Эффекты спин-орбитального взаимодействия в ультратонких полупроводниковых наноструктурах

• Автор: Кокурин, Иван Александрович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2015
• Место защиты: Санкт-Петербург, Саранск
• Количество страниц: 97 с. : ил.

Оглавление
Введение
1 Оптическая ориентация при фотонейтрализации ионов МгГ в квантовых ямах СаАз/ЛЮаАз
1.1 Введение
1.2 Оптические переходы Мп~ - зона проводимости
1.3 Спиновая ориентация носителей при возбуждении циркулярно поляризованным светом
1.3.1 Ориентация свободных электронов
1.3.2 Поляризация локализованных дырок
1.4 Спиновая и энергетическая релаксация электронов
1.5 Поляризация люминесценции термализованных носителей
1.6 Краткие итоги
2 Спектральные и транспортные свойства электронного газа в 1пА.ч-нанопроволоках
2.1 Введение
2.2 Модель и спектральная задача
2.3 Баллистический кондактанс и термоэдс
2.4 Определение параметра Рашбы

2.5 Влияние отсутствия центра инверсии у материала нанопроволоки .
2.5.1 Численная диагонализация
2.5.2 Баллистический транспорт
2.6 Краткие итоги
3 Ориентация электронных спинов током в квазиодномерной системе
3.1 Введение
3.2 Постановка задачи и модель
3.3 Система квантовых кинетических уравнений
3.4 Численные оценки величины эффекта и обсуждение возможной экспериментальной проверки
3.5 Краткие итоги
Заключение
Приложения
Список литературы

Введение
В последние десятилетия прогресс в полупроводниковой технологии определил основное направление развития современной физики полупроводников. Достижения технологов сделали возможным синтез нового класса полупроводниковых структур - низкоразмерных систем (наноструктур), в которых движение носителей заряда ограничено в одном или более направлених. Помимо хорошо известных квантовых ям, проволок и точек, получаемых эпитаксиальным ростом различных полупроводниковых соединений, в этом ряду следует также упомянуть и такие двумерные кристаллы (толщина их составляет один атомный слой) как графен (и его производные - углеродные нонотрубки и фуллерены), гексагональный нитрид бора (Ь-ВЫ), германен, силицен, фосфорен (монослои германия, кремния и фофора, соответственно), а также халькогениды переходных металлов.
Понижение симметрии в наноструктурах по сравнению с объемным материалом приводит к существенному изменению энергетического спектра носителей. Также размерное квантование оказывает существенное влияние и на явления, обусловленные наличием спиновой степени свободы. Исследовать спиновые явления важно не только с фундаментальной точки зрения, но и с точки зрения разработки новых приборов. Так, в спинтронике (электронике, использующей помимо зарядовой степени свободы носителей также и его спин) наличие у электрона (или дырки) собственного момента может быть использовано в квантовых вычислениях. В этом контексте также большое внимание исследователей привлекают полупроводники, легированные магнитными примесями, и низкоразмерные структуры на их основе.

Frequency (hv-Eg-EF=1-Ew)/|A|
Рис. 1.4: Степень круговой поляризации ФЛ из КЯ в зависимости от частоты воз-
буждения при рекомбинации электрона со дна двумерной подзоны и дырки в основном состоянии акцептора. Кривые соответствуют различной ширине КЯ. 1 - Ew~200 мэВ, /3 = 39.0 мэВ А; 2- Вш=100 мэВ, /3 = 19.5 мэВ А; 3- Ew=50 мэВ, /3 = 9.8 мэВ А |В*|=110 мэВ, |А|=2 мэВ, те = 4 • 10 12 с, тд = 5 • 10-12 с, то = 5 • 10 ~13с. Вертикальные прямые соответствуют частотам, при которых начинается возбуждение состояний cF = 2,3,4.
где индекс а обозначает набор квантовых чисел s, k, F = 1, тг, характеризующий состояние электрона и дырки. Разумно считать электроны и дырки релаксирую-щими независимо, тогда рпа‘ = pess, т,, где pess, - электронная матрица плотности непосредственно перед рекомбинацией. Дырочная матрица плотности имеет вид Ртгт' = так как мы считаем дырки не поляризованными. Множитель 1/
соответствует равной вероятности заселения состояний дырки с тд = 0, ±1 основного состояния F = 1. Согласно (1.31), (1.32) для электронов на дне подзоны (к —> 0) матрица плотности содержит только диагональные элементы.
Тогда воспользовавшись (1.38), (1-39), (1.5) и явным видом матричных элементов, получим для степени циркулярной поляризации люминесценции простое выражение
V = P0Pt. (1.40)
Таким образом, на краю возбуждения степень поляризации люминесценции