Процесс формирования экситонов в GaAs и AlGaAs при нерезонансном оптическом возбуждении тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, кандидат физико-математических наук Кожемякина, Елена Владимировна

• Кожемякина, Елена Владимировна
• кандидат физико-математических наук
• 2013

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Кожемякина, Елена Владимировна

Оглавление

Введение б

Глава 1. Формирование экситонов в А1СаАэ

1.1. Механизмы формирования экситонов в 13 полупроводниках типа А3В5

1.2. Кинетика формирования экситонов в АЮаАэ 24 при нерезонансном фотовозбуждении

1.3. Расщепление энергетических уровней спин-

ориентированных экситонов

Глава 2. Методические вопросы исследования

2.1. Характеристика образцов

2.2. Методы исследования

2.3. Условия экспериментов и схемы установок

2.4. Методика измерения спинового расщепления 53 экситонов в спектрах нестационарной фотолюминесценции Глава 3. Наблюдение отрицательной циркулярной 55 поляризации ФЛ экситонов в слоях АЮаАэ, выращенных на баАэ подложке

3.1. Экспериментальные результаты

3.2. Обсуждение результатов 7 0 Глава 4. Кинетика плотности экситонов в слоях СаАэ и

А1СаАБ, определенная методом спинового расщепления

4.1. Кинетика поляризованной фотолюминесценции 7 8 экситонов

4.2. Кинетика спинового расщепления экситонов

4.2.1. Экспериментальные результаты

4.2.2. Обсуждение результатов

4.3. Кинетика формирования экситонов

4.3.1. Характерные времена формирования экситонов

4.3.2. Моделирование кинетики формирования 99 экситонов

4.3.3. Обсуждение результатов 106 Заключение 111 Список литературы

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Процесс формирования экситонов в GaAs и AlGaAs при нерезонансном оптическом возбуждении»

Введение

С тех пор как в 1931 году Я. И. Френкель ввел представление об экситоне как о бестоковом электронном возбуждении, способном распространяться в кристалле, это понятие глубоко проникло в современную физику полупроводников и в настоящее время широко используется при обсуждении оптических (фотолюминесценция (ФЛ), поглощение и дисперсия света), фотоэлектрических (фотопроводимость) и других свойств кристаллов.

В настоящее время повышенный интерес к экситонам связан с их влиянием на оптические свойства полупроводниковых структур. Кроме того, экситоны являются во многих случаях удобным объектом для проверки действенности основных приближений квантовой кинетики квазичастиц. Одна из нерешенных проблем в этой области -описание процесса образования экситонов. Известно, что в кристаллах А3В5, таких как СаАэ, при поглощении фотона с энергией выше экситонного перехода, образуются свободные носители заряда, которые после остывания связываются в экситоны. Несмотря на то, что этот процесс наблюдался в экспериментах множество раз, он до сих пор остается не изученным до конца. До настоящего времени не установлено характерное время формирования экситонов, не выявлены определяющие его механизмы. В трехмерных системах этот вопрос практически не изучался, в двумерных системах было осуществлено большое количество исследований, однако до сих пор вопрос о том, каково характерное время формирования экситонов, остается открытым, т.к. разброс опубликованных в литературе результатов составляет несколько порядков: от

менее чем 10 пс до 1 нс [1]. Это объясняется как различием условий эксперимента, так и недостатками применяемых методов исследования. Недавние эксперименты по поглощению терагерцового излучения, несмотря на свою перспективность, пока больше создают вопросов, чем проясняют картину, так, к примеру, в этих экспериментах было показано, что при нерезонансном фотовозбуждении до 4 0% экситонов образуется сразу, что противоречит общепринятым представлениям. Поэтому пока вопрос о том, какова кинетика формирования экситонов, остается открытым и вызывает интерес. В связи с этим, необходим надежный метод, позволяющий определять кинетику плотности экситонов после поглощения лазерного импульса.

Цель работы состояла в разработке нового метода определения плотности экситонов, основанного на измерении спинового расщепления между уровнями энергии экситонов со спинами +1 и -1, возникающего при циркулярно поляризованном фотовозбуждении, и исследовании с его помощью процесса формирования экситонов в слоях ОаАБ и А1СаАБ.

Достижение цели работы потребовало решения следующих основных задач;

1. Установление особенностей энергетического спектра А1баАз. Оценка величины расщепления в валентной зоне уровней с проекциями момента т = ± 3/2 и ± 1/2л вызванного одноосным напряжением из-за рассогласования постоянных решетки баАэ подложки и А1СаАБ слоя.

2. Разработка методики регистрации спинового расщепления экситонных уровней в слоях СаАэ и АЗ-баАэ.

3. Детальное исследование кинетики спинового расщепления в слоях СаАэ и А1СаАэ при различных энергиях и плотностях фотовозбуждения.

4. Применение результатов, полученных в ходе решения предыдущей задачи, для нахождения кинетики плотности экситонов в слоях СаАэ и А1СаАБ.

5. Построение модели, описывающей полученные результаты, анализ факторов, влияющих на изменение кинетики плотности экситонов при нерезонансном оптическом возбуждении.

Научная новизна работы. Все основные результаты и выводы работы получены впервые. Впервые наблюдалась отрицательная циркулярная поляризация ФЛ экситонов в АЮаАэ, возникающая вследствие одноосного напряжения из-за рассогласования постоянных решетки ОаАэ подложки и АЮаАэ слоя. Впервые наблюдалось спиновое расщепление экситонов в объемном материале. Впервые наблюдалась немонотонная кинетика величины расщепления. Показано, что такая зависимость отражает нарастание плотности экситонов и их деполяризацию, и сделан вывод, что с ее помощью возможно исследование процесса формирования экситонов. Впервые с помощью метода наблюдения спинового расщепления были определены характерные времена формирования экситонов. Впервые было продемонстрировано, что с увеличением интенсивности фотовозбуждения увеличивается время, за которое плотность экситонов достигает максимума, и предложена модель, учитывающая зависимость константы бимолекулярной реакции формирования экситонов и времени их излучательной рекомбинации от температуры электрон-дырочного газа, объясняющая этот результат.

Практическая значимость результатов работы состоит в наблюдении и оценке величины расщепления в валентной зоне ветвей легких и тяжелых дырок из-за разницы постоянных кристаллической решетки СаАэ подложки и А1СаАэ пленки. Вторым важным вкладом является разработка методики измерения кинетики плотности экситонов, обеспечивающей простой и эффективный метод исследования времени формирования экситонов. Методика основывается на наблюдении эволюции энергетического положения линий ФЛ экситонов с противоположными направлениями проекции спина,

регистрируемых при циркулярно поляризованном нестационарном фотовозбуждении. Третьим результатом является установление характерных времен нарастания плотности экситонов, которые важны при конструировании приборов на основе экситонных переходов.

Научные положения, выносимые на защиту:

1. Расщепление уровней дырок с проекциями момента т = ± 3/2 и ± 1/2, вызванное напряжением из-за рассогласования постоянных решетки баАэ подложки и АЗ-баАв слоя, составляет 2-4 мзВ и приводит к отрицательной циркулярной поляризации ФЛ экситонов в слоях АД-баАэ.

2. В объемных образцах СаАэ и А16аАз наблюдается спиновое расщепление экситонов, величина которого достигает 1,5 мэВ.

3. В слоях баАэ и А16аАз наблюдается немонотонная кинетика величины спинового расщепления. Нарастание величины расщепления отражает процесс формирования экситонов. Полная плотность экситонов может быть определена из измерения величины спинового расщепления экситонов и степени их циркулярной поляризации.

4. При увеличении интенсивности фотовозбуждения с 1015 до ЗхЮ16 см-3 в слоях СаАэ и АЮаАв наблюдается увеличение характерного времени нарастания плотности экситонов. Этот эффект связан с ростом средней температуры газа носителей заряда и экситонов, что приводит к увеличению времени излучательной рекомбинации экситонов и снижению константы бимолекулярной реакции формирования экситонов.

Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы.

В первой главе рассмотрены механизмы формирования экситонов при резонансном и нерезонансном оптическом возбуждении. Дан подробный обзор экспериментальных и теоретических исследований процесса формирования экситонов из свободных электрон-дырочных пар. Рассмотрены основные подходы к исследованию кинетики формирования экситонов. Обсуждаются недостатки применяемых методов. Рассмотрены причины возникновения спинового расщепления экситонов. Обсуждается, как этот эффект может быть использован для измерения плотности экситонов.

Во второй главе приведены условия получения исследованных в работе слоев баАэ и АД-СаАэ с различным мольным содержанием алюминия. Представлена схема эксперимента и описана методика обработки спектров нестационарной ФЛ для получения из них информации о величине спинового расщепления и полной концентрации экситонов.

В третьей главе содержатся данные о наблюдении отрицательной циркулярной поляризации ФЛ на энергиях свободных и связанных экситонов в объемных образцах А1СаАБ при возбуждении ФЛ фотонами с энергией, лежащей в узком

диапазоне на несколько мэВ выше энергии переходов, относящихся к максимуму ФЛ свободных экситонов. Также сообщается о наблюдении в данном диапазоне отрицательной циркулярной поляризации ФЛ при нерезонансном

фотовозбуждении, в то время как ФЛ на всех остальных энергиях остается положительно поляризованной.

Показывается, что данный эффект вызван несоответствием постоянных решетки баАэ подложки и А1СаАз пленки, упругая деформация которой приводит к расщеплению валентной зоны на

две подзоны с проекциями углового момента т = ± 3/2 и ± 1/2.

В четвертой главе приведены результаты исследования спинового расщепления в слоях баАэ и АЮаАэ. Впервые сообщается о наблюдении в объемных образцах расщепления уровней экситонов с проекцией спина на направление светового луча +1 и -1. Впервые сообщается о немонотонном характере кинетики величины расщепления. Экспериментально исследована зависимость кинетики расщепления от плотности оптического возбуждения. Представлены результаты расчетов кинетики плотности экситонов при различных уровнях фотовозбуждения. Показано, что при увеличении интенсивности оптического возбуждения, время, за которое плотность экситонов достигает максимума, увеличивается. Приведены результаты моделирования кинетики ФЛ и плотности экситонов, описывающие полученные зависимости. Показано, что увеличение характерного времени, описывающего кинетику формирования экситонов, связано с ростом температуры газа носителей заряда, что приводит к уменьшению константы бимолекулярной реакции формирования экситонов и росту времени излучательной рекомбинации.

В заключении приводятся основные результаты и выводы настоящей работы и указан личный вклад автора.

Апробация работы. Результаты, полученные в данной работе, докладывались на XI и XIII Международной школе-семинаре по люминесценции и лазерной физике (Иркутск, 2008, 2012), X Всероссийской молодёжной конференции по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектронике (Санкт-Петербург, 2008), XLVII

Международной научной студенческой конференции «Студент и научно-технический прогресс» (Новосибирск, 2009), V International School and Conference on Spintronics and Quantum Information Technology (Cracow, Poland 2009), IX и X Российской конференции по физике полупроводников (Новосибирск-Томск, 2009 и Нижний Новгород, 2011), I International School on Spin-Optronics (Les Houches, France, 2010), 11th и 12th International Conference on Optics of Excitons in Confined Systems (Madrid, Spain, 2009 и Paris, France, 2011), 31st International Conference on the Physics of Semiconductors (Zurich, Switzerland, 2012), а также докладывались и обсуждались на семинарах Института физики полупроводников СО РАН.

Публикации. По результатам, полученным в данной работе, опубликовано 28 печатных работ [2-29].

