CC BY
42
Том 155, кн. 1
УЧЕНЫЕ ЗАПИСКИ КАЗАНСКОГО УНИВЕРСИТЕТА
Физико-математические пауки
2013
УДК 535.2
ДВУХФОТОННОЕ ВОЗБУЖДЕНИЕ И ОСОБЕННОСТИ РЕГИСТРАЦИИ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ФОТОННОГО ЭХА В ПЛЕНКАХ ОКСИДА ЦИНКА НАНОРАЗМЕРНОЙ ТОЛЩИНЫ
Н.С. Батурин, И.И. Попов, В.Т. Сидорова, С.А. Степа,нов, Н.И. Сушенцов, С.Э. Путилин, М.Б. Белоненко
Аннотация
В работе сообщается об экспериментах по двухфотоппому возбуждению фемтосекуцд-пого сигнала первичного фотонного эха в полупроводниковой пленке оксида цинка папо-размерпой толщины (100, 600 и 800 пм) па квантовом переходе, соответствующем 400 пм, при комнатной температуре. Фотонное эхо наблюдалось па свободных экситопах. Регистрация эхо-сигнала, частично ослабленного за счет рассеяния па оптических фопопах, осуществлялась па длило волпы 800 840 пм. Обнаружен паиоптический эффект снижения значения времени необратимой поперечной релаксации среды Т2 с уменьшением толщины пленки. Установленный факт связан, во-первых, со структурной особенностью исследуемых пленок и, во-вторых, с уменьшением интенсивности продольных взаимодействий возбужденных частиц по мере уменьшения толщины пленки.
Ключевые слова: фемтосекуцдпое фотонное эхо, полупроводниковые пленки папо-размерпой толщины, двухфотошгое возбуждение, свободные экситопы, комнатная температура, оптические фопопы.
Введение
В работе рассматриваются особенности возбуждения и регистрации фотонного эха (ФЭ) в пленках оксида цинка наноразмерной толщины, содержащихся при комнатной температуре, и некоторые свойства ФЭ в наноразмерных средах. Выбранный в наших исследованиях оксид цинка Znü является популярной средой для различных оптических исследований в силу наличия у него ряда преимуществ, таких как широкая запрещенная зона 3.37 эВ. относительно большая энергия связи экситона при комнатной температуре, около 60 мэВ. и возможность реализации ряда наноструктур при невысоких затратах [1, 2].
Изучаемые свойства ФЭ наноразмерных сред значительно отличаются от ранее известных свойств ФЭ в газовых и твердотельных средах, в полупроводниковых кристаллах микронной толщины. Многие методические наработки более ранних экспериментов по ФЭ. включая оптическую спектроскопию сверхвысокого разрешения и оптическую обработку информации, могут иметь место при наблюдении эхо-сигналов в наноразмерных средах. Вместе с тем при наблюдении ФЭ в тонких пленках ожидается обнаружение новых оптических свойств, характерных для наноразмерных структур. В настоящее время существует множество работ по применению явления ФЭ в газовых средах [3]. С его помощью была получена разнообразная спектроскопическая информация о резонансных уровнях и резонансных переходах атомов (молекул) исследуемых газов. Во-первых, высокая разрешающая способность метода непосредственно во временной области при использовании ультракоротких нано-. пико- и фемтосекундных [4] возбуждающих импульсов
дает возможность проводить исследования быстропротекающих релаксационных процессов. Во-вторых, свободный от влияния допплеровского уширения характер метода ФЭ позволяет выполнять прецизионные измерения внутри неоднородно-уширенного контура резонансной спектральной линии. В-третьих, в методе ФЭ. в отличие от других методов нелинейной лазерной спектроскопии, исследуемые релаксационные процессы не подвержены возмущающему действию интенсивного лазерного излучения [5].
Несомненно, что одними из первых следует повторить традиционные эксперименты по двухимпульсному ФЭ с целыо определения однородных ширин резонансных спектральных линий. Для определения релаксационных характеристик уровней резонансного перехода целесообразно применить стимулированное ФЭ. а для измерения однородных ширин оптически-запрещенных переходов использовать трехуровневое или рамановское ФЭ [5]. ФЭ позволяет не только измерять интегральные релаксационные характеристики уровней и переходов, но и определять вклады в эти характеристики различных механизмов релаксации.
