонстрирована 100% анизотропия этих эффектов в СР GaAs/AlAs, выращенных на (311)А-поверхности GaAs, в которых движение экситонов в направлении [011] ограничено модуляцией толщины слоев GaAs в данном направлении. Построена математическая модель, объясняющая наблюдаемые эффекты возгорания ФЛ свободных экситонов и последующего ускорения кинетики затухания ФЛ свободных и локализованных экситонов. Установлено, что причиной возгорания ФЛ является формирование экситонов из носителей заряда, выбрасываемых электрическим полем ПАВ с уровней широких квантовых ям (КЯ), образованных шероховатостями гетеро- границ. Показано, что ускорение кинетики экситонной ФЛ вызвано увеличением захвата экситонов на центры безызлучательной рекомбинации вследствие делокализа- ции экситонов при соударении с носителями заряда.

   2. Обнаружено, что в случае взаимодействия горячих экситонов с электрическим полем стоячей ПАВ, несмотря на то, что носители заряда остаются в точке фотогенерации, наблюдается тушение стационарной ФЛ структур. Показано, что в (311)А- сверхрешетках GaAs/AlAs, в которых только горячие электроны в слоях AlAs не локализованы в направлении [011] , анизотропия тушения стационарной ФЛ экситонов под действием электрического поля ПАВ составляет не более 20%. Построена математическая модель тушения стационарной ФЛ экситонов в электрическом поле стоячей ПАВ, учитывающая как ударную ионизацию экситонов носителями заряда, так и захват на центры безызлучательной рекомбинации.

   Практическая значимость результатов работы заключается в следующем:

   2. 2. 1. Экспериментально установлены механизмы взаимодействия экситонов с переменным электрическим полем, модифицирующие такие важные для оптоэлектрон- ных приборов характеристики, как интенсивность стационарной ФЛ и время затухания ФЛ. Полученные данные важны и могут использоваться при конструировании приборов на основе экситонных переходов.

         2. Разработан новый спектральный метод оценки формы рельефа гетерограниц двумерных структур, основанный на модификации кинетики нестационарной ФЛ в результате взаимодействия экситонов с носителями заряда, выбрасываемыми электрическим полем с уровней широких квантовых ям, образованных шероховатостями гетерограниц. Определены характерные параметры рельефа гетерограниц сверхрешеток GaAs/AlAs, выращенных на (311)А-ориентированной поверхности GaAs.

         На защиту выносятся следующие научные положения:

         2. 2. 2. 1. Формирование экситонов из носителей заряда, высвобождаемых импульсом продольного электрического поля с уровней широких квантовых ям, образованных шероховатостями гетерограниц двумерных структур, вызывает возгорание нестационарной ФЛ экситонов.

                  2. Переход экситонов из локализованного в свободное состояние в двумерных структурах при их соударении с носителями заряда, ускоренными в продольном электрическом поле, приводит к захвату экситонов на центры безызлучательной рекомбинации и, как следствие, к ускорению кинетики ФЛ свободных и локализованных экси- тонов.

                  3. Доминирующим механизмом ионизации экситонов при нерезонансном возбуждении в электрическом поле ПАВ напряженностью до 12 кВ/см, приложенном к GaAs/AlAs сверхрешетках второго рода, является ударная ионизация экситонов свободными носителями заряда, описываемая соотношением Таунсенда-Шокли.

                  4. Анизотропия эффектов, наблюдаемых в кинетике нестационарной ФЛ и стационарной ФЛ (311)А-структур под действием электрического поля, обусловлена модуляцией толщины слоев в направлении [011], создающей энергетические барьеры для носителей заряда и экситонов и, следовательно, препятствующей их взаимодействию.

                  Апробация работы. Результаты, полученные в данной работе, докладывались на VI, VII, VIII и X Российских конференциях по физике полупроводников (Санкт- Петербург, 2003; Москва, 2005; Екатеринбург, 2007; Нижний Новгород, 2011); IX

