Магнитооптика и экситонное поглощение в тонких кристаллах и гетероструктурах на основе арсенида галлия

• Автор: Лукьянова, Наталья Владимировна
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 186 с.

Оглавление
Введение
Глава!. Аналитический обзор литературы.
1.1Экситоны в СаАз, экситонный поляритон
1.20сциллирующее поглощение, диамагнитные экситоны и зонная структура объемных кристаллов ваАз
1.3Квантовые ямы с СаАв, квантоворазмерные уровни энергии и
экситоны
1,40сциллирующее поглощение квантовых ям. Магнитное поле и 20-
структуры
Глава 2. Техника экспериментально исследования.
2.1 Образцы, методика их приготовления. Эффекты,
связанные с малой толщиной образцов
2.2 Магнито-спектроскопическая установка
2.3 Получение спектров поглощения из спектров пропускания и оценка физической толщины образца
2.4 Контурный анализ и обработка спектров на ЭВМ
Заключение по второй главе
Глава 3. Экспериментальные результаты.
3.1 Край поглощения “доквантовых” образцов и квантовых ям. Зависимость спектров от состояния образца
3.2 Магнитопоглощение “доквантового” Ста А 5 в широком спектральном диапазоне
3.3 Магнитопоглощение МСШ, конфигурация Фарадея
3.4 Магнитопоглощение МСШ", конфигурация Фохта
3.5 Температурные зависимости спектров дискретного экситонного поглощения в квантовой яме ]
Заключение но третьей главе
Глава 4. Анализ оптических, магнитооптических и температурных данных.
4.1 Спин-орбитально отщепленная валентная зона GaAs
4.2 Непараболичность зоны проводимости для структуры
с квантовыми ямами и объемного GaAs
4.3 Магнитооптические осцилляции и эффект Фано
4.4 Поглощение в увеличенных барьерах GaAs гетероструктур с многочисленными квантовыми ямами и интерфейсами,
' не имеющими поверхностного электрического ПОЛЯ
4.5 Экситон-поляритонное поведение края поглощения
тонких кристаллов GaAs “доквантовой” толщины
4.6 Температурное уширение экситонных линий поглощения
и поляритонные процессы в квантовых ямах (In,Ga)As/GaAs
Заключение по четвертой шве..-«««
Заключение: основные результаты, параметры GaAs,
вычисленные и уточненные в работе
Список литературы

ВВЕДЕНИЕ.
Данная работа посвящена, казалось бы, давно изученной проблеме -магнитооптике и экситонам в классическом, известном по многочисленным экспериментальным работам, материале арсениде галлия и в квантоворазмерных квазидвумерных системах на его основе. Вместе с тем есть несколько причин, почему мы опять обратились к этой теме и почему эта проблема все еще актуальна. Как известно, попытки наблюдения магнитооптического поглощения кристаллов ОаАБ берут начало еще в ранних 60-х годах, в том числе и в Советском Союзе, но многочисленные эксперименты, нацеленные на наблюдение этого явления на материале

невысокого - по современным меркам - качества (д,~ 10 см/Вс, п~10 см' ) не давали положительных результатов [1]. Это представлялось весьма неожиданным, если исходить из классических представлений о межзонных магнитооптических переходах, как эффектах, связанных с переходами между подзонами Ландау.
Первое экспериментальное исследование, где все же удалось наблюдать воздействие магнитного поля на структуру края поглощения, принадлежит Хобдену [2]. Позже первый, относительно подробный спектр осциллирующего магнитопоглощения в кристаллах СаАв, давший возможность расчета некоторых деталей зонной структуры этого материала, исследовал Рехен [3]. В экспериментах были использованы высокоомные образцы ОаАэ п-типа. Эти спектры были бедны по своей структуре из-за сильной компенсированности образца. В результате не было обнаружено никакой разницы между магнитооптическими спектрами при Т=2К и 77К, и анализ поглощения в магнитном поле был выполнен с использованием результатов, полученных при 77К. Образцы были приклеены на сапфировую подложку, что из-за различия коэффициентов термического расширения, приводило к значительному уширению максимумов осциллирующего магнитопоглощения (ОМП).

т/т*=1+:

= 1 + 2Р +

Е(Г,е)-Е' Е{Г1‘)-ЕК

(1.2.13)
2£„ 2? +
V г г 50
= 1 + 2ЛГ, +-
р2 / 1 р'2 г
3 № + 4» 3 ухпл- -Е, Е(г;)
Ер г 1 1
3 + 4уо
— +С'=
(1.2.14)
Здесь Её—энергетический зазор Г8-Г6° Аю—спин-орбитальное расщепление Г8У-Г7У; энергия отсчитывается относительно зоны Г8 и введены обозначения
Р=-(Р'2/6)[2(Е(ГО-Е/1+(Е(Г7с)-Е/1]+С,
Ы1=-(Р'2/6)[(Е(Г1е)-Е1-(Е(Гге)-Е1]-¥С
Ер=Р2.
Массы легких и тяжелых дырок тш и тнн можно записать в следующем виде [29]:
вдоль <100> т(/т1к=у,+2у2, т0/тЫг=у1-2у2;
вдоль <111> то/т[ь=у1+2уз, т(/ткН=уг2у3. (1.2.15)
В частности, если взаимодействие зоны Г/ с зонами симметрии Г} ограничено взаимодействием с ближайшей зоной этой симметрии, т.е. с зоной проводимости Г/, величину Ер можно выразить через параметры у и два других параметра Латтинжера к и q в виде [55]:
Ep=(Eg/3)(3+yl+4y2+6yз+6к-Зq/2) (1.2.16)
Параметр к играет роль -фактора дырки, он слегка отличается от параметра к, ответственного за зеемановское расщепление дырочных состояний: в
пренебрежении взаимодействием между зоной /У и далекими зонами симметрии Г5 для него применимо приближенное выражение
к=-(уг2угЗу3-2)/3-ц/2. (1.2.17)
Что касается параметра q, описывающего анизотропию спинового расщепления