Особенности спектров фотолюминесценции и фотовозбуждения квантовых молекул с D-2 — центрами во внешних электрическом и магнитном полях

Развитие техники двойного селективного легирования стимулировало интерес к оптическим свойствам полупроводниковых наноструктур, содержащих н~- подобные примесные центры и их молекулярные комплексы. Так, в настоящее время возможно получение квантовых ям ОаАз/АЮаАз, содержащих стационарные а± и £г — центры [1,2]. Вследствие этого в последние годы активно изучались транспортные, оптические и магнитные свойства таких структур [3,5]. В работе [6] было показано, что наряду с одиночными а± центрами в квантовых ямах ОаАз/АЮаАэ существуют их спаренные, молекулярные состояния, которые проявляются в наличии второго пика фотолюминесценции (ФЛ), связанной с а± центрами. Ранее в работе [5], посвященной тонкой спиновой структуре а± центра в квантовых ямах СаАБ/АЮаАБ шириной 160 А, линия ФЛ, находящаяся ниже по энергии от линии а± центров примерно на 2,5−3 мэВ, авторами была приписана связанному экситону. Однако дальнейшие исследования структур с двойным селективным легированием, содержащих а± центры, позволяют предложить иную интерпретацию природы этой линии. В работе [6] приведены данные, свидетельствующие в пользу того, что линия ФЛ с меньшей энергией соответствует излучательному переходу фотовозбужденного электрона на спаренное состояние двух близко расположенных а± центров, образующих единую молекулярную структуру. Образование спаренного, молекулярного, состояния двух положительно заряженных центров может быть энергетически выгодным только при наличии притягивающегося потенциала. По мнению авторов работы [6], такой потенциал образуется благодаря поляронному эффекту, который играет важную роль в полярных полупроводниках типа А" вУ1, определяя целый ряд их энергетических и структурных свойств. В слабо полярных полупроводниках типа А111 Ву полярный эффект заметно проявляется только вблизи резонанса. Так, например, магнито — полярный резонанс для двумерных В~ - центров был хорошо изучен как теоретически, так и экспериментально [6]. Но вследствие большей эффективной массы дырок поляронный эффект в квантовых ямах GaAs/AIGaAs может играть определяющую роль в возникновении молекулярного состояния а± центров, что впервые продемонстрировано в работе [6]. Структуры квантовых ям GaAs/Alo.35 Gao^As изготавливались так же, как и в [5], методом молекулярнолучевой эпитаксии в кристаллографическом направлении роста (100) с шириной квантовых ям 180 А. Для получения стабильных а± центров определенной концентрации применялся метод двойного селективного легирования атомами бериллия. Были выращены три структуры с поверхностной концентрацией а± центров 1.5-Ю10, 6-Ю10 и 1.8−1011 см «2. Спектры циркулярно поляризованной ФЛ образца с поверхностной концентрацией 1.5 • 1010 см ~2, снятые при Т = 4.2 К в магнитном поле ~ЗТл (рис.1), согласуются с результатами, полученными в работе [8].

Л Г.

1.0.

0." и с.

•з.

1= 0.6 к с 0.4.

0.2.

0.0 а п V.

1.520 1.525 1.530.

Energy, eV.

Рис. 1. Спектры циркулярно поляризованной фотолюминесценции образца с концентрацией Л±центров п = 1.5 — Ю10см2 в магнитном поле ~ 3 Тл, сплошная кривая — сг+, пунктир — Т = 4.2 К [6].

