Магнитооптика квантовых проволок и сужений с D-- и D-2-центрами

  • Автор:
  • Специальность ВАК РФ: 01.04.10
  • Научная степень: Кандидатская
  • Год защиты: 2005
  • Место защиты: Пенза
  • Количество страниц: 117 с. : ил.
  • бесплатно скачать автореферат
  • Стоимость: 230 руб.
Титульный лист Магнитооптика квантовых проволок и сужений с D-- и D-2-центрами
Оглавление Магнитооптика квантовых проволок и сужений с D-- и D-2-центрами
Содержание Магнитооптика квантовых проволок и сужений с D-- и D-2-центрами
Глава 1 ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ СПЕКТР И МАГНИТООПТИЧЕСКИЕ
СВОЙСТВА и« - ЦЕНТРА В МИКРОСУЖЕНИИ
1.1 Дисперсионное уравнение электрона, локализованного на В0 - центре
в сечении узкого горла микросужения
1.2 Расчет сечения фотоионизации - центра в микросужении
1.3 Спектральная зависимость сечения фотоионизации. Фактор
геометрической формы микросужения
Выводы к главе
Глава 2 ТЕРМЫ ОДНОМЕРНОГО МОЛЕКУЛЯРНОГО ИОНА £<'> В ПРОДОЛЬНОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ
2.1 Энергетический спектр -центра в квантовой проволоке: g
и- термы
2.2 Дисперсионное уравнение электрона, локализованного на Б - центре
в сечении узкого горла микросужения
2.3 Эволюция у-ии- термов с изменением магнитного поля и
эффективной длины сужения
Выводы к главе
Глава 3 ЭФФЕКТ УВЛЕЧЕНИЯ ОДНОМЕРНЫХ ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ ФОТОИОНИЗАЦИИ £<->- ЦЕНТРОВ В ПРОДОЛЬНОМ МАГНИТНОМ
ПОЛЕ
3.1 Сечение фотоионизации -центра в квантовой проволоке
3.2 Расчет матричного элемента оптического перехода из £-состояния
центра в гибридно-квантованные состояния квантовой проволоки в квадрупольном приближении
3.3 Расчет плотности тока увлечения при фотоионизации Б^ - центров
в продольном магнитном поле
Выводы к главе
Заключение
Библиографический список использованной литературы
В последние годы резко возрос интерес к изучению магнитооптических свойств наноструктур, содержащих примеси [1-6]. Это обусловлено не только возможным многообразием прикладных аспектов [7], но и вследствие новой физической ситуации связанной с эффектом гибридизации размерного и магнитного квантования [8-11]. Действительно, эффект гибридизации спектра примесного поглощения света несет ценную информацию о зависимости энергии связи локализованного носителя от магнитного поля, [7] параметров наноструктуры и типа дефекта, что в принципе позволяет производить идентификацию примесей. Эксперименты показывают [12,13], что энергия связи примесных состояний существенно зависит от величины внешнего магнитного поля. Так, в случае Д(_) - центров в селективно легированных многоямных квантовых структурах ОаАв/АЮаАя наблюдается значительный рост энергии связи состояний в условиях гибридного
квантования [13]. В работе [12] впервые наблюдались так называемые Л*'*-состояния, соответствующие присоединению к нейтральному мелкому донору дополнительного электрона, в селективно-легированных многоямных структурах ОаАз/ОаА1А8. Такие состояния интересны и в астрофизическом аспекте в связи с тем, что - центр является твердотельным аналогом иона Я", свойства которого играют важную роль для объяснения непрозрачности атмосферы Солнца и подобных Солнцу звезд. Следует также отметить, что в массивных полупроводниках -состояния могут существовать только в неравновесных условиях. В случае, например, квантовой ямы они могут существовать в термическом равновесии за счет появления избыточных носителей при легировании барьерных слоев мелкими примесями. В работе [12] исследовались селективно-легированные примесью Б1 мультиямные
квантовые структуры ОаА8/ОаА1Аз со 150 периодами. Причем ширина
квантовой ямы составляла 100Л, содержание А1 ~ 25%, а концентрация Б1 в каждой яме ~101Осм'3. На рисунке 1 представлен спектр
magnetic field (T)
Рис.1 Спектр магнитофотопроводимости мультиямных квантовых структур GaAs/GaAlAs при Т=9К [12].
magnetic field (Т)
Рис.2 Зависимость энергии связи £>(_) -центра от величины магнитного поля [12].
У(р) =—соІ р2, (2.1.1)
где р < £; р,ф,г - цилиндрические координаты; т' - эффективная масса электрона; со0 - характерная частота удерживающего потенциала КП.
Пусть КП находится в продольном по отношению к ее оси магнитном поле с вектором магнитной индукции В = (0,0,В). Векторный потенциал магнитного поля А (г) выберем в симметричной калибровке
л-±М.
(2.1.2)
в результате получим, что А = (- уВ/2,хВ/2,0).
Для невозмущенных примесями одноэлектронных состояний в продольном магнитном поле гамильтониан в выбранной модели в
цилиндрической системе координат имеет вид
1 Э2 і ti (Ов д т
Эр) р2д(р2
.2 л
p2+Hz, (2.1.3)
2 д(р
где сой=ИВіт - циклотронная частота; |е| - абсолютное значение электрического заряда электрона; Нг = (- к21 (2т*)) Э2 /Э і2.
Тогда спектр гамильтониана (2.1.3) запишется как [8]
_ Йсо„т . і, сой /. і і н~к~
Епт1с — 1—(-/гсо0 Jl-t---—(2«+т|+1н
"•m’k О Л,~2 V II/ о* ’
2 7,2
ti2k
(2.1.4)
^,тд(р.ф.г) = -!-
1 и! 2 exp f P21 jm 1 fp2l
2тш, (л+|т|)! 1,2а2 J I V J и 12a,2 J
ехр (г'тф)ехр {ikz),
(2.1.5)
где « = 0,1,2,... - квантовое число, соответствующее уровням Ландау; т = 0,1,2,... - магнитное квантовое число; к - проекция квазиволнового
вектора электрона в КП на ось Oz; af - а2 /(2^1 + я4 /(4<з4)); а = ■yjk/(т* со0) ; ав = д/й/(т * сой) - магнитная длина; Т^(.г) - полиномы Лагерра [17].

Рекомендуемые диссертации данного раздела