Письма в ЖЭТФ, том 89, вып. 8, с. 483-485
© 2009 г. 25 апреля
Экспериментальное обнаружение анизотропии фонон-плазмонных мод в сверхрешетках GaAs/AlAs (100)
В. А. Володин1^
Институт физики полупроводников Сибирского отд. РАН, 630090 Новосибирск, Россия Новосибирский государственный университет, 630090 Новосибирск, Россия Поступила в редакцию 18 марта 2009 г.
С применением методики спектроскопии комбинационного рассеяния света (КРС) были исследованы легированные (n-типа) GaAs/AlAs сверхрешетки (СР) с толщинами слоев GaAs от 1.7 до 6.8 А, толщина слоев AlAs составляла 13.6 А. Применение микроприставки для исследования КРС позволило наблюдать при обратном рассеянии моды с волновым вектором как поперек слоев СР, так и вдоль слоев СР (при рассеянии с "торца" СР). Экспериментально обнаружена предсказанная ранее теоретически анизотропия смешанных фонон-плазмонных мод, обусловленная анизотропией эффективной массы электронов в СР второго типа.
РАСЯ: 63.20.Ls
Фонон-плазмонное взаимодействие в объемных полупроводниках исследуются уже более 40 лет и все эффекты, связанные с данным взаимодействием, изучены достаточно подробно [1]. В теории предсказан ряд эффектов фонон-плазмонного взаимодействия в системах пониженной размерности и сверхрешетках (СР), обладающих сложным фононным спектром [2,3], однако экспериментально эти системы еще недостаточно изучены, и эта задача остается актуальной.
Расчеты, проведенные в работе [4], показали, что в случае анизотропии эффективной массы носителей заряда должно быть различие в частотах фонон-плазмонных мод, распространяющихся вдоль направлений "тяжелой" либо "легкой" масс. При этом не так существенно различие в массах (разница тяжелой и легких масс может быть около двух раз и выше), как волновое число фонон-плазмонных мод. Для того чтобы разница в частотах стала экспериментально наблюдаема (то есть составляла хотя бы несколько обратных сантиметров), волновое число мод должно быть порядка миллиона обратных сантиметров. Так как полупроводниковые СР непрозрачны в видимом свете, для них возможно исследование только обратного комбинационного рассеяния света (КРС). Для достижения необходимой разницы в волновом числе не достаточно просто менять угол падения света на СР. Необходимо применять геометрию нормального падения, и геометрию, когда волновой вектор падающего и рассеянного света лежит в плоскости
e-mail: volodin®isp.nsc.ru
СР. Это возможно, если применить геометрию с обратным рассеянием от "торца" СР, как показано на рис.1. Но так как толщина СР составляет доли мик-
Рис.1. Схемы обратного КРС: импульс q падающего и рассеянного света направлен по нормали к СР (вдоль оси X), либо в плоскости СР (вдоль оси Z). Оси X, У и £ соответствуют кристаллографическим направлениям (100), (010) и (001), соответственно
рона, для этого необходимо применять КРС установку с микроприставкой.
Набор легированных СаАз/А1Аз СР был изготовлен с применением метода молекулярно-лучевой эпи-таксии на подложке ваАв с ориентацией (001). Толщина слоев А1Ав составляла 13.6А, эффективная толщина слоев ваАв составляла 1.7, 3.4, и 6.8 А. В дальнейшем будем обозначать эти СР как 1, 2, и 3, соответственно. Образцы 1, 2 и 3 содержали 400, 300 и
484
В. А. Володин
200 периодов. Рост осуществлялся при температуре подложки 550 °С в условиях структурной перестройки типа (2 х 4) для поверхностей как GaAs, так и AlAs, что контролировалось с использованием метода дифракции быстрых электронов. СР в процессе роста были однородно легированы кремнием, концентрация кремния составляла 2 • Ю10 см-3, что, по оценкам, при комнатной температуре должно давать объемную концентрацию электронов порядка 1018см-3. Для того чтобы изолироваться от подложки, СР были выращены на буферном слое AlAs толщиной в 0.3 мк. Все СР были покрыты защитным слоем GaAs толщиной 50 Ä. Дисперсия фононов и смешанных фонон-плазмонных мод исследовалась с применением спектроскопии КРС. Все спектры КРС регистрировались при комнатной температуре при возбуждении линией аргонового лазера 514.5 нм. Использовалось оборудование научно-образовательного комплекса "Наносис-темы и современные материалы" НГУ - спектрометр Т64000 производства Horiba Jobin Yvon с тройным монохроматором. В качестве детектора использовалась кремниевая матрица фотоприемников, охлаждаемая жидким азотом. Применялась приставка для микроскопических исследований КРС на базе микроскопа Olympus. Латеральное разрешение определялось размерами лазерного пучка в фокусе и равнялось 1 мкм. Мощность излучения, доходящего до образца, составляла около 10 мВт, излучение не вызывало заметного нагрева образцов.