В спектрах четко различаются две линии: правая линия заметно поляризована и при этом практически не расщеплена по энергии. Интенсивности составляющих левой линии с противоположными направлениями циркулярной поляризации почти равны, но имеют заметное энергетическое расщепление. Поляризационные свойства правой линии соответствуют излучатслъному переходу электрона на изолированный, парамагнитный в слабых магнитных полях а±центр, спиновые свойства которого были теоретически и экспериментально изучены в работе [5]. Что касается левой линии, то предпологаем, что она является результатом рекомбинационного процесса с участием фотовозбужденного электрона и одной из двух обменно-взаимодействующих дырок с противоположными спинами +3/2 и -3/2, находящимися в едином молекулярном состоянии двух близко расположенных А± центров ((Л+)2 — состоянии). Поскольку полный момент 3 такого состояния равен нулю, его дырочные уровни в магнитном поле не смещаются, и вероятность захвата фотовозбужденного электрона этими дырками одинаковая. Поэтому интенсивность электронных переходов на это (Л+)2- состояние в магнитном поле определяется только электронным спиновым расщеплением, которое даже в максимальном магнитном поле наших экспериментов 4Тл не превышает кТ. В результате количество электронов с противоположными спинами оказывается практически равным, интенсивность переходов, как и амплитуды линий с разными поляризациями, также оказывается равной. Однако следует учесть, что после рекомбинации дырки, например со спином +3/2, остается другая дырка со спином -3/2, энергия которой в магнитном поле изменяется на 3/2^/, В (здесь g??1 — g-фактор дырки). Поэтому в спектре ФЛ переход с одной поляризацией будет сдвинут от перехода с другой поляризацией на величину 3/2xoghBТаким образом, спектр поляризации ФЛ, обусловленный излучательной рекомбинацией молекулярного а± центра, будет состоять из двух линий примерно равной интенсивности, поляризованных противоположным образом и сдвинут относительно друг друга. Наблюдаемая в эксперименте величина энергетического расщепления соответствует £-фактору дырки g¡-¡-я0.6, что совпадает с литературными данными для основного состояния локализованных дырок в таких квантовых ямах [8].

Вероятность образования молекулярных (Л+)2 -состояний, очевидно, должна зависеть от концентрации легирующей примеси. Действительно (см. рис. 2), при повышении концентрации легирующей примеси интенсивность линии ФЛ атомарных а± центров уменьшается, а интенсивность линии с меньшей энергией квантов увеличивается. При больших концентрациях легирования, приближающихся к перекрытию волновых функций всех л± центров, линия ФЛ, связанная с атомарными а±центрами, практически не видна и остается лишь широкая линия с меньшей энергией квантов. Такое поведение амплитуд линий ФЛ можно объяснить тем, что с увеличением степени легирования отдельные атомарные а+ - центры постепенно переходят в связанные молекулярные состояния.

Как показано в [9], фотолюминесцентные измерения позволяют определить энергию активации уГцентров. Линия ФЛ, связанная с молекулярным состоянием а± центров, находится ниже по энергии, чем линия ФЛ атомарных а± центров. Это означает, что энергия активации молекулярного состояния а± центров больше, чем энергия активации их атомарного состояния. Иными словами, &bdquo-выбросить" дырку в зону валентных связей из молекулярного состояния тяжелее, чем из атомарного.

Помимо фотолюминесцентных измерений энергию активации молекулярных состояний непосредственно можно было бы определить в экспериментах по измерению субмиллиметровой фотопроводимости или по температурным зависимостям их концентрации. Однако при повышении температуры прежде, чем произойдет выброс одной из дырок молекулярных а*- центров в зону валентных связей, происходит разрыв связи между обменно-взаимодействующими дырками молекулярного состояния, в результате чего число молекулярных состояний уменьшается. Сказанное иллюстрирует эксперимент, в котором изучалась температурная зависимость интенсивности линий атомарных и молекулярных а± центров. Как показано на рис. 3, при повышении температуры происходит быстрое уменьшение интенсивности линии молекулярных состояний с одновременным ростом интенсивности линии атомарных а± центров. Иными словами, молекулы, распадаясь, превращаются в атомы. Этот экспериментальный факт еще раз подтверждает существование молекулярного состояния.

1.0.

0.5.

0.0 и к 3 4.

С о с.

1.0.

0.5.

0.0 1.0.

0.5.

0.0.

Е;

1,520.

1.525.

1,516.

— 1 ь, А '' V.

1.5:5 1.

1 530 1.535 ь.

1.530 х.

1.340 I.

5:0 1.524 Нпегцу" еУ.

1.5.12.

Рис. 2. Спектры фотолюминесценции образцов с поверхностной концентрациейцентров 1.5-Ю10 (а), 6-Ю10 (Ь) и 1.8-Ю10 см" 2 (с) — Т= 4.2 К. Некоторое несовпадение положений линий по энергии можно объяснить разбросом ширин ям и химического состава в барьерах[6].

Образование пар из положительно заряженных дырок близко расположенных а± центров возможно только при наличии притягивающего потенциала. Притяжение одноименных зарядов в твердых телах возникает в результате электрон — фононного взаимодействия. В полярных кристаллах носитель заряда кулоновски взаимодействует с ионами решетки, вследствие чего возникает потенциал авто локализации. Ь.

Н 5.0.

0.0.

7 *.

JII1Iзи | ^.

30 35 -10.

10 15 20 25 Г, К.

Рис. 3. Зависимость амплитуды линий атомарного (а+) и молекулярного ((Л+)г) состояний а± центров от температуры. Полыми кружками показана температурная зависимость энергии связи дырок в молекулярном состоянии[6].

Носитель заряда захватывается этим потенциалом, образуя полярон. Возможно также формирование биполярона, когда в потенциале деформированной решетки локализуются два носителя с антипараллельными спинами. Биполяронное спаривание свободных носителей заряда в полярных кристаллах возможно только при достаточной величине постоянной электрон-фононного взаимодействия а. По теоретическим оценкам [10], наименьшее значение, при котором возможно образование стабильных пар в двумерной структуре, а — 2.9, что на порядок превышает величину, а в ваАБ р-типа. Однако в работе [11] теоретически было показано, что образование пар не свободными носителями заряда, а зарядами, локализованными на близко расположенных парамагнитных центрах, таких как а± и £гцентры, может быть энергетически выгодно даже при таких условиях, когда свободный биполярон нестабилен.

Энергия связи молекулярного (А+)осостояния, по аналогии с энергией связи биполярона, равна АЕ = Е[(а*)т — 2Е[а+], где Е[(а+)2 ] — энергия спаренного состояния, а Е[а+] - энергия изолированного а+ -центра. По измеренным спектрам ФЛ можно определить экспериментальное значение.

ЛЕ. Закон сохранения энергии при рекомбинации электрона и одной из дырок (Л+)2 -состояния можно записать в следующем виде: 2Е[л+] + ЛЕЕ[а*} + ?IV). Здесь Ил>] — энергия излученного кванта, энергия отсчитывастся вниз от дна зоны проводимости. Учитывая то, что величина Е[а+] в данном случае будет равна энергии Иуъ излучаемой при рекомбинации изолированного А+ - центра, очевидно, что ЛЕ — —Ьу2, т. е. энергия связи равна энергетическому расстоянию между линиями. Здесь пренебрегается тем, что в процессе рекомбинации потенциал деформированной решетки изменяется медленно и влияет на конечное состояние оставшегося а+ - центра. По температурным измерениям, энергия связи ЛЕ в образце с концентрацией.

1П О легирующей примеси бериллия пв= 6−10 см" «линейно возрастает с температурой от 2.7 мэВ при 6 К до 4.1 мэВ при 40 К. Рост энергии связи молекулярного а± состояния является подтверждением поляронной природы парного состояния. Действительно, естественно предположить, что в силу дисперсии пар по расстоянию между центрами энергии связи дырок в различных парах различна. Поэтому при повышении температуры прежде всего разрушаются пары с меньшей энергией связи, что приводит к смещению линии {а+)г — состояний в сторону меньших энергий и увеличению энергетического зазора между линиями а+ и (а+)гТемпературная зависимость интенсивности линии молекулярного {а+)гсостояния имеет ярко выраженный неактивационный характер. Данный факт, по мнению авторов [6], объясняется тем, что распад молекулярного состояния происходит вследствие нарушения антипараллельности спинов дырок с ростом температуры.

В объемных слабокомпенсированных полупроводниках Н~- подобные примесные центры были обнаружены более 40 лет назад (обзор дан в [И]). Возможность реализации примесных молекулярных систем различного типа с варьируемым расстоянием между «ядрами» позволяет моделировать в полупроводниках соответствующие атомно-молекулярные системы. Кроме того, большая диэлектрическая постоянная и малая эффективная масса.

10 электронов (дырок) позволяет изучать поведение примесных молекул в экстремальных внешних условиях (электрические и магнитные поля, давление и т. д.).

При теоретическом анализе состояний электронов в неупорядоченных системах детально рассмотрены два предельных случая: имеется либо кулоновский потенциал (пример — слаболегированные полупроводники [12]), либо короткодействующий 8-образный (модель И. М. Лифшица [13] для твердых растворов). В модели Лифшица рассматривается «один электрон», его взаимодействие с «дыркой» не учитывается и предполагается, что расстояние между потенциальными ямами значительно больше длины спада волновой функции электрона, соответствующей одной яме. Вследствие этого электрон локализован или вблизи одной ямы, или на двух близких. Простейшей реализацией ямы с короткодействующим потенциалом в плазме и газах является нейтральный атом водорода Н. Как известно [14], такой атом может присоединить «лишний» электрон и образовать отрицательный ион Н~. Возможность существования Н~- подобных примесных центров в полупроводниках, образующихся при присоединении к нейтральному донору лишнего электронацентр) или к акцептору — лишней дырки (А+ центр), была предсказана теоретически в работах [15,16]. Из аналогии с Н~ -ионом [14] следовало, что эти центры должны иметь энергию сродства лишнего носителя ?, 1=0,055 Ео (Е0 энергия ионизации водородоподобного примесного атома). Такие центры в слабокомпенсированных полупроводниках были действительно обнаружены и начали интенсивно исследоваться достаточно давно [17,19]. Изучение таких центров при различных концентрациях нейтральных примесей N представляет интерес с точки зрения теории неупорядоченных систем с потенциалами малого радиуса. При этом, как уже отмечалось, в полупроводниках обычно довольно просто реализовать ситуацию, моделирующую явления в других средах. Изучение Н~- подобных центров интересно и для собственно физики полупроводников, поскольку они оказались существенны в целом ряде эффектов. Так, в большом числе экспериментальных работ, проведенных в условиях достаточно низких температур кТ < Е и фотовозбуждения носителей, с наличием таких центров связывали ряд особенностей в спектрах люминесценции [19], рассеяние и рекомбинацию носителей [18.20]. Обнаружилось также, что этими центрами обусловлена фотопроводимость (ФП) Ge и Si в широкой спектральной области. При теоретическом анализе эффектов, обусловленных Н~ -подобными центрами в полупроводниках, представлялось заманчивым рассматривать эти центры как проявление локализации электрона в неупорядоченной системе короткодействующих потенциалов согласно [13]. Однако эксперименты показали, что реальная ситуация сложнее.

Было установлено [21,23] при Na30> 10″ 6 (oto — эффективный боровский радиус) с увеличением концентрации нейтральных примесей энергия порога ФП Е\) значительно (в несколько раз) возрастаетодновременно меняется форма спектра ФП. Кроме того, оказалось, что Ец и форма спектра зависят от температуры, магнитного поля и одноосного сжатия образцов [27,32]. При объяснении результатов экспериментов все авторы [22 — 36] исходят из того, что с ростом N меняется энергия связи и волновая функция локализованного электрона. При этом в [27, 31] учитываются, по существу, лишь потенциалы нейтральных центров и предполагается существование молекулярных комплексов типа Щи Н~ (п>2). В [23, 30] учитывается то обстоятельство, что одновременно с нейтральными центрами с короткодействующим потенциалом в условиях эксперимента существуют притягивающие Н±подобные центры, концентрация которых N+ того же порядка, что и Н~-центров, и составляет по оценкам N+>10'2N. При этом в работах [23,30] выдвинуто предположение об образовании комплексов типа Н~— Н±аналогов молекулы водорода в ионном состоянии [37]. В работе [25] предполагается, что при Na > 6 • 10″ 5 происходит делокализация состояний лишних электронов и образуется верхняя зона Хаббарда, с чем и связаны упомянутые эффекты. Следует заметить, что до сих пор подробной аргументации выдвигаемых предположений не проводилось.

Нам представляется, что вопрос о существовании в полупроводниках с нейтральными и заряженными примесями Н~ - подобных примесных центров и обусловленных ими молекулярных примесных комплексов с энергией фотоотрыва слабосвязанного электрона (.Е < Еф < Eq) представляет большой интерес и тесно связан с общей проблемой локализации электрона в неупорядоченных системах [44]. При этом различные комплексы есть просто конкретные проявления такой локализации. Кроме того, этот вопрос имеет прямое отношение и к проблеме примесной проводимости зонного типа с энергией активации s2 [43]. Такая проводимость и ряд сопровождающих ее эффектов наблюдаются в слабо компенсированных полупроводниках при Nal — 10~2 — 10−3. Эту проводимость качественно объясняют образованием вследствие перекрытия волновых функций D — состояний проводящей примесной зоны D~ -зоны), аналогичной верхней зоне Хаббарда, но в неупорядоченной системе [41,42]. Расстояние между дном этой зоны и основным уровнем (щель Мотта — Хаббарда) с ростом N должна уменьшаться от 0,95 Eq (при Na?<10'8) до нуля при Na? ~ 0,016 (переход.

Мотта). Следует заметить, что при таком подходе наличие кулоновского потенциала, вследствие которого могут существовать состояния и внутри щели Мотта —• Хаббарда, не учитывается. ФП, изучаемая в работах [22−36], как раз и обусловлена перебросом электронов из состояний внутри щели Мотта — Хаббарда в зону проводимости.

В работе [45] представлены результаты исследования спектров ФЛ образцов, содержащих квантовые точки на основе GaAs, включенные в нанонити AlGaAs. Измерены спектры фотолюминесценции, как массива квантовых нитей/точек, так и одиночных квантовых нитей/точек как при непрерывном оптическом возбуждении так и с временным разрешением. В спектрах ФЛ одиночных квантовых точек обнаружены линии излучения экситонов, биэкситонов и трионов. Энергия связи биэкситона в исследуемых структурах достигала 8 мэВ. Свободно расположенные полупроводниковые нанонити (нановискеры) являются одномерным нанообъектом, перспективным для применения в наноэлектронике [46, 48] и нанофотонике [47], а также для фундаментальных исследований [49−55]. Технология изготовления таких нанообъектов в настоящее время интенсивно развивается [56−61]. Недавно была продемонстрирована возможность включить в такую нанонить одну или несколько квантовых точек. Современные методы эпитаксиального выращивания позволяют, в принципе, управлять размерами и положением нанонитей в нанометровом масштабе, что является очень привлекательным их практического применения. Одной из важнейших задач в этой области является получение однородного ансамбля нанонитей, имеющих малый разброс размеров и хорошо определенное пространственное положение, что необходимо для использования этих объектов в наноэлектронике. Несмотря на внушительный прогресс в изготовлении нанонитей, многие аспекты, связанные с ростом таких структур, остаются пока невыясненными. В частности, очень важно определить параметры роста (температуру, потоки и т. д.), которые позволяли бы производить однородные ансамбли нанонитей (НН).

Другой важной задачей является исследование новых физических явлений в таких нанообъектах, которые представляют собой уникальные одномерные структуры. Отсутствие смачивающего слоя приводит к существенному увеличению квантового выхода излучения вплоть до 100%, что выгодно отличает такие квантовые точки от точек, получаемых методом Странского-Крастанова, и позволяет изучать их спектры ФЛ при предельно малых интенсивностях возбуждения.

В экспериментах использовались нанонити АЮэАб со встроенными квантовыми точками (КТ) ваАз. Нанонити выращивались на полуизолирующих подложках ОаА5(111)В в МВЕ-системе ЕР 1203.

Поверхность подложки деоксидировалась при температуре 630 °C, затем выращивался буферный слой GaAs толщиной 100 нм при температуре 600 °C, чтобы получить атомарно гладкую поверхность. Слой Au с толщиной эквивалентной 1 нм осаждался при температуре 550 °C, затем следовала пауза в одну минуту, для достижения лучшей однородности капелек золота. Температура подложки устанавливалась равной 550 или 580 °C. Эта процедура заканчивалась формированием капелек, содержащих Au, размер которых составлял 40−50 нм. Рост нанонитей начинался одновременным открытием источников AI и Ga. Номинальная скорость роста (т.е. роста на чистой поверхности) выбиралась в один монослой в секунду для GaAs и 0.4 монослоя в секунду для AlAs. Таким образом, суммарная скорость роста AlxGaixAs была 1.4 монослоя в секунду, что соответствует содержанию AI в твердом растворе (х = 0.285) для плоского слоя. Для формирования квантовых точек AlGaAs/GaAs/AlGaAs, рