Поляризационная спектроскопия гетероструктур с асимметричными квантовыми ямами

• Автор: Гуревич, Алексей Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2007
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 110 с. : ил.

Глава 1 Обзор литературы и экспериментальные методики Ю
1.1 Оптическая анизотропия в плоскости гетероструктур с асимметричными квантовыми ямами
1.2 Методика спектральной эллипсометрии
1.3 Методика спектроскопии фотолюминесценции с поляризационным разрешением
Глава 2 Анизотропия в плоскости эффективных оптических
констант периодических гетероструктур ZnSe/BeTe
2.1 Гетеросистема гпБе/ВеТе
2.2 Измерение эффективных оптических констант периодических гетероструктур 2п8е/ВеТе
2.3 Анизотропия в плоскости эффективных оптических констант периодических гетероструктур 2п8е/ВеТе
2.4 Выводы
Глава 3 Собственные интерфейсные состояния в гетероструктурах
ZnSe/BeTe
3.1 Поверхностные уровни Тамма и их интерфейсный аналог
3.2 Оптические переходы между интерфейсными состояниями в гетероструктурах гпБе/ВеТе
3.3 Взаимодействие интерфейсных состояний на соседних гетерограницах
3.4 Излучательная рекомбинация носителей, захваченных в собственные интерфейсные состояния
3.5 Выводы

Глава 4 Анизотропия в плоскости спиновой релаксации электронов 92 в асимметричных квантовых ямах АЮаАв
4.1 Предсказание анизотропии в плоскости спиновой релаксации электронов в гетероструктурах без центра инверсии
4.2 Измерение времени спиновой релаксации по кривым деполяризации Ханле
4.3 Образцы с асимметричными квантовыми ямами АЮаАв
4.4 Наблюдение анизотропии в плоскости спиновой релаксации электронов в асимметричных квантовых ямах АЮаАв
4.5 Выводы
Заключение ЮЗ
Литература

С точки зрения создания новых приборов и материалов с уникальными свойствами, разработка технологий создания новых твердотельных наноструктур и изучение их физических свойств являются наиболее перспективными направлениями. В настоящее время значительная доля таких исследований связана с изучением полупроводниковых наноструктур. В качестве одной из причин устойчивого интереса именно к полупроводниковым нанокристаллам можно назвать существование широкого спектра возможностей для управления свойствами образующих полупроводников. Как известно, радикального изменения их свойств можно достичь путем варьирования состава полупроводниковых твердых растворов, изменения концентрации и типа примесей, изменением внешних условий - температуры, параметров освещения, напряженности внешних электрического и магнитного полей.
Ограничение движения свободных носителей в одном или нескольких направлениях приводит к эффектам размерного квантования, которые изменяют энергетический спектр электронов и дырок [1]. Это приводит к изменению оптических и транспортных свойств полупроводниковых наноструктур [2], и открывает дополнительную возможность эффективного управления свойствами наноструктур путем изменения их размеров.
На сегодняшний день технология молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ) позволяет в полной мере реализовать оба указанных преимущества полупроводниковых наноструктур. В частности, при осаждении монокристаллических полупроводников концентрация примеси может контролироваться с точностью до типичных фоновых показателей порядка 1014 см'3 [3]. Доли химических элементов в многокомпонентных полупроводниковых твердых растворах выдерживаются с точностью до десятых долей процента (см. например [4]). Недавно был продемонстрирован оптический прибор на основе двух туннельно-связанных квантовых ям. Прекрасно воспроизводимые от образца к образцу свойства прибора в значительной мере определялись эффективностью туннелирования электронов под барьер толщиной в два моноатомных слоя [5].
По-видимому, именно технологические достижения позволили в 90-х годах прошлого века получить первые результаты, указывающие на существование других, не известных ранее способов управления свойствами полупроводниковых наноструктур. Обобщая полученные результаты можно сказать, что при всех прочих равных условиях, свойства планарных гетерострукутр могут зависеть от того является ли точечная симметрия квантовых ям пониженной или нет. В частности, было обнаружено, что для гетероструктур с квантовыми ямами (КЯ) на основе широкозонных бинарных соединений

подложке может быть решена с помощью формализма матриц переноса, изложенного, например, в [8]. Такая задача может быть обобщена на случай отражения поляризованного света от системы анизотропный однородный слой - изотропная подложка. При этом, поскольку поверхность исследуемой структуры гпЗе/ВеТе имеет ориентацию (001), одна из главных осей тензора диэлектрической проницаемости слоя совпадает с направлением нормали к поверхности образца, а две другие оси тензора лежат в плоскости образца соответственно [15]. В случае, когда одна из двух лежащих в плоскости образца осей тензора диэлектрической проницаемости перпендикулярна плоскости падения, а другая -параллельна ей, р- и ь- компоненты поляризованного света отражаются от анизотропного образца независимо друг от друга. При такой ориентации осей тензора диэлектрической проницаемости гетероструктуры относительно плоскости падения, коэффициенты отражения Френеля от исследуемого образца имеют простой аналитический вид.
Вводя прямоугольную систему координат хуг таким образом, что плоскость падения совпадает с плоскостью хг, а плоскость ху параллельна поверхности образца (ось ъ перпендикулярна поверхности образца), можно записать для комплексных амплитудных коэффициентов отражения Френеля гр и г5 следующие выражения:
Здесь г01р и гПр - комплексные амплитудные коэффициенты отражения р-волны от
границ внешняя среда - анизотропный слой и анизотропный слой - подложка соответственно, ßp— набег фазы р-волны при прохождении через анизотропный слой,
г0ь, г1Ь и Д - то же самое для s-волны. В свою очередь:
г = — ^ £—
г_р_ ? ^ + гйргпР ехР(2/Д,) г, ’ г гт, +гп, ехр(2;Д) ' 1 + го./ш ехр(2/Д)
го1Р+Й2,ехр(2/Д,)
(2.1)
(2.2)