Transmission und Reflexion von elektromagnetischen Wellen an Halbleiterschichtstrukturen ( Fortgeschrittenenpraktikum 3 )

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1 AG Festkörpertheorie Fachbereich Physik Transmission und Reflexion von elektromagnetischen Wellen an Halbleiterschichtstrukturen ( Fortgeschrittenenpraktikum 3 ) 1. Aufgabenstellung Untersuchung des Transmissions- und Reflexionsverhaltens von elektromagnetischen Wellen an einer Halbleiterschicht 1. Untersuchen Sie die dielektrische Funktion von GaAs in der Umgebung der 1s- Exziton-Resonanz. 2. Untersuchen Sie den Transmissions- und Reflexionskoeffizienten einer GaAs-Schicht als Funktion der Frequenz (Energie) der elektromagnetischen Welle! 3. Untersuchen Sie die Interferenzeigenschaften von vor- und rücklaufenden Wellen in der Halbleiterschicht. 2. Vorbereitung Machen Sie sich mit der Theorie der Ausbreitung elektromagnetischer Wellen in dielektrischen Schichten anhand des beiliegenden Manuskripts und der dort gegebenen Literaturhinweise vertraut. Entwerfen Sie einen Ablaufplan zur Programmierung der elektrischen Funktion (5) sowie des Reflexions- bzw. Transmissionskoeffizienten (32). Alle numerischen Untersuchungen können vor Ort, an den Rechnern der AG Festkörpertheorie, im PC-Pool des Instituts oder auf eigenen PC s durchgeführt werden. Grundkenntnisse der Programmierung sind erforderlich. 3. Durchführung Zu 1. Erstellen Sie ein Computerprogramm zur Berechnung der dielektrischen Funktion (5). Stellen Sie den Real- und den Imaginärteil der dielektischen Funktion in der Umgebung der 1 s-exzitonresonanz als Funktion der Energie hω mit den in (33) gegebenen Parametern graphisch dar, hω = hω 0 5 me V, hω me V]. Untersuchen Sie den Einfluß der Dämpfung γ und der Oszillatorstärke f 0, indem Sie die vorgegebenen Werte verdoppeln bzw. halbieren! Zu 2. Erstellen Sie ein Computerprogramm zur Berechnung des Transmissions- und Reflexionskoeffizienten der GaAs-Schicht. Stellen Sie T und R in der Umgebung der GaAs-Exzitonenresonanz als Funktion der Energie hω dar, und diskutieren Sie das Verhalten. Zu 3. Vernachlässigen Sie zunächst den Oszillator-Beitrag in der dielektrischen Funktion (5) (berücksichtigen nur ε b ), und diskutieren Sie Transmissions- und Reflexionsverhalten in einem Energieintervall von hω = hω 0 50 me V, hω me V]. Welchen Bedingungen genügen die Energien, bei denen die Transmission minimal bzw. maximal und die Reflexion entsprechend maximal/minimal werden? Wie ist die Schichtdicke (möglichst minimal) abzuändern, damit T und R an der Resonanzfrequenz jeweils maximal/minimal werden? Überprüfen Sie das, indem Sie T und R graphisch darstellen! Stellen Sie T und R in diesen beiden Fällen graphisch dar unter Berücksichtigung des Oszillator-Beitrag in der dielektrischen Funktion (5). 1

2 4. Lichtausbreitung in Halbleiterschichtstrukturen 4.1. Grundgleichungen1, 2, 3] Maxwellgleichungen für Dielektrikum: wobei D = ε0 E + P Materialgleichung homogenes, isotropes Dielektrikum div D ( r, t) = 0 rot E ( r, t) = B ( r, t) (1) div B ( r, t) = 0 rot B ( r, t) = µ 0 D ( r, t), (2) einfachster Ansatz: P( r, t) = ε0 χ b E( r, t) (3) D( r, t) = ε 0 ε b E( r, t) ; mit εb = 1 + χ b (4) (χ-suszeptibilität, ε b -Dielektrizitätskonstante, Index b-background) Oszillator-Modell der dielektrischen Funktion 1, 3] Dipole im Dielektrikum werden als Ensemble von elastisch gebundenen Punktladungen aufgefaßt: f 0 χ χ(ω) = hω hω 0 + iγ, ε ε(ω) = ε b + χ(ω) (5) f 0 - Oszillatorstärke, ω 0 - Eigenfrequenz der Dipolschwingungen, γ - Dämpfung der Dipolschwingungen, dabei D( r, ω) = ε(ω) E( r, ω) (6) und Wellengleichung D( r, ω) = e iωt D ( r, t) - Fouriertransformation (7) aus Maxwell-Gleichungen (1) folgt die Wellengleichung in Medien bzw. nach Fouriertransformation (7) und mit (6) E( r, t) = µ 0 D ( r, t) (8) E( r, ω) = µ 0 ω 2 D ( r, ω) = ω 2 c 2 ε(ω) E( r, ω) (9) betrachten ebene elektromagnetische Welle, die sich in z-richtung ausbreitet, setzen o. B. d. A. E / E = ex E(z, t) = e x E+ e i(kz ωt) + E e i(kz+ωt) + c.c. }. (10) dabei sind E +/ die Amplituden der einlaufenden/auslaufenden Welle, k die Wellenzahl und ω die Frequenz der Wellen. Die Addition des konjugiert komplexen Anteils (c.c.) 2

