Магнитооптика квазиодномерных и квазинульмерных полупроводниковых структур с примесными центрами

  • Автор:
  • Специальность ВАК РФ: 01.04.10
  • Научная степень: Кандидатская
  • Год защиты: 2002
  • Место защиты: Пенза
  • Количество страниц: 131 с. : ил
  • Стоимость: 230 руб.
Титульный лист Магнитооптика квазиодномерных и квазинульмерных полупроводниковых структур с примесными центрами
Оглавление Магнитооптика квазиодномерных и квазинульмерных полупроводниковых структур с примесными центрами
Содержание Магнитооптика квазиодномерных и квазинульмерных полупроводниковых структур с примесными центрами
Глава 1. Примесное магнитопоглощение света в полупроводниковой квантовой нити с параболическим потенциалом конфайнмента
3.1 1.2Энергетический спектр П* -центра
в продольном магнитном поле
1.3Сечение фотоионизации О' '-центров в случае продольной
поляризации света
1,4Сечение фотоионизации ГУ ’-цсшров в случае поперечной
поляризации света
Вьшоды к главе
Глава 2. Магнитооптика комплексов «квантовая точка - 1)<-,-нептр»
2.12.2Энергетический спектр комплекса «квантовая точка - ГУ~!-нептр»
в квантующем магнитном поле
2.3 Эффект «магнитного вмораживания» основного состояния
квантовой точки
2.4Квантово-размерный эффект Зеемана
Выводы к главе
Глава 3. Эффект увлечения одномерных электронов при фотоионизации примесных центров в продольном магнитном поле
3.1 3.2Расчет матричного элемента оптического перехода электрона
из основного состояния ’-цент ра в гибридно-квантованные
состояния полупроводниковой квантовой нити
З.ЗТок увлечения при фотоионизации [/-центров
в продольном магнитном поле
Выводы к главе
Заключение
Библиографический список использованной литературы

Магнитооптика низкоразмерных полупроводниковых систем (НПС) в настоящее время привлекает значительное внимание исследователей. В случае 2Б-электронного газа она оказалась весьма эффективным инструментом экспериментального изучения кулоновских корреляционных эффектов (обзор дан в [1]). Изучение спектров фотолюминесценции квантовых точек (КТ) в полупроводниковых гетероструктурах в зависимости от магнитного поля В позволило выявить фактор размерности при переходе от квазисостояния ОБ- к 2Г.)-магнитоэкситонным состояниям [2, 3]. Интенсивное развитие технологии 3-легирования стимулирует интерес к проблеме управляемой модуляции энергии связи примесных состояний [4] и, соответственно, управления энергиями оптических переходов. Эго важно, как с фундаментальной точки зрения, поскольку двойное квантование содержит ряд дополнительных возможностей исследования зонной структуры НПС, так и с точки зрения создания фотоприемников с управляемой рабочей частотой и чувствительностью в области примесного поглощения света. Действительно, примесные атомы и дефекты в полупроводниках являются не только центрами рассеяния и рекомбинации носителей заряда, но и что наиболее важно для приборных приложений, радикально влияют на физические свойства полупроводника, выступая в качестве легирующих до^шок. Энергия ионизации примесных атомов является в этом случае важным параметром, определяющим концентрацию свободных носителей заряда. Возможность управлять этим параметром открывает перспективу для изменения концентрации носителей заряда в полупроводниках в достаточно широких пределах вследствие экспоненциальной зависимости функции распределения от энергии вблизи уровня Ферми. В массивных полупроводниках возможности влиять на энергию связи электрона на

примесном атоме, прикладывая, например, внешнее электрическое поле, весьма ограничены. Эго обусловлено отчасти тем, что электрическое поле слабо возмущает состояния непрерывного спектра, из которых формируется локализованное состояние. Иная ситуация имеет место в НПС (обзор дан в [4]). Так, в случае полупроводниковых гетероструктур, сформированных на основе композитных полупроводников, движение электронов в квантовых ямах (КЯ) ограничено в плоскости, перпендикулярной к слоям. При наложении внешнего электрического поля, перпендикулярного слоям, возможен эффект передислокации электронной волновой функции из одной КЯ в другую [5]. 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 [6]. При этом величина внешнего электрического поля, необходимого для передислокации волновых функций и изменения энергии связи примесного состояния, существенно определяется параметрами гетероструктуры. Следует отметить, что принципиально важным моментом является возможность оптимизации этих параачетров с целью достижения максимальной передислокации волновых функций электронов в системе КЯ при минимальных значениях напряженности электрического поля. Наличие размерного квантования приводит к значительному сдвигу верхнего предела допустимых электрических полей по сравнению с соответствующими значениями для массивных полупроводников. Важным моментом является то, что передислокация электронных волновых функций в НПС может происходить не только во внешнем электрическом поле, но и под действием магнитных полей [7], электромагнитного излучения [8] или температуры [9]. С точки зрения приборных приложений эффект модуляции энергии связи примесных состояний
Поскольку рассматривается случай сильной локализации примесного электрона:
где А./;2 ш2т' £11г|/й2, то волновую функцию конечного состояния можно
взять в виде (1.2.5).
Эффективный гамильтониан взаимодействия с полем световой волны Ныв при наличии продольного по отношению к оси КН магнитного поля запишется как [А10]
где Я.0 = 1Е0 - коэффициент локального поля, учитывающий
увеличение амплитуды оптического перехода за счет того, что эффективное локальное поле ПЦ ЕсГ/ превышает среднее
постоянная тонкой структуры с учетом статической относительной диэлектрической проницаемости е; с — скорость света в вакууме; 10 — интенсивность света; ю - частота поглощаемого излучения с волновым вектором <7 и единичным вектором поляризации ёх; - оператор Гамильтона; |е| - абсолютное значение электрического заряда электрона; В - абсолютное значение магнитной индукции.
Для случая поглощения света продольной по отношению к оси КН поляризации = (0,0,1) эффективный гамильтониан (1.3.3) примет вид
•^2Хва1 » 1,
(1.3.2)
макроскопическое поле в кристалле

Рекомендуемые диссертации данного раздела