Спиновые и коллективные эффекты в гетероструктурах InAs/AlSb с квантовыми ямами

• Автор: Криштопенко, Сергей Сергеевич
• Шифр специальности: 05.27.01, 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 176 с. : ил.

Содержание
ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1 Сиинзависимые явления в двумерном электронном газе

обзор литературы

1.1 Спиновые расщепления в двумерном электронном газе.

1.2 Остаточная проводимость в гетсроструктурах пАбАЗЬ с одиночными квантовыми ямами.

1.3 Обменное усиление дфактора в двумерном электронном газе.

1.4 Коллективные возбуждения в режиме эффекта Холла. Экситонное

представление.

ГЛАВА 2 Спинорбитальное расщепление в квантовой яме

АЗЬпАзАБЬ в нулевом магнитном поле.

2.1 Приближение Хартри в узкозонных гетероструктурах.
2.2 Остаточная фотопроводимость в гетероструктурах 1пАзЛЬ с двойными квантовыми ямами.
2.3 Эффекты встроенного электрического поля и обменного взаимодействия в гетероструктурах 1пАзАЬ с одиночными квантовыми ямами.
ГЛАВА 3 Эффекты коллективного взаимодействия в магнитотранспортных экспериментах в квантовой яме АЬЛпАбАЬ с двумерным электронным газом.
3.1 Приближение ХартриФока в магнитном поле в узкозонных гетероструктурах.
3.2 Спектр квазичастиц в гетероструктурах 1пАзАЬ с одиночными квантовыми ямами.
3.3 Обменное усиление фактора квазичастиц в гетсроструктурах
1пААЬ с одиночными квантовыми ямами.
ГЛАВА 4 Спиновый резонанс в двумерном электронном газе в гетероструктурах пАбАБЬ.
4.1 Магнитоэкситонные возбуждения в двумерном электронном газе с
непараболическим законом дисперсии. Экситонное представление.
4.2 Энергия спиновых экситонов в коротковолновом и длинноволновом пределах в гетероструктурах ЬгАэАЬ с квантовыми ямами. Нару
шение теоремы Лармора.
4.3 Усиление дфактора двумерных электронов в гетсроструктурах
ЬАбАЮЬ.
ГЛАВА 5 Циклотронный резонанс электронов в гетероструктурах
ЫАбАЬ с квантовыми ямами.
5.1 Исследование ЦР в гетероструктурах 1пААЬ с одной заполненной подзоной размерного квантования.
5.2 Исследование ЦР в гетероструктурах 1пААЬ с двумя заполненными подзонами размерного квантования.
5.3 Влияние обменного взаимодействия на энергию поглощения в циклотронном резонансе в гетероструктурах 1пАбАЬ с квантовыми ямами. арушение теоремы Кона.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Список цитируемой литературы


Большинство “одноэлектронных” спин-зависимых явлений в 2D полупроводниковых системах вызваны спиновым расщеплением энергетического спектра носителей в отсутствие магнитного поля. В полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми ямами (КЯ) данное расщепление электронных состояний вблизи дна зоны проводимости линейно по квазиимпульсу. Исключения составляют КЯ с гетерограницами InAs/GaSb и КЯ на основе HgTe, в которых вклад Р>- состояний объёмных материалов в формирование нижней подзоны размерного квантования может значительно превосходить вклад |5>- состояний, в результате подзона размерного квантования оказывается подзоной “дырочного” типа. Для того чтобы два спиновых состояния частицы с одним и тем же волновым вектором к в плоскости структуры имели в отсутствие магнитного поля разную энергию, необходимо отсутствие центра инверсии в системе. Есть две наиболее известных причины, по которым 2D системы не обладают центром пространственным инверсии. Первая - его отсутствие в объёмных материалах, из которых выращена гетероструктура. Эта объёмно-инверсионная асимметрия (Bulk Inversion Asymmetry, BIA) имеет место в полупроводниковых соединениях А3В5, АзВб, теллуре, однако она отсутствует у алмазоподобных полупроводников Si и Ge. Двумерные системы, выращенные из материалов с BIA, также не обладают центром инверсии и, следовательно, спиновое вырождение в спектре носителей в них снято. Второй причиной отсутствия центра инверсии в гстсроструктурах является структурно-инверсионная асимметрия (Structure Inversion Asymmetry, SIA). Она заключается в том, что система может быть несимметрична макроскопически: направления по и против оси роста могут быть неэквивалентными. Это может быть связано с различием материалов барьеров сверху и снизу от КЯ или с присутствием электрического поля, направленного поперёк плоскости гетероструктуры. SIA может иметь место в гстсроструктурах, выращенных из любых полупроводниковых материалов. Zyk) и U(z)~ оператор кинетической энергии (квадратичный по А) и гетеропотенциал, зависящие от координаты вдоль оси роста z, а Ню{к)- оператор спии-орбитального взаимодействия, зависящий от параметров спина и импульса. Из инвариантности системы по отношению к инверсии времени следует, что Hs0 (a) может содержать только нечётные по к слагаемые, то есть иметь вид Ню[к)сс &,кт, ё,к,к;кт и т. Паули (I = х, у, z). ZA. Здесь ? Среды, в которых есть отличные от нуля компоненты такого тензора, называются гиротронными. К» = S(A. A/sin«! Здесь (рк - угол между вектором к и осыо X. Сда. Это означает, что у псевдовектора ? Нш(i)= a[oxkr - atk,) = a(axk. Этот вид гамильтониана впервые был предложен Рашбой [] для объёмных полупроводников со структурой вюрцита, имеющих винтовую ось (направление z). Позднее в работах [-] было отмечено, что SIA в двумерных системах приводит к спин-орбитальному взаимодействию такого же вида. BIA отражает отсутствие центра инверсии в кристаллической структуре объёмного полупроводника, из которого выращена двумерная система. Поэтому гамильтонианы спин-орбитального взаимодействия, индуцированного BIA, различаются для КЯ, выращенных вдоль разных кристаллографических направлений. ЬФї - )+- v )+(кі - *;)]. Здесь К = (k,kj - трёхмерный волновой вектор электрона, у- постоянная, а х j| [0J, у || [0], z || [1]- кубические оси кристалла, а х, у, z - единичные вектора в соответствующих направлениях. Данный гамильтониан был получен в работе Дрессельхауз []. В двумерных системах из-за размерного квантования компонента квазиимпульса вдоль оси роста в гамильтониане заменяется оператором. JI [1], к. Здесь р - единственная линейно-независимая компонента псевдотензора Д в двумерных системах с В1Л (симметрия таких сред Did)’. Р = -у(к]). Гамильтониан в форме (1. Дьяконова и Ка-чоровского []. Если КЯ выращена не вдоль кубической оси, то оператор спин-орбитального взаимодействия будет иметь иной вид. Например, в симметричных (3)-гетероструктурах имеется только одна плоскость отражения, а именно (1 ). Точечная группа симметрии таких систем Cs. Такой же вид (1. Если КЯ несимметрична, то Ню = Нш + Нш, где второе слагаемое во всех случаях одинаковое.