                  Международной конференции по физике и технологии тонких пленок (Украина, 2003); 22 международной конференции по дефектам в полупроводниках (Дания, 2003); Пятой всероссийской молодежной конференции по физике полупроводников и полупроводниковой опто- и наноэлектронике (Санкт Петербург, 2003); 20 общей конференции отделения твердого EPS (Чехия, 2004); Международной конференции по сверхрешеткам, наноструктурам и наноприборам (Мексика, 2004); 9 конференции по оптике экситонов в ограниченных системах (Великобритания, 2005); 14 Международной конференции по динамике неравновесных носителей в полупроводниках (США, 2005); VII международной конференции "Опто-, наноэлектроника, нанотехнологии и микросистемы" (Ульяновск, 2006); 28, 29 и 31 Международных конференциях по физике полупроводников (Австрия, 2006; Бразилия, 2008; Швейцария, 2012); Международной школе для молодых ученых "Nanostructure materials, applied optics and photonics" в рамках работы 16 Международного симпозиума "NANOSTRUCTURES: PHYSICS AND TECHNOLOGY" (Владивосток, 2008); Международной конференции по формированию полупроводниковых поверхностей (Германия, 2009); XIV Международному симпозиуму по люминесцентной спектроскопии (Чехия, 2010); 16 всероссийской научной конференции студентов физиков и молодых ученых (Волгоград, 2010); XII международной школы-семинара по люминесценции и лазерной физике (Хужир, 2012); XIII Международной молодежной конференции по люминесценции и лазерной физике (бухта Песчаная, 2012).

                  Личный вклад автора состоит в подготовке и проведении экспериментов, анализе полученных данных, разработке модели и проведении расчетов, написании статей.

                  Публикации. По материалам диссертации опубликовано 7 статей в реферируемых научных журналах [А1-А7], а также тезисы докладов в трудах различных конференций.

                  Структура работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы. Объем диссертации 168 страниц, включая 50 рисунков и 1 таблицу. Список цитируемой литературы содержит 141 наименование.

                  Энергетическая структура и рекомбинационные свойства сверхрешеток GaAs/AlAs второго рода, выращенных на (100) ориентированной поверхности GaAs

                  Большая часть авторов [7,10-12,15-21], ссылаясь на одну из ранних работ [53], указывала в качестве механизма диссоциации экситонов -ударную ионизацию свободными носителями заряда. Однако, объяснение эксперимента в работе [53] неубедительно, ударная ионизация была предложена в качестве механизма диссоциации экситонов только на основании того, что эффект начинался при характерных для этого механизма достаточно низких электрических полях порядка 15 В/см. Часть авторов в качестве механизма диссоциации экситонов предлагала туннельную ионизацию [8-9], а оставшиеся вообще не рассматривали этот вопрос, ограничиваясь общими словами о диссоциации экситонов в пьезоэлектрическом поле ПАВ [13-14].

                  Следует отметить, что к моменту изучения влияния ПАВ на спектры ФЛ GaAs и низкоразмерных структур на его основе, туннельная ионизация экситонов в статических электрических полях была уже изучена экспериментально и теоретически [54-56]. Времена ионизации экситонов были найдены уменьшающимися с ростом напряженности электрического поля и лежащими в пикосекундном и субпикосе-кундном диапазоне в полях напряженностью до нескольких кВ/см. Поскольку время жизни экситонов в прямозонных полупроводниках и квантовых ямах (КЯ) много меньше периода ПАВ, то полученные для статических электрических полей теоретические расчеты и формулы достоверны и для переменных полей ПАВ, вследствие чего они были использованы авторами работы [8] для определения параметров ионизации экситонов в пьезоэлектрическом поле ПАВ.

                  В работе [8], в соответствие с [55], было определено время туннельной ионизации экситонов под действием продольного электрического поля ПАВ, составившее в GaAs/InGaAs КЯ 0,35 не при напряженности поля 1 кВ/см. Оптические измерения в данной работе были дополнены зондовой методикой, что позволило по изменению проводи 22 мости структуры при переходе нейтрального экситонного газа в пространственно разделенную электрон и дырочную плазму в потенциале ПАВ прямо следить за ионизацией экситонов. Однако, никаких экспериментальных результатов, подтверждающих однозначность предложенного механизма тушения ФЛ вследствие туннельной ионизации экситонов и, следовательно, оправданность применения данной теории, представлено не было. Эксперимент по ФЛ заключался в том, что для фотовозбуждения неравновесных носителей заряда либо в GaAs/InGaAs квантовой яме, либо в барьерах, представляющих собой объемный GaAs, было использовано селективное лазерное возбуждение с разной длиной волны. Это позволило установить, что в трехмерном случае тушение экситонной ФЛ и, следовательно, ионизация экситонов начинается при меньшей пороговой напряженности электрического поля ПАВ. Полученный результат находится в полном соответствии с меньшей энергией связи объемных экситонов в GaAs по сравнению с энергией связи двумерных экситонов в InGaAs/GaAs КЯ. Следовательно, в структурах с большой энергией связи экситона, наподобие квантовых ям схожие экситонные эффекты под действием ПАВ способны наблюдаться не только при низких гелиевых температурах, но и при более высоких температурах, вплоть до комнатной.