3 sichert, daß das Feld reell ist. zugehöriges Magnetfeld B (z, t) = rote E x (z, t) = e y z = e y ik E+ e i(kz ωt) E e i(kz+ωt)] + c.c. } nach Integration (statische Felder werden vernachlässigt) B(z, t) = e y k ω E+ e i(kz ωt) E e i(kz+ωt)] + c.c. } (11) (12) einsetzen von (10) in (9) liefert ferner die Dispersionsrelation k 2 = ω2 ε(ω) (13) c2 Die Wellenzahl ist damit durch die dielektrische Funktion (5) bestimmt. Beide sind komplexe Größen. Führt man den komplexen Brechungsindex n 2 (ω) = ε(ω) ein, wird deutlich, daß der Realteil die Brechung und der Imaginärteil die Absorption der ebenen Wellen (10) beschreiben (siehe 3]) Ausbreitung elektromagnetischer Wellen in dielektrischen Schichten betrachten dielektrische Schicht der Dicke L: einlaufende Welle, E 0 vorlaufende W., E + transmittierte Welle, E T reflektierte Welle, E R rücklaufende W., E Vakuum ε = 1 Dielektrikum L/2 0 ε = ε(ω) + L/2 Vakuum ε = 1 z 3

4 Für die Felder in und außerhalb der Halbleiterschicht (Dielektrikum) ergibt sich: x L/2 E( r, t) = e x E0 e i(k 0z ωt) + E R e i(k 0z+ωt) + c.c. } (14) L/2 L/2 E( r, t) = e x E+ e i(kz ωt) + E e i(kz+ωt) + c.c. } (15) x L/2 E( r, t) = e x ET e i(k 0z ωt) + c.c. } (16) wobei k 0 = ω den Wellenvektor im Vakuum bezeichnet. Analoge Ansätze ergeben sich c für das Magnetfeld (12). Randbedingungen aus Maxwell-Gleichungen (1) folgen die Randbedingungen an der Grenze z g zweier Medien (1 und 2) E 1 (z, t) z=zg = E 2 (z, t) ; B1 (z, t) z=zgb2 (z, t) (17) z=zg z=zg für die Tangential- (Transversal-) Komponenten der elektromagnetischen Felder (14) - (16). An der Stelle z = L/2 erhält man E0 e ik 0L/2 + E R e +ik 0L/2 ] e iωt + c.c. = E + e ikl/2 + E e +ikl/2] e iωt + c.c. (18) Da die Randbedingung (18) für alle Zeiten gelten muß, folgt E 0 e ik0l/2 + E R e +ik0l/2 = E + e ikl/2 + E e +ikl/2 (19) Analog erhält man aus der Stetigkeit des Magnetfeldes (17) k 0 E0 e ik0l/2 E R e ] +ik 0L/2 = k E + e ikl/2 E e +ikl/2]. (20) Die entsprechenden Gleichungen für z = L/2 lauten: E + e +ik 0L/2 + E e ik L/2 = E T e +ik 0L/2 k ( E + e +ik L/2 E e ik L/2) = k 0 E T e +ik 0L/2 (21) (22) Bestimmung des Reflexions-/Transmissionskoeffizienten Die Gleichungen (19) - (22) stellen ein lineares Gleichungssystem zur Bestimmung der Amplituden E R, E T, E + und E dar, wobei die Amplitude der einfallenden Welle E 0 als gegeben anzusehen ist. Multipliziert man (21) mit k 0 und addiert/subtrahiert davon (22), ergibt sich 2k 0 E T e +ik 0L/2 = (k 0 + k) E + e +ik0l/2 ik L/2 + (k 0 k) E e 0 = (k 0 k) E + e +ik L/2 ik L/2 + (k 0 k) E e Nach Einführung des Reflexionsfaktors r an der rechten Grenzfläche r = E /E + = k k 0 k + k 0 e ikl = n 1 n + 1 eikl. (23) 4