Глава 1. Формирование экситонов в А1СаАБ

В первом параграфе данной главы рассмотрены различные механизмы формирования экситонов в полупроводниках при резонансном и нерезонансном фотовозбуждении.

Второй параграф содержит обзор экспериментальных и теоретических работ по исследованию бимолекулярного процесса формирования экситонов. Рассмотрены основные подходы к определению кинетики формирования экситонов и известные из литературы результаты для баАв и А1СаАэ. Выявлены основные причины разброса экспериментальных значений времени формирования экситонов. Обсуждаются недостатки применяемых методов исследования кинетики формирования экситонов.

В третьем параграфе описывается явление спинового расщепления экситонов, и рассматриваются основные экспериментальные и теоретические работы, посвященные исследованию данного явления. Обсуждается, как спиновое расщепление может быть использовано для измерения плотности экситонов.

§ 1.1. Механизмы формирования экситонов в полупроводниках типа А3В5

Между отрицательно заряженным электроном и положительно заряженной дыркой действуют силы кулоновского притяжения. Это взаимодействие приводит к появлению экситонов - связанных состояний электрона и дырки. Впервые представление об экситоне, как об элементарном возбуждении, которое способно перемещаться по кристаллу, было предложено

Я. И. Френкелем, который рассматривал сильно связанные экситоны, характерные для молекулярных кристаллов. В этом случае электрон и дырка, составляющие экситон, принадлежат одному узлу или соседним узлам кристаллической решётки.

В полупроводниках кулоновское взаимодействие между электронами и дырками сильно экранируется кристаллом. В этом случае экситоны, называемые экситонами Ванье-Мотта, имеют большой радиус (12,3 нм в СаАэ), что гораздо больше периода кристаллической решетки. Таким образом, экситон Ванье-Мотта может быть представлен как связанная пара электрон-дырка, перемещающаяся по кристаллу. К настоящему времени имеется большое количество обзорных работ, посвященных теории экситонов [30-34].

В довольно широком диапазоне условий эксперимента -низких и средних плотностях фотовозбуждения, температурном интервале от гелиевых до комнатных температур, при резонансном и нерезонансном фотовозбуждении - экситонные линии доминируют в спектрах ФЛ полупроводников. Это обуславливает важность изучения экситонных эффектов, т.к. без их понимания невозможно описание в целом процесса поглощения света и ФЛ в полупроводнике. Экситоны имеют ряд специфических свойств, нехарактерных для свободных носителей заряда, что позволяет изучить ряд новых интересных явлений, таких как эффект Зеемана и эффект Штарка экситонов [35]. Экситонные эффекты в полупроводниках перспективны для создания электрооптических модуляторов излучения в ближнем инфракрасном и терагерцовом диапазонах [36] и быстродействующих переключателей [37, 38] . Одно из наиболее популярных направлений сегодня - изучение взаимодействия слабого электромагнитного поля, рождающего

экситонные поляритоны, с фотонными кристаллами и микрорезонаторами [39] . Впервые экситонные поляритоны, представляющие собой смешанные состояния экситона и фотона, были описаны в объемных материалах [40], однако в последнее время появилось множество работ, изучающих это состояние в микроструктурах. Экситон-поляритонные эффекты в

микрорезонаторах открывают широкие перспективы для создания поляритонного лазера с очень низким пороговым током генерации [41, 42] . Особый интерес представляют широкозонные материалы, такие как 6аЫ и гпО. Так, большая энергия связи экситона, 60 мэВ, позволяет получать интенсивное ультрафиолетовое свечение в гпО благодаря излучательной рекомбинации экситонов при комнатной температуре и выше (до 550К) [43] . При этом эффективность свечения столь высока, что удается получать лазерный эффект при малой интенсивности оптической накачки [44] . Однако производство приборов на основе этих материалов пока ограничивается недостатками современной технологии. С другой стороны, технология производства СаАБ хорошо отработана, а недавние исследования показали возможность создания на основе этого материала поляритонного лазера, работающего при комнатной температуре [45].

Значительное влияние, которое экситонные эффекты оказывают на оптические свойства полупроводника, объясняет повышенный интерес к процессам, определяющим динамику экситонов в полупроводнике. Одним из таких направлений является исследование механизмов и характерных времен формирования экситонов. Несмотря на то, что этот вопрос начал интенсивно изучаться в 1990-е годы, до сих пор он остается открытым, о чем свидетельствует довольно большое

число свежих статей, посвященных вопросам формирования экситонов в различных структурах на основе СаАэ и А16аАэ [1, 46-48], гпО [49, 50], 31 [51], СаМ [52] и других полупроводников.

При резонансном фотовозбуждении, т.е. при освещении полупроводника светом с энергией, равной энергии экситонного перехода, экситоны образуются непосредственно при поглощении фотонов. На рисунке 1 показаны законы дисперсии для экситонов и фотонов. Резонансному фотовозбуждению отвечает точка их пересечения. Поглощенный фотон создает электрон-дырочную пару, которая перемещается по кристаллу как целое с суммарным моментом, равным моменту поглощенного фотона, т.е. близким к нулю. При этом выполняются законы сохранения энергии и импульса, поэтому для образования экситона не требуется фонон (см. [53, С. 234-235, 247-260]).

Что касается нерезонансного фотовозбуждения, то, как правило, рассматриваются два возможных механизма образования экситонов - бимолекулярный и близнецовый. В первом случае экситоны образуются из некоррелированных электрон-дырочных пар, во втором - экситон образуется сразу при поглощении фотона, пока не потеряна когерентность между сгенерированными электроном и дыркой.

Схема образования экситона по бимолекулярному механизму представлена на рисунке 2. При поглощении кристаллом фотонов с энергией больше ширины запрещенной зоны, в нем образуются свободные электроны и дырки. Большая часть энергии фотонов передается электронам вследствие того, что их эффективная масса значительно меньше, чем дырок. Так как квазиимпульс фотона близок к нулю, рожденные

Рисунок 1 - Образование экситона при резонансном фотовозбуждении. Показаны законы дисперсии фотонов и зкситонов. Формированию зкситонов отвечает точка пересечения законов дисперсии фотонов и зкситонов. При этом экситоны рождаются с малыми волновыми векторами (т.к. волновой вектор фотона практически равен нулю)

Рисунок 2 - Бимолекулярный процесс формирования экситонов при нерезонансном фотовозбуждении. При поглощении фотона с энергией Тко образуются свободные электрон и дырка, которые на одной из ступеней энергетической релаксации связываются в экситон. При этом необходимо испускание или поглощения фонона с энергией ЛгУрЫш для выполнения законов сохранения энергии и импульса. Образующиеся экситоны имеют различные волновые векторы К.

Ех - энергия связи экситона, ЙгУьо - энергия продольного оптического фонона

светом электрон и дырка имеют квазиимпульсы, примерно равные по модулю и противоположные по знаку.

Горячие неравновесные электроны и дырки

взаимодействуют между собой и с другими квазичастицами. Через время порядка 100 фс их функции распределения можно характеризовать некоторой температурой. За это время корреляция между электронами и дырками, образовавшимися при поглощении одного фотона, теряется. Сначала температуры электронного и дырочного газа могут быть различны, но через примерно 1 пс электрон-дырочный газ можно характеризовать единой температурой Тек. Этот процесс подробно рассмотрен, например, в [53, С. 161-166]. Изначально, термализованные носители заряда горячие, т.е. Теь выше, чем температура решетки. Так как электрон обладает меньшей эффективной массой, чем дырка, его кинетическая энергия больше, и поэтому именно остывание электронов определяет кинетику остывания системы. Энергетическая релаксация горячих электронов осуществляется в процессе испускания фононов и может происходить в несколько этапов. Сначала, если позволяет кинетическая энергия, испускается один или несколько продольных оптических фононов (ЬО-фононов) с энергией 36,4 мэВ [54, 55, С. 32]. Это наиболее быстрый способ релаксации энергии, т.к. время испускания одного ЪО-фонона составляет порядка 100 фс [53, С. 164] . После того, как энергия электрона становится меньше энергии одного ЬО-фонона, дальнейшая релаксация происходит с помощью рассеяния на акустических фононах, которое занимает несколько сотен пикосекунд [53, С. 236-241].

Одновременно происходит формирование экситонов с испусканием или поглощением фононов для выполнения законов

сохранения энергии и импульса. Образующиеся экситоны имеют избыточную кинетическую энергию, релаксация которой происходит так же, как и энергии носителей заряда.

Кинетика формирования экситонов определяется темпом связывания электронов и дырок в экситоны, который равен С п р, где п и р - концентрации электронов и дырок, а С -константа бимолекулярной реакции, величина которой зависит от температуры неравновесных носителей заряда Теь [56] . В широком диапазоне плотностей фотовозбуждения равновесными концентрациями электронов и дырок можно пренебречь, в этом случае в начальный момент времени п = р ~ по, где щ -плотность фотовозбуждения. Таким образом, скорость формирования экситонов квадратично зависит от плотности фотовозбуждения. Более подробно бимолекулярный процесс будет рассмотрен в следующем параграфе.

Образующиеся с большими волновыми векторами К экситоны не дают вклада в ФЛ, т.к. для этого необходимо сначала избавиться от избыточной кинетической энергии, что объясняет известный экспериментальный факт наблюдения ФЛ через несколько сотен пикосекунд после поглощения света [57] .

Второй рассматриваемый литературе механизм

формирования экситонов в GaAs и AlGaAs называется близнецовым (geminate). Этот процесс схематически показан на рисунке 3. При поглощении фотона образуются электрон и дырка. Так как их квазиимпульсы строго противоположны, пара является коррелированной. Если пара успевает испустить (или поглотить) LO-фонон до того, как потеряется корреляция, возможно формирование экситона. Взаимодействие с фононом необходимо для выполнения законов сохранения энергии и

М>ш

Аобласа

зксито ветвь

грани!

Ьа>ю

Ьй)Ю

Пй)Ю

Ьо)Ю

к

Рисунок 3 - Близнецовый процесс формирования экситонов при нерезонансном фотовозбуждении. При поглощении фотона образуется электрон-дырочная пара, которая, испуская или поглощая фонон, образует экситон с большим волновым вектором К. На рисунке показано формирование экситона при испускании ЬО-фонона с энергией Ьсо ьо. При релаксации, если энергия экситона велика, испускаются один или несколько ЪО-фононов, затем экситон попадает в пассивную область, и рассеяние замедляется. Излучательная рекомбинация возможна, когда экситон достигнет точки пересечения экситонной и фотонной ветвей

импульса. В этом случае темп генерации экситонов линейно зависит от интенсивности фотовозбуждения [56], а проекция углового момента экситона на направление наблюдения определяется моментом поглощенного фотона, что является отличительной чертой этого процесса, т.к. при бимолекулярном формировании ориентированными оказываются только электроны (ориентация дырок быстро теряется). Релаксация горячего экситона происходит обычным способом -сначала испускаются LO-фононы, затем экситон попадает в пассивную область, в которой энергия экситона меньше энергии одного LO-фонона, и дальнейшая релаксация осуществляется на акустических фононах.