Перспективными для наноразмерных сред являются ранее известные методы оптической спектроскопии, основанные на явлении ФЭ в твердых тела [5]. С их помощью можно изучать неравновесные свойства кристаллов. На основе ФЭ могут быть созданы оптические процессоры и оптоэлектронная оперативная память сверхбольшой емкости. В отличие от магнитных резонансов ЭПР и ЯМР. ФЭ обладает всеми преимуществами оптического диапазона, а именно сверхбыстродействием и многоканальностыо.
С помощью ФЭ можно осуществлять генерацию гармоник, проводить обращение волнового фронта одного из возбуждающих импульсов, исследовать свойства атомарного конденсата. Одной из наиболее интересных областей применения ФЭ является его использование для записи и обработки информации, как классической [6]. так и квантовой [7].
В работе [8. 9] проведены эксперименты по двухфотонному возбуждению ФЭ на экситонном переходе в полупроводниковом кристалле СсШ микрометровой толщины при комнатной температуре.
В силу вышеизложенного изучение наноразмерных сред на основе ФЭ является реальным и весьма перспективным направлением решения актуальных задач современной науки и техники. Настоящая статья посвящена анализу результатов первых экспериментов по фотонному эху в полупроводниковой пленке наноразмер-ной толщины, содержащейся при комнатной температуре.
1. Особенности возбуждения сигналов ФЭ в пленках ZnO наноразмерной толщины
Отличительной особенностью регистрации ФЭ в полупроводниковых средах наноразмерной толщины является наличие резонансных линий экситонов. В [10] показано. что в оксиде цинка по мере перехода от гелиевых температур к более высоким температурам пики люмииисцеиции. обусловленной экситонами. связанными на доноре, экспоненциально уменьшаются, а пики, обязанные свободным эксито-нам. остаются на прежнем уровне интенсивности.
В нашем эксперименте регистрация эхо-сигналов проводилась после рассеивания части его энергии на оптических фонолах. В качестве резонансной среды использовались пленки оксида цинка толщиной 100. 600 и 800 им. Эти пленки изготавливались методом вакуумного магнетронного распыления. Поскольку ширина запрещенной зоны оксида цинка составляет 3.37 эВ. однофотонное резонансное возбуждение электронного перехода оксида цинка излучением на длине волны 800 нм было невозможно. В режиме двухфотонного поглощения возбуждались квантовые
переходы между уровнем основного состояния, находящимся в валентной зоне, и возбужденным экситонным уровнем, лежащим в запрещенной зоне. В этом случае для вероятности перехода зона экситон, вычисленной в дипольном приближении согласно правилу Ферми, с учетом широкополосности возбуждающего импульса можно записать
w = Eí/ d3 k|Vek |2, (1)
где - амплитуда первого им пульса, т\ - длительность первого импульса, Vek -матричный элемент дипольного перехода из валентной зоны на экситонный уровень, который задается как
Vek = (ex|e г • n|k). (2)
Здесь (ex| - волновая функция экситона , n - вектор поляризации лазерного импульса, |k) - волновая функция электронов в валентной зоне. Входящий в выражение (1) для вероятности возбуждения интеграл хорошо известен и плотность состояний экситонов рех(w) растет по корневому закону в зависимости от частоты импульса
Рех(w) «:= \/Ни — ДЕ, (3)
где ДЕ - разница энергий между экситонным уровнем и вершиной валентной зоны. Отметим, что хотя возможная плотность состояний экситонов при комнатной температуре была незначительной, вследствие фотовозбуждения их плотность состояний с учетом широкополосности импульса могла значительно возрасти и дать существенный вклад в эффект эха.
Достоверность полученных нами экспериментальных результатов подтверждается результатами работ [11, 12], в которых были задействованы квантовые переходы на свободных экситонах. В [11] наблюдались генерация второй гармоники и люминесценция оксида цинка на экситоном переходе с длиной волны 382 нм. При этом имело место резонансное двухфотонное поглощение лазерного излучения с дискретными значениями длин волн в диапазоне 710 800 нм. В работе [12] аналогичные сигналы регистрировались при двухфотонном возбуждении оксида цинка при подаче излучения на дискретных значениях длин волн в диапазоне от 800 до 920 нм. При этом люминесценция наблюдалась на экситонном переходе с длиной волны 400 нм. Различие длин волн люминесценции на экситонных переходах в этих работах связано с технологическими особенностями получения пленок.
В силу этого можно утверждать, что в нашем эксперименте сигналы ФЭ возбуждались на свободных экситонах, образующихся в результате фотовозбуждения образца.
2. Особенности регистрации ФЭ в пленках ZnO наноразмерной толщины
Двухфотонное возбуждение ФЭ проводилось на экситонном переходе, резонансном излучению с длиной волны 400 нм. Сигнал ФЭ регистрировался на длинах волн от 800 до 820 нм. Регистрация эхо-сигнала на длинах волн, значительно превышающих длину волны излучения резонансного квантового перехода, объясняется в рамках процесса каскадной релаксации горячих экситонов, включающего в себя следующие шаги [13]: первый - двухфотонное поглощение падающих фотонов с возбуждением экситона: второй релаксация этого экситона в более низкие энергетические состояния с последующей эмиссией оптических LG-фононов [14] через каскадный процесс: третий излучательная рекомбинация экситона с испусканием рассеянного фотона
Hus = — nH^LO • (4)
Отмстим, что величина экситон-фононного взаимодействия пропорциональна величине т^ — где те - масса электрона вблизи дна зоны проводимости, - масса дырки вблизи вершины валентной зоны. Именно для 2>пО эта величина имеет существенное (регистрируемое) значение (например, для зоны проводимости и валентной зоны), что делает предложенный механизм весьма эффективным.
Аналогичные режимы испускания фотонов с меньшей энергией по отношению к энергии возбуждения резонансного экситонного перехода на пленках оксида цинка в режиме комбинационного рассеяния света реализованы автором работы [10].
При исследовании пленок оксида цинка наноразмерной толщины использовалась методика измерения времени необратимой поперечной релаксации Т2 [15], при которой наблюдались сигналы самодифракции (СД) и первичного фотонного эха (ПФЭ) (рис. 1). Сигнал ПФЭ регистрировался в направлении ке = 2к2 — к1, а сигналы самодифракции - в направлениях квй = 2к2 — к\ и квй = 2к\ — к2 ■ По мере увеличения временного интервала между возбуждающими импульсами т 12 в обе стороны (опережение и отставание первого возбуждающего импульса относительно второго) сигнал СД уменьшался до нуля. При опережении первого
ке
нарастал сигнал ПФЭ. Достигнув максимального значения, он уменьшался при дальнейшем увеличении временного интервала между возбуждающими импульсами. Как видно из рис. 1, сигнал СД имеет симметричную форму относительно т12
продолжить форму спада во времени интенсивности сигнала СД (пунктирная линия). Правее пунктирной линии (зона II) сигнал СД отсутствовал и наблюдалось только ПФЭ.
Т2
на фоне спадающей интенсивности сигнала самодифракции с ростом временного
т12
две точки на участке, в которых сигнал самодифракции равнялся нулю (рис. 1, зона II). По значениям интенсивности эхо-сигналов в этих точках и соответству-
т12
Т2
менным интервалам между возбуждающими импульсами, равным т(2 и т(2-
Т2
при изменении толщины пленки от 600 до 800 нм. Установленный факт мы связываем, во-первых, со структурной особенностью исследуемых пленок, во-вторых, с уменьшением интенсивности продольных взаимодействий возбужденных частиц по мере уменьшения толщины пленки. В-третьих, в более топких пленках более ярко выражено влияние случайных границ зерен, что приводит к дополнительным полям напряжений, влекущим за собой уширеиие линии.