5 erhält man für (23) E T = t E +, t = 2n n + 1 ei(k k 0)L/2, (24) wobei der komplexe Brechungsindex k(ω)/k 0 = n (ω) und der Transmissionsfaktor t eingeführt wurde. Für die aus den Randbedingungen bei z = L/2 folgenden Gleichungen (19) und (20) erhält man nach Multiplikation von (19) mit k 0 sowie Addition und Subtraktion in Analogie zu (23) und (24) 2E 0 e ik 0L/2 2E R e +ik 0L/2 = (n + 1) E + e ik 0L/2 + (1 n) E e +ik L/2 (25) = (n 1) E + e ik L/2 + (n + 1) E e +ik L/2, (26) und nach ersetzen von E + und E durch die Reflexions- und Transmissionsfaktoren (23), (24) E T = 4n e i(k k 0) L (n + 1) 2 (1 r 2 ) E 0 (27) E R = r e ik 0L (1 r 2 ) e ikl e ikl] E 0 (28) Als Transmissionskoeffizient/Reflexionskoeffizient der Schicht wird das Verhältnis der Energiestromdichten der transmittierten/reflektierten zu der einlaufenden Welle bezeichnet. Der Energiestromdichtevektor ergibt sich zu S( r, t) = 1 µ 0 E( r, t) B( r, t). (29) Mit (10),(11), (14) erhält man für die einlaufende Welle S 0 ( r, t) = ( e x e y ) S 0 ( r, t) = e y E 0 2 k 0 E0 e i(k0z ωt) + c.c. ] E 0 e ik0z ωt) + c.c. ] µ 0 ω 0 µ 0 c 2 cos2 (k 0 z ωt + ϕ) ; E 0 = E 0 e iϕ (30) Mittelt man den Energiestrom über eine Periode T = 2π/ω der Oszillation, folgt Ŝ0 = e y 2 E 0 2 µ 0 c t T 1 dt cos 2 (k 0 z + ϕ ωt ) T t }} 1/2 = e y E 0 2 µ 0 c (31) und damit der Reflexions-/Transmissionskoeffizient R = ŜR Ŝ 0 = E R 2 E 0 2 ; T = ŜT Ŝ 0 = E T 2 E 0 2. (32) Beide Koeffizienten hängen über (27), (28) von der Wellenzahl k und über die Dispersionsrelation (13) von der Frequenz ω der Lichtwelle ab. Ihr Frequenzverhalten ist in der Nähe der Eigenfrequenz ω 0 der Oszillatoren zu diskutieren. 5

6 Als Beispiel soll dazu die Exzitonresonanz in GaAs dienen. Exzitonen sind wasserstoffähnliche Bindungszustände von Elektron-Loch-Paaren im Halbleiter 3]. Als Parameter für die dielektrische Funktion sind zu verwenden 4]: ε b = 12, 55 ; hω 0 = 1, 515 ev ; γ = 50 µ ev ; f 0 = 1, 0375 m ev ; L = 3, 8µm. (33) 4.3. Zeitverhalten des transmittierten Feldes Den zeitlichen Verlauf des transmittierten Feldes E T (t) erhält man durch Fouriertransformation von (27) E T (t) = dω 2π eiωt E T (ω). (34) Das Spektrum des einlaufenden Feldes soll dabei ein Gaußpuls E 0 (ω) = Ê0e ( hω hω p) 2 /2σ 2 (35) mit der Zentralfrequenz ω p und der Breite σ sein. Den zeitlichen Verlauf des Eingangspulses erhält man durch Fouriertransformation in Analogie zu (34). Durch Interferenz von hin- und rücklaufenden Wellen in der Halbleiterschicht zeigt die zeitaufgelöste transmittierte Intensität I T (t) = E T (t) 2 ein oszillatorisches Verhalten, das auf einer langen Zeitskala bis zu 10ps im Experiment 4] verfolgt werden kann. Literatur 1] W. Greiner, Theoretische Physik, Band 3: Klassische Elektrodynamik, Harry Deutsch, Frankfurt ] J. D. Jacson, Klassische Elektrodynamik, de Gruyter, Berlin-New York ] H. Haug and S. W. Koch, Quantum Theory of the Optical and Electronic Properties of Semiconductors, World Scientific, Singapore, ] J. S. Nägerl, T. Reker, G. Böhne, and R. G. Ulbrich, Physica Status Solidi (b) 206, 357 (1998). Die Anleitung steht auf der Web-Seite der AG Festkörpertheorie de/lehre/foprakt/foprakt/index.html ( zum Download als dvi-, pdf- und ps-file zur Verfügung. Bei Fragen zur Vorbereitung und Durchführung bitte an Dr. G. Manzke wenden (Tel. 6923, guenter.manzke@uni-rostock.de). Alternativ kann auch die Aufgabe: Elektronische Zustände in Halbleiter- Quanten-Trögen bearbeitet werden. Die Anleitungen dazu sind unter den folgenden Adressen zugänglich: 6