Поляризационная фотоэлектрическая спектроскопия

Коэффициент поглощения электромагнитного излучения квантово-размерными образованиями зависит от поляризации электромагнитной волны и симметрии волновой функции размерно-квантованных состояний [2]. Эта зависимость определяется правилами отбора по квазиимпульсу при оптических переходах. Известно, например, что в ГКЯ на основе прямозонных полупроводников типа А³В⁵ коэффициент поглощения на крае перехода между подзонами тяжелых дырок и электронов равен нулю, если вектор электрического поля Е в волне перпендикулярен плоскости КЯ и максимален, если он лежит в плоскости КЯ. Таким образом, исследование поляризационных зависимостей спектров оптического поглощения, фотоэлектрических спектров и спектров ФЛ может дать информацию о симметрии электронных состояний в квантово-размерных образованиях.

В связи с тем, что исследование оптического поглощения в одиночных КЯ и слоях КТ представляет значительные технические трудности из-за малости коэффициента поглощения, а исследование ФЛ обычно дает информацию только о состояниях вблизи краев зон, исследование поляризационной зависимости фотоэлектрических спектров, т. е. поляризационная фотоэлектрическая спектроскопия КРГ представляет несомненный самостоятельный интерес.

Рис. 3.6. Схема измерения

поляризационной зависимости спектра

фототока на барьере Шоттки.

В [22] исследовалась поляризационная зависимость спектра КФЭ ГКЯ GaAs/InGaAs с использованием методики полного внутреннего отражения: излучение вводилось через боковую грань, сошлифованную под углом 45⁰. Недостатком этого метода является то, что луч света пересекает плоскость КЯ под углом и всегда имеется компонента поля, лежащая в плоскости КЯ, что затрудняет анализ поляризационных зависимостей. В [5] была предложена более удобная для поляризационной фотоэлектрической спектроскопии методика возбуждения фотодиода с БШ на основе ГКЯ (она применима к любым КРГ): излучение вводится в КЯ через боковую грань, сколотую через БШ (рис. 3.6). При этом легко можно реализовать изменение угла между вектором Е и плоскостью КЯ от 0 до 90⁰, правда из-за малой эффективной поперечной ширины пучка света, которая порядка длины волны (~ 1 мкм), фотосигнал получается мал.

В качестве примера применения поляризационной фотоэлектрической спектроскопии для решения некоторых задач, рассмотрим полученные этим методом доказательства существования подзоны легких дырок в достаточно глубокой КЯ InGaAs[5,33].

Рис. 3.7. Спектр фототока барьера

Шоттки на ГКЯ GaAs/InGaAs.

На рис.3.7 приведен спектр фототока БШ (300 К) ГКЯ с одной КЯ. По расчетным данным можно было ожидать, что подъем на кривой фоточувствительности при h ~1.3 эВ связан с подзоной легких дырок ,т.е. с переходом е1-lh1. Измерения поляризационной зависимости фотоответа полностью подтвердили это предположение.

Рис. 3.8. Зависимость фоточувствительности от угла поворота плоскости поляризации относительно плоскости КЯ. 1 -переход e1-hh1, 2- переход e1-lh1.

При h ~1.2 эВ имеют место переходы с участием только тяжелых дырок и фототок в согласии с теорией максимален при Exy и практически равен нулю при Exy, где ху - плоскость КЯ (рис. 3.8). В области поглощения, связанной с легкими дырками, вклад в фоточувствительность вносят и тяжелые дырки. Для выделения чистой e-lh фоточувствительности из суммарной фоточувствительности вычиталась e-hh фоточувствительность, как показано на рис. 3.7. Зависимость e-lh фоточувствительности от поляризации излучения изотропна в согласии с теорией.