Оптический отклик открытых полупроводниковых квантовых точек

• Автор: Королев, Никита Викторович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2013
• Место защиты: Воронеж
• Количество страниц: 119 с. : ил.

Оглавление
Введение
1 Современное состояние физики и технологии коллоидных квантовых точек
1.1 Технологические методики синтеза квантовых точек
1.2 Теоретические подходы к описанию энергетической структуры квантовых точек
1.3 Открытые квантовые системы: квазистационарный спектр
1.4 Диэлектрическая проницаемость гетерогенных систем
Цель и задачи
2 Энергетическая структура открытой сферической квантовой точки
2.1 Дельта-потенциал и граница открытой квантовой точки
2.2 Квазистационарный спектр электрона
2.3 Дырочный спектр в квантовых точках со структурой цинковой обманки
2.4 Электронно-дырочное взаимодействие: формализм теории возмущений
2.5 Интеграл перекрытия и радиационные переходы: приближение медленных огибающих функций
Основные результаты и выводы
3 Стационарный оптический отклик слабо-упакованных ансамблей коллоидных квантовых точек
3.1 Поляризуемость полупроводниковой квантовой точки:
стационарный отклик в монохроматическом поле

3.1.1 Квазирезонансное взаимодействие двухуровневой системы в экситонном режиме с электрическим полем
3.1.2 Релаксация энергии в трехуровневой квантовой точке
типа «каскад»
3.2 Приведенная поляризуемость и диэлектрическая проницаемость гетерогенной системы «квантовая точка/матрица»
3.3 Линейные спектры поглощения ансамблей гомогенных коллоидных квантовых точек и систем типа «ядро-оболочка»
3.3.1 Исследуемые образцы: экспериментальная методика
синтеза
3.3.2 Интерпретация спектров поглощения ансамблей
квантовых точек Сй8/гп
3.3.3 Оптический отклик монодисперсных ансамблей
квантовых точек СбБе: теория и эксперимент
Основные результаты и выводы
Заключение
Список литературы

Введение
Актуальность темы
Среди систем пониженной размерности уникальными свойствами обладают квантовые точки (КТ), занимающие положение в иерархии структур из промежуточных элементов между молекулярными или кластерными системами и «объемными» кристаллами. Уникальность свойств КТ связана с атомоподобным спектром и, как следствие, качественными квантоворазмерными особенностями физических величин, определяющих оптический отклик и транспортные свойства КТ и их ансамблей.
Изучение КТ как самостоятельного объекта научных исследований, направленное на понимание квантово-размерных зависимостей в энергетической структуре, началось в начале 80-х годов совместно с развитием синтеза полупроводниковых нанокристаллов в стеклах. Наиболее информативным инструментом в исследовании энергетической структуры оказались методы оптической спектроскопии, которые выявили основные спектральные особенности рассматриваемых систем. Однако в течение продолжительного периода углубленное исследование спектра КТ сталкивалось с проблемой отсутствия доступных высококачественных образцов. Решение этой проблемы было дано в 1993 году с разработкой коллоидного синтеза монодисперсных ансамблей КТ Сб8е в ТОРО (триоктилфосфиноксид).
Теоретическое рассмотрение подобных систем проводилось в рамках различных методов: приближения эффективных масс, сильной связи и псев-

В рассматриваемой сферически симметричной системе гамильтониан стационарного уравнения Шредингера в приближении эффективных масс без учета спина имеет стандартный вид

Н = -^-А^г + и(г). (2.3)
2 т(г)
Выберем постоянные значения эффективных масс внутри КТ и в матрице
г<г0;

В виду сферической симметрии КТ решение уравнения Шредингера можно записать как произведение радиальной компоненты Щ (г) и угловой компоненты, а именно сферической функции
%Дг,М = Я/№/т(М, (2-4)
где I нт - орбитальное и магнитное квантовые числа, соответственно. Разделение переменных (2.4) позволяет выделить уравнение Шредингера для радиальной компоненты
<г2д,(г) | 2 дг,(г), Г 2 ;(/+!)
с1г2 Г с!г { г
Л,(г) = 0,
общее решение которого в области КТ и матрицы представляет собой суперпозицию сферических функций Бесселя первого и второго рода [127]:
р ( Г С и (V) + с2?7, (к А ^ < г0;
к‘ [сзу, (к2г) + с4т]1 (к2г), г >г0.
Из условия сходимости волновой функции для слабо сингулярных потенциалов в точке г — 0 следует, что С2 = 0, а условие отсутствия отраженной волны на бесконечности позволяет положить С4 =г'С3. Тогда, волновая функция (2.5) примет вид
о (лс'к1АЛ г^г0’
В (2.6) использовано соотношение для сферических функций Ханкеля первого рода А® (г)
= У/(г) +г77/(2) [127]. Исходя из непрерывности волновых