Коллективные свойства экситонных квазичастиц в полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми ямами

• Автор: Минцев, Антон Викторович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2003
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 69 с. : ил

Оглавление
Введение

Кинетика фотолюминесценции непрямых экситонов в двойных квантовых ямах

Кинетика ФЛ в структурах с большой амплитудой хаотического потенциала

Нелинейная кинетика ФЛ в структурах с малой амплитудой

хаотического потенциала

Фотолюминесценция непрямых экситонов в присутствии магнитного поля

Перпендикулярное плоскости КЯ магнитное поле

Параллельное плоскости КЯ магнитное поле

Поляритоны в периодических квантовых ямах

Образец и экспериментальная методика

Спектры ФЛ и дисперсия поляритонов в ПКЯ
Кинетика ФЛ поляритонов
Заключение
Приложение
Установка для измерения кинетики ФЛ
Установка для измерения дисперсии
Список литературы

Введение
При низких температурах, в собственном полупроводнике валентная зона полностью заполнена, а все состояния в зоне проводимости свободны. При помощи фотона с энергией 1ти > Ев мы можем создать пару электрон - дырка, при этом электронейтральность системы не будет нарушена. Эти электрон и дырка образуют связанное состояние - экситон, аналогичное атому водорода [1]. В отличие от атомов водорода, эксито-ны характеризуются малой эффективной массой и обладают конечным временем жизни, определяемым вероятностью рекомбинации электрона и дырки. Экситон может рекомбинировать с испусканием фотона и изучая эту фотолюминесценцию мы можем получить информацию об экситонном состоянии. В настоящей работе экспериментально исследовались коллективные свойства экситонов, т.е. исследовались свойства газа экситонов в зависимости от его плотности.
В теоретической работе [2] была рассмотрена в многоэлектронной постановке задача взаимодействия экситонов в полупроводниках. Показано, что система экситонов малой плотности (среднее расстояние между экситонами много больше их боровского радиуса) ведет себя аналогично слабо неидеальному бозе-газу. Указано, что данное рассмотрение неприменимо если экситоны образуют связанное состояние типа молекулы водорода. Такие состояния возникают в тех случаях, когда масса дырки много больше массы электрона, поскольку тогда задача о взаимодействии двух экситонов принципиально не отличается от задачи о взаимодействии двух атомов водорода. Ситуация резко меняется, если эффективные массы электрона и дырки одного порядка. В этом случае сильно возрастает относительный вклад в полную энергию системы кинетической энергии движения экситонов, что препятствует образованию связанного состояния типа молекулы водорода.
Переход от классической к квантовой статистике Бозе-Эйнштейна в двухмерном случае происходит при температуре вырождения Го = Жв ' ^Ри умеренных плотностях экситонов малая эффектив-
ная масса экситона обеспечивает температуру вырождения сравнимую с

температурой жидкого гелия. Зафиксировав плотность и понижая температуру газа экситонов ниже Т0 мы будем увеличивать степень вырождения экситонного газа.
Еще раньше в работе [3, 4] была предположена гипотеза о сверхтекучести и Бозе-Эйнштейн конденсации (БЭК) экситонов. Для БЭК необходимо выполнение двух условий (а) необходимо, чтобы химический потенциал был определен (б) необходимо, чтобы плотность частиц была больше критической, задаваемой условием, что среднее межча-стичное состояние сравнимо с их термической дебройлевской длиной. Условие (б) для критической плотности или температуры экситонов:
Пег3 ~ Асг — Ь{те}}кТсг)5. Соответственно, получить БЭК можно либо понижая температуру, либо увеличивая плотность экситонного газа. Малая эффективная масса экситонов способствует тому, что БЭК может наступить при более высоких температурах или меньших концентрациях квазичастиц.
Условие (а) выполняется, если БЭК является энергетически более выгодным, чем образование экситонных молекул. Это так, если взаимодействие между экситонами отталкивательное. Увеличение плотности экситонного газа приводит к уменьшению энергии связи экситона и его диссоциации в тот момент, когда среднее расстояние между экситонами становится сравнимо с его воровским радиусом - происходит переход Мотта. Таким образом, это накладывает ограничение на максимально возможную плотность экситонов.
Получение холодного газа экситонов является непростой экспериментальной задачей несмотря на то, что охладить кристаллическую решетку до температуры жидкого гелия легко. В случае нерезонансного возбуждения экситонов температура газа экситонов определяется отношением скорости энергетической релаксации к скорости рекомбинации. Если время жизни экситонов короткое, то газ не успевает охладиться до достаточно низкой температуры. То есть, для того, чтобы получить холодный газ экситонов нам нужно затруднить излучательную рекомбинацию и увеличить скорость энергетической релаксации газа экситонов.
Главная цель данной работы состоит в том, чтобы получить низкотемпературный газ экситонов и изучить его свойства.
Первые экспериментальные попытки получить холодный газ экситонов были проводились с экситонами в Си20 [5] и с оиентированными по спину экситонами в одноосно сжатом германии [6]. Эти полупроводники обладают большим временем жизни экситонов. В Си20 оптический

возбуждения (Wfx = 10 В/см2, птах ~ 2 — 3 х Ю10 см-2) окончание импульса возбуждения сопровождается резким падением Т. Это обусловлено выключением генерации горячих непрямых экситонов. В результате увеличивается заполнение оптически активных низкоэнергетических эк-ситонных состояний и интенсивность ФЛ, Ipb{i), резко увеличивается в течение нескольких наносекунд после выключения импульса возбуждения (Рис. 13а). Такое резкое увеличение интенсивности ФЛ, всплеск ФЛ, и наблюдается в наших экспериментах при низких Тшн, больших Wex, и малых В (см. Рис. 13а).
Согласно Рис. 13с, даже при максимальных Weх, исследованных в наших экспериментах, во время импульса возбуждения число заполнения основного состояния NE=o{t = Тр^е) — 1. Однако, всплеск ФЛ после импульса возбуждения сопровождается jVe=0 3> 1, т.е., формируется вырожденный Бозе-газ непрямых экситонов. В этом случае стимулированное охлаждение экситонов эффективно увеличивает заселенность основного состояния рц = 0 (задаваемого в соответствии со степенным законом Ур. 3, Ne=o ос г2-3 для = 10 В/см2). Это, как говорилось выше, приводит к увеличению доли экситонов в оптически активных состояниях и, следовательно к увеличению скорости затухания ФЛ.
Концентрация п и температура вырождения То осп непрерывно уменьшается со временем после импульса возбуждения, и система движется к классическому распределению, проходя максимум N&tg 3> 1. Динамика термализации после импульса возбуждения замедляется, выходя на зависимость T(t) ~ 1/ln t [см. 13Ь].
Время затухания ФЛ непрямых экситонов, т,opt, чувствительно к энергетическому распределению экситонов. В пределе высокой температуры Т » Т0, £*<, эффективное излучательное время жизни определяется долей экситонов в излучательной зоне:
„ (ШхквТ , /9 ЗМхквТ0
т°* = ГтГ)Тн + [Го ’ (4)
где собственное излучательное время жизни тд относится к излучательной рекомбинации непрямых экситонов основного СОСТОЯНИЯ Р|| = 0 [8]. Оптическое время жизни сильно вырожденных непрямых экситонов т^(Т С Т0) —♦ 2тд. Накопление непрямых экситонов с числами заполнения Ng :» 1 вблизи основного состояния приводит к вышеуказанному пределу. Фактор 2 в выражении для r^t связан с оптически неактивными, ”темными"(триплетными), экситонными состояниями. Переход от ос Т (Ур. (4)) к rlpf ~ 2тд происходит при эффективной температуре Т се EJkB. При Т < Е^/кд эффективное излучательное время жизни