Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 2, с. 112-117
© 2015 г. 25 января
Спектральная зависимость анизотропной пикосекундной фотопроводимости в кубических полупроводниках
Ю. В. Малевич1^, Р. Адошавичюс, А. Кроткус, В. Пачебутас, В. Л. Малевич+* Center for Physical Sciences and Technology, 01108 Vilnius, Lithuania
+Институт физики им. Степанова HAH Беларуси, 220072 Минск, Беларусь * Университет информационных технологий, механики и оптики, 197101 С.-Петербург, Россия Поступила в редакцию 27 ноября 2014 г.
Методом "оптическое возбуждение - терагердовое зондирование" исследована спектральная зависимость анизотропной пикосекундной фотопроводимости в кубическом полупроводнике InGaAs, возбуждаемом фемтосекундным лазерным излучением. Показано, что анизотропия фотопроводимости, обусловленная эффектом выстраивания фотовозбужденных носителей заряда по импульсам и зависимостью их подвижности от энергии, немонотонным образом зависит от энергии кванта возбуждающего оптического излучения и достигает максимальной величины при энергии возбуждающих фотонов вблизи порога перехода электронов в боковые долины.
DOI: 10.7868/S0370274X15020083
Как известно, правила отбора для прямых межзонных переходов приводят к анизотропии импульсного распределения электронов и дырок, возбуждаемых поляризованным оптическим излучением в полупроводниках [1,2]. Это явление, известное как оптическое выстраивание электронов по импульсам, проявляется в поляризации горячей фотолюминесценции, а также приводит к поверхностному фотогальваническому эффекту [3], который состоит в возникновении компоненты фототока, параллельной освещаемой излучением поверхности полупроводника. В работе [4] было показано, что оптическое выстраивание фотовозбужденных электронов по импульсам и зависимость времени их импульсной релаксации от энергии могут приводить к анизотропии фотопроводимости в изотропных и кубических средах, для которых электропроводность и линейные оптические свойства изотропны. (Анизотропия фотопроводимости и конкретные механизмы ее возникновения в изотропных средах впервые рассматривались в работах [5, 6].)
Эффект анизотропной фотопроводимости проявляется в зависимости фототока от поляризации возбуждающего оптического излучения и возникновении поперечной (перпендикулярной тянущему полю) компоненты фототока (или поперечной фотоЭДС в разомкнутом образце). Анизотропию фототока можно объяснить в рамках феноменологического подхо-
e-mail: malevich@pfi.lt
да, если рассматривать фотопроводимость как нелинейный эффект третьего порядка и характеризовать ее тензором нелинейной проводимости [7]. Для кубических полупроводников, возбуждаемых линейно поляризованным излучением, фототок j в кристаллографической системе координат можно представить в виде
j = а¥ЕЧт^Щ+1{РхЕ2Л+РуЕ2уу+РгЕ1ъ), (1)
где Е - амплитуда электрического поля оптического излучения, Е - напряженность тянущего электрического поля, х, у и ъ - орты кристаллографической системы координат, коэффициенты а, /3 и 7 выражаются через неисчезающие компоненты тензора нелинейной проводимости [7]. Из выражения (1) следует, что направление фототока зависит от ориентации вектора поляризации оптического излучения относительно тянущего электрического поля и кристаллографических осей полупроводника. В изотропной среде коэффициент 7 обращается в нуль. Однако и в этом случае направления векторов ] и Р, вообще говоря, не совпадают.
В условиях стационарного оптического возбуждения анизотропия фотопроводимости практически не проявляется, поскольку эффект пропорционален малому параметру, который определяется отношением времени релаксации анизотропии функции распределения фотовозбужденных электронов к времени их жизни в зоне. Однако этот эффект может быть более заметным в условиях нестационарной фотопроводи-
мости, когда полупроводник возбуждается фемтосе-кундными лазерными импульсами и пиковое значение фототока достигается на временах, сравнимых с временем затухания анизотропной части функции распределения фотоэлектронов.
Эффект анизотропной пикосекундной фотопроводимости, по-видимому, играет существенную роль в генерации терагерцового (ТГц) электромагнитного излучения в полупроводниках, возбуждаемых фем-тосекундными лазерными импульсами [8]. В полупроводниках с поверхностным изгибом зон анизотропия фотопроводимости приводит к возникновению латеральной компоненты фототока, параллельной облучаемой поверхности. Недавно было показано [9], что вклад этой компоненты фототока в генерацию ТГц-излучения может быть сравним со вкладом компоненты фототока, перпендикулярной поверхности полупроводника, и даже превышать его. Зависимость латерального фототока от ориентации вектора поляризации возбуждающего фемтосекундного излучения относительно кристаллографических осей полупроводника объясняет также экспериментально наблюдаемую азимутальную анизотропию эффекта генерации ТГц-импульсов в узкозонных полупроводниках [10, 11], которую обычно связывают с эффектом нелинейного оптического выпрямления.
В работе [12] методом Монте-Карло был рассчитан фототок, возбуждаемый фемтосекундным оптическим импульсом в полупроводниках 1пАэ и ШСаАэ в постоянном электрическом поле. Оказалось, что при возбуждении полупроводника излучением с энергией фотонов вблизи порога перехода электронов в боковые долины зоны проводимости (для полупроводников 1пАэ и 1пСаАв это примерно соответствует длине волны излучения титан-сапфирового лазера) поперечная компонента фототока в первые 50-100 фс после возбуждения может превышать компоненту фототока вдоль электрического поля. Анизотропную фотопроводимость можно экспериментально исследовать методом "оптическое возбуждение - терагерцовое зондирование". Данный метод основан на измерении оптически индуцированного изменения пропускания (и/или отражения) зондирующего ТГц-излучения через исследуемый образец в зависимости от времени задержки между возбуждающим оптическим и ТГц-импульсом. Основной вклад в изменение пропускания ТГц зондирующего излучения дает друдевское поглощение на фотовозбужденных электронах и дырках, которое определяется фототоком, индуцируемым электрическим полем ТГц-импульса. Вклад в поглощение, естественно, будет давать только компонента
фототока, параллельная ТГц электрическому полю. Зависимость фототока от ориентации ТГц электрического поля относительно кристаллографических осей полупроводника и направления поляризации оптического излучения, очевидно, приведет к анизотропии пропускания зондирующего ТГц-излучения. Данный эффект экспериментально наблюдался в образце InGaAs, возбуждаемом фемтосекундным лазерным излучением на длине волны 800 нм [12].
В настоящей работе методом "оптическое возбуждение - терагерцовое зондирование" [13] исследуется спектральная зависимость анизотропии фотопроводимости в полупроводнике InGaAs, возбуждаемом фемтосекундным лазерным излучением. Экспериментально установлено, что степень анизотропии фотопроводимости немонотонным образом зависит от энергии возбуждающих фотонов. Результаты Монте-Карло-моделирования взаимодействия ТГц-импульсов с фотовозбужденной электрон-дырочной плазмой достаточно хорошо согласуются с полученными экспериментальными данными.
Исследуемый образец представлял собой монокристаллическую пленку полупроводника п-Ino.53Gao.47As толщиной 1.08 мкм с ориентацией (001), выращенную методом молекулярно-пучковой эпитаксии на подложке InP. Излучение фемтосекундного лазера (Pharos, Light Conversion) с длиной волны 1.03 мкм разделялось на три пучка. Два из них использовались для возбуждения ТГц-излучателя и стробирования фотопроводящей антенны на основе полупроводника GaBiAs (Teravil), являющейся детектором ТГц-излучения. Третий, наиболее мощный пучок лазерного излучения накачивал параметрический преобразователь (Orpheus, Light Conversion), который являлся источником перестраиваемого по длине волны возбуждающего фемтосекундного излучения, используемого для генерации неравновесных электрон-дырочных пар в полупроводнике. Возбуждающие фемтосекундные импульсы следовали с частотой 200 кГц, а их длительность по полувысоте составляла около 150 фс. Излучателем ТГц-импульсов являлась полупроводниковая пластина p-InAs (111). Использование этого типа излучателя вместо обычно применяемых фотопроводящих антенн позволило сформировать более качественный ТГц-пучок. Перестраиваемое по частоте фемтосекундное излучение от параметрического преобразователя со средней мощностью 200 мВт фокусировалось на исследуемый образец в пятно диаметром 2 мм. Для изменения направления поляризации возбуждающего излучения относительно поляризации ТГц-излучения применялась
полуволновая пластинка. Фокусировка падающего на образец и прошедшего ТГц-излучения осуществлялась двумя тефлоновыми линзами, помещенными перед исследуемым образцом и за ним. Измерялось оптически индуцированное изменение амплитуды прошедшего через образец ТГц-импульса в зависимости от времени его задержки относительно фемтосекундного возбуждающего импульса. Длина волны возбуждающего излучения изменялась в диапазоне 0.69-1.0 мкм. Измерения проводились при комнатной температуре для двух направлений вектора поляризации возбуждающего оптического излучения, параллельно и перпендикулярно электрическому полю ТГц-импульса.
Толщина слоя фотовозбужденной электрон-дырочной плазмы определяется длиной поглощения оптического излучения, которая много меньше длины волны ТГц-излучения. Это позволяет рассматривать слой фотовозбужденной плазмы как бесконечно тонкий и для оптически индуцированного изменения прошедшего ТГц-поля получить выражение Д-Р = —4тг1/с(п + 1), где с - скорость света в вакууме, п - показатель преломления подложки в ТГц-области спектра, I - компонента поверхностного фототока, параллельная электрическому полю ТГц-импульса. Здесь следует отметить, что поверхностный фототок определяется эффективным электрическим полем, которое, вообще говоря, не совпадает с падающим полем ТГц-импульса. Однако учитывая, что падающее ТГц-поле отличается от эффективного на малую величину, пропорциональную поверхностному фототоку, разницей этих полей можно п
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.