Магнитооптические эффекты в полупроводниковых наноструктурах с примесными центрами атомного и молекулярного типа

• Автор: Грунин, Александр Борисович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Пенза
• Количество страниц: 317 с. : ил.

Глава 1. Магнитооптические свойства -центров

в полупроводниковых наноструктурах (обзор).

1.1. £> ^ -состояния в полупроводниковых многоямных квантовых структурах и метод потенциала нулевого радиуса

1.2. Магнитооптика 2) ^ -центров в многоямных

квантовых структурах

1.3. Плазменные эффекты в магнитопоглощении света -центрами в квантовых ямах

1.4. Управляемая модуляция энергии связи примесных состояний в системе квантовых ям

1.5. Магнитостабилизированные многочастичные связанные состояния в полупроводниках

Глава 2. Дихроизм магнитооптического поглощения в

полупроводниковых многоямных квантовых структурах с £»"-центрами.

2.1. Энергетический спектр О' - центра в продольном по отношению

к оси роста квантовой ямы магнитном поле
2.2. Зависимость энергии связи £Г- центра от величины магнитного поля в
квантовой яме на основе СаА$1 АЮаАз (сравнение с экспериментом)
2.3. Коэффициент примесного магнитооптического поглощения в многоямной квантовой структуре (поперечная поляризация
света)
2.4. Коэффициент примесного магнитооптического поглощения в многоямной квантовой структуре (продольная поляризация
света)
2.5. Дихроизм поглощения и его эволюция с изменением величины магнитного поля
Выводы к главе

Глава 3. Фактор геометрической формы в спектрах примесного
магнитооптического поглощения квазиодномерных структур с £Г- центрами.
3.1. Энергетический спектр £Г - центра в квантовой проволоке в продольном магнитном поле
3.2. Сечение фотоионизации /Г- центров в квантовой проволоке в случае продольной поляризации света
3.3. Сечение фотоионизации £)"- центров в квантовой проволоке в случае поперечной поляризации света
3.4. Дисперсионное уравнение электрона, локализованного на £>°- центре
в сечении узкого горла микросужения
3.5. Расчет сечения фотоионизации £Г - центра в микросужении
3.6. Спектральная зависимость сечения фотоионизации. Фактор геометрической формы микросужения
3.7. Спектральная зависимость плотности тока фотонного увлечения одномерных электронов и его зависимость от величины магнитного поля
Выводы к главе
Глава 4. Дихроизм магнитооптического поглощения в
полупроводниковых квазинульмерных структурах с 9'-центрами.
4.1. Анизотропия энергии связи В~ - состояния в квантовой точке в магнитном поле
4.2. Расчет матричного элемента оптического перехода электрона из основного состояния £Г- центра в гибридно-квантованные состояния квантовой точки в случае продольной поляризации света
4.3. Спектральная зависимость коэффициента примесного поглощения системой квантовых точек, синтезированных в прозрачной диэлектрической матрице
4.4. Расчет матричного элемента оптического перехода электрона из основного состояния 2)"- центра в гибридно-квантованные состояния квантовой точки в случае поперечной поляризации света
4.5. Дихроизм примесного магнитооптического поглощения в квазинульмерных структурах
Выводы к главе

Глава 5. Анизотропия магнитооптического поглощения в
полупроводниковых многоямных квантовых структурах с примесными молекулами.
5.1. Дисперсионные уравнения, описывающие g- и и- термы в случае продольной и поперечной ориентации оси й2 - центра в квантовой яме
5.2. Анизотропия энергии связи £>"- состояния в квантовой яме
5.3. Волновая функция ^-состояния для случаев продольной и
поперечной ориентации оси Д~- центра в квантовой яме
5.4. Расчет матричных элементов оптического перехода электрона из g- состояния 02" - центра в гибридно-квантованные состояния квантовой ямы (продольная ориентация оси £>;- центра)
5.5. Расчет матричных элементов оптического перехода электрона из £- состояния £>2~- центра в гибридно-квантованные состояния квантовой ямы (поперечная ориентация оси £>;- центра)
5.6. Дихроизм примесного магнитооптического поглощения и
фактор пространственной конфигурации £>;- центра
Выводы к главе
Глава 6. Интерференционные эффекты в спектрах магнитооптического
поглощения квазиодномерных структур с примесными молекулами.
6.1. Энергетический спектр Ог - центра в квантовой проволоке:
g- и и- термы
6.2. Дисперсионное уравнение электрона, локализованного
на £)“- центре в сечении узкого горла микросужения
6.3. Эволюция g- и и- термов с изменением магнитного поля и эффективной длины микросужения
6.4. Сечения фотоионизации £>2 - центра в квантовой проволоке
в случае продольной и поперечной поляризации света
6.5. Спектральная зависимость сечений фотоионизации и
их зависимость от расстояния между И0- центрами и величины магнитного поля
6.6. Спектральная зависимость коэффициента примесного магнитооптического поглощения квазиодномерной структуры
с Р2‘-центрами
6.7. Расчет g- и и- термов £>2 - состояния в квантовой точке при наличии внешнего электрического поля
6.8. Эффект передислокации электронной волновой функции во внешнем электрическом поле. Модель кубита
Выводы к главе
Заключение
Библиографический список использованной литературы

внешнее электрическое поле может вызывать передислокацию электронной волновой функции из одной КЯ в другую [47]. При этом происходит инверсия нижних энергетических подзон размерного квантования и, следовательно, локализованное состояние, которое формируется преимущественно из нижней подзоны изменяет свою энергию связи и форму волновой функции [25]. Величина напряженности внешнего электрического поля, под действием которого изменяется энергия связи примесного состояния, определяется параметрами гетероструктуры (ГС) (например, высотой барьеров и шириной КЯ в МКС, диаметром КП и расстоянием между ними, характерным размером КТ и их концентрацией в матрице). С целью достижения максимального эффекта передислокации волновых функций электронов, например в МКС, необходимо выбирать параметры КЯ такими, чтобы в отсутствии электрического поля экстремумы энергетических подзон размерного квантования были близки друг к другу. Но в то же время, вследствие ограниченности движения электронов вдоль оси размерного квантования в МКС верхний предел допустимых электрических полей значительно возрастает по сравнению с соответствующим значением для объемного материала [4]. Управление электронной волновой функцией в МКС может осуществляться также под действием магнитных полей [48], электромагнитного излучения [49] или температуры [50].
В работе [4] в рамках метода эффективной массы теоретически исследовано влияние передислокации электронной волновой функции в МКС под действием внешнего однородного электрического поля на энергию связи примесного атома, потенциал которого выбирался в виде притягивающего 8-потенциала. Как известно, такой сильно локализованный потенциал примеси хорошо описывает характерные особенности глубоких уровней в полупроводниках. Авторами [4] было показано, что даже с учетом влияния только нижней подзоны размерного квантования на формирование примесного состояния энергия связи локализованного электрона сильно зависит от напряженности электрического поля, а также от положения