Эффекты анизотропии и межчастичные обменные взаимодействия в полупроводниковых наноструктурах А2В6

• Автор: Кудинов, Алексей Валерьевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2008
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 256 с. : ил.

“Be what you would seem to be’ - or, if you'd like it put more simply - ‘Never imagine yourself not to be otherwise than what it might appear to others that what you were or might have been was not otherwise than what you had been would have appeared to them to be otherwise.”’
“I think I should understand that better,” Alice said very politely, “if I had it written down.”
Lewis Carroll
“Alice’s Adventures in Wonderland"
Оглавление
Введение
Глава 1. Оптическая спектроскопия спиновых явлений в наногетероструктурах на рубеже XX - XXI вв
1.1 Новые идеи и экспериментальные методики
1.1.1 Одиночные квантовые точки
1.1.2 Спектроскопия быстрой спиновой динамики
1.2 Полумагнитные полупроводники и наноструктуры
1.2.1 Структура и свойства твердых растворов (Сй,Мп)Те
1.2.2 Квантовые ямы с полумагнитными слоями
Глава 2. Экспериментальные подходы и методические вопросы
2.1 Экспериментальные методики, применявшиеся в работе
2.1.1 Спектроскопия поляризованной люминесценции наноструктур
2.1.2 Спектроскопия одиночных квантовых точек
2.1.3 Спектроскопия комбинационного рассеяния с переворотом спина
2.2 Эффекты нагрева светом в полумагнитных квантовых ямах
2.2.1 Нагрев, детектируемый по поляризации фотолюминесценции
2.2.2 Обсуждение возможных причин нагрева
2.3 Выводы к Главе
Глава 3. Анизотропия состояний валентной зоны и поляризованная люминесценция квантовых ям и квантовых точек
3.1 Оптическая и магнитная анизотропия одиночного трионного
состояния в КТ
3.1.1 Нулевое магнитное поле
3.1.2 Внешнее магнитное поле
3.2 Линейная поляризация фотолюминесценции из ЬСЯ в магнитном
поле, параллельном плоскости слоя
3.2.1 Образцы и экспериментальные результаты
3.2.2 Теория

3.2.3 Обсуждение результатов
A. Низкая симметрия и влияние подложки
B. Съ -возмущение: регулярное или хаотическое?
C. Анализ вкладов в угловые гармоники поляризации
D. Соотношения между гармониками и природа четвертой гармоники
E. Спектральные зависимости поляризации
F. Полевые зависимости поляризации и дырочного расщепления
3.3 Выводы к Г лаве
Глава 4. Спин-флип комбинационное рассеяние света в квантовых ямах CdTe/(Cd,Mn)Te: виды отклика, механизмы, промежуточные состояния
4.1 Реплики, механизмы и промежуточные состояния СФКР КЯ CdTe/(Cd,Mn)Te в поперечном и наклонном магнитном поле
4.1.1 Исследованные образцы и обзор спектров СФКР
A. Поперечное магнитное поле (геометрия Фойхта)
B. Наклонное магнитное поле
4.1.2 СФКР на зонных электронах
A. Профили возбуждения
B. Природа сигналов
C. Угловые зависимости интенсивности СФКР в фойхтовской геометрии
D. Реконструкция тензора дырочного g-фактора
4.1.3 СФКР на За?5 -электронах марганца
4.1.4 Комбинированный процесс СФКР
4.2 Эффект гигантского изменения интенсивности СФКР под действием дополнительной подсветки в сине-зеленой области спектра
4.2.1. Экспериментальные результаты
4.2.2. Обсуждение
4.3 Выводы к Главе
Глава 5. Магнитооптическая спектроскопия экситонов при сильном обменном взаимодействии между электроном и дыркой
5.1 Эффект Ханле и динамика спиновой поляризации в квантовых ямах
за взаимной диффузии компонентов гетеропары. Потенциальный профиль КЯ оказывается «смазанным», причем левый и правый интерфейсы отличаются друг от друга из-за наличия выделенного направления роста гетероструктуры (условно - слева направо) [88]. Это не только более или менее значительно меняет энергию размерного квантования частиц в КЯ, но и модифицирует магнитные свойства из-за их существенной зависимости от локальной концентрации ЛСМ (см. подраздел 1.2.1). Во-вторых, даже для КЯ с идеально резкими границами свойства полумагнитного барьера вблизи интерфейса отличаются от свойств соответствующего массивного полумагнитного полупроводника. В ближайших к интерфейсу монослоях ЛСМ имеют в среднем меньше магнитных соседей, чем в объемном кристалле. В КЯ Сс1Те/(Сс1,Мп)Те гетероинтерфейсы как бы «разрезают» антиферромагнитные спиновые кластеры, локально увеличивая магнитную восприимчивость [89]. С учетом отмеченных обстоятельств надежнее всего рассматривать величину спинового расщепления в таких КЯ как феноменологический параметр и измерять ее в эксперименте.
Если эффект гигантского спинового расщепления уровней в контексте настоящей работы можно считать «желательным», ибо именно на нем базируется эффективное усиление магнитного поля в наноструктурах с полумагнитными слоями, то эффект магнитного полярона следует причислить к «нежелательным». В основном его удавалось исключить подходящим выбором параметров КЯ. В частности, в КЯ СбТе/(С<1,Мп)Те при любых х магнитный полярон не формируется при ширине КЯ более 30 А [90]. Поэтому мы выбирали для исследования более широкие КЯ. В системе (Сё,Мп)Те/(Сс1,Мд,Мп)Те поляронный эффект ослабляется с увеличением ширины КЯ и с уменьшением х [75]. Следует указать также на специфический механизм формирования магнитного полярона во внешнем магнитном поле, приложенном в плоскости КЯ. Этот механизм играет особенно важную роль в тех образцах, в которых в нулевом или продольном поле магнитополяронный эффект отсутствует из-за динамического фактора, т.е. время формирования экситонного полярона больше времени жизни экситона. Тогда основой для поляронного облака может явиться равновесная намагниченность, накопленная в поперечном поле еще до момента генерации экситона в КЯ. При генерации экситона направление эффективного магнитного поля, локально действующего на ЛСМ, меняется, и намагниченность начинает прецессировать в новом суммарном поле и выходит из плоскости КЯ, что может привести к ряду эффектов [91]. В частности, в противоположность обычному подавлению поляронного эффекта магнитным полем, в
г92л
некотором диапазоне полей энергия магнитного полярона может возрастать [ ].