Этот же механизм применяется для объяснения многофононного резонансного рассеяния света в кристаллах типа А2В6 с сильным электрон-фононным взаимодействием, таких как CdS [58-61] и ZnO [4 9] , однако название «близнецовый» не используется. Кроме того, обсуждается вероятность существования еще одного механизма, ответственного за многофононное резонансное рассеяние света, т.н. мономолекулярный. Он является, в некотором смысле, промежуточным между двумя механизмами, рассмотренными выше. При поглощении фотона с энергией, большей энергии экситона на целое число энергий LO-фонона hco lo (в принципе, не обязательно, на последнем этапе возможно рассеяние на акустических фононах), экситон образуют электрон и дырка, возникшие в одной точке пространства при поглощении одного и того же фотона, как в близнецовом механизме. Отличие этого механизма заключается в том, что экситон образуется не сразу, а лишь после того, как горячие электроны сбросят каскад из одного или

нескольких ЪО-фононов [62, 63]. Эта модель была введена для полупроводников с сильной электрон-фононной связью, однако делались попытки распространить ее на СаЫ [64], в котором эта связь достаточно сильная, и даже СаАэ [65].

Таким образом, формирование экситонов в

полупроводниках А3В5 и А2Вб при нерезонансном фотовозбуждении возможно по трем механизмам. Из этого естественно возникает вопрос о том, какой из этих механизмов является доминирующим. В части, касающейся СаАэ и А16аАз, вопрос ставился о преобладании близнецового или бимолекулярного механизма. Этот вопрос вызвал большую дискуссию в 1990-х гг. [56, 66-69]. С одной стороны, в таких кристаллах электрон-фононное взаимодействие значительно слабее, чем в А2В6, что означает меньшую вероятность испускания ЬО-фонона электрон-дырочной парой и, следовательно, меньшую вероятность близнецового

формирования экситона при нерезонансном фотовозбуждении. С другой стороны, вероятность близнецового формирования экситонов все же существует. Более того, она линейно зависит от интенсивности фотовозбуждения, а вероятность бимолекулярного процесса - квадратично [5 6]. Таким образом, можно было ожидать, что близнецовый механизм окажется доминирующим при низких уровнях фотовозбуждения. О наблюдении близнецовых экситонов сообщалось в эксперименте по ФЛ в двумерных системах на основе СаАз/А1СаАз [66]. Более того, в некоторых экспериментальных работах сообщалось об осцилляциях в спектрах возбуждения ФЛ, что также является признаком близнецовых экситонов [7 0, 71] . С другой стороны, расчеты [5 6, 72] и эксперимент [67] показали, что, хотя формирование экситонов по близнецовому

механизму возможно, на его долю может приходиться не более нескольких процентов от числа образовавшихся экситонов. Таким образом, хотя близнецовый механизм формирования и возможен при нерезонансном фотовозбуждении в кристаллах без центра инверсии типа А3В5, ко времени написания работы считается окончательно установленным факт, что доминирующим является бимолекулярный механизм [53, С. 161-166].

§ 1.2. Кинетика формирования экситонов в AlGaAs при нерезонансном фотовозбуждении

Формирование экситонов в GaAs и AlGaAs структурах при нерезонансном фотовозбуждении интенсивно изучалось на протяжении нескольких последних десятилетий. Однако, несмотря на огромную важность, которую это явление имеет для построения полной модели процессов, протекающих в полупроводниках, многие его аспекты до сих пор слабо изучены.

В объемном GaAs экспериментально изучалась кинетика ФЛ экситонов [73-75], и делались попытки оценить константу бимолекулярной реакции [76-79]. В теоретической работе Selbmann et al. [80] была построена модель совместной релаксации неравновесных носителей заряда и экситонов, и исследовано бимолекулярное формирование экситонов на LO-фононах.

Сравнительно небольшое число экспериментальных работ, посвященных объемному материалу, объясняется, в частности, тем, что для наблюдения в трехмерных структурах переходов, связанных со свободными экситонами, необходимо иметь образцы очень высокого качества. По сравнению с объемом, в

двумерных системах возрастает энергия связи экситона и сила осциллятора экситонного перехода. При сходном качестве образцов, линии связанных экситонов, доминирующие в спектрах ФЛ объемных образцов, подавляются в двумерных системах [81, 82], что позволяет изучать свободные экситоны. Поэтому в таких системах явления, связанные с экситонами, и, в частности, бимолекулярный процесс образования экситонов изучен лучше. С другой стороны, на процессы релаксации экситонов в квантовых ямах (КЯ) оказывают влияние флуктуации ширины запрещенной зоны [83], что необходимо учитывать при построении модели. В экспериментальных работах изучалась кинетика ФЛ [84-87], определялись характерные времена формирования экситонов [1, 57, 83, 88-90]. Недавно появились работы по изучению взаимодействия терагерцового излучения со структурами баАэ/АЮаАз, что позволяет определять плотность экситонов [46, 49, 91, 92]. Вопросу бимолекулярного формирования экситонов в двумерных системах посвящено несколько теоретических работ [5 6, 93-96]. Также имеются работы, изучающие этот процесс в других системах, например, в фотонных кристаллах [97] и квантовых проволоках [98, 99].

Тем не менее, проведенные исследования не дали однозначного результата. Опубликованные экспериментальные данные о характерном времени образования экситонов в СаАз/А1СаАз КЯ варьируются от менее чем 10 пс до 1 не, теория же предсказывает времена от 100 пс до более чем 1 не для формирования на акустических фононах и гораздо меньше -единицы пс для формирования на оптических фононах (см. ссылки выше). Имеются всего две экспериментальные работы, посвященные исследованию зависимости характерного времени

формирования экситонов от интенсивности фотовозбуждения в двумерных структурах [1, 90]. В первой работе сообщается об уменьшении этого времени, а во второй - об увеличении.

Более того, расхождение между экспериментальными исследованиями, в которых ФЛ экситонов наблюдалась в первые пикосекунды после возбуждения, и теоретически предсказанным долгим формированием экситонов, привело к появлению гипотезы о том, что наблюдаемые линии ФЛ не связаны с экситонными переходами, а объясняются излучением коррелированной электрон-дырочной плазмы [100-103] . Есть несколько экспериментальных работ, сообщающих о наблюдении ФЛ на длине волны экситонов при их отсутствии в системе [104, 105]. Хотя этот подход оспаривается [106], до сих пор нет четкого объяснения, почему ФЛ на длине волны экситонного перехода наблюдается через очень короткое время после фотовозбуждения.

Таким образом, вопрос о том, каково характерное время, отвечающее за кинетику плотности экситонов, и как оно изменяется от интенсивности фотовозбуждения, остается открытым. Это объясняется как различием условий эксперимента, так и недостатками применяемых методов исследования. Влияние условий эксперимента заключается в том, что темп генерации экситонов пропорционален произведению плотностей электронов и дырок, а также зависит от вероятности взаимодействия электрон-дырочной пары с фононом, которая определяется кинетической энергией пары и температурой системы. Теоретически, при изменении плотности возбуждения даже на один порядок, среднее характерное время, описывающее формирование популяции экситонов, может измениться более чем на два порядка, что, возможно,

является причиной разброса экспериментальных данных. Большую проблему представляет также поиск метода измерения плотности экситонов. Будучи электрически нейтральными, экситоны наиболее хорошо детектируются оптическими методами. Однако это создает ряд трудностей в полупроводниках с малой электрон-фононной связью, в которых наблюдается лишь прямая рекомбинация экситонов без участия фононов. Закон сохранения импульса требует, чтобы волновой вектор экситона был равен волновому вектору излучаемого фотона, поэтому лишь очень маленькая доля от общего числа экситонов участвует в ФЛ. Таким образом, наиболее популярный метод исследования - наблюдение кинетики ФЛ экситонов - дает информацию лишь об экситонах с волновым вектором К » 0, которая определяется в первую очередь динамикой релаксации экситонов, а не кинетикой их формирования [57], что сильно затрудняет процесс измерения полной концентрации экситонов (с различными К) .

Так как неизвестно, каковы функции распределения неравновесных экситонов, невозможно напрямую определить, какова полная плотность экситонов (в том числе, с большими волновыми векторами). Можно лишь опираться на догадки о том, как формирование экситонов изменяет спектр и оптические свойства среды. Для этого анализируются ширина и форма линии ФЛ, высокоэнергетическое крыло ФЛ, кинетика спектра поглощения. На основе этих данных определяются некоторые характерные времена: исчезновения рассеяния экситонов электрон-дырочной плазмой, остывания газа носителей заряда и экситонов и т.п., после чего делается вывод, что данные времена отражают формирование популяции

экситонов (краткий исторический обзор работ по этому направлению см. в [53, С. 236-241]).

Для того чтобы на основании данных ФЛ сделать вывод о кинетике полной плотности экситонов, приходится сделать ряд допущений. Так, в наиболее часто цитируемой работе Damen et. al. [57] измерялась ширина линии ФЛ свободных экситонов. Предполагалось, что ее ширина связана с рассеянием экситонов на свободных носителях заряда. Быстрое ее уменьшение было интерпретировано как уменьшение плотности электрон-дырочного газа за счет формирования экситонов, откуда было получено характерное время 2 0 пс. В недавней работе Szczytko et. al. [1] измерялась интенсивность ФЛ межзонной рекомбинации и температура электрон-дырочного газа, на основании чего делались выводы о плотности свободных носителей заряда, уменьшение которой интерпретировалось как появление экситонов. В указанной работе исследовалось зависимость темпа генерации экситонов от условий эксперимента, и было определено, что время генерации экситонов в начальный момент времени т = (у С Ио) 1 г где п0 - начальная плотность электронов, С -константа бимолекулярной реакции, у - подгоночный коэффициент, менялось от 10 пс до 570 пс при уменьшении плотности фотовозбуждения.

Как можно видеть, эти методы предполагают сложный анализ спектров ФЛ и основываются на ряде предположений. Этого недостатка лишен новый очень перспективный метод измерения спектров поглощения терагерцового излучения [92]. Для этого измеряется коэффициент поглощения на длине волны внутриэкситонного перехода ls-2p. Однако нет уверенности, что на терагерцовое поглощение не влияют другие процессы,

например, поглощение электронами, кроме того, этот способ трудоемок, требует наличия терагерцового источника излучения и опирается на ряд предположений, например, о наличии термодинамического равновесия между электрон-дырочной и экситонной подсистемами. Результаты, полученные с помощью этого метода, пока тоже вызывают вопросы. Во-первых, этот метод показал, что до 4 0% экситонов в СаАз/А1СаАз КЯ образуются сразу после фотовозбуждения (за время меньше 1 пс), чему пока нет подходящего теоретического объяснения [4 6] . Также в этих работах был сделан вывод о наличии термодинамического равновесия между носителями заряда и экситонами, что оспаривается Szczytko е!:. а1. [1]. Во-вторых, с помощью этого метода были получены и прямо противоположные результаты: наблюдение ФЛ экситонов в отсутствие 1з-2р переходов, соответствующих экситонам с К « 0 [105].

Сложность теоретического описания бимолекулярного процесса объясняется тем, что образование экситонов происходит одновременно с релаксацией энергии неравновесных носителей заряда, при этом экситоны могут образовываться с различными волновыми векторами К, и кинетика их термализации зависит от многих параметров - концентрации неравновесных носителей и экситонов, энергии

фотовозбуждения, температуры решетки и т.д. До сих пор нет надежных сведений о том, каковы функции распределения неравновесных экситонов, что, собственно, и делает сложным определение полной плотности экситонов по их ФЛ.

Наиболее популярным способом описания кинетики формирования экситонов является система кинетических уравнений, описывающих скорость изменения популяции

свободных носителей и экситонов. Рассмотрим наиболее простую модель.

Кинетика формирования экситонов из свободных электрон-дырочных пар описывается следующими уравнениями:

с1п

= -Сх(п + п0)х(р + р0) г (1)

= -Сх(п + п0)х(р + р0) г (2)

сЬ с1р

Ж

где С - константа бимолекулярной реакции формирования экситонов, п и р - концентрации неравновесных электронов и дырок, соответственно, а п0 и р0 - концентрации равновесных носителей заряда.

Как правило, оказывается справедливым предположение, что концентрации неравновесных носителей заряда много больше равновесных значений и равны между собой. В этом случае достаточно решить одно уравнение:

а"=-Сп2 (3)

Л

Как можно видеть, модель предсказывает, во-первых, рост скорости формирования экситонов с увеличением интенсивности фотовозбуждения и, во-вторых, что скорость формирования экситонов квадратично зависит от концентрации неравновесных носителей заряда.

Кинетика концентрации экситонов в простейшем случае описывается следующим уравнением:

^ = Си2 -/рг (4)

Л п'

где первый член в левой части, как и в формуле (3) , описывает кинетику формирования экситонов из свободных

электрон-дырочных пар, а второй

интенсивность

излучательной рекомбинации экситонов.

Как правило, оказывается возможным ввести характерное время излучательной рекомбинации экситонов, и тогда формула (4) принимает следующий вид:

где Х0 - концентрация экситонов с волновыми векторами К « О, тга<1 - время излучательной рекомбинации экситонов.

В простейшем случае делается предположение X « Х0, что еще больше упрощает задачу. В общем случае приходится учитывать, что распределение экситонов по энергии является неравновесным. На момент написания диссертации, вид неравновесной функции распределения экситонов остается не известным. Иногда для его описания делается предположение о том, что экситоны имеют распределение Максвелла, и вводится некоторая характерная температура экситонного газа Тх. Тогда распределение экситонов по энергии будет выражаться формулой Максвелла [107]:

где Х[Е) - концентрация экситонов с энергией Е, Х0 -концентрация экситонов с энергией Е « 0, Тх - температура экситонного газа, кв ~ постоянная Больцмана.

Вопрос о том, каково время излучательной рекомбинации свободного экситона в СаАэ и А1СаАз довольно сложен. В экспериментальных работах сообщается о временах порядка нескольких не [108], в то время как теория предсказывает на три порядка большие значения [109].

Тгас1

(5)

(б)

Набор уравнений (3), (5) дает простейшее описание кинетики формирования и излучательной рекомбинации зкситонов. Для описания реальных экспериментальных данных, как правило, требуется вводить дополнительные члены. Для оценки темпа ионизации экситонов, часто применяется формула Саха, которая описывает состояние частично ионизированной плазмы [110] :

v kBTeh

П)

где X - концентрация экситонов, Neq = Neq{n, X, Teh) -равновесная концентрация носителей заряда, K(Teh) -константа равновесия реакции образования экситонов, записанная по аналогии с константой химического равновесия, h - постоянная планка, Ех - энергия связи экситона, Teh ~ температура газа носителей заряда, кв - постоянная Больцмана, цх - приведенная масса экситона, определяемая формулой (8).

mm,

Мх=—e-A~f (8)

те +mh '

где те - эффективная масса электрона, mh - эффективная масса дырки.

С учетом ионизации экситонов, система уравнений (3) , (5) изменяется следующим образом:

dn

dX = Сп2 - CNl Х°

dt 64 bad '

где CN^q - слагаемое, описывающее ионизацию экситонов [1]

Температура электрон-дырочного газа входит в систему уравнений (9) в качестве параметра. Для ее экспериментального определения можно измерять наклон высокоэнергетического крыла ФЛ. Эта температура также может быть рассчитана теоретически с использованием известной из литературы величины скорости остывания электрон-дырочного газа, с начальной температурой как параметром. В этом случае температура газа носителей заряда задается следующим уравнением:

(1о)

где Т0 - температура в начальный момент времени, (dT/dt) -скорость остывания газа, которая пропорциональна средней скорости релаксации энергии (dE/dt). Теоретическое значение (dE/dt) известно из литературы [53, С. 161-192, 111] и показано на рисунке 4 (а). Экспериментальное же значение (dE/dt) для конкретных условий определяется следующим образом:

(dE/diK er={dE/dt)theor/ar (11)

где (dE/dt)exрег и (dE I dt) theor~ фактическая и теоретическая

скорости энергетической релаксации, а - коэффициент, зависящий от характеристик образца (размерность образца, параметры КЯ для двумерного образца) и интенсивности фотовозбуждения, как показано на рисунке 4 (б).

Кроме вышеуказанных, могут быть учтены и другие параметры. Например, межзонная горячая ФЛ, описываемая слагаемым В п р [112], где В - коэффициент бимолекулярной рекомбинации, аналогичный коэффициенту С в формулах (1) и (2), пир- концентрации электронов и дырок. Могут также

(а)

л в >s о о о и а о о Ф

у

S в к ф

а я а

10 100

Температура носителей заряда (К)

а

£ 101

ш 2 (Й а го а

100

1015 1016 10" 1018 10,(> 10" Ю12

Плотность возбуждения (см"-1) Плотность возбуждения (см-2)

Рисунок 4 - (а) Средняя скорость энергетической релаксации электрон-дырочного газа в зависимости от температуры носителей заряда. Показаны вклады релаксации на полярных оптических фононах, акустических фононах (деформационный потенциал), на пьезоэлектрических колебаниях и неполярных оптических фононах, а также суммарная скорость энергетических потерь, (б) Зависимость параметра а, определяющего степень замедления темпа энергетической релаксации, от условий эксперимента. Показана зависимость а от объемной и двумерной плотности возбуждения. Значения параметра приведены для множественных КЯ толщиной 3, 9 и 20 нм, и для объема. Приводится по работе [111]

(о) undoped somples g л bulk GoAs 0 A о MOW Ц=20пт о MOW ЦдЭпт + MOW Ц=3пт A Ш <9 + Ш © дт + □ + □ да (b) undoped MOW 0 ® Lj=20nm © a Lz=9nm + Lj-Зпт ш © + а ® + еэ + а + и

---—«—,—.—і..........................................і........ simple theory ...................t...........................—.. >

быть учтены рекомбинация через центры безызлучательной рекомбинации, захват носителей заряда и экситонов на примеси, ФЛ связанных состояний и т.п.

Таким образом, измерение и описание кинетики формирования, релаксации и рекомбинации экситонов является сложной задачей. Ее можно упростить, если будет найден метод определения полной плотности экситонов. В следующем параграфе будет показано, что для этого может быть использовано наблюдение спинового расщепления экситонов.

§ 1.3. Расщепление энергетических уровней спин-ориентированных экситонов

Исследование спина заряженных носителей и экситонов началось в 1950-х годах [113-115] в опытах по оптической ориентации. Сущность эксперимента заключается в следующем. Фотоны циркулярно поляризованного света имеют проекцию углового момента на направление наблюдения + 1 (для правополяризованного света, о+) или - 1 (для левополяризованного света, о~). После поглощения фотона этот момент передается среде. При возбуждении циркулярно поляризованным светом с поляризацией а+, наблюдаемая степень циркулярной поляризации ФЛ, определяется следующим образом:

/ + -/ _

Р = -г-Г- (12)

где 1а+ и - интенсивность, соответственно, право- и

левополяризованной ФЛ.

При возбуждении 100%-но поляризованным светом, наблюдаемая степень поляризации, как правило, оказывается

ниже. Это может происходить по двум причинам. Во-первых, степень циркулярной поляризации ФЛ определяется правилами отбора, во-вторых - процессами релаксации спина носителей. Влияние правил отбора на максимально возможную степень циркулярной поляризации экситонов при бимолекулярном формировании показана на рисунке 5.

В СэАб и А1СаАб, согласно правилам отбора, максимально возможная степень циркулярной поляризации экситонов, образовавшихся по бимолекулярному механизму, составляет 25%. Это можно показать следующим образом. Пусть, например, поглощается фотон циркулярно

поляризованного света с проекцией момента на направление луча j = +1, который передается среде. Т.к. возможные проекции спина электрона на направление луча равны ± 1/2, то могут родиться либо электрон с проекцией спина б = + 1 /2 и легкая дырка с проекцией момента на направление луча т = + 1/2, либо электрон с б = - 1/2 и тяжелая дырка с т = + 3/2, где т - проекция момента дырки. Как можно видеть, рождающиеся электроны имеют проекцию спина + 1/2 и - 1/2. Однако из правил отбора для межзонных переходов в баАБ следует, что матричный элемент для переходов ЬЬ - с (из зоны тяжелых дырок в зону проводимости) в л/з раз больше, чем для переходов 1Ь - с (из зоны легких дырок в зону проводимости). Следовательно, вероятности переходов ЛЛ - с и 1Ь - с относятся как 3:1. В рассматриваемом случае электронов с б = - 1/2 рождается в 3 раза больше, чем с б = + 1/2, поэтому фотовозбужденные электроны в момент рождения имеют преимущественно проекцию спина, равную - 1/2 [116, С. 23-28]. Степень их поляризации, определенная по формуле,

Рисунок 5 - Оптическая ориентация носителей заряда в ЄаАБ. Показаны законы дисперсии для электронов (спин б = 1/2, проекция спина на направление оси г - ± 1/2) и дырок -тяжелых с проекцией момента т = ± 3/2 и легких с т = ± 1/2-Поглощению фотона циркулярно поляризованного света (проекция момента на ось ъ равна +1) с энергией Ьсо отвечают два перехода, показанные стрелками

аналогичной (12), составляет 50%, т.е. в два раза меньше, чем степень поляризации возбуждающего света.

Спиновая релаксация дырок происходит быстро. Это обусловлено сильным спин-орбитальным взаимодействием ввалентной зоне, приводящим к жесткой связи между угловым моментом и импульсом дырки. Время спиновой релаксации дырок в объемном баАэ при комнатной температуре составляет около 110 фс [117]. В результате, при связывании случайных электронов и дырок в экситон степень поляризации аналогичным образом уменьшается еще в два раза, и максимально возможная степень циркулярной поляризации бимолекулярных экситонов составляет 25%.

Если экситон образуется по близнецовому механизму, т.е. из электрон-дырочной пары, рожденной при поглощении одного фотона, максимально возможная степень поляризации составляет 100%, т.к. правила отбора в этом случае не влияют на поляризацию.

Существует четыре вида механизмов деполяризации спина электронов [116, С. 62-108, 113].

1. Механизм Эллиота-Яфета связан со спин-орбитальным взаимодействием, вследствие которого волновая функция состояния с определенным спином имеет примесь состояния с противоположным спином. Поэтому при рассеянии электронов на примесях и фононах возможен переворот спина.

2. Механизм Дьяконова-Переля наблюдается только в полупроводниках без центра инверсии, таких как СаАэ и А1Аэ. Этот механизм также является следствием спин-орбитального взаимодействия. В кристаллах без центра инверсии возникает спиновое расщепление ветвей закона дисперсии электронов, которое можно представить как результат действия на спин

электрона некоторого эффективного магнитного поля. Спин электрона в магнитном поле начинает вращаться с ларморовой частотой. Если время между двумя соударениями велико, т.е. Qtp > 1, где тр - время релаксации по импульсу, то за время хр происходит полная релаксация спина. В противном случае, когда ClTp « 1, релаксация замедляется.

3. Механизм Бира-Аронова-Пикуса связан с обменным взаимодействием между носителями и особенно эффективен при рассеянии электронов на дырках в полупроводниках р-типа.

4. Сверхтонкое взаимодействие связано с взаимодействием спина электронов и спина ядер, и обычно существенно в квантово-размерных структурах.