Исследуемая пленка ЪпО представляла собой структуру, состоящую из плотно расположенных кристаллов с неоднородными размерами (диаметром порядка
3. Исследование пленок ZnO наноразмерной толщины методами на основе ФЭ
(5)
2 -1
I I
0,18-'
сд
0,06 -
0,12-
0,08-
0,16-
0,14-
0,1 -
0,04
00,0 -600,0 -400,0 -200,0 0,0 200,0 400.0 600,0 800,0
Рис. 1. Зависимость интенсивности сигналов СД и ПФЭ в пленке ZnO наноразмерной толщины от временного интервала между возбуждающими лазерными импульсами. I область временных интервалов Т12, при которых интенсивность регистрируемого сигнала равна сумме интенсивноетей сигналов ПФЭ и СД; II — область временных интервалов Т12 , при которых регистрируется сигнал ПФЭ в отсутствие сигнала СД
500 нм). Пространство между кристаллитами заполнено рентгеноаморфной фазой оксида цинка. Таким образом, в апертуру возбуждающего излучения (диаметром 700 мкм) попадало тысячи кристаллитов. Формирующиеся под воздействием возбуждающего лазерного излучения экситоны испытывают поперечные взаимодействия в пределах одного кристаллита. Такие взаимодействия с экситонами соседних кристаллитов ослабляются аморфной фазой оксида цинка, расположенной между кристаллитами. Это в целом приводит к уменьшению интенсивности упругих взаимодействий в пленках наноразмерной толщины и, соответственно, к увеличению времени необратимой поперечной релаксации Т2. Второй причиной увеличения времени релаксации Т2 является уменьшение интенсивности упругих взаимодействий возбужденных резонансных частиц по мере уменьшения толщины пленки. Это связано с тем, что у частиц, резонансно взаимодействующих с возбуждающим лазерным излучением и находящихся в середине толщины пленки, вероятность упругих столкновений с окружающими их частицами выше, чем у частиц, находящихся вблизи поверхности пленки. Большие значения длины свободного пробега частиц, влияющей на интенсивность упругих взаимодействий этих частиц, приводят к увеличению толщины приповерхностного слоя пленки. По мере уменьшения общей толщины пленки увеличивается доля упругих взаимодействий частиц, находящихся в приповерхностном слое пленки, по сравнению с количеством взаимодействий всех частиц пленки, резонансно возбуждаемых лазерными импульсами. Таким образом, в более тонкой пленке отмечается уменьшение общего числа упругих взаимодействий резонансно возбуждаемых частиц, нормированных на единицу толщины сравниваемых пленок.
Экспериментально показана возможность двухфотонного возбуждения на свободных экситонах в тонких полупроводниковых пленках наноразмерной толщины и регистрации фемтосекундного ФЭ, частично рассеиваемого на оптических фоно-нах, при комнатной температуре. Предложена методика измерения времени необратимой поперечной релаксации Т2 в тонких пленках для резонансного перехода
Заключение
оксида цинка. Время релаксации T2 определялось по кривой спада интенсивности эхо-сигнала на фоне спадающей интенсивности сигнала самодифракции с ростом временного интервала между возбуждающими импульсами Т12. Для проведения измерений на этой кривой выбирались две точки на участке, в которых сигнал самодифракции равнялся нулю. По значениям интенсивности эхо-сигналов в этих точках и соответствующим им временным интервалам Т12 определялось значение времени релаксации T2 . По мере уменьшения наноразмерной толщины пленки
T2
Работа поддержана РФФИ (проект Х- 12-02-00736-а) и Единый заказ-наряд Ми-нобрнауки для Марийского государственного университета на 2012 2014 гг.
Summary
N.S. Vashurin, I.I. Popov, V.T. Sidorova, S.A. Stepanov, N.I. Sushentsov, S.E. Putilin, M.B. Belonenko. The Two-Plioton Excitation and Recording Peculiarities of a Femtosecond Photon Echo in Zinc Oxide Films of Nanoscale Thickness.
This work reports 011 the experiments 011 the two-photon excitation of a primary photon echo femtosecond signal in a zinc oxide semiconductor film of nanoscale (100, 600, and 800 11m) thickness at the quantum transition (corresponding to 400 11m) at room temperature. The photon echo was observed 011 free excit.ons. The echo signal partially weakened due to the scattering 011 the optical plionons was recorded at a wavelength of 800 840 11m. The nano-optical effect of the reduction of the environment irreversible transverse relaxation time (T2) with the decrease of the film thickness was detected. The established fact is connected, firstly, with the structural characteristics of the films under study and, secondly, with the decrease in the intensity of the longitudinal interactions between the excited particles along with the reduction of the film thickness.
Keywords: femtosecond photon echo, semiconductor films of nanoscale thickness, t.wo-phot.on excitation, free excitons, room temperature, optical plionons.
Литература
1. Kavokin A., Malpuech G., Gil B. Semiconductor microcavities: towards polariton lasers// MRS Internet J. Nitride Semicond. Res. 2003. V. 8, No 3. P. 1 25.
2. Pearton S.J., Norton D.P., Ip K., Heo Y.W., Steiner T. Recent advances in processing of Z11O // J. Vac. Sci. Teclinol. B. 2004. V. 22, No 3. P. 932 948.
3. Евсеев И.В., Рубцова Н.Н., Самарцев В.В. Когерентные переходные процессы в оптике. М.: Физматлит, 2009. 536 с.
4. Козлов С.А., Самарцев В.В. Основы фемтосекупдпой оптики. М.: Физматлит, 2009. 292 с.
5. Маныкин Э.А., Самарцев В.В. Оптическая эхо-спектроскопия. М.: Наука, 1984. 272 с.
6. Попов И.И. Фотонное эхо в молекулярном газе и методы оптической обработки информации: Дис. ... д-ра физ.-матем. паук. Казань, 2004. 239 с.
7. Moiseev S.A., Andrianov S.N. Multi-qubit. quantum memory integrated in quantum computer // Материалы Пятой междупар. науч. шк. «Наука и инновации 2010». Йошкар-Ола: МарГУ, 2010. С. 156 164.
8. Hillmann F., Voiyt J., Redlin H. Two-photon excited photon echo in CdS // Appl. Pliys. Lett. 2000. V. 77, No 25. P. 4181 4183.
9. Иваиии К.В., Леонтьев А.В., Лобков B.C., Никифоров В.Г., Сафиуллии P.M., Самарцев В.В. Фемтосекупдпая спектроскопия четырехволпового смешения в кристалле CdS // Учен. зап. Казап. уп-та. Сер. Физ.-матем. пауки. 2009. Т. 151, кп. 1. С. 90 94.
10. Залами,й В,В, Оптические свойства тонких слоев и наноструктур па основе GaN и ZnO: Дне. .. .д-ра физ.-матем. паук. Кишинев. 2006. 174 с.
11. Shim H.S., Han N.S., Seu J.H., Park S.M., Sung J. К. Nonlinear optical properties of ZnO // Bull. Korean Cliem. Soc. 2010. V. 31, No 9. P. 2675 2678.
12. Dai B.C., Xu S.J., Shi S.L., Xie M.H., Che C.M. Observation of both second-liarmonic and multiphot.on-absorpt.ion-induced luminescence in ZnO // IEEE Photon. Teclinol. Lett. 2006. V. 18, No 14. P. 1533 1535.
13. Meyer B.K., Alves H., Hufmann B.M., Kriegseis W., Furster В., Bertram F., Christen J., Hoffmann A., Strafiburg M., Bworzak M., Haboeck U., Rodina A.V. Bound exciton and donor-acceptor pair recombinations in ZnO // Pliys. Status Solidi B. 2004. V. 241. No 2. P. 231 260.
14. Martin R.M., Varma C.M. Cascade theory of inelastic scattering of light // Pliys. Rev. Lett. 1971. V. 26, No 20. P. 1241 1244.
15. Батурин H.C., Попов И.И., Путилии С.Э., Сутеицоо П.П., Степа,нов С.А. Метод контроля неоднородности структуры и толщины неорганической папоплепки ZnO в технике фотонного эха // Материалы Шестой междупар. науч. шк. «Наука и инновации 2011» Йошкар-Ола: МарГУ. 2011. С. 66 67.
Поступила в редакцию 09.11.12
Вашурин Никита Сергеевич аспирант кафедры конструирования и производства радиоаппаратуры. Поволжский государственный технологический университет, г. Йошкар-Ола, Россия: младший научный сотрудник научно-исследовательского сектора. Марийский государственный университет, г. Йошкар-Ола, Россия.
Е-шаП: nuMta.vashurinegm.ail.eum.
Попов Иван Иванович доктор физико-математических паук, профессор кафедры конструирования и производства радиоаппаратуры, Поволжский государственный технологический университет, г. Йошкар-Ола, Россия: главный научный сотрудник научно-исследовательского сектора. Марийский государственный университет, г. Йошкар-Ола, Россия.
Е-шаП: pupuvevulgateeh.net
Сидорова Вера Тагировна кандидат физико-математических паук, доцепт кафедры электромеханики, Марийский государственный университет, г. Йошкар-Ола, Рос-
Е-шаП: veranigQyandex.ru
Степанов Сергей Александрович аспирант кафедры электромеханики, Марийский государственный университет, г. Йошкар-Ола, Россия.
Е-шаП: 8Ырап_ maiMim.ail.ru
Сушенцов Николай Иванович кандидат технических паук, заведующий кафедрой конструирования и производства радиоаппаратуры, Поволжский государственный технологический университет, г. Йошкар-Ола, Россия.
Путилин Сергей Эдуардович кандидат физико-математических паук, старший научный сотрудник кафедры фотопики и оптоипформатики, Санкт-Петербургский национальный исследовательский университет информационных технологий, механики и оптики, г. Санкт-Петербург, Россия.
Е-шаП: аериШт вуапЯех. ги
Велоненко Михаил Борисович доктор физико-математических паук, профессор, Волгоградский институт бизнеса, г. Волгоград, Россия.
