Двухэкситонные корреляции и когерентные нелинейно-оптические эффекты в прямозонных полупроводниках и квантовых ямах

• Автор: Хоанг Нгок Кам
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 230 с. : ил.

Глава 1. Линейный режим в одночастичном и экситонном представлениях (обзор)
1.1. Одночастичное приближение
1.1.1 Энергетическая зонная структура
1.1.2 Оптический спектр независимых носителей
1.2. Экситон в объемных полупроводниках
1.2.1 Электронная структура
1.2.2 Экситонный оптический спектр
1.3. Учет спина квазичастиц
1.3.1 Точечная симметрия кристалла и вид блоховских амплитуд
1.3.2 Экситон в зонных структурах типа GaAs
1.3.3 Экситонный спин
1.4. Квазидвумерные квантовые ямы
1.4.1 Одночастичные состояния
1.4.2 Экситон в квантовых ямах
Глава 2. Экситонное представление системы парных возбуждений
2.1. Система спин-ориентированных носителей
2.1.1 Взаимодействие носителей с излучением
2.1.2 Кулоновское взаимодействие
2.2. Преобразование бозонизации
2.3. Экситонное представление
2.3.1 Экситонный гамильтониан
2.3.2 Гамильтониан экситон-фотонного взаимодействия
2.4. Система экситонов основного состояния
2 .5. Спин-сохраняющая и спин-меняющая компоненты межэкситонного
взаимодействия
2.6. Итог

Глава 3. Экситонная система в СиС1 и родственных структурах
3.1 Гамильтониан
3.2 Спин-зависимый потенциал межэкситонного взаимодействия
3.3 Биэкситон
3.4 Гайзенберговские уравнения движения
3.4.1 Циркулярно поляризованное поле
3.4.2 Линейно поляризованное поле
3.5. О небозевости экситонов
Глава 4. Когерентные перенормировки экситон-биэкситонного спектра в структурах типа СиС1
4.1. Введение
4.2. Оптический отклик третьего порядка в схеме «накачка-зондирование»
4.3. Стационарное «накачка-зондирование» и феноменологическая биэкситонная теория
4.4. Перенормировки спектра при циркулярной поляризации импульсов
4.4.1 Социркулярная поляризация: экситонный ОШЭ
4.4.2 Контрциркулярная поляризация: экситон-биэкситонный ОШЭ
4.5. Перенормировки спектра при линейной поляризации импульсов
4.5.1 Перпендикулярно-линейная поляризация
4.5.2 Параллельно-линейная поляризация
Глава 5. Когерентное ЧВС в квантовых ямах
5.1. Введение
5.2. Система экситонов тяжелых дырок
5.2.1 Гамильтониан
5.2.2 Биэкситон в квантовых ямах
5.2.3 Гайзенберговские уравнения движения для случая циркулярно поляризованных импульсов
5.2.4 Г айзенберговские уравнения движения для случая линейно поляризованных импульсов
5.3. Контрциркулярная поляризация: отсутствует ЧВС

5.4. ЧВС при социркулярной поляризации: эффекты межэкситонного взаимодействия
5.5. ЧВС при перпендикулярно-линейной поляризации: биэкситонные эффекты
5.5.1 Невырожденное ЧВС в квантовых ямах ZnSe при селективном возбуждении
5.5.2 Вырожденное ЧВС в квантовых ямах GaAs при учете состояний рассеяния
5.6. ЧВС при параллельно-линейной поляризации: комбинированные эффекты
5.7. Выводы
Заключение
Литература
Список публикаций по теме диссертации

d?® = dcv. Отличие в характере поглощения происходит только за счет того, что плотность состояний J2D(lS) имеет совершенно другой вид по сравнению с J(w) из (1.15). Действительно,
J2DH = [ Sf ô(Ee(kxy) + Eh(kxv) - hw) = -^(fiu - - лад).
J (АгД 7Г Tl
(1.43)
Таким образом, в экситонных масштабах энергий и длин коэффициент поглощения свободных носителей в квантовой яме имеет вид:
*2» = K°2jRy*al9{-hlJ ~Ед~ ftW/2^2). (1.44)
Очевидно, что спектр поглощения независимых носителей представляет собой серию ступеней, каждая из которых начинается от соответствующей энергии Ед + Й27г2п2/2д1ф Легко показать, что углы ступеней касаются графика квадратичного корня, описывающего спектр поглощения свободных носителей в трехмерном случае. Это неудивительно, так как по мере увеличения ширины квантовой ямы Ьг, ступени становятся ближе друг к другу и в пределе переходит в непрерывный спектр поглощения независимых носителей в объемном материале (рис. 1.8).
Предел бесконечно высоких стенок ямы служит хорошим приближением для понимания свойств состояний носителей в реальных квантовых ямах. В квантовой яме со стенками конечной высоты Vo волновые функции носителей являются синусоидальными волнами внутри ямы и убывающими экспонентами вне ямы [109]. Нижние состояния хорошо ограничены в яме с незначительным проникновением в барьер. Соответствующий энергетический спектр состоит из конечного числа дискретных уровней с Еп < V0 и континуума с энергией, большей Vq, который не представляет прикладного интереса. Нахождение дискретных уровней, число которых тем меньше, чем меньше Нп, является простой численной задачей. В случае неглубокой ямы с Vq << h2/цеЬ2 имеется всего один подуровень энергии, расположенный вблизи "верха"ямы.