На рис.2 показаны спектры КРС, зарегистрированные в геометрии X(YZ)—X. Здесь и далее оси
Рис.2. Спектры КРС легированных СР СаЛв/ЛЬА^, волновой вектор света нормален к поверхности СР на образцах 1, 2, 3
в скобках соответствуют направлению поляризации вектора напряженности электрического поля падающей и рассеянной электромагнитных волн, а оси вне
скобок показывают направление волнового вектора падающей и рассеянной электромагнитных волн. Таким образом, в данной геометрии фотон рассеивается на фононных и фонон-плазмонных модах, волновой вектор которых перпендикулярен СР. Спектры аналогичны спектрам, приведенным в работе [5], зарегистрированных в схожих условиях. Несколько пиков в районе 240^267см-1 в спектре СР, содержащей слои ваАв с эффективной толщиной 1. ТА, обусловлены следующим. Эффективная толщина ваАв составляет для данной СР менее одного монослоя в направлении (100). Слой ваАэ не сплошной, а состоит из нано-островков. Пики обусловлены эффектами латеральной локализации оптических фононов СаАв-типа в этих островках [6]. Структура подобных островков наблюдалась с применением прямой методики - сканирующей туннельной микроскопии [7]. В данных СР уровень легирования таков, что плазмоны взаимодействуют с продольными оптическими фононами А1Аз-типа. Смешанные фонон-плазмонные моды обозначены на рис.2 как ЬО+.
На рис.3 показаны спектры КРС, зарегистрированные в геометрии Z(YY)^Z. В данной гео-
■ TO GaAs
1 ♦ LO GaAs
" LO-like\jibulk J i,___
GaAs 1 TO AlAs
--A. X 1 LO+ Vr V /\ ^___
iA. J
, , , , 1 , , , , 1 , , , , 1 , , , . 1 , . , , 1 , , , ,
200 250 300 350 400 450 500 Raman shift (cm 1)
Рис.3. Спектры КРС легированных СР СаАв/АГАв, волновой вектор света параллелен поверхности СР на образцах 1, 2, 3
метрии фотон рассеивается на фононных и фонон-плазмонных модах, волновой вектор которых лежит в плоскости слоев СР. Из сравнительного анализа спектров, приведенных на рис.2 и 3, видно, что частоты ЬО+ мод различаются. Следует отметить, что в других поляризационных геометриях (применялись также геометрии Z(XY)—Z, Z(XX)^Z, направления осей показаны на рис.1) изменялись только соотношения интенсивностей пиков КРС, а их частоты оставались такими же, как в геометрии Z(YY)^Z. Как видно из рис.3, ЬО+ мода в образце 1 практи-
Экспериментальное обнаружение анизотропии фонон-плазмонных мод в сверхрешетках
485
чески не видна. Слои ваАв в данном образце не сплошные, а представляют собой непериодический массив нано-островков. По-видимому, сильное рассеяние на данном непериодическом массиве и приводит к ослаблению этой моды.
На рис.4 приведены частоты ЬО+ мод с различными волновыми векторами. Частоты мод с волновыми
405
тТ 400
0
£ 395
е
и
1 390
и
ри
385
Рис.4. Расщепление ЬО+ смешанных фонон-плазмон-ных мод с волновыми векторами, нормальными к слоям СР (кружки) и параллельными слоям СР (квадратики)
векторами, нормальными к поверхности СР, соответствуют данным работы [5], а частоты мод с волновыми векторами, параллельными слоям СР, были измерены впервые. Наблюдаемая разница в частотах смешанных фонон-плазмонных мод отражает их анизотропию по направлению волнового вектора. Как уже отмечалось, в работе [4] были сделаны расчеты частот смешанных фонон-плазмонных мод. Расчеты были сделаны в модели динамической экранировки плазмонами макроскопического электрического поля, создаваемого фононами. Поляризуемость электронного газа была рассчитана в модели Линхарда-Мермина [1] с учетом анизотропии эффективной массы электронов [4]. Расчеты показали, что частота ЬО+ моды, распространяющейся вдоль направления "легкой" массы, монотонно спадает с ростом концентрации электронов, а частота ЬО+ моды, распространяющейся вдоль направления "тяжелой" массы, ведет себя немонотонно в зависимости от концентрации электронов. Для используемого соотношения толщин ваАв и А1Аз все СР должны быть второго типа [8]. При переходе СаАз/А1Аз СР от первого ко второму типу происходит перемешивание электронных состояний из Г и X долин. Эффективные массы электронов в X долинах как ваАв, так и А1Ав анизотропные [9], к тому же искусственно созданная симметрия - период СР также вносит свой вклад в анизотропию масс. Поэтому даже качественный анализ экспериментально наблюдаемого на рис.4 расщепления
затруднен. Анализ данных, рассчитанных в работе [4], говорит о том, что расщепление сильно зависит от концентрации электронов. Можно предположить, что концентрация свободных электронов в СР второго типа зависит от толщины барьеров (в данном случае барьером является СаАв). Эта зависимость и может быть определяющей в величине расщепления. Из анализа данных, приведенных на рис.4, можно сделать вывод, что концентрация электронов в СР с толщинами слоев ваАв в 6.8А несколько меньше, чем 1018см-3. По расчетам, в случае концентрации электронов 1018см-3, волновом векторе 10® см-1, и анизотропии масс два к одному расщепление должно составлять примерно 15 см-1 [4]. Примерно такое расщепление наблюдается в СР с толщинами слоев ваАв в 3.4 А. Данные о расщеплении для СР с толщинами слоев ваАв в 1.7 А не приведены на рис.4, так как пик от ЬО+ моды в ее спектре КРС в одной из геометрий рассеяния слабо различим (кривая 1, рис.3).
В заключение можно отметить, что в СаАз/А1Аз СР экспериментально наблюдалась зависимость частот смешанных фонон-плазмонных мод от направления их волнового вектора - то есть анизотропия их дисперсии. Качественно этот результат
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.