                  Исследование диссоциации различных типов экситонов, свободных и связанных, под действием ПАВ в GaAs квантовых ямах первого рода было проведено в работе [10]. На основании данных, полученных в серии экспериментов с различным возбуждением и с возбуждением ПАВ с двумя различными частотами, авторы предположили, что тушение ФЛ всех типов экситонных переходов связано с ударной ионизацией экситонов горячими электронами. Схожее поведение ФЛ под действием ПАВ, зарегистрировано в GaN структурах, было тоже объяснено ударной ионизацией экситонов [11-12]. Помимо этого в этой работе [10] была продемонстрирована возможность конверсии локали 23

                  зованных экситонов в свободные под действием ПАВ. Следует отметить, данный результат был получен авторами этой работы значительно позже опубликования в печати основных экспериментальных результатов, изложенных в главе 3 данной диссертации, и только подтвердил правильность наших выводов.

                  Изменение влияния ПАВ на тушение ФЛ объемного GaAs в магнитных полях было исследовано в работах [13-14]. Оказалось, что восприимчивость люминесценции GaAs к воздействию электрического поля ПАВ, значительно уменьшается в больших магнитных полях (рис. 4) . Для описания эффекта тушения ФЛ в электрическом поле ПАВ авторы воспользовались моделью диссоциации экситонов (без указания конкретного механизма) с последующим захватом носителей заряда в пучности ПАВ. При этом изменение в восприимчивости ФЛ к влиянию ПАВ в магнитном поле было объяснено захватом электронов и дырок, образованных при диссоциации экситонов, вокруг разупорядующего потенциала, когда циклотронный радиус заряженных носителей заряда становиться меньше сечения захвата области разупорядочивания.

                  Детальное теоретическое исследование свойств электронов и дырок в КЯ под действием пьезоэлектрического поля ПАВ было проведено в работе [15]. Предложенная авторами теоретическая модель, включающая уравнения дрейфа и диффузии как для свободных носителей заряда, так и для экситонов, находится в соответствии моделью ударной ионизации экситонов с последующим захватом носителей в пучности ПАВ. Использование этой модели позволило количественно описать пространственные и временные зависимости интенсивности ФЛ экситонов в прямозонных структурах от мощности ПАВ и интенсивности возбуждения (рис. 5 и 6).

                  Регистрация кинетики и спектров неста ционарной фотолюминесценции

                  К сожалению, под действием лазерного излучения (особенно в режиме непрерывной лазерной накачки) происходит постепенная де 75 градация кристаллов NbLi03 вследствие образования во всем объеме кристалла скрытых структурных дефектов [116-117] . К тому же, при механическом прижимании исследуемых образцов к поверхности NbLi03 на его поверхности так же могут образовываться царапины и/или наноситься грязь. Тогда как для того, чтобы П7ЛВ могли распространяться вдоль поверхности оптического NbLiCb на макроскопические расстояния без развала волны на фононы эта поверхность должна иметь глубокую оптическую полировку (14 класс) [118-120]. Распространение ПАВ по поверхности деградировавшего NbLi03 вызовет нагрев кристалла и как следствие постепенный нагрев прижатого к поверхности кристалла исследуемого образца, что недопустимо.

                  Поскольку скорость деградации кристалла NbLi03 под действием лазерного излучения сильно зависит от длины волны лазера, увеличиваясь с ее уменьшением, то для возбуждения ФЛ исследованных структур сквозь кристалл NbLi03 источники лазерного излучения (He-Ne лазер с длиной волны 632,8 нм и полупроводниковый лазерный диод с длиной волны 640 нм) были подобраны таким образом, чтобы энергия фотона с одной стороны была как можно меньше, но при этом ее хватало для возбуждения неравновесных носителей заряда в исследуемых структурах. Однако, даже при использовании таких лазеров в качестве источника возбуждения ФЛ после нескольких десятков циклов использования ниобата лития в экспериментах требовалась его замена или восстановление. Согласно литературным данным [116-117] статическое разупорядочивание структуры кристалла ниобата лития индуцированное лазерным излучением исчезает при воздействии температуры. Поэтому для восстановления до начального состояния кристаллы ниобата лития в течение нескольких часов отжигались при температурах около 200С. Естественно, перед процедурой отжига NbLi03 с его поверхности проводится удаление всех напыленных материалов в специальном растворе. После отжига на обновленный кристалл NbLi03 снова производиться напыление ВШП по имеющимся шаблонам, что с хорошей точностью позволило повторить предыдущие параметры ПАВ.

