Геометрия и оптические свойства квантовых точек с примесными центрами

• Автор: Туманова, Людмила Николаевна
• Шифр специальности: 01.04.05
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2007
• Место защиты: Пенза
• Количество страниц: 135 с. : ил.

Глава 1 Примесное поглощение света в структурах с квантовыми точками в форме эллипсоида вращения с Б~центрами
1.1 Дисперсионное уравнение электрона, локализованного на Б°-центре в квантовой точке в форме эллипсоида вращения

1.2 Анизотропия энергии связи Б'-состояния в несферической квантовой точке

1.3 Коэффициент примесного поглощения в структурах с несферическими квантовыми точками. Дихроизм примесного

поглощения света

Выводы к главе

Глава 2 Особенности оптических спектров примесного поглощения в структурах с дискообразными квантовыми точками
2.1 Дисперсионное уравнение электрона локализованного на Б°-центре в квантовом диске. Зависимость энергии связи Б'-состояния от характерных размеров квантового диска и координат примесного центра

2.2 Коэффициент примесного поглощения в структурах с квантовыми дисками

2.3 Спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения

света
Выводы к главе

Глава 3 Электрооптика структур со сферическими квантовыми точками, содержащими Б2'-центры
3.1 Дисперсионные уравнения, описывающие g- и и-термы в квантовой точке при наличии однородного электрического поля
3.2 Зависимость и и-термов от параметров потенциала конфайнмента и напряженности электрического поля
3.3 Коэффициент примесного поглощения света при оптических
переходах электрона между и и-термами
3.4 Зависимость спектров фотовозбуждения от величины
напряженности внешнего электрического поля
3.5 О возможности использования квантовой точки с Бг'-центром во внешнем электрическом поле в квантовых логических
устройствах
Выводы к главе
Заключение
Список авторских публикаций по теме диссертации
Библиографический список использованной литературы

Гетероструктуры с пространственным ограничением носителей заряда во всех трех измерениях (квантовые точки) реализуют предельный случай размерного квантования в полупроводниках, когда модификация электронных свойств материала наиболее выражена [1]. Электронный спектр идеальной квантовой точки (КТ) представляет собой набор дискретных уровней, разделенных областями запрещенных состояний, и соответствует электронному спектру одиночного атома, хотя реальная КТ при этом может состоять из сотен тысяч атомов. Таким образом, появляется уникальная возможность моделировать эксперименты атомов физики на макроскопических объектах. С приборной точки зрения, атомоподобный электронный спектр носителей в КТ в случае, если расстояние между уровнями заметно больше тепловой энергии, дает возможность устранить основную проблему современной микро- и оптоэлектроники — «размывание» носителей заряда в энергетическом окне порядка кТ, приводящее к деградации свойств приборов при повышении рабочей температуры. Кроме того, все важнейшие для применений характеристики материала, например время излучательной рекомбинации, время энергетической релаксации между электронными подуровнями, коэффициенты оже-рекомбинации и т.д., оказываются кардинально зависящими от геометрического размера и формы КТ, что позволяет использовать одну и ту же полупроводниковую систему для реализации приборов с существенно различающимися требованиями к активной среде[1].
В течение долгого времени во всем мире предпринимались попытки изготовления КТ и приборов на их основе «традиционными способами», например путем селективного травления структур с квантовыми ямами (КЯ)
[1,2], роста на профилированных подложках, на сколах [1,3], или конденсации в стеклянных матрицах [1,4]. При этом приборно-

з і

¥ Р2а-^^Ра,(ра,гаРа,(ра^а’Л])
. (1.3.11)
Рассмотрим случай, когда £>' -центр локализован в центре Ка = (0,0,0) несферической КТ. Вычисление производной в (1.3.11) с учетом (1.1.23) и
(1.3.2) даёт следующий результат
^рп(0,0;'/2)= ^ггі(со(0,0^!))оі)(0,0,0;0,0,0^г)в С0(о,0;,2)

(о>0; 72) = —-у ехр

рГ}2 + И> + —)
(1.3.12)
(і - е~2/) ^ (і - е'2т )
(1.3.13)
В (1.3.13) учтём, что
(і -е~2*‘У = £ехр[-2>^]5 (1.3.14)
и произведём замену переменной интегрирования У -ехр(-2/), тогда получим
С0{о,0-,У)=~^Б
2п:

(рц2 1 ,1
— + - + м>к,-
2 4

, (1.3.15)
здесь В(х,у) - бета-функция.
Сумму ряда в (1.3.15) можно вычислить, воспользовавшись формулой [87]

£В(х,у + ак)=В(у,х-а)' (1.3.16)
*=о
где Яел-> 0,Яе>’> 0и а> 0.