Эффект позиционного беспорядка и примесное поглощение света в полупроводниковых структурах с квантовыми ямами и точками

• Автор: Зайцев, Роман Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Пенза
• Количество страниц: 110 с. : ил

СОДЕРЖАНИЕ
Введение
Глава 1. Примесное поглощение света в полупроводниковых структурах с квантовыми ямами
1.1 Введение
1.2 Локальные электронные состояния в полупроводниковой квантовой яме с параболическим потенциальным профилем
1.3 Сечение фотоионизации примесных центров в одиночной квантовой яме
Выводы к главе
Глава 2. Оптические свойства комплексов «квантовая точка -примесный центр», конденсированных в прозрачной диэлектрической матрице
2.1 Введение
2.2 Эффект позиционного беспорядка в квантовой точке с потенциальным профилем сферически-симметричной осцилляторной ямы
2.3 Коэффициент примесного поглощения света с учетом дисперсии размеров квантовых точек
Выводы к главе
Глава 3. О возможности использования многослойной структуры с полупроводниковой квантовой ямой в качестве модулятора интенсивности поверхностных акустических волн
3.1 Введение
3.2 Прыжковая проводимость по примеси в квантовой яме с параболическим потенциальным профилем
3.3 Глубина модуляции и эффективность модулятора на основе слоистой структуры ЫЫЬОз - 8ЮХ — 1п8Ь - 8ЮХ
Выводы к главе
Заключение
Библиографический список использованной литературы
ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время очень трудно представить современную физику полупроводников без структур пониженной размерности, включая сверх-решетки (СР), а также гетероструктуры с квантовыми ямами, нитями и точками. СР принято называть твердотельные структуры, в которых на носители заряда помимо периодического потенциала кристаллической решетки действует дополнительный потенциал, также периодический, но с периодом, значительно превышающем постоянную решетки. Наиболее существенной чертой СР является то, что дополнительный периодический потенциал может быть создан искусственно. При этом его параметры могут меняться в довольно широких пределах. Это позволяет рассматривать СР как вещества с управляемой зонной схемой, причем параметрам этой схемы можно придать значения, не реализующиеся ни в одном из известных веществ.
Идея создания СР принадлежит Келдышу [1]. Суть его идеи заключается в создании искусственного периодического потенциала с помощью периодической деформации образца в поле мощной стоячей ультразвуковой волны. В дальнейшем были предложены методы получения СР с помощью стоячей световой волны [2], дифракционной решетки [3], тонкой пленки с периодически изменяющейся толщиной [4]. Однако резкое возрастание интереса к СР произошло в 70-е годы после выхода работы Есаки и Тсу [5], предложивших создавать СР с помощью периодического чередования различных полупроводниковых нанослоев. Первая искусственная СР была выращена с помощью метода молекулярно-пучковой эпитаксии.
Физические свойства СР определяются их энергетическим спектром, который должен находиться из решения уравнения Шредингера (обзор дан в [6]). Последнее должно содержать как основной потенциал кристаллической решетки У0(г), так и дополнительный периодический потенциал

У5ь (г) . В общем случае получить решение такого уравнения практически невозможно. Однако, если учесть, что период У5Ь значительно превышает постоянную решетки, а его амплитуда, как правило, меньше амплитуды Уо, то для вычисления энергетического спектра СР можно использовать приближение эффективной массы. Такое приближение оправдано, поскольку влияние потенциала У§ь существенно лишь вблизи краев зон, где закон дисперсии можно считать квадратичным. Тогда уравнение Шредингера можно записать в виде
V = (!)

где тс(у| - эффективная масса электрона (дырки), которая полагается изотропной. В рамках указанного приближения волновая функция Т(?) имеет блоховский вид, а энергетический спектр носит зонный характер И определяется номером ЗОНЫ 3 И ВОЛНОВЫМ вектором к 2 . Получающиеся зоны представляют собой дальнейшее более мелкое дробление, энергетических зон основного кристалла вблизи их краев и поэтому их называют минизонами. Волновой вектор к, определяется в пределах первой минизоны Бриллюэна - п/й<к2<л/с1, где б - период СР.
Полная волновая функция носителей заряда в СР дается произведением ЧР(г) на модулированную блоховскую функцию в точке экстремума зоны. Энергетический спектр одномерных СР резко анизотропен:
Е = ^+Е,(к.), (2)

где = Кх + КИз (2) видно, что при заданных К± дисперсионная
кривая массивного полупроводника разбивается на минизоны Бриллюэна Е5(к2), разделенные минищелями при к2=0 и к7=±п/а. Следует отметить, что качественные особенности этого спектра характерны для любой формы
в результате будем иметь [А6]

Г І ЄХРІ
2ж V жХ £

Vl-exp(-2^)

2z ■ z0 exp(-£) - (z2 + z2]expC-2|)
Zjj(l-exp(-2£))
(1.2.15)
Для выделения в (1.2.15) расходящейся части воспользуемся известным интегралом [73]
. .... , гу»и , I- -ехр ,
(2я) q 2 2)2ж-p L0 )
тогда при z—>Zo, получим
_{мр
(1.2.16)
G{p,z0,z0,E;)= - —I---------ехр
2 т£0є0р

Jyexp

где/Й.л,)-
■$4 Vі - ехр(-2|)

ехР “ТУ
2л^~л:і}йЕа
fig,*,), (1.2.17)
1 - ехр(-£)
1 + ехр(-|)
(1.2.18)
Подставляя (1.2.17) в (1.2.7), получим уравнение для определения энергии связанного состояния в боровских единицах [А6]: