Физика гетероструктур

Рис. 13.2. Плотность состояний в объемном полупроводнике (левая панель) и в квантовой нити (правая панель).

На рис. 13.2 схематично показаны плотности состояний для объемного материала и квантовой нити. Видно, что они качественно различаются. В объемном полупроводнике плотность состояний монотонно растет с увеличением энергии, а в квантовых нитях в плотности состояний возникают сингулярности каждый раз, когда мы приближаемся к экстремуму очередной подзоны размерного квантования.

На рис. 13.3 представлены экспериментальные спектры поглощения и дифференциального пропускания света квантовыми нитями, изготовленными путем внедрения GaAs в асбестовые нанотрубки. Спектральные особенности связаны с сингулярностями плотности состояний. Из-за разброса размеров квантовых нитей в образце спектры оказываются неоднородно уширенными. В связи с этим не удается наблюдать всю возможную энергетическую структуру квантовых нитей. Для исследования этой структуры необходимо использовать размерно-селективные методы оптической спектроскопии.

Рис. 13.3. Спектры линейного поглощения (а) и дифференциального пропускания (b) GaAs квантовых нитей. Сплошными и штриховыми стрелками показаны теоретические значения межзонных переходов из подзоны тяжелых (hh) и легких (lh) дырок для квантовых нитей с диаметром 4 нм, 4.8 нм и 6 нм.

137

ГЛАВА 14. ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА КВАНТОВЫХ ТОЧЕК §14.1. Оптические методы исследования квантовых точек

Оптические методы являются самыми мощными и универсальными методами изучения полупроводниковых квантовых точек. Это связано с тем, что они позволяют резонансно возбуждать и селективно исследовать те или иные состояния различных наноструктур. В ряде случаев только оптические методы применимы для исследования квантовых точек. Такая ситуация имеет место для нанокристаллов, выращенных в диэлектрических матрицах, а также помещенных в жидкости или полимеры. Линейные и нелинейные оптические методы открывают возможность изучения широкого круга параметров, эффектов и процессов в квантовых точках в стационарном и нестационарном режимах. С их помощью может быть получена информация об энергетической структуре элементарных возбуждений, например энергетические спектры электронной и колебательной подсистем, о взаимодействии элементарных возбуждений между собой и с внешними полями, о перенормировке энергетических спектров и возникновении коллективных возбуждений, а также о динамике элементарных возбуждений и релаксационных процессах. Кроме того, оптические методы позволяют осуществлять характеризацию и контроль качества квантовых точек, т. е. определять их химический состав и размеры, а также качество границ раздела и наличие дефектов.

Как известно [14.1], взаимодействие электромагнитного излучения с электронами и дырками главным образом определяется выражением

V = − mce Ap , (14.1)

где m – масса свободного электрона, A=eA0 – векторный потенциал световой волны с поляризацией e, p= −ih – оператор импульса заряженной частицы. Взаимодействие (14.1) приводит к межзонным и внутризонным переходам электронной подсистемы квантовой точки, в результате которых поглощаются или испускаются фотоны. Такими переходами обусловлено большинство оптических процессов, включая поглощение и рассеяние света, а также люминесценцию (рис. 14.1).

138

Рис. 14.1. Схема межзонных электронных переходов в квантовой точке, иллюстрирующая процессы поглощения (a), люминесценции (b) и рассеяния света (c). hω – энергия поглощенных или излученных фотонов, hω1 и hω2 – энергии падающих и рассеянных фотонов.

Для того чтобы выяснить, каким образом трехмерное пространственное ограничение модифицирует электрон-фотонное взаимодействие, рассмотрим матричный элемент (14.1), вычисленный на полных волновых функциях типа (2.1). Для простоты будем использовать двухзонную модель полупроводника (зона проводимости с и валентная зона v) и предполагать, что в сферической квантовой точке, находящейся в режиме сильного конфайнмента, потенциальная яма для электронов и дырок имеет бесконечно высокие стенки, т. е. огибающие волновые функции имеют вид (2.4). Необходимо различать два качественно различных типа оптических переходов. Первый из них, называемый внутризонным, имеет место, когда начальное и конечное электронные состояния принадлежат одной и той же зоне, например зоне проводимости. В этом случае матричный элемент взаимодействия (14.1) имеет вид

где символами ν1 и ν0 обозначены наборы из трех квантовых чисел n1,l1,m1 и n0,l0,m0, характеризующие конечное и начальное состояния соответственно. В дипольном приближении (14.2) упрощается

где mc - эффективная масса электрона в зоне проводимости,

139

e±1= m(ex±iey)/21/2, e0=ez, ej – декартовы компоненты вектора поляризации (j=x,y,z). Для дырок валентной зоны внутризонный матричный элемент Vv,ν1;v,ν0 дается выражением (14.3), в котором необходимо сделать замену

mc → mv и поменять знак на обратный. Согласно (14.3), правила отбора при внутризонных переходах определяются символами Кронекера и переходы имеют место только между состояниями, угловой момент которых отличается на единицу.

Как видно из (14.3), важной особенностью электрон-фотонного взаимодействия при внутризонных переходах является зависимость его матричных элементов от размера квантовой точки. Для режима сильного конфайнмента эта зависимость достаточно простая – матричный элемент пропорционален обратной величине характерного размера квантовой точки. Можно показать, что эта закономерность справедлива для квантовых точек любой формы.

Рассмотрим теперь в режиме сильного конфайнмента межзонные переходы, в результате которых образуется электрон-дырочная пара, т. е. электрон из валентной зоны переходит в зону проводимости. Матричный элемент взаимодействия (14.1), описывающий такой переход, может быть представлен следующим образом:

В дипольном приближении выражение (14.4) упрощается

и для сферической квантовой точки из полупроводников с кубической симметрией имеет вид

140

межзонный матричный элемент импульса электрона. В силу ортогональности огибающих волновых функций из (14.5) следует, что независимо от формы квантовой точки межзонные переходы идут между уровнями размерного квантования с одинаковыми квантовыми числами ν1=ν0. Для сферических квантовых точек это правило отбора выражается символами Кронекера в (14.6).

Аналогичный анализ электрон-фотонного взаимодействия можно провести и для квантовых точек в режиме слабого конфайнмента. В этом случае в качестве огибающих волновых функций нужно использовать, например, выражения (2.11). В частности, для матричных элементов электрон-фотонного взаимодействия, описывающих генерацию экситонов в сферических квантовых точках из материалов с кубической симметрией, можно получить следующий результат:

где квантовые числа со штрихами описывают относительное движение электрона и дырки в экситоне, а без штрихов – трансляционное движение экситона как целого. Из (14.7) следует, что при однофотонных переходах могут рождаться экситоны только с нулевыми угловыми моментами l'=0 и l=0. Отметим, что матричный элемент (14.7) пропорционален радиусу квантовой точки в степени 3/2. Появление этой размерной зависимости качественно отличает генерацию экситонов от генерации элек- трон-дырочных пар (режим сильного конфайнмента), для которой матричный элемент электрон-фотонного взаимодействия (14.6) не зависит от размера квантовой точки.

Результаты проведенного выше обсуждения электрон-фотонного взаимодействия позволяют описать большое число оптических методов, применяющихся при изучении квантовых точек.

§14.2. Однофотонное поглощение квантовыми точками

Начнем обсуждение со спектроскопии поглощения света, с помощью которой был обнаружен эффект размерного квантования в полупроводниковых нанокристаллах. Предположим, что образец представля-

141

ет собой квантовые точки из полупроводника с кубической симметрией, внедренные в диэлектрическую матрицу, например, стекло. Тогда нанокристаллы в этой матрице имеют почти сферическую форму, и для описания их электронной подсистемы можно воспользоваться моделью квантовой точки с бесконечно высокими потенциальными барьерами для электронов, дырок и экситонов. Пусть на образец падает электромагнитная волна, энергия фотонов которой hω попадает в область межзонных переходов в нанокристаллах (см. рис. 14.2), а ее интенсивность (I) не слишком высока.

Рис. 14.2. Схема межзонных электронных переходов в квантовой точке в режиме сильного и слабого конфайнмента, иллюстрирующая процесс однофотонного поглощения.

Однофотонные межзонные переходы будут приводить к поглощению света квантовыми точками. Для описания этого процесса применим простейшую двухзонную модель полупроводника. Как известно из курса квантовой механики (см., например, [14.1]), вероятность перехода в единицу времени между начальным ν0 и конечным ν1 состояниями дискретного спектра электронной подсистемы с поглощением фотона hω в первом порядке теории возмущений определяется следующим выражением:

где Vν1 ,ν0 – матричный элемент электрон-фотонного взаимодействия, вы-

численный с использованием полных волновых функций. Если полупроводниковая квантовая точка находится в режиме сильного конфайнмента, то, используя выражение (14.6) для межзонного матричного элемента электрон-фотонного взаимодействия, получим

142

где ε(ω) – диэлектрическая проницаемость материала квантовой точки

на частоте света, μ – приведенная масса электрона и дырки. В режиме слабого конфайнмента скорость генерации экситонов в нанокристалле согласно (14.8) и (14.7) равна

где

– энергии уровней неподвижного объемного экситона, M – масса экситона. Каждый член в суммах (14.9) и (14.10) описывает отдельный однофотонный переход. Строго говоря, оптические переходы обладают конечной спектральной шириной γ, которая определяется временем жизни электронов, дырок и экситонов. Поэтому закон сохранения энергии при оптических переходах, выражаемый δ-функциями в (14.9) и (14.10), выполняется лишь с точностью до величины порядка hγ . Чтобы

учесть это обстоятельство, необходимо заменить δ-функции соответствующими лоренцианами

Зная вероятность однофотонного перехода в единицу времени, легко получить коэффициент поглощения света K ансамблем идентичных квантовых точек с объемной концентрацией N. Для этого (14.9) и (14.10) нужно умножить на энергию поглощаемого фотона и N, а также поделить на I. В результате получаем

143

ный вид, описываемый например, функциями Гаусса или Лифшица - Слезова. Эти распределения характеризуются средним размером квантовых точек R0, который может быть определен методом малоуглового рентгеновского рассеяния.

Рис. 14.3. Спектры однофотонного поглощения нанокристаллов CuCl с различными средними радиусами. R0=3.1 (1), R0=2.9 (2) и R0=2.0 нм (3).

На рис. 14.3 приведены спектры однофотонного поглощения нанокристаллов в стеклянной матрице, изготовленных из кубического полупроводника CuCl. Измерения проводились при температуре T=4.2 К для образцов, содержащих ансамбли квантовых точек со средними радиусами 3.1, 2.9 и 2.0 нм. Поскольку боровский радиус экситона Rex в CuCl равен 0.7 нм, то можно считать, что нанокристаллы во всех трех образцах находятся в режиме слабого конфайнмента. Кроме того, верхняя валентная зона и зона проводимости в CuCl – простые (вырождены только по спину) и, следовательно, для описания спектров поглощения можно было бы, в принципе, использовать выражение (14.14). Однако из рис. 14.3 видно, что наблюдаемые в спектрах линии крайне широкие и асимметричные. Это обстоятельство объясняется тем, что ансамбли квантовых точек в образцах характеризуются широким несимметричным распределением по размерам. Действительно, нанокристаллы разных размеров обладают различными энергиями однофотонных переходов

hω = h2π 2n2 + Eex . (14.15)

2MR2 n'

При изменении частоты ω свет будет поглощаться теми квантовыми точками, для которых удовлетворяется уравнение (14.15), и полный спектр поглощения представляет собой суперпозицию линий (14.14) от нанокристаллов различных размеров. Отсюда следует, что форма экспериментально наблюдаемых линий качественно воспроизводит размерное

145

распределение квантовых точек, а ширина линий определяется шириной этого распределения. Этот эффект, называемый неоднородным уширением оптических спектров (переходов), имеет место в режиме слабого и сильного конфайнмента. Его можно учесть при теоретическом описании коэффициентов поглощения, если провести усреднение выражений (14.14) и (14.13) с соответствующей функцией распределения квантовых точек по размерам f(R):

Таким образом, спектральное положение максимумов линий поглощения соответствует однофотонным переходам в нанокристаллах с радиусами, близкими к R0, и может быть использовано для экспериментального определения среднего радиуса квантовых точек.

Из рис. 14.3 видно, что при уменьшении среднего радиуса нанокристаллов их спектры поглощения смещаются в высокоэнергетическую область. Анализ, проведенный в [14.2] показал, что этот сдвиг достаточно хорошо описывается выражением h2π2 / 2MR2 в соответствии с предсказанием простой теории межзонного поглощения квантовыми точками в режиме слабого конфайнмента. В то же время каждый спектр на рис. 14.3 состоит из двух линий, достаточно близких по амплитуде. Энергетическое расстояние между этими линиями не согласуется с величиной 3h2π 2 / 2MR2 , равной энергетическому зазору между двумя нижайшими экситонными уровнями размерного квантования, однофотонный переход в которые разрешен правилами отбора. Таким образом, интерпретировать вторую (высокоэнергетическую) линию спектра поглощения не удается в рамках двухзонной модели полупроводника. Чтобы объяснить наличие высокоэнергетической линии, необходимо вспомнить, что валентная зона полупроводников с кубической симметрией обладает сложной структурой (рис. 14.4).

Рис. 14.4. Энергетическая зонная структура кубических полупроводников. Eg – ширина запрещенной зоны, so – спин-орбитальное расщепление. Символами vh, vl и vs обозначены подзоны тяжелых, легких и спинорбитально отщепленных дырок соответственно.

146