Анизотропия магнитооптического поглощения в полупроводниковых многоямных квантовых структурах с примесными молекулами

  • Автор:
  • Специальность ВАК РФ: 01.04.10
  • Научная степень: Кандидатская
  • Год защиты: 2005
  • Место защиты: Пенза
  • Количество страниц: 115 с. : ил.
  • бесплатно скачать автореферат
  • Стоимость: 230 руб.
Титульный лист Анизотропия магнитооптического поглощения в полупроводниковых многоямных квантовых структурах с примесными молекулами
Оглавление Анизотропия магнитооптического поглощения в полупроводниковых многоямных квантовых структурах с примесными молекулами
Содержание Анизотропия магнитооптического поглощения в полупроводниковых многоямных квантовых структурах с примесными молекулами
Глава 1 ОСОБЕННОСТИ СПЕКТРА ПРИМЕСНОГО МАГНИТООПТИЧЕСКОГО ПОГЛОЩЕНИЯ В МНОГОЯМНЫХ КВАНТОВЫХ СТРУКТУРАХ С О'- ЦЕНТРАМИ
1.1. Энергетический спектр £г- центра в продольном по отношению к оси роста квантовой ямы магнитном поле
1.2. Зависимость энергии связи £Г— центра от величины магнитного поля в квантовой яме на основе ваАя/АЮаАэ (сравнение с экспериментом)
1.3. Расчет коэффициента примесного магнитооптического поглощения в многоямной квантовой структуре
Выводы к главе
Глава 2 ТЕРМЫ МОЛЕКУЛЯРНОГО ИОНА К2 В ПРОДОЛЬНОМ ПО ОТНОШЕНИЮ К ОСИ РОСТА КВАНТОВОЙ ЯМЫ МАГНИТНОМ ПОЛЕ
2.1. Дисперсионные уравнения, описывающие и и- термы в случае продольной и поперечной конфигурации Д~— центра в квантовой яме
2.2. Анизотропия энергии связи £>;- состояния в квантовой яме
2.3. Волновая функция ^-состояния для случаев продольной и поперечной конфигураций ££ - центра в квантовой яме
Выводы к главе
Глава 3 ОСОБЕННОСТИ ПРИМЕСНОГО МАГНИТООПТИЧЕСКОГО ПОГЛОЩЕНИЯ В МНОГОЯМНЫХ КВАНТОВЫХ СТРУКТУРАХ С И'ЦЕНТРАМИ
3.1. Расчет матричных элементов оптического перехода электрона из g- со-, стояния Г>2~- центра в гибридно-квантованные состояния квантовой ямы (продольная конфигурация Т>2 - центра)
3.2. Расчет матричных элементов оптического перехода электрона из состояния £>)- центра в гибридно-квантованные состояния квантовой ямы (поперечная конфигурация 1)2 - центра)
3.3. Дихроизм примесного магнитооптического поглощения и фактор пространственной конфигурации £>2 - центра
Выводы к главе
Заключение
Библиографический список используемой литературы
Селективно-легированные полупроводниковые квантовые ямы (КЯ) представляют большой интерес для исследования, так называемых О' и А* -состояний, соответствующих присоединению дополнительного электрона (дырки) к нейтральному мелкому донору (акцептору) [1-6]. Интерес к £>"(А+)
- состояниям в КЯ обусловлен тем, что в объемных полупроводниках такие состояния могут существовать только в неравновесных условиях, например, при фотовозбуждении [4]. В случае доноров, лежащих в КЯ, они могут существовать и в равновесных условиях, так как избыточные носители прибывают в КЯ при легировании барьерных слоев мелкими примесями. С другой стороны, энергия связи этих состояний существенно возрастает за счет размерного квантования. Так в ряде работ [7-10] проведено исследование А* - центров в КЯ на основе СаА.ч/АЮаАх. С помощью измерений эффекта Холла [7] и низкотемпературного прыжкового транспорта по А* - зоне [8] были определены энергетическое положение и боровский радиус А* - центров. Оказалось, что при ширине КЯ 15 нм энергия активации А* - центров значительно больше, чем в объемном материале. В работе [9] исследовались люминесцентные свойства А* -центров. Показано, что линия люминесценции, связанная с А* - центрами, является результатом излучательного перехода неравновесных электронов на А* - центр, подобно тому, как происходит излучательный захват
неравновесных электронов обычным акцепторным центром. Это обстоятельство позволяет использовать данные люминесцентного анализа для определения энергии активации А* — центров. По-видимому, впервые О"
- состояния наблюдались в работе [11] в селективно - легированных многоямных структурах СаАх/АЮаАя. Было обнаружено [11], что эффект гибридизации размерного и магнитного квантования приводит к росту энергии связи В' - состояний в несколько раз по сравнению с объемным
материалом. Возможность управления энергией связи - центров в магнитном поле позволяет, в принципе, изменять концентрацию носителей заряда в достаточно широких пределах вследствие экспоненциальной зависимости функции распределения от энергии вблизи уровня Ферми в КЯ [12]. В объемных полупроводниках возможности влиять на энергию связи электрона на примесном центре, прикладывая, например, внешнее электрическое поле, весьма ограничены. Это связано, в частности, с тем, что электрическое поле слабо возмущает состояния непрерывного спектра, из которых формируется локализованное состояние [12]. Иная картина наблюдается в квантовых гетероструктурах, сформированных на основе композитных полупроводников. Поскольку движение электронов в КЯ ограничено движением в плоскости слоев, то, прикладывая сравнительно небольшое внешнее электрическое поле, перпендикулярное слоям, можно вызывать передислокацию электронной волновой функции из одной КЯ в другую [13]. При этом происходит инверсия нижних энергетических подзон размерного квантования, и, как следствие, локализованное состояние, которое формируется главным образом из нижней подзоны, изменяет свою энергию связи и форму волновой функции [14]. Следует отметить, что передислокация электронных волновых функций в системе КЯ может происходить не только во внешнем электрическом поле, но и под действием магнитных полей [15]. Кроме самостоятельного интереса эффект модуляции энергии связи примесных состояний привлекает возможностью построения на его основе новых квантовых приборов с уникальными характеристиками [12]. Так, система КЯ может быть использована в качестве канала полевого транзистора, при этом одна из КЯ играет роль резервуара электронов [12]. В отличие от известных гетероструктурных полевых транзисторов, где резервуаром электронов является объем полупроводника, а время формирования канала определяется сравнительно медленными процессами диффузии и дрейфа, в рассматриваемом варианте прибора время формирования канала определяется временем туннелирования электронов из
F(1)fX,a) = [:Ц-(Z-r1'2)-ЛГ2|-[2ЛГ+1-УШ^2---1)Л'Й| +-(4Аг3-А^) + лгу ' зтл-а
2эт л-а
{2Ы + )со5{2Ыл-а)
*ш(2АГ + 1)я-.а зшл-а
(1.3.9)
здесь 1У=[А0] - целая часть числа Ап=ЦХ - ц2)1/2/л, величина ц
(- энергия связи О'— состояния, отсчитываемое от дна КЯ) определяется трансцендентным уравнением вида [А1]
Ь+1р 1 тц.
12РЛ 1ТвХР
1-ехр(-2|)
(1.3.10)
С практической точки зрения представляет интерес расчет коэффициента примесного магнитопоглощения света Кв(со) многоямной квантовой структуры с учетом дисперсии ширины КЯ. Будем предполагать, что в каждой КЯ структуры находится по одному О - центру в точке Яа =(0,0,0), а дисперсия ширины КЯ и =ь/ь (£ - среднее значение ширины КЯ) описывается распределением вида Р(и):
р(и)
0, если и< 0.5 или и >1.5;
(1.3.10)

Рекомендуемые диссертации данного раздела