                  Определение напряженности электрического поля в образце проводилось по данным измерения эффективности дифракции лазерного пучка на поверхности кристаллов LiNb03. В кристалле LiNb03 максимальные значения тангенциальной и нормальной компоненты электрического поля ПАВ, распространяющейся в Z направлении составляют 12,4 и 2,3 кВ/см, соответственно. В исследуемом образце тангенциальная компонента электрического поля ПАВ остается неизменной, а максимальное значение нормальной к поверхности образца компоненты электрического поля ПАВ уменьшается до 500 В/см из-за разницы диэлектрических постоянных LiNb03 (є=2,3) и GaAs/AlAs (є«13) сверхрешетки [121-122].

                  Измерения ФЛ проводились с использованием режима стоячей ПАВ, что достигалось генерацией двух бегущих навстречу друг другу акустических волн одинаковых частоты и амплитуды. Максимум амплитудно-частотной характеристики (АЧХ) преобразователя, содержавшего 20 пар электродов, располагался на частоте 71 МГц, что соответствует длине волны ПАВ около 40 мкм. Для приложения к образцу электрического поля ПАВ в перпендикулярных друг другу направлениях, что требовалось при изучении анизотропных свойств (311)А-структур (глава 4 диссертации) на кристалле LiNb03 были нанесены две взаимно перпендикулярные пары ВШП (рис. 26) . Следует отметить, что поскольку NbLi03 анизотропный материал, в котором существует зависимость свойств среды от направления, то характеристики распространения ПАВ в кристалле NbLi03 зависят от выбранного кристаллографического среза (т.е. ориентации плоскости, в которой распространяется волна, по отношению к граням кристалла) и направления распространения волн [123]. Так, для широко используемого YZ 77 среза LiNb03 с распространением волны вдоль оси Z (углы Эйлера (О, 90, 90) ) скорость распространения волны v=3488 м/с, а смещение dv/v=0,0241, для YX среза LiNb03 с распространением волны вдоль оси X (углы Эйлера (90, 90, 0)) v=3820 м/с и dv/v=0,0220, соответственно [121,123]. Следовательно, максимальное значение тангенциальной компоненты электрического поля ПАВ в направлении оси X составляет уже не 12,4 кВ/см, а б кВ/см, что учитывалось при проведении экспериментов с использованием перпендикулярных пар ВШП.

                  При измерении стационарной ФЛ под действием электрического поля ПАВ регистрация ФЛ производилась в течение временного промежутка, соответствующего распространению ПАВ по области фотогенерации неравновесных носителей заряда. При этом, для снижения средней мощности, подаваемой на пьезокристалл, возбуждение ПАВ производилось в импульсном режиме с периодом повторения и длительностью импульсов 1320 мкс и 64 мкс.

                  Для измерения кинетики ФЛ образцов под действием электрического поля ПАВ происходила синхронизация импульсов запуска ФЭУ, лазера и генератора подающего напряжение на ВШП. Длительность импульса электрического поля ПАВ в этом случае можно было варьировать в достаточно широких пределах от 0,25 мкс до десятков микросекунд. При скорости распространения ПАВ в ниобате лития, равной v=3488 (3820) м/с, и расстоянии от ВШП до области фотогенерации, равному 10,5 мм, время пробега ПАВ от ВШП до области фотогенерации составляло 3 (2,75) мкс, что позволяло нам определить на кривых затухания момент начала действия электрического поля ПАВ на генерированные носители заряда. Также использование для возбуждения ВШП генератора импульсов с функцией задержки выходного импульса относительно внешнего синхроимпульса позволяло приложить импульс ПАВ к исследуемому образцу с любой задержкой более 3 мкс.

