Циклотронные спин-флип возбуждения в двумерных электронных системах в режиме квантового эффекта Холла

• Автор: Ваньков, Александр Борисович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2009
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 134 с. : ил.

Содержание
Введение

1 Литературный обзор

1.1 Элементарные возбуждения в электронных системах

1.2 Квазидвумерные электронные системы

1.2.1 Внутризонные возбуждения

1.2.2 Межподзонные возбуждения

1.2.3 Кулоновское взаимодействие

1.3 Квазидвумерные электронные системы в квантующем магнитном поле

1.3.1 Целочисленный и дробный квантовые эффекты Холла

1.3.2 Магнетоэкситоны в двумерных электронных системах

1.4 Возбуждения многоэлектронных Л- комплексов
2 Образцы и экспериментальная техника
2.1 Одиночные СнАе/АЮаАн квантовые ямы
2.2 Экспериментальная методика
3 Исследование холловского ферромагнетика
3.1 Циклотронные возбуждения в холловском ферромагнетике и
3.2 Термодинамика холловского ферромагнетика и
4 Возбуждения барьерных комплексов и

циклотронная спин-флип мода в состоянии V = 1/3
4.1 Циклотронные возбуждения барьерных В~ комплексов
4.2 Циклотронная спин-флип мода в состоянии ;/ = 1/3
5 Циклотронные возбуждения в неполяризованных и частично поляризованных по спину состояниях КЭХ
5.1 Циклотронные спин-флип возбуждения в состоянии
КЭХ;
5.2 Циклотронные возбуждения в состоянии КЭХ V
Заключение
Список цитируемой литературы

Введение
Одним из наиболее актуальных и интенсивно развивающихся направлений в физике твердого тела уже несколько десятилетий является исследование полупроводниковых низкоразмерных электронных систем. В первую очередь, это связано с открытием принципиально новых фундаментальных физических явлений - целочисленного и дробного квантового эффекта Холла [1, 2]. Кроме того, достигнутый прогресс в области технологии приготовления образцов позволил уменьшить характерные размеры элементов полупроводниковых структур до масштаба, сравнимого с межатомным расстоянием, а число электронов, участвующих в работе полупроводниковых устройств, достигло нескольких десятков и даже единиц. Поэтому внедрение технологии столь высокого уровня оказалось тесно связано с развитием квантовомеханической теории низкоразмерных электронных систем. Специфика такого рода объектов заключается прежде всего в том, что их энергетический спектр во многом определяется размерным квантованием, связанным с ограничением движения носителей в пространстве. Кроме того, экранттрование кулоновского взаимодействия в системах пониженной размерности сильно подавлено. Эти факторы усложняют теоретическое моделирование процессов в таких системах и выводят на передний план экспериментальные методы исследования.
Ключевым требованием к экспериментальным образцам для изучения многочастичттых квантовых эффектов является высокая электронная подвижность. В этом смысле, оптимальными структурами для исследований являются полупроводниковые гетероструктуры, квантовые ямы на основе СаАц/АЮаАз, выращенные методом молекулярно-пучковой эпи-

1.3.2 Магнетоэкситоны в двумерных электронных системах
Прежде всего, необходимо подчеркнуть, что в двумерном случае квантующее перпендикулярное магнитное поле полностью подавляет континуум одночастичных возбуждений, отвечающий кинетической энергии, поэтому все возбуждения в магнитном поле являются коллективными. Рассмотрим квазидвумерную электронную систему, находящуюся в сильном магнитном поле в пределе, когда масштаб характерной ку-лоновской энергии много меньше циклотронной энергии е2/б1В Ьи>с. Пусть в основном состоянии электроны целиком заполняют один или несколько спиновых подуровней Ландау. В этом случае задача о спектре коллективных возбуждений системы может быть сведена к эквивалентной задаче двух тел, в которых возбуждения системы могут быть описаны как магнетоэкситоны [36, 37]. Магнетоэкситону можно сопоставить элементарный акт возбуждения, в котором один электрон переходит на пустой уровень Ландау па на заполненом уровне Ландау п остается дьтрка. Важной особенностью такой системы двух заряженных частиц в магнитном поле является существование у нее интеграла движения -обобщенного импульса:

гП(у1 + У2) - -(А2 - А,) —-Вх(г2 —п), (31)

где индексы 1 и 2 обозначают отрицательно и положительно заряженные частицы, Аг)2 - векторные потенциалы магнитного поля, Г1)2 - радиус-векторы частиц. Кроме того, эффектттвное расстояние между электроном и дыркой пропорционально величине обобщенного импульса: (Аг) = /д к х 2, где % - вектор нормали к 2П плоскости.
Если пренебречь электрон-электронттым взаимодействием, то энергия