Книги по разным темам
Pages: | 1 | 2 | Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, № 1 Эффект Фано в спектрах магнитопоглощения арсенида галлия й Д.В. Василенко, Н.В. Лукьянова, Р.П. Сейсян Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 26 марта 1998 г. Принята к печати 25 мая 1998 г.) Исследовались спектры магнитооптического поглощения высококачественных гомоэпитаксиальных слоев GaAs при магнитном поле B до 7.5 Тл и T = 1.7 K. Показано участие эффекта Фано в формировании некоторых линий магнитоооптического спектра. Определены параметры феноменологической функции Фано.Показана существенная роль в рассматриваемых процессах поляритонных эффектов диамагнитного экситона.
1. Введение пытки объяснить такой характер линий спектра эффектом КелдышаЦФранца для диамагнитных экситонов [6] Спектры магнитопоглощения объемных кристаллов, или же наличием области отрицательной эффективной как известно (см. например, [1]), формируются совокуп- массы одной из серий уровня Ландау тяжелых дырок ностью серий диамагнитного экситона, ФпривязанныхФ к и, соответственно, серии диамагнитных экситонов [5].
соответствующим переходам между подзонами Ландау Недавно появилось сообщение [7] о возможной связи как к краям диссоциации. При этом ввиду резкой анизо- этого явления с проявлениями эффекта Фано в полупротропии движения электронов и дырок вдоль и поперек водниках. Располагая сверхтонкими образцами весьма магнитного поля, каждая серия приобретает в сильных совершенных кристаллов GaAs, мы сочли возможным полях типичный для одномерного квантового состояния проверить такую возможность, сопоставив с другими вид, свойственный, например, оптическому поглощению версиями.
квантовых проволок. Такую картину впервые удалось пронаблюдать в кристаллах InSb [2], где ввиду малости энергии связи экситона, а также собственно эффективной 2. Образцы и техника эксперимента массы электрона условие сильного магнитного поля по Эллиоту и Лудону ( 1, где = /2Ry, Ч Мы исследовали образцы высококачественного чистосумма циклотронных частот электрона и дырки, а Ry Ч го GaAs (n < 51014 см-3, 77 =(1-1.5)105 см2/Bс), энергия связи экситона) легко достигается для основного выращенные методом газофазной эпитаксии на подложсостояния экситона. Как выясняется, это справедливо ках GaAs с ориентацией (100). Образцы доводились до также и для кристаллов, в которых условие Эллиота - ФдоквантовойФ толщины в 4.40.3 мкм химическим страЛудона (ЭЛ) для основного состояния выполнить не удавливанием более толстого эпитаксиального слоя. Образется, но где еще до включения магнитного поля наблюцы этой серии были использованы также для проведения даются возбужденные экситонные состояния. Условие экспериментов по исследованию температурной зависиЭЛ здесь выполняется прежде всего для возбужденных мости ширины линии [8] и зависимости амплитуды и состояний, имеющих меньшую энергию связи и больинтегрального поглощения от толщины [9] для основношой радиус, а схема возникновения магнитооптического го состояния экситонной серии. Результаты [8,9] со всей спектра подобна таковой для ФридберговскихФ состояний очевидностью демонстрируют экситон-поляритонный хаатомов и молекул [3]. Спектры такого рода удалось рактер переноса энергии при низких температурах во наблюдать в GaAs впервые еще в начале 70-х годов [4,5].