                  Влияние электрического поля на кинетику фотолюминесценции Xz экситонов в (100) ориентированных сверхрешетках GaAs/AlAs второго рода

                  Экспериментальные (сплошные) и рассчитанные (штрих-пунктирные) в соответствии с системой уравнений непрерывности кривые (27-30) кривые затухания ФЛ линии свободных Х2 экситонов под действием электрического поля различной напряженностью 1) 3, 2) б, и 3) 12 кВ/см. тонов, т.е. захват экситонов на центры безызлучательной рекомбинации ограничен вследствие их локализации на уровнях широких квантовых ям. 2) Вероятность локализации свободных экситонов в электрическом поле ПАВ не превышает 106 с"1. Выполнение первого условия экспериментально подтверждено в исследованных СР. Повышение температуры и, следовательно, увеличение подвижности экситонов из-за их делокализации с уровней широких квантовых ям приводит к существенному увеличением захвата экситонов на центры безызлучательной рекомбинациии [73]. Второе условие, т.е. малая вероятность обратной локализации экситонов в электрическом поле ПАВ по сравнению с ожидаемой вероятностью в результате испускания LA-фононов ( 101:L с-1), достаточно необычно. Мы предполагаем, что это может быть объяснено тем, что продольное электрическое поле ПАВ разогревает экситоны и препятствует их обратной локализации.

                  Следует отметить, что делокализация экситонов с уровней широких квантовых ям с их последующим захватом на центры безызлучательной рекомбинации не объясняет тушение стационарной ФЛ экситонов в электрическом поле стоячей ПАВ. При добавлении этого механизма - CQei.field (F) в систему уравнений (4-5), описывающую поведение стационарной ФЛ в электрическом поле стоячей ПАВ, вместо ударной ионизации экситонов пропадает зависимость расчетной степени тушения стационарной ФЛ в электрическом поле стоячей ПАВ от мощности лазерной накачки.

                  Таким образом, взаимодействие экситонов с носителями заряда, ускоренными в электрическом поле в эксперименте со стационарной ФЛ, приводит к ударной ионизации экситонов {ЕА = Ев =12-17 мэВ), тогда как в эксперименте по кинетике ФЛ только к делокализации экситонов с уровней широких квантовых ям {ЕА = 4-6 мэВ) . Такое отличие может быть объяснено тем, что кинетическая энергия носителей заряда при стационарном возбуждении ФЛ выше таковой при импульсном возбуждении ФЛ. При стационарном возбуждении ФЛ кинетическая энергия носителей заряда выше тепловой вследствие следующих процессов: 1) постоянной нерезонансной генерации в слоях GaAs новых носителей заряда с энергией порядка 10 мэВ (параграф 2.2 главы 2) . 2) рассеяния электронов из Г долины слоя GaAs в нижележащую на 100 мэВ Xz подзону проводимости слоя AlAs с сохранением части этой энергии (параграф 4.2 главы 4). Тогда как в кинетике ФЛ, к моменту приложения импульса ПАВ носители заряда успевают термализоваться и локализованы на уровнях широких КЯ, образованных шероховатостями гетерограниц. Поэтому полученные нами результаты по кинетике ФЛ экситонов подтверждают результаты по стационарной ФЛ экситонов о том, что доминирующим механизмом ионизации экситонов в продольном электрическом поле ПАВ является ударная ионизация экситонов горячими носителями заряда. Ударная ионизация экситонов под действием продольного электрического ПОЛЯ напряженностью до 12 кВ/см не наблюдается в кинетике ФЛ экситонов только по причине недостаточной длины свободного пробега электронов в исследованных образцах.

                  Выводы третьей главы. Результаты исследования влияния продольного электрического поля ПАВ на стационарную ФЛ и кинетику ФЛ экситонов в СР GaAs/AlAs второго рода при различной частоте ПАВ, интенсивности лазерного возбуждения, температуры измерений и легирования образов, изложенные в данной главе, позволяют сделать следующие выводы:

                  1. Проведено экспериментальное исследование механизмов взаимодействия экситонов с электрическим полем, генерируемым стоячей ПАВ, в сверхрешетках GaAs/AlAs второго рода. Установлено, что механизм взаимодействия экситонов с электрическим полем ПАВ, определяется кинетической энергией экситонов и носителей заряда на момент приложения электрического ПОЛЯ.

                  2. Обнаружено, что в случае термализованных экситонов и носителей заряда электрическое поле приводит сначала к возгоранию интенсивности ФЛ свободных экситонов с последующим ускорением кинетики ФЛ сначала локализованных, а затем свободных экситонов. Показано, что наблюдаемые эффекты доминируют над рекомбинационны-ми процессами в кинетике ФЛ сверхрешеток GaAs/AlAs второго рода с Хху нижним электронным состоянием. Установлено, все наблюдаемые изменения в кинетике экситонной ФЛ связаны с двумя конкурирующими механизмами с участием носителей заряда, выбрасываемых электрическим полем с уровней широких квантовых ям, образованных шероховатостями гетерограниц. Во-первых, формирование экситонов из носителей заряда приводит к возгоранию нестационарной ФЛ свободных экситонов. Во-вторых, захват экситонов на центры безызлучательнои рекомбинации вследствие делокализации экситонов при соударении с носителями заряда вызывает ускорение кинетики ФЛ свободных и локализованных экситонов. Построена математическая модель, описывающая поведение кинетики нестационарной ФЛ экситонов в электрическом поле. Определена длина свободного пробега электронов в исследуемых структурах.

                  3. Показано, что в случае горячих экситонов и носителей заряда электрическое поле стоячей ПАВ вызывает тушение стационарной ФЛ структур, при этом степень тушения ФЛ зависит от мощности лазерного возбуждения, температуры и концентрации центров безызлу-чательной рекомбинации в образце. Построена математическая модель, описывающая тушение стационарной ФЛ экситонов в электрическом поле стоячей ПАВ, учитывающая как ионизацию экситонов, так и захват на центры безызлучательной рекомбинации. Показано, что наблюдаемые в эксперименте зависимости степени тушения ФЛ от напряженности электрического поля и интенсивности лазерного возбуждения указывают на ударную ионизацию экситонов горячими носителями заряда, описываемую соотношением Таунсенда-Шокли, как доминирующий механизм взаимодействия экситонов с электрическим полем

                  Влияние электрического поля на стационарную фотолюминесценцию (311) А ориентированных структур

                  В соответствии с данными о рельефе гетерограниц (311)А-структур величина энергетических барьеров для электронов в слоях AlAs средней толщины 2,7 нм в периодически модулированных по толщине слоях AlAs составляет 70-100 мэВ, а в немодулированных по толщине слоях AlAs с небольшой флуктуацией толщины слоев 10-20 мэВ. Электроны за время порядка 0,1 пикосекунды рассеиваются из Г подзоны слоя GaAs, в нижележащую X подзону слоя AlAs с испусканием LO фонона с энергией 36 мэВ [62-64] . Поскольку для исследованных сверхрешеток (GaAs )7/(AlAs) g разрыв между этими подзонами составляет около 100 мэВ, то сразу после переноса электроны в слоях AlAs обладают кинетической энергией в 60-70 мэВ. Часть этой энергии электроны за 0,1 пикосекунды [139-140] рассеивают, испуская LO фонон AlAs с энергией в 49 мэВ. Релаксация оставшейся энергии (10-20 мэВ) происходит за счет испускания акустических LA фононов при длительности процесса до десятков пи-косекунд [122]. Таким образом, в случае периодически модулированных слоев AlAs горячие электроны за время испускания одного LO фонона пролетают расстояние максимум в полторы сотни ангстрем и локализуются в микроканавках. Проведенная оценка показывает, что приобретаемая электронами на латеральном размере микроканавки энергия слишком мала по сравнению с энергетическими барьерами в 70-100 мэВ (рис. 49) . Следовательно, в случае периодически модулированных слоев AlAs электроны в используемых электрических полях не способны делокализоваться из микроканавок. С другой стороны, в случае немодулированных по толщине слоев AlAs с небольшой флуктуацией толщины слоев в 10-20 мэВ электроны после испускания LO фонона могут остаться нелокализованными. Помимо этого, энергия, приобретаемая электронами в электрическом поле на латеральных размерах микроканавок, сравнима с энергетическими барьерами в 10-20 мэВ (рис. 49) . Следовательно, в случае немодулированных по толщине слоев AlAs с небольшой флуктуацией толщины слоев [98] электроны не локализованы в микроканавках в используемых электрических полях ПАВ.

                  Если электроны в слоях AlAs подобно дыркам в слоях GaAs остаются локализованными в микроканавках, то ударная ионизация эк-ситонов и, следовательно, тушение ФЛ (311)А-структур в электрическом поле, направленном поперек микроканавок невозможно, то есть анизотропия падения интенсивности ФЛ (311) А-структур в электрическом поле ПАВ должна составить 100%, что противоречит полученным результатам. Следовательно, энергетические барьеры для электронов в слоях AlAs меньше 100-150 мэВ, а флуктуации толщины слоев AlAs меньше 2 нанометров. С другой стороны, если электроны в слоях AlAs свободно переносятся к центрам безызлучательной рекомбинации, то тушение ФЛ (311)А-структур в электрическом поле, направленном поперек микроканавок, может происходить даже несмотря на локализацию дырок в микроканавках в слоях GaAs.

                  Однако, в этом случае амплитуда тушения стационарной ФЛ (311)А-структур в электрическом поле, направленном вдоль и поперек микроканавок должна совпасть, что не соответствует полученньм экспериментальным данным (рис. 46 и 47) . Следовательно, энергетические барьеры для электронов в слоях AlAs составляют больше 10-20 мэВ, а флуктуации толщины слоев AlAs больше 0,5 нанометров. В соответствии с проведенным выше анализом, полученное в эксперименте промежуточное значение анизотропии тушения стационарной ФЛ (311) А-структур в электрическом поле свидетельствует об энергетических барьерах промежуточной величины между значениями, представленными в литературе. Такие барьеры могут препятствовать переносу в поле ПАВ только части неравновесных электронов. Поскольку фотогенированные электроны обладают кинетической энергией, то можно предположить, что в поле акустической волны переносятся горячие электроны, тогда как холодные электроны останутся локализованными и не дают вклада в тушение ФЛ в электрическом поле ПАВ, чем и можно объяснить промежуточную величину тушения ФЛ (311)А-структур в электрическом поле, направленном поперек микроканавок. Из-за существующего разброса начальной кинетической энергии электронов в слоях AlAs точное определение энергетических барьеров для электронов в слоях AlAs и, следовательно, рельефа гетерогра-ниц (ЗИ)А-СР из зависимости интенсивности стационарной ФЛ от электрического поля затруднено. Этот разброс может привести к возможной ошибке при оценке энергии, необходимой электронам для делокализации из микроканавок и, следовательно, к неправильной оценке рельефа гетерограниц в (ЗИ)А-СР. Поэтому, для проверки высказанного предположения и более точного определения рельефа гетерограниц (ЗИ)А-СР мы исследовали влияние электрического поля на ФЛ кхолодных экситонов. С этой целью, электрическое поле ПАВ прикладывалось к исследуемой структуре с существенной задержкой относительно импульса возбуждения ФЛ, т.е. к моменту, когда большая часть неравновесных электронов успевает рассеять начальную кинетическую энергию и локализоваться в микроканавках.

                  Похожие диссертации на Взаимодействие экситонов и носителей заряда в электрическом поле поверхностной акустической волны в GaAs/AlAs сверхрешетках второго рода

                  Излучение и электрические домены, обусловленные разогревом носителей заряда электрическим полем, в арсениде галлия и одноосно деформированном германииАлтухов, Игорь Витальевич

                  Разогрев носителей заряда, пробой и плазменные явления в узкощелевых полупроводниках в сильном электрическом полеБогданов, Евгений Владимирович

                  

                  Исследования волн пространственного заряда в магнитном поле в высокоомных полупроводникахПетров, Дмитрий Викторович

                  

                  Междолинное рассеяние электронов на фононах в сверхрешетках (GaAs)m(AlAs)nНикитина, Лариса Николаевна

                  

                  Взаимодействие экситонов с оптическими фононами и шероховатостями границ раздела в квантовых ямах и нанопроволоках ZnCdSe/ZnSeКайбышев Вадим Халитович

                  Экситон - фононное взаимодействие в процессах оптического поглощения и катодолюминесценции кристаллов AgBr1-хClx(O... x...1)Шаабан Низар

                  Экситон-электронное взаимодействие в модулированно-легированных квантовых ямах на основе полупроводников А2В6Астахов, Георгий Владимирович

                  

                  Резонансное одно- и двухфотонное взаимодействие света с экситонами в квантовых точках CdSe/ZnSТуэрди Умайэр

                  

                  Особенности взаимодействия мощных ультракоротких лазерных импульсов с экситонами в квантовых нитях и точкахЛясковский Владимир Леонидович

                  

                  Исследование эмиссии носителей заряда из квантовых точек и ям In(Ga)As/GaAs в матрицу полупроводника методами фотоэлектрической спектроскопииВолкова Наталья Сергеевна