Одним из интересных явлений, связанных со спином, является расщепление между экситонами со спинами + 1 и - 1, возникающее в отсутствие магнитного поля при возбуждении циркулярно поляризованным светом. Данное явление впервые наблюдалось в GaAs/AlGaAs КЯ в экспериментах по нестационарной ФЛ [118], а затем было исследовано экспериментально методом pump-and-probe [119] и нестационарной ФЛ [120-122]. Спиновое расщепление также применялось как новый метод исследования спиновых свойств экситонов в монослоях и субмонослоях InAs [123] .

Известно два вида многочастичных взаимодействий, в которые вовлечены экситоны: притяжение, которое при температуре Т ~ 0 принимает форму Ван-дер-Ваальсовых сил, и отталкивание, в основе которого лежит принцип Паули. В течение многих лет считалось, что в объеме эти два вида взаимодействия должны практически полностью компенсировать друг друга, в то же время, в двумерных системах притяжение между экситонами уменьшается, что позволяет наблюдать

эффекты, связанные с отталкиванием экситонов [120, 124] . Однако в данной диссертационной работе сообщается о наблюдении этого эффекта в объемных структурах [14].

Как уже говорилось, причиной отталкивания экситонов является межэкситонное взаимодействие, в основе которого лежит принцип Паули. Экситон является бозоном, т.к. его спин равен 1, однако при достаточно высокой плотности экситонов, взаимодействие между их составляющими -электронами и дырками, которые являются фермионами, -оказывается настолько сильным, что может наблюдаться экспериментально.

Чтобы объяснить это явление, рассмотрим сначала для простоты два экситона с одинаковой проекцией момента + 1, состоящих из электронов с проекцией спина - 1/2 и дырок с проекцией + 3/2 (тяжелых дырок). Очевидно, это означает отталкивание между фермионами, принадлежащими разным экситонам. Отталкивание между экситонами приводит к появлению поправок к энергии, величина которых зависит от концентрации экситонов со спинами +1 и -1 (Х+ и Х_) [120] :

8 Е± = Кх Х±, (13)

где 8 Е± - поправка к энергии экситонов со спинами +1 и -1, соответственно, Кх - константа, значение которой больше нуля, зависящая от силы отталкивания экситонов с одинаковым значением проекции углового момента, определяемой принципом Паули.

Таким образом, теория предсказывает, что экситон-экситонное взаимодействие должно приводить к сдвигу уровней экситонов в сторону больших энергии. Величина сдвига зависит от концентраций экситонов со спинами +1 и -1 (Х+ и Х-) . При условии Х+ Ф Х- величина сдвига энергетических

уровней неодинакова для экситонов с противоположными спинами, и появляется расщепление зкситонной линии. В трехмерном случае необходимо учитывать взаимодействие как тяжелых, так и легких экситонов. Согласно предсказанию теории [125], величина расщепления для экситонов вблизи К » О равна :

Л3 30 = 3 . 4 \ЕХ\ (Х+ - Х_) х авъ =

(14)

= 3.4 \ЕХ\ р х X х ав\

где Х+ и Х_ - концентрации экситонов со спинами +1 и -1, Ех - энергия связи экситона, ав - боровский радиус, р -степень циркулярной поляризации экситонов.

В случае двумерной системы величина спинового расщепления примет следующее значение [125] :

Д3 20 = 1 . 515 \Ex2d\ (1 - fQW) (Х+ - Х_) х ав2, (15)

где EX2D - энергия связи экситона в двумерном случае; fQW-параметр, зависящий от характеристик КЯ, принимающий значение, равное нулю в строго двумерном случае.

Как указывалось выше, несмотря на то, что величина спинового расщепления в объеме должна быть всего в два раза меньше, чем в КЯ при тех же значениях плотности, считается, что в объеме отталкивание экситонов, приводящее к спиновому расщеплению, практически полностью компенсируется притяжением между экситонами, в основе которого лежат силы Ван-дер-Ваальса. Поэтому до сих пор данное явление в объеме не наблюдалось.

Заключение диссертации по теме «Физика полупроводников», Кожемякина, Елена Владимировна

Основные результаты и выводы диссертационной работы состоят в следующем:

1. Обнаружено явление отрицательной циркулярной поляризации в объемных образцах А1СаАз. Отрицательная поляризация наблюдалась при возбуждении с энергией на 2-4 мэВ больше энергии максимума интенсивности ФЛ свободного экситона (во всем спектре), а также в указанном диапазоне энергий при нерезонансном возбуждении с энергией, большей ширины запрещенной зоны Ед. Показано, что данный эффект возникает из-за снятия вырождения в валентной зоне, возникающего вследствие расщепления уровней дырок с проекциями момента т = ± 3/2 и ± 1/2. Показано, что причиной этого является одноосное напряжение, вызванное рассогласованием постоянных решетки баАэ подложки и АЮаАэ слоя. Таким образом, данное исследование доказывает, что остаточное напряжение, которым, как правило, пренебрегают при анализе структур на основе А1СаАз/СаАз, может значительно влиять на энергетический спектр и оптические свойства таких систем.

2. Обнаружено впервые в объемных образцах спиновое расщепление уровней энергии свободных экситонов, возникающее вследствие межэкситонного взаимодействия. Исследована зависимость величины расщепления от условий эксперимента. Показано, что в диапазоне интенсивностей возбуждения до 1017 см-3 расщепление линейно зависит от разницы плотностей экситонов с проекциями спина + 1 и - 1, хорошо согласуясь с теорией. При больших значениях плотности возбуждения экспериментально измеренная величина расщепления насыщается, в то время как теория не предсказывает насыщения, что объясняется уменьшением доли экситонов в общем объеме сгенерированных электрон-дырочных пар вблизи перехода Мотта.

3. Обнаружено, что в объемных образцах кинетика спинового расщепления имеет немонотонный характер, возрастая в первые несколько сотен пикосекунд после возбуждения, и затем экспоненциально спадая. Данное поведение отличается от наблюдавшегося до этого в двумерных системах монотонного экспоненциального падения величины расщепления. Показано, что первоначальное нарастание величины спинового расщепления отражает процесс формирования экситонов.

4. Разработан новый метод регистрации плотности экситонов на основе измерения величины спинового расщепления. С помощью данного метода была исследована зависимость кинетики плотности экситонов от интенсивности возбуждающего света в слоях СаАэ и А1СаАз.

5. Обнаружено, что при увеличении плотности оптического возбуждения в диапазоне от 1015 до ЗхЮ16 см-3 возрастало время, характеризующее нарастание плотности экситонов, что противоречило ожидавшимся результатам.

6. Построена модель, описывающая кинетику плотности экситонов и интенсивности нестационарной фотолюминесценции, включающая процесс формирования, ионизации и излучательной рекомбинации экситонов. Показано, что увеличение характерного времени, за которое плотность экситонов достигает максимума, при повышении интенсивности фотовозбуждения объясняется ростом времени излучательной рекомбинации экситонов и уменьшением константы бимолекулярной реакции формирования экситонов из-за разогрева носителей заряда при высоких плотностях оптического возбуждения.

Диссертационная работа выполнена в Институте физики полупроводников Сибирского Отделения РАН. Личный вклад автора состоит в подготовке и проведении экспериментов по нестационарной ФЛ, разработке метода измерения величины спинового расщепления, проведении экспериментов, анализе полученных данных, интерпретации полученный результатов, проведении модельных расчётов для описания эксперимента и написании статей совместно с соавторами опубликованных работ.

Автор выражает искреннюю признательность научному руководителю К.С. Журавлеву за постоянное руководство и помощь при выполнении работы, А.И. Торопову и А.К. Бакарову за предоставленные высокочистые слои GaAs и AlGaAs, научному руководителю, A.M. Гилинскому и Н. Pascher за предоставление данных исследований по эффекту Ханле, проф. L. Viña за возможность проведения экспериментов по нестационарной фотолюминесценции в лаборатории сверхбыстрых процессов в полупроводниках в Автономном Университете Мадрида (Испания) и обсуждение экспериментальных результатов, A. Amo, D. Ballarini и M. D. Martin за помощь в проведении исследований методом нестационарной фотолюминесценции, Д.В. Гуляеву за помощь в проведении экспериментов по стационарной фотолюминесценции. A.B. Ненашеву за обсуждение расчета константы бимолекулярной реакции. Коллегам по лаборатории молекулярно-лучевой эпитаксии соединений А3В5 ИФП СО РАН - A.M. Гилинскому, Т.С. Шамирзаеву и A.B. Ефанову - за постоянное сотрудничество. Кроме этого, автор искренне благодарит всех коллег по своей работе в Институте физики полупроводников, благодаря постоянному плодотворному взаимодействию с которыми состоялась эта работа, и выражает признательность за финансовую поддержку Российскому фонду фундаментальных исследований и Испанскому Министерству Образования и Науки (МЕС).

Заключение

В настоящей работе было проведено экспериментальное исследование процессов формирования и релаксации экситонов в слоях СаАэ и тройных твердых растворов АЮаАэ. Исследовано влияние рассогласования постоянных решетки АЮаАэ пленки и ОаАэ подложки на зонную структуру образцов. Обнаружено явление отрицательной циркулярной поляризации ФЛ свободных экситонов при возбуждении с энергией, на 3 мэВ превышающей энергию перехода, соответствующего свободным экситонам. Обнаружено явление спинового расщепления уровней свободных экситонов в объемных образцах. Проведены исследования процесса формирования экситонов, зависимости кинетики формирования экситонов от интенсивности возбуждения, и построена модель, объясняющая полученные результаты.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Кожемякина, Елена Владимировна, 2013 год

Список литературы

1. Szczytko J., Kappei L., Berney J., Morier-Genoud F., Portella-Oberli M. Т., Deveaud B. Determination of the exciton formation in quantum wells from time-resolved interband luminescence // Phys. Rev. Lett. -2004 - Vol. 93, N 13. - P. 137401-1-4.

2. Журавлев К. С., Кожемякина Е. В., Пашер X. Преобладание близнецового процесса образования экситонов в AlGaAs при малых интенсивностях фотовозбуждения // Тезисы докладов VII Российской конференции по физике полупроводников. - М.: Физический институт им. П. Н. Лебедева РАН, 2005. - С. 350.

3. Кожемякина Е. В., Ефанов А. В., Журавлев К. С., Кельнер В., Пашер. X. Преобладание близнецового процесса образования экситонов в AlGaAs при малых интенсивностях фотовозбуждения // Тезисы 11-ой Всероссийской Научной Конференции Студентов-Физиков и молодых ученых (ВНКСФ-11). - Екатеринбург : Изд-во Института физики металлов УрО РАН, 2005. - С. 48.

4. Kozhemyakina Е. V., Efanov А. V., Zhuravlev К. S., Fuerst J., Pascher Н. Predominance of geminate process of exciton formation in AlGaAs layers at low excitation. Proc. 14th Int. Conf on Hot Carriers in Semicond. // Springer Proceedings in Physics - 2006 - Vol. 110. - P. 237-240.

5. Гилинский A. M., Winter A., Mejia-Garcia C., Pascher H., Журавлев К. С., Ефанов А. В., Кожемякина Е. В. Отрицательная спиновая поляризация в твердых растворах AlGaAs. // Тезисы докладов VIII Российской конференции по

физике полупроводников. - Екатеринбург : Изд-во Института физики металлов УрО РАН, 2007. - С. 48.

6. Amo A., Ballarini D., Sanvitto D., Kozhemyakina E., Vina L., Lemaitre A., Bajoni D., Bloch J. Optically-induced ultrafast quenching of the semiconductor quantum well luminescence // Appl. Phys. Lett. - 2008 - Vol. 92, N 6. -P. 061912-1-3.

7. Amo A., Ballarini D., Sanvitto D., Kozhemyakina E., Viña L., Skolnick M. S., Roberts J. S. Exciton warming in III-V semiconductors and microcavities // Superlattices and Microstructures - 2008 - Vol. 43, N 5-6. - P. 449-453.

8. Amo A., Ballarini D., Kozhemyakina E., Sanvitto D., Klopotowski L., Viña L., Bajoni D., Bloch J., Skolnick M. S., Roberts J. S. Ultrafast tailoring of the exciton distribution in quantum wells // Phys. Stat. Solidi (b) - 2008 - Vol. 245, N 6. - P. 1064-1066.

9. Gilinsky A. M., Winter A., Mejia-Garcia C., Pascher H., Zhuravlev K. S., Efanov A. V., Kozhemyakina E. V. Negative spin polarization in AlGaAs photoluminescence // Phys. Stat Solidi (c) - 2008 - Vol. 5, N 1. - P. 330-333.

10. Gilinsky A. M., Zhuravlev K. S., Kozhemyakina E. V., Efanov A. V., Winter A., Pascher H., Mejia-Garcia C., Amo A., Viña L. Spin relaxation in direct gap AlGaAs // Proceedings of the 2 9th Int. Conf. on the Physics of Semiconductors, 2008. - P. 209.

11. Kozhemyakina E., Zhuravlev K., Amo A., Ballarini D., Viña L. Observation of the exciton spin splitting in high-quality bulk AlGaAs // Proceedings of the

29th Int. Conf. on the Physics of Semiconductors, 2008. -P. 210.

12. Кожемякина E. В., Amo А., Вина JI., Журавлев К. С. Наблюдение спинового расщепления экситонов в объемных образцах AlGaAs // Тезисы лекций и докладов XI международной школы-семинара по люминесценции и лазерной физике. - Иркутск: Изд-во ИГУ, 2008. - С. 57-58.

13. Кожемякина Е. В., Журавлев К. С. Наблюдение спинового расщепления экситонов в объемном AlGaAs // Тезисы X всероссийской молодежной конференции по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектронике. - Спб.: Изд-во Политехи, ун-та, 2008. -С. 3.

14. Kozhemyakina Е. V., Zhuravlev К. S., Amo А., Ballarini D., Viña L. Observation of the zero-magnetic-field exciton spin splitting in high-quality bulk GaAs and AlGaAs // Appl. Phys. Lett. - 2009 - Vol. 95, N 6. - P. 182107-1-3.

15.Gilinsky A. M., Winter A., Mejia-Garcia C., Pascher H., Zhuravlev K. S., Efanov A. V., Kozhemyakina E. V., Amo A., Viña L. Reversal of spin polarization direction in excitonic photoluminescence of AlGaAs // Europhysics Letters - 2009 - Vol. 88, N 1. - P. 17001-1-5.

1 б. Кожемякина E. В., Amo А., Вина Л., Журавлев К. С. Наблюдение спинового расщепления экситонов в объемных образцах AlGaAs // Известия вузов. Физика - 2009 - Т. 52, N 12/3. - С. 321-324.

17. Kozhemyakina. Е., Zhuravlev К. Amo A., Viña L. Observation of the exciton spin splitting in high-quality

bulk GaAs and AlGaAs // 5th International School and Conference on Spintronics and Quantum Information Technology. Program and abstracts. - Cracow: IOP, 2009. -P. 278.

18. Kozhemyakina E., Zhuravlev K. Amo A., Viña L. Exciton-formation time obtained from the spin splitting dynamics // Abstracts of 11th Internat. Conf. on Optics of Excitons in Confined Systems. - Madrid: Universidad Autonoma de Madrid, 2009. - P. 9.

19. Кожемякина E. В., Журавлев К. С., Вина JI., Амо А. Спиновое расщепление линии экситонов в объемных образцах GaAs и AlGaAs // Тезисы IX Российской конференции по физике полупроводников, Новосибирск, 2009. - С. 188.

20. Кожемякина Е. В. Экспериментальное изучение спинового расщепления экситонов в объемном AlGaAs. // Тезисы XLVII Международной научной студенческой конференции «Студент и научно-технический прогресс». - Новосибирск: Изд-во НГУ, 2009. - С. 147.

21. Kozhemyakina Е., Zhuravlev К., Amo A., Viña L. Exciton-formation time obtained from the spin splitting dynamics // J. Phys.: Conference Series - 2010 - Vol. 210, N 1. - P. 012002-1-5.

22. Kozhemyakina E., Zhuravlev K., Viña L. Optically induced spin splitting of exciton energy levels // Abstracts of the 1st International School on Spin Optronics. - Clermont-Ferrand: Clermont University, 2010. -P. 42.

23. Kozhemyakina E., Zhuravlev K., Vina L. Optically induced spin splitting of exciton energy levels in AlGaAs layers. // Taiwan-Russia Joint Symposium Nanophotonics and

nanoelectronics: materials and physics. Book of abstracts. - Taichung: National Chung Hsing University, 2010. - P. 24-27.

24. Кожемякина E. В., Вина Л., Журавлев К. С. Исследование процессов формирования экситонов с помощью динамики спинового расщепления экситонов // Тезисы лекций и докладов XII Международной школы-семинара по люминесценции и лазерной физике. - Иркутск: Изд-во ИГУ, 2010. - С. 121123.

25. Кожемякина Е. В., Журавлев К. С., Vina L. Измерение скорости формирования экситонов в AlGaAs методом спинового расщепления // Тезисы X Российской конференции по физике полупроводников. - Н. Новгород: Изд-во Нижегородского государственного университета, 2011. - С. 148 .

2 6. Kozhemyakina Е., Zhuravlev К. S., Vina L., Martin М. D. Power dependence of exciton formation times measured by means of exciton spin splitting // 12th International conference on Optics of Excitons in Confined Systems (OECS12) . Book of abstracts. - Paris, 2011. - P. 246.

27. Кожемякина E. В., Журавлев К. С. Исследование процессов формирования экситонов с помощью динамики спинового расщепления // Известия вузов. Физика. - 2011 -Т. 54, Вып. 2/2. - С. 185-190.

28. Кожемякина Е. В., Журавлев К. С. Кинетика температуры экситонного газа в AlGaAs после импульсного фотовозбуждения // Тезисы лекций и докладов XIII Международной молодежной конференции по люминесценции и лазерной физике. - Иркутск: Изд-во ИГУ, 2 012. - С. 92.

29. Kozhemyakina E., Zhuravlev К., Martin M. D., Vina L. Excitation density-dependent exciton formation rate measured by means of exciton spin splitting // 31st International Conference on the Physics of Semiconductors ICPS 2012. Book of abstracts. - Zurich, 2012. - P. 250.

30. Рашба Э. И. Экситоны. / Под ред. Э. И. Рашба, М. Д. Стерджа. - М.: Наука, 1985. - 616 С.

31. Von Haken Н. Die theorie des exzitons im festen korper // Fortschr. Phys. - 1958. - Vol. 6. - P. 271-334.

32-Hokc P. Теория экситонов. — M.: Мир, 1966. -217 С.

33. Агранович В. М. Теория экситонов. — М. : Наука, 1968. - 382 С.

34. Glutsch S. Excitons in low-dimensional semiconductors - Berlin ; Heidelberg : Springer-Verlag, 2008. - 294 P.

35.Гросс E. Ф. Экситон и его движение в кристаллической решетке // Успехи физических наук - 1962 -Т. LXXVI, Вып. 3. - С. 433-4 66.

36. Carter S. G., Birkedal V., Wang С. S., Coldren L. A., Maslov A. V., Citrin D. S., Sherwin M. S. Quantum coherence in an optical modulator // Science -2005 - Vol. 310. - P. 651-653.

37.Grosso G., Graves J., Hammack А. Т., High A. A., Butov L. V., Hanson M., Gossard A. C. Excitonic switches operating at around 100 К // Nature Photonics - 2009 -Vol. 3. - P. 577-580.

38. Amo A., Liew Т. С. H., Adrados C., Houdre R., Giacobino E., Kavokin A. V., Bramati A. Exciton-polariton

spin switches // Nature Photonics. - 2010. - Vol. 4. - P. 361-366.

3 9. Gibbs H. M., Khitrova G., Koch S. W. Exciton-polariton light-semiconductor coupling effects // Nature Photonics - 2011 - Vol. 5. - P. 273-280.

4 0.Пекар С. И. Теория электромагнитных волн в кристалле, в котором возникают экситоны // ЖЭТФ - 1957 - Т. 33, N 4(10). - С. 1022-1036.

41.Kavokin A., Malpuech G. Cavity polaritons. Amsterdam : Elsevier, 2003. - 246 P.

42. Kavokin A. V., Shelykh I. A., Taylor Т., Glazov M. M. Vertical cavity surface emitting terahertz laser // Phys. Rev. Lett. - 2012 - Vol. 108, N 19. - P. 1974011-4.

43. Klingshirn C., Fallert J., Zhou H., Sartor J., Thiele C., Maier-Flaig F., Schneider D., Kalt H. 65 years of ZnO research - old and very recent results // Phys. Stat. Solidi (b). - 2010. - Vol. 247, N 6. - P. 1424-1447.

4 4.Грузинцев A. H., Редькин A. H., Бартхоу К. Зависимость порога стимулированной люминесценции

нанокристаллов ZnO от их геометрической формы / / ФТП -2010. - Т. 44, Вып. 5. - С. 654-659.

45.Tsintzos S. I., Savvidis P. G., Deligeorgis G., Hatzopoulos Z., Pelekanos N. T. Room temperature GaAs exciton-polariton light emitting diode // Appl. Phys. Lett. - 2009 - Vol. 94, N 7. - P. 071109-1-3.

4 6. Kaindl R. A., Hagele D., Carnahan M. A., Chemla D. S. Transient terahertz spectroscopy of excitons and unbound carriers in quasi-two-dimensional electron-hole gases // Phys. Rev. B. - 2009. - Vol. 79. - P. 045320-1-13.

47. Kowalik-Seidl K., Vögele X. P., Seilmeier F., Schuh D., Wegscheider W., Holleitner A. W., Kotthaus J. P. Forming and confining of dipolar excitons by quantizing magnetic fields // Phys. Rev. B - 2011 - Vol. 83, N 8. - P. 081307(R)-1-4.

48. Baskin I., Ashkinadze B. M., Cohen E., Pfeiffer L. N. Luminescence flashes induced by microwave radiation in undoped GaAs quantum wells // Phys. Rev. B -2009 - Vol. 79, N 19. - P. 195325-1-5.

4 9. Hendry E., Koeberg M., Bonn M. Exciton and electron-hole plasma formation dynamics in ZnO // Phys. Rev. B - 2007 - Vol. 76, N 4. - P. 045214-1-6.

50.Chernikov A., Koch M., Laumer B., Wassner T. A., Eickhoff M., Koch S. W., Chatterjee S. Intra-excitonic relaxation dynamics in ZnO // Appl. Phys. Lett. - 2011 -Vol. 99, N 23. - P. 231910-1-3.

51. Suzuki T., Shimano R. Cooling dynamics of photoexcited carriers in Si studied using optical pump and terahertz probe spectroscopy // Phys. Rev. B - 2011 - Vol. 83, N 8. - P. 085207-1-8.

52. Vinattieri A., Bogani F., Cavigli L., Manzi D., Gurioli M., Feltin E., Carlin J.-F., Martin D., Butté R., Grandjean N. Large-k exciton dynamics in GaN epilayers: Nonthermal and thermal regimes // Phys. Rev. B - 2013 Vol. 87, N 7. - P. 075202-1-9.

