Коллективные эффекты в системах одиночных и двойных квантовых ям

• Автор: Кулаковский, Дмитрий Валерьевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Черноголовка
• Количество страниц: 133 с. : ил.

ГЛАВА I. Литературный обзор.
§1.1 Экситопные состоянии в одиночных квантовых ямах
§1.2 Эффекты связанные с экситонами и экситонными комплексами в
двухслойных системах
§1.3 Кристаллическая фаза в системах с пространственно разделенными
электронами и дырками
§1.4 Выводы. Постановка задачи
ГЛАВА II. Свойства экситонных состояний в одиночных квантовых ямах СаАв/АЮаАз в присутствие квазидвумерного электронного газа.
§2.1 Постановка задачи
§2.2 Теория экранирования Линхарда
§2.3 Приближение локального ноля
§2.4 Сжимаемость системы
§2.5 Экранирование возбужденных экситонных состояний
§2.6 Температурная зависимость пороговой концентрации 2ДЭГ
ГЛАВА III. Экранирование и перестройка связанных состояний в двухслойных системах. Эффекты увлечения.
§3.1 Перестройка прямого экситона в системе пространственно разделсн-

ных экситонов и электронов
§3.2 Эффекты экранирования межслосвых экситонов
§3.3 Заряженные многочастичные комплексы: свойства непрямого
триона
§3.4 Увлечение экситонов электронами в двухслойной системе
§3.5 Экранирование эффекта увлечения
ГЛАВА IV. Решение задачи о спектре коллективных возбуждений в системах с кристаллической фазой.
§4.1 Разреженная система экситонов в двухслойной структуре
§4.2 Анализ дисперсионных зависимостей оптических и акустических
мод в нулевом магнитном поле
§4.3 Расчет магнитополевых зависимостей коллективных возбуждений
экситонного кристалла
§4.4 Изменение спектра при квантовом переходе кристалл-жидкость в
двухслойной экситонной системе
§4.5 Об особенностях коллективных возбуждений в реальных структурах
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Приложение
Приложение
Список литературы

Развитие технологий роста полупроводниковых квантовых наноструктур позволило создавать системы пониженной размерности высокого качества с заданными свойствами (гетеропереходы, квантовые ямы, квантовые точки и т.д.) и вызвало новую волну теоретических и экспериментальных исследований в данной области. Однако многие из существующих в настоящее время теоретических методов имеют достаточно серьезные ограничения. Так, для области малых концентраций носителей заряда в проводящих каналах таких систем, то есть для случая сильно коррелированного состояния, многие теоретические подходы вообще не применимы. Как правило, это связано с тем, что в большинстве методов вместо реального рассматривается потенциал взаимодействия, усредненный по пространству и задача сводится к “одпочастичной” без учета корреляционных эффектов.
Дальнодействие кулоповского потенциала и наличие заряженных объектов в системе приводят к важному эффекту твердотельной физики — эффекту экранирования потенциала. С ростом концентрации носителей заряда в полупроводнике экранирование кулоповского взаимодействия усиливается, что приводит к перенормировке всего энергетического спектра коллективных возбуждений. В частности, уменьшается энергия связи основного состояния экситона, смещаясь в область непрерывного спектра. Эта задача может быть решена путем вычисления экранированного кулоновского потенциала квазидвумерным электронным с помощью линдхардовской восприимчивости, которое отвечает случаю линейного
где е(<7) - статическая диэлектрическая функция в приближении хаотических фаз (см. формулу (23)).
Выражение для экранированного эффективного потенциала взаимодействия между электронами и кулоновским центром можно представить аналогично (35):
иа(г) = /<Ь:£/*"(г,л)|Ф(г,2)|2, (37)
что эквивалентно
*№) = £ Фр)и,с,(г, 2/»)|Ф(г, гр)2. (38)

Выделяя в (38) член для г к из суммы и полагая, что оставшиеся слагаемые посчитаны на предыдущем шаге самосагласованного расчета экранированного потенциала взаимодействия, получаем численную схему для расчета трехмерного экранированного потенциала6:
(г) - £ т(гр)и-'и-1{г,2р)Г1ф,2р)2 х
РФк )
X {гф*;)Г-1Ф(г,2*)|2}~1 • (39)
На основе уравнений (32)-(34) и (39) найдем энергию связи как функцию концентрации квазидвумерного электронного газа для первых двух возбужденных состояний (п = 2, т = 0 и п = 2, т = 1). Полученные результаты представлены на Рис. 5. Также на этом рисунке представлены зависимости энергии связи основного состояния, полученные численной диагопализацией (кривая 1) и вариационным методом (кривая 4) (см. §2.2).
6Следует заметить, что {/,сг,0(г,г^) - это иеэкраиированный потенциал I!(г, г^).

и-'и(г, 2к)
Т Ткг,и °>ГГ