всей центральной области по сечению образцов, за исОни характеризуются множеством весьма узких спекключением частей, принадлежащих приповерхностным тральных особенностей, существенно превосходящих кослоям и имеющих толщины порядка 0.1 мкм, вплоть личественно ожидаемое число линий (в соответствии до температур порядка 105 K. Эффекты поляритонного со спектрами разрешенных переходов между подзонами переноса исчезают при T > 105 K [8], а также при Ландау). Состав и структура спектров оказались реT = 1.7 K, но только в областях, подверженных воззультатом наложения целой серии эффектов, которые действию сильного неоднородного электрического поля удалось расшифровать сравнительно недавно, после того заряда поверхностных состояний [9]. Причиной и того, как был найден и обоснован метод расчета энергии и другого эффекта оказывается возрастание диссипативсвязи диамагнитных экситонов. К числу последних, до недавних пор неразгаданных загадок принадлежала, по- ного затухания, в результате чего при > c, где c Ч критическое затухание c = 2Em(2LT /Mc2)1/2, повидимому, весьма необычная форма некоторых линий спектра магнитопоглощения, имеющих отчетливо вы- давляется пространственная дисперсия экситонов (здесь раженный длинноволновый ФхвостФ и резкий обрыв со Em Ч энергия экситонного резонанса, LT Ч продольнозначительным углублением в фоновое поглощение с поперечное расщепление, Ч диэлектрическая проникоротковолновой стороны. Ранее предпринимались по- цаемость, M Ч трансляционная масса экситона). Та2 20 Д.В. Василенко, Н.В. Лукьянова, Р.П. Сейсян Рис. 1. Спектры коэффициента магнитопоглощения кристаллов GaAs (геометрия Фарадея) при T = 1.7K, B = 7.5Тл:
a Ч правоциркулярная поляризация; обозначения рассчитанных энергий переходов: 1 Ч a- (l) ac (l - 1), 2 Ч b- (l) bc (l - 1), 3 Ч a+ (l) ac (l - 1), 4 Ч b+ (l) bc (l - 1); l = 1, 2,... Ч числа Ландау для дырок, растущие в сторону увеличения энергии;
самый длинноволновый переход соответствует l = 1. b Ч левоциркулярная поляризация; обозначения рассчитанных переходов:
1 Ч a- (l) ac (l + 1), 2 Ч b- (l) bc (l+1), 3 Ч a+ (l) ac (l+1), 4 Ч b+ (l) bc (l+1); наиболее длинноволновый переход соответствует l = 1 для a- и b- и l = -1 для a+ и b+. Штриховые линии Ч спектр в отсутствие магнитного поля. Прямоугольниками отмечены линии, анализируемые в тексте: I Ч a- (2) ac (1), II Чa- (3) ac (2), III Ч b+ (0) bc (1), IVЧb+ (1) bc (2), индексыФ+Ф, Ф-Ф, ФcФ относятся к магнитным подзонам легких, тяжелых дырок и электронов, соответственно (см. [11,5]).
ким образом общая картина ФпоглощенияФ таких Фдо- 3. ФКоличественныйФ спектр квантовыхФ объектов при низких температурах опреосциллирующего деляется конкуренцией величины поглощения в трех магнитопоглощения GaAs частях образца по его толщине: двух приповерхностных, с максимальным поглощением, определяющимся Общий вид полученных спектров магнитопоглощения силой осциллятора экситона или продольно-поперечным для двух циркулярных поляризаций в геометрии Фарадея расщеплением LT, и центральной части, в которой при B = 7.5 Тл приводится на рис. 1. Отметим, что предФистинноеФ поглощение отсутствует, а изменения оптиставленные спектры являются количественными, построческого пропускания образца, при условии его Фдокваненными в величинах коэффициента поглощения, хотя товостиФ, т.е. толщины, сравнимой или меньшей балвозможная поляритонная природа детектируемых линий листической длины экситонного поляритона, определяи лишает отчасти шкалу ординат содержания, так как ются только величиной и изменением реального диссиформально поляритон света не поглощает, и приводимые пативного затухания. Для магнитооптических экспериданные следует понимать как условное поглощение, ментов мы отобрали ФдоквантовыеФ образцы верхнего рассчитанное из пропускания образца таким образом, предела, т.е. с d = 3-4 мкм. Для оценки физической как истинное полощение. Спектры вполне типичны для толщины образца мы использовали известное значение магнитооптики ФридберговскихФ состояний экситонов, коэффициента поглощения при B = 0 в области кон- когда при B = 0 Ч помимо основного Ч детектируется тинуума, где поляритонные эффекты отсутствуют ввиду по крайней мере одно возбужденное состояние (n0 = 2).
диссоциации связанного состояния. Здесь толщину d Они аналогичны наблюдавшимся впервые еще в исслекристалла можно оценить как d = D/, где D Ч дованиях [4, 5], а затем и в [10]. Вплоть до энергий измеренная оптическая плотность при E = 1.525 эВ, а фотона, превосходящих запрещенную зону на 1 или даже = 8103 см-1 [5]. Оптические измерения проводились 2 энергии продольного оптического фотона LO, спектр в среде жидкого гелия при температуре 1.7 K. Были состоит из множества весьма узких линий, имеющих получены магнитооптические спектры поглощения для полуширину (ширину на половине максимума) меньше широкого диапазона магнитных полей (до 7.5 Тл) при 1 мэВ. Только при энергиях h >Eg+2 LO спектр магоблучении как левоциркулярно поляризованным (LCP) нитопоглощения теряет тонкую структуру и становится светом, так и правоциркулярно поляризованным (RCP). похожим на ФосциллирующееФ магнитопоглощение. ИнТехника упаковки и экспериментирования с образцами тересно, что образцы меньшей толщины, с d < 1мкм, в свободном виде без всякого закрепления и наклейки хотя и позволяют наблюдать уникальные по протяженописана в работе [5]. ности спектры, простирающиеся до h > Eg +0, где Физика и техника полупроводников, 1999, том 33, № Эффект Фано в спектрах магнитопоглощения арсенида галлия 0 Ч спин-орбитальное расщепление, не отличаются, 4. Анализ формы линий в терминах однако, наличием такой тонкой структуры линий и в эффекта Фано диапазоне h
где Ч безразмерная энергия перехода в дискретном Как видно из рисунка, отклонения от теоретического спектре в единицах ширины линии, q Ч величина, проспектра, полученного таким образом, в основном не порциональная отношению амплитуд (матричных элепревышают величины порядка 1 мэВ, за исключением ментов) перехода между состояниями дискретного спекэнергетических интервалов, в которых сильно сказываеттра и перехода в сплошном спектре. Учитывая общий ся электрон-фононное взаимодействие [12,1]. Если далее характер межзонного магнитооптического спектра, как обратить внимание на спектр поглощения, зарегистриобразованного наложением отдельных серий диамагнитрованный при B = 0 (штриховые линии на рис. 1, a, b), ного экситона, принадлежащих оптически активным комможно заметить, что такой спектр вблизи значения Eg бинациям 4 последовательностей квантовых состояний в не эквивалентен магнитооптическому спектру после его валентной зоне (a, b) и 2 Ч в зоне проводимости интегрирования по частоте, как это следует из теории (ac, bc), мы можем ожидать множественных наложемагнитопоглощения (см. [5]) без учета поляритонных ний дискретных линий на континуумы, принадлежащие эффектов.
4 группам ДЭ для каждой поляризации. Притом каждая Выполненная обработка спектров позволяет со всей отдельно взятая серия ДЭ представляет собой последоопределенностью выделить участки спектров, в которых наблюдается необычное поведение спектральных линий, не укладывающееся в обычные представления о спектрах экситонного магнитопоглощения. Это по крайней мере пять участков, принадлежащих наиболее интенсивным переходам, a- (2) ac (1), a- (3) ac (2) и b+ (0) bc (1), b+ (1) bc (2), b+ (2) bc (3) в RCP и LCP спектрах соответственно. Необычной является резкая оборванность линии с коротковолновой стороны с ее значительным углублением в фоновое поглощение, а также затянутый ФхвостФ с длинноволновой стороны. В то же время от экситонной линии в общем случае можно было бы ожидать лишь симметричного поведения, а пилообразная форма плотности состояний свободных носителей в сильном магнитном поле имеет, как известно, противоположную направленность (например, [5]). Но особенно странной представляется образование относительно глубокой ФямкиФ в сплошном спектре возле коротковолнового крыла Рис. 2. Схема образования спектра диамагнитных экситонов и линий. Отметим также, что при меньших значениях изменений формы линии, связанных с эффектом Фано (слева магнитного поля удается наблюдать большее количество от прямой A Ч конструктивная интерференция, справа от A Ч таких особенностей, начиная с длинноволновой стороны деструктивная интерференция дискретной линии основного и опуская первую линию спектра. Интересно, что эта состояния диамагнитного экситона). Заштрихованы области первая линия, в отличие от последующих, вполне симспектров континуума и их границы; = 0, 1, 2 Ч главные метрична. квантовые числа одномерного экситона.
Pages: | 1 | 2 | Книги по разным темам