53. Shah J. Ultrafast spectroscopy of semiconductors and semiconductor nanostructures. - Berlin ; Heidelberg : Springer, 1999. - 518 P.

54.Waugh J. L. T., Dolling G. Crystal dynamics of gallium arsenide // Phys. Rev. - 1963 - Vol. 132, N 6. - P. 2410-2412.

55.Adachi S. Properties of aluminium gallium arsenide // EMIS Datareviews Series No. 7. - London : INSPEC (IEE), 1993. - 325 P.

56. Piermarocchi C., Tassone F., Savona V., Quattropani A., Schwendimann P. Exciton formation rates in GaAs/AlxGai_xAs quantum wells // Phys. Rev. B - 1997 - Vol. 55, N 3. - P. 1333-1336.

57. Damen T. C., Shah J., Oberli D. Y., Chemla D. S., Cunningham J. E., Kuo J. M. Dynamics of exciton formation and relaxation in GaAs quantum wells // Phys. Rev. B -1990 - Vol. 42, N 12. - P. 7434-7438.

58. Ganguly A. K., Birman J. L. Theory of lattice Raman scattering in insulators // Phys. Rev. - 1967 - Vol. 162, N 3. - P. 806-816.

59. Leite R. C. C., Scott J. F., Damen T. C. Multiple-phonon resonant Raman scattering in CdS // Phys. Rev. Lett. - 1969 - Vol. 22, N 15. - P. 780-782.

60. Klein M.V., Porto S. P. S. Multiple-phonon-resonance Raman effect in CdS // Phys. Rev. Lett. - 1969 -Vol. 22, N. 15. - P. 782-784.

61. Permogorov S. Hot excitons in semiconductors // Phys. Stat. Sol. (b) - 1975 - Vol. 68, N 1. - P. 9-42.

62. Belitsky V.I., Cantarero A., Pavlov S. T., Cardona M., Lang I. G., Prokhorov A. V. Outgoing excitonic resonance in multiphonon Raman scattering from polar semiconductors // Phys. Rev. B - 1995 - Vol. 52, N 16. - P. 11920-11926.

63. Garcia-Cristobal A., Cantarero A., Trallero-Giner C., Cardona M. Excitonic model for second-order Raman scattering // Phys. Rev. B - 1994 - Vol. 49, N 19. - P. 13430-13445.

64. Kovalev D., Averboukh B., Volm D., Meyer B. K., Amano H., Akasaki I. Free exciton emission in GaN // Phys. Rev. B - 1996 - Vol. 54, N 4. - P. 2518-2522.

65. Sood A. K., Kauschke W., Menendez J., Cardona M. Resonance Raman scattering by optical phonons in GaAs near the E0 band gap // Phys. Rev. B - 1987 - Vol. 35, N 6. - P. 2886-2891.

66. Shen J. X., Pittini R., Oka Y., Kurtz E. Exciton dynamics in GaAs/Gai_xAlxAs heteroj unctions and GaAs epilayers // Phys. Rev. B - 2000 - Vol. 61, N 4. - P. 27652772.

67. Amand T., Dareys B., Baylac B., Marie X., Barrau J., Brousseau M., Dunstan D. J., Planel R. Exciton formation and hole spin relaxation in intrinsic quantum wells // Phys. Rev. B - 1994 - Vol. 50, N 16. - P. 1162411628.

68. Strobel R., Eccleston R., Kühl J., Köhler K. Measurement of the exciton-formation time and the electron-and hole-tunneling times in a double-quantum-well structure // Phys. Rev. B - 1991 - Vol. 43, N 15. - P. 12564-12570.

69. Blom P. W. M., van Hall P. J., Smit C., Cuypers J. P., Wolter J. H. Selective exciton formation in thin GaAs/AlxGai_xAs quantum wells // Phys. Rev. Lett. -1993 - Vol. 71, N 23. - P 3878-3881.

70.Amand T., Barrau J., Marie X., Lauret N. , Dareys В., Brousseau M., Laruelle F. Optical detection of vertical transport in GaAs/Gai_xAlxAs superlattices : Stationary and dynamical approaches // Phys. Rev. В -1993 - Vol. 47, N 12. - P. 7155-7169.

71.Clerot F., Deveaud В., Chomette A., Regreny A., Sermage B. Hot-exciton cascades in coupled quantum wells // Phys. Rev. В - 1990 - Vol. 41, N 9. - P. 5756-5762.

72. Zhuravlev K. S., Efanov A. V., Kellner W., Pascher H. Free exciton spin and recombination dynamics in high-purity AlGaAs layers // Physica В - 2002 - Vol. 314. -P. 305-308.

7 3. Hoger R., Gôbel E. 0., Kuhl J., Ploog K., Queisser H. J. Kinetics of free and bound excitons in GaAs/AIGaAs double heterostructures // J. Phys. C: Solid. State Phys. - 1984 - Vol. 17, N 34. - P. L905-L910

74.Aaviksoo J., Reimand I., Rossin V. V., Travnikov V. V. Kinetics of free-exciton luminescence in GaAs // Phys. Rev. В - 1992 - Vol.45, N 3. - P 1473-1476.

75. Gurioli M., Borri P., Colocci M., Gulia M., Rossi F., Molinari E., Selbmann P. E., Lugli P. Exciton formation and relaxation in GaAs epilayers // Phys. Rev. В 1998 - Vol. 58, N 20. - P. R13403-R13406.

7 6. Абакумов В. H., Перель В.И., Яссиевич И. Н. Связывание электронов и дырок в экситоны // ЖЭТФ - 1980 -Т. 78, Вып. 3. - С.1240-1252.

77. Ашкинадзе Б. М., Бельков В. В., Красинская А. Г. Воздействие горячих электронов на люминесценцию GaAs / / ФТП - 1990 - Т. 24, Вып. 5. - С. 883-891.

78.Reimand I., Aaviksoo J. Exciton interaction with hot electrons in GaAs // Phys. Rev. B - 2000 - Vol. 61, N 24. - P. 16653-16658.

79. Kozhevnikov M. Feasibility of optically detected cyclotron resonance to study electron mobility in ultrapure GaAs // Phys. Rev. B - 2000 - Vol. 62, N 12. - P. 80628067 .

80. Selbmann P. E., Gulia M., Rossi F., Molinari E. Coupled free-carrier and exciton relaxation in optically excited semiconductors // Phys. Rev. B - 1996 - Vol.54, N 7. - P. 4660-4673.

81. Weisbuch C., Miller R. C., Dingle R., Gossard A. C., Wiegmann W. Intrinsic radiative recombination from quantum states in GaAs-AlxGai_xAs multiquantum well structures // Solid State Commun. - 1981 -Vol. 37, N 3. - P. 219-222.

82. Weisbuch C., Benisty H., Houdre R. Overview of fundamentals and applications of electrons, excitons and photons in confined structures // J. Lumin. - 2000 - Vol. 85, N 4. - P. 271-293.

83.Kusano J., Segawa Y., Aoyagi Y., Namba S., Okamoto H. Extremely slow energy relaxation of a two-dimensional exciton in a GaAs superlattice structure // Phys. Rev. B - 1989 - Vol. 40, N. 3. - P. 1685-1691.

84. Ridley B. K. Kinetics of radiative recombination in quantum wells // Phys. Rev. B - 1990 - Vol. 41, N 17. -P. 12190-12196.

85. Eccleston R., Strobel R., Rühle W. W., Kühl J., Feuerbacher B. F., Ploog K. Exciton dynamics in a GaAs

quantum well // Phys. Rev. B - 1991 - Vol. 44, N 3. - P. 1395-1398.

86. Roussignol Ph., Delalande C., Vinattieri A., Carraresi L., Colocci M. Dynamics of exciton relaxation in GaAs/AlxGai_xAs quantum wells // Phys. Rev. B - 1992 - Vol. 45, N 12. - P. 6965-6968.

87. Yoon H. W., Wake D. R., Wolfe J. P. Effect of exciton-carrier thermodynamics on the GaAs quantum well photoluminescence // Phys. Rev. B - 1996 - Vol. 54, N 4. -P. 2763-2774.

88.Deveaud B., Sermage B., Katzer D. S. Free exciton versus free carrier luminescence in a quantum well // J. Phys. IV Colloc. - 1993 - Vol. 3, N 5. - P. C5-11-14.

89. Robart D., Marie X., Baylac B., Amand T., Brousseau M., Bacquet G., Debart G., Planel R., Gerard J. M. Dynamical equilibrium between excitons and free carriers in quantum wells // Solid State Commun. -1995 - Vol. 95, N 5. - P. 287-293.

90. Kumar R., Vengurlekar A. S., Prabhu S. S., Shah J., Pfeiffer L. N. Picosecond time evolution of free electron-hole pairs into excitons in GaAs quantum wells // Phys. Rev. B - 1996 - Vol. 54, N 7. - P. 4891-4897.

91.Kaindl R. A., Carnahan M. A., Hagele D., Lövenich R., Chemla D. S. Ultrafast terahertz probes of transient conducting and insulating phases in an electron-hole gas // Nature (London) - 2003 - Vol. 423. - P. 734738 .

92. Ulbricht R., Hendry E., Shan J., Heinz T. F., Bonn M. Carrier dynamics in semiconductors studied with

time-resolved terahertz spectroscopy // Rev. Mod. Phys. -2011 - Vol. 83, N 2. - P. 543-586.

93.Thilagam A., Singh J. Generation rate of 2D excitons in quantum wells // J. Lumin. - 1993 - Vol. 55 -P. 11-16.

94. Piermarocchi C., Tassone F., Savona V., Quattropani A., Schwendimann P. Nonequilibrium dynamics of free quantum-well excitons in time-resolved photoluminescence // Phys. Rev. B - 1996 - Vol. 53, N 23. -P. 15834-15841.

95. Gulia M., Rossi F., Molinari E., Selbmann P. E., Lugli P. Phonon-assisted exciton formation and relaxation in GaAs/AlxGax_xAs quantum wells // Phys. Rev. B - 1997-Vol. 55, N 24. - P. R16049-R16052.

96. Thrànhardt A., Kuckenburg S., Knorr A., Meier T., Koch S. W. Quantum theory of phonon-assisted exciton formation and luminescence in semiconductor quantum wells // Phys. Rev. B - 2000 - Vol. 62, N 4. - P. 27062720.

97. Kira M., Hoyer W., Stroucken T., Koch S.W. Exciton formation in semiconductors and the influence of a photonic environment // Phys. Rev. Lett. - 2001 - Vol. 87, N 17. - P. 176401-1-4.

98. Hoyer W., Kira M., Koch S. W. Influence of coulomb and phonon interaction on the exciton formation dynamics in semiconductor heterostructures // Phys. Rev. B - 2003 - Vol. 67, N 15. - P. 155113-1-17.

99. Kumar R., Vengurlekar, Gopal A. Venu, Mélin T., Laruelle F., Etienne B., Shah J. Exciton formation and

relaxation dynamics in quantum wires // Phys. Rev. Lett. -1988 - Vol. 81, N 12. - P. 2578-2581.

100.Kira M., Jahnke F., Koch S. W. Microscopic theory of excitonic signatures in semiconductor photoluminescence // Phys. Rev. Lett. - 1998 - Vol. 81, N 15. - P. 3263-3266.

101. Hayes G. R., Deveaud B. Is luminescence from quantum wells due to excitons? // Phys. Stat. Solidi (a) -2002 - Vol. 190, N 3. - P. 637-640.

102.Chatterjee S., Ell C., Mosor S., Khitrova G., Gibbs H. M., Hoyer W., Kira M., Koch S. W., Prineas J. P., Stolz H. Excitonic photoluminescence in semiconductor quantum wells: plasma versus excitons // Phys. Rev. Lett. -

2004 - Vol. 92, N 6. - P. 067402-1-4.

103. Koch S.W., Kira M., Khitrova G., Gibs H. M. Semiconductor excitons in new light // Nature materials -2006 - Vol. 5. - P. 523-531.

104. Oestreich M., Hagele D., Hiibner J., Rtihle W. W. Excitons, or no excitons, that is the question // Phys. Stat. Solidi (a) - 2000 - Vol. 178, N 1. - P. 27-32.

105.Galbraith I., Chari R., Pellegrini S., Phillips P. J., Dent C. J., van der Meer A. F. G., Clarke D. G., Kar A. K., Buller G. S., Pidgeon C. R., Murdin B. N., Allam J., Strasser G. Excitonic signatures in the photoluminescence and terahertz absorption of a GaAs/AlxGai_xAs multiple quantum well // Phys. Rev. B -

2005 - Vol. 71, N 7. - P. 073302-1-4.

106.Hannewald K., Glutsch S., Bechstedt F. Theory of photoluminescence in semiconductors // Phys. Rev. B -2000 - Vol. 62, N 7. - P.4519-4525.

107. Гросс Е. Ф., Пермогоров С. А., Разбирин Б. С. Аннигиляция экситонов и экситон-фононное взаимодействие // Успехи физических наук - 1971. - Т. 103, Вып. 3. - С. 431446.

108.'t Hooft G. W., van der Poel W. A. J. A., Molenkamp L. W., Foxon С. T. Giant oscillator strength of free excitons in GaAs // Phys. Rev. В - Vol. 35, N 15. - P. 8281-8284.

109.Hwang C. J. Lifetimes of free and bound excitons in high-purity GaAs // Phys. Rev. В - 1973 - Vol. 8, N 2. -P. 646-652.

110. Philips R. Т., Nixon G. C., Fujita Т., Simmons M. Y., Ritchie D. A. Excitonic trions in undoped GaAs quantum wells // Solid State Commun. - 1996 - Vol. 98, N 4. - P. 287-291.

111. Leo K., Riihle W. W., Ploog K. Hot-carrier energy-loss rates in GaAs/AlxGai_xAs quantum wells // Phys. Rev. В - 1988 - Vol. 38, N 3. - P. 1947-1957.

112.Lasher G., Stern F. Spontaneous and stimulated recombination radiation in semiconductors // Phys. Rev. -1964. - Vol. 133, N 2A. - P. A553-A563.

113.Dyakonov M. I. Spin physics in semiconductors / Ed. M. I. Dyakonov. - Berlin ; Heidelberg : SpringerVerlag, 2008. - P. 55-86.

114.Lampel G. Nuclear dynamic polarization by optical electronic saturation and optical pumping in semiconductors // Phys. Rev. Lett. - 1968. - Vol. 20, N 10. - P. 491-493.

115.Fishman G., Hermann C., Lampel G., Weisbuch C. Pompage optique d'excitons dans les semiconducteurs

cubiques // J. Phys. Colloq. - 1974. - Vol. 35, N 4. - P. СЗ-7 - СЗ-12.

116.Захарченя Б. П. Оптическая ориентация / Под ред. Б. П. Захарчени и Ф. Майера. - J1.: Наука, 1989. - 408 С.

117. Hilton D. J., Tang С. L. Optical orientation and femtosecond relaxation of spin-polarized holes in GaAs // Phys. Rev. Lett. - 2002 - Vol. 89, N 14. - P. 146601-1-4.

118.Damen T.C., Vina L., Cunningham J. E., Shah J., Sham L. J. Subpicosecond spin relaxation dynamics of excitons and free carriers in GaAs quantum wells // Phys. Rev. Lett. - 1991 - Vol. 67, N 24. - P. 3432-3435.

119. Stark J. В., Knox W. H., Chemla D. S. Spin-resolved femtosecond magnetoexciton interactions in GaAs quantum wells // Phys. Rev. В - 1992 - Vol. 46, N 12. - P. 7919-7922.

120. Amand Т., Marie X., Baylac В., Dareys В., Barrau J., Brousseau M., Planel R., Dunstan D. J. Enhanced exciton blue shift in spin polarized dense exciton system // Phys. Lett. A - 1994 - Vol. 193. - P. 105-110.

121.Viña L., Muñoz L., Perez E., Fernandez-Rossier J., Tejedor С., Ploog К. Spin splitting in a polarized quasi-two-dimensional exciton gas // Phys. Rev. В - 1996 - Vol. 54, N 12. - P. R8317-R8320.

122.Aichmayr G., Jetter M., Viña L., Dickerson J., Camino F., Mendez E. E. Electric-field tuning of spin-dependent exciton-exciton interactions in coupled quantum wells // Phys. Rev. Lett. - 1999 - Vol. 83, N 12. - P. 2433-2436.

123.Sun Zheng, Xu Z. Y., Ji Yang, Sun B. Q., Wang B. R., Huang S. S., Ni H. Q. Exciton spin splitting in

ultrathin InAs layers // Appl. Phys. Lett. - 2007 - Vol. 90, N 7. - P. 071907-1-3.

124.Hulin D., Mysyrowicz A., Antonetti A., Migus A., Masselink W. Т., Morkoc H., Gibbs H. M., Peyghambarian N. Well-size dependence of exciton blue shift in GaAs multiple-quantum-well structures // Phys. Rev. В - 1986 -Vol. 33, N 6. - P. 4389-4391.

125.Fernandez-Rossier J., Tejedor C., Munoz L., Vina L. Polarized interacting exciton gas in quantum wells and bulk semiconductors // Phys. Rev. В - 1996 - Vol. 54, N 16. - P. 11582-11591.

12 6.Zhuravlev K. S., Toropov A. I., Shamirzaev T. S., Bakarov A. K. Photoluminescence of high-quality AlGaAs layers grown by molecular-beam epitaxy // Appl. Phys. Lett. - 2000 - Vol. 76, N 9. - P. 1131-1133.

127.Lee S. M., Bajaj К. K. A quantum statistical theory of linewidths of radiative transitions due to compositional disordering in semiconductor alloys // J. Appl. Phys. - 1993 - Vol. 73, N 4. - P. 1788-1796.

128. Кочерешко В. П. , Ивченко Е. JI., Яковлев Д. Р., Лаваллар Ф. Резонансная оптическая ориентация и выстраивание экситонов в сверхрешетках // ФТТ - 1998 - Т. 40, Вып. 12. - С. 2229-2235.

129.Uenoyama Т., Sham L. J. Carrier relaxation and luminescence polarization in quantum wells // Phys. Rev. В - 1990 - Vol. 42, N 11. - P. 7114-7123.

130.Екимов А. И., Сафаров В. И. Влияние спиновой релаксации «горячих» электронов на эффективность оптической ориентации в полупроводниках // ПЖЭТФ - 1971 - Т. 13, Вып. 12. - С. 700-704.

131.Pfalz S., Winkler R., Nowitzki T., Reuter D., Wieck A. D., Hagele D., Oestreich M. Optical orientation of electron spins in GaAs quantum wells // Phys. Rev. B -2005 - Vol. 71, N 16. - P. 165305-1-11.

132.Averkiev N. S., Golub L. E., Gurevich A. S., Evtikhiev V. P., Kochereshko V. P., Platonov A. V., Shkolnik A. S., Efimov Yu. P. Spin-relaxation anisotropy in asymmetrical (001) AlxGai_xAs quantum wells from Hanle-effect measurements: Relative strengths of Rashba and Dresselhaus spin-orbit coupling // Phys. Rev. B - 2006 -Vol. 74, N 3. - P. 033305-1-4.

133.Kosaka H., Mitsumori Y., Rikitake Y., Imamura H. Polarization transfer from photon to electron spin in g factor engineered quantum wells // Appl. Phys. Lett. -2007 - Vol. 90, N 11. - P. 113511-1-3.

134.Langbein W., Zimmermann R., Runge E., Hvam J. M. Spin relaxation without coherence loss: fine-structure splitting of localized excitons // Phys. Status Solidi (b) - 2000 - Vol. 221, N 1. - P. 349-353.

135. Zimmermann R., Langbein W., Runge E., Hvam J. M. Localized excitons in quantum wells show spin relaxation without coherence loss // Physica E - 2001 - Vol. 10, N 13. - P. 40-44.

136.1kezawa M., Pal B., Masumoto Y., Ignatiev I. V., Verbin S. Yu., Gerlovin I. Ya. Submillisecond electron spin relaxation in InP quantum dots // Phys. Rev. B - 2005 -Vol. 72, N 15. - P. 153302-1-4.

137. Martin M., Aichmayr G., Vina L., Andre R. Detuning dependence of polariton spin dynamics // Semicond. Sci. Technol. - 2004 - Vol. 19, N 4. - P. S365-S368.

138.Chandrasekhar M., Pollak F. H. Effects of uniaxial stress on the electroreflectance spectrum of Ge and GaAs // Phys. Rev. В - 1977 - Vol. 15, N 4. - P. 21272144.

139.Langer J. M., Buczko R., Stoneham A. M. Alloy broadening of the near-gap luminescence and the natural band offset in semiconductor alloys // Semicond. Sci. Technol. - 1992 - Vol. 7, N 4. - P. 547-551.

14 0.Векуа В. Jl., Джиоев Р. И., Ивченко Е. Л., Флейшер В. Г., Захарченя Б. П. Влияние деформации на поляризацию рекомбинационного излучения оптически ориентированных электронов // ФТП - 1975 - Т. 9, Вып. 1. -С. 169-171.

141.Efanov А. V. Wave functions and energy levels of acceptors and excitons in GaAs-type semiconductors // Semicond. Sci. Technol. - 2009 - Vol. 24, N 3. - P. 0350171-5.

142.Dargys A., Kundrotas J. Handbook on physical properties of Ge, Si, GaAs and InP. - Vilnius : Science and Encyclopaedia Publishers, 1994. - 264 P.

143.Seisyan R. P., Kosobukin V. A., Vaganov S. A., Markosov M. A., Shamirzaev T. S., Zhuravlev K. S., Bakarov A. K., Toropov A. I. Excitonic polaritons in semiconductor solid solutions AlxGai_xAs // Phys. Status Solidi (c) - 2005 - Vol. 2, N 2. - P. 900-905.

144. Сейсян P. П., Кособукин В. А., Маркосов M. С. Экситоны и поляритоны в полупроводниковых твердых растворах AlGaAs // ФТП - 2006 - Т. 40, Вып. 11. - С. 1321-1330.

145. Amo A., Martin М. D., Klopotowski Viña L., Toropov А. I., Zhuravlev К. S. Influence of trapping on the

exciton dynamics of A^Ga^As"--! ilms // Appl. Phys. Lett. -2005 - Vol. 86, N 11. - P. 111906-1-3.

14 6.Fehrenbach G. W., Shatter W., Treusch J., Ulbrich R. G. Transient optical spectra of a dense exciton gas in a direct-gap semiconductor // Phys. Rev. Lett. -1982 - Vol. 49, N 17. - P. 1281-1284.

147.Sermage B., Long S., Deveaud B., Katzer D. S. Lifetime of excitons in GaAs quantum wells // J. Phys. II Colloc. C5 - 1993 - Vol. 3. - P. 19-25.

148. Zhang M. H., Huang Q., Zhou J. M. Calculations of the time taken for excitons to form in GaAs quantum wells // J. Phys.: Condens. Matter. - 1997 - Vol. 9. - P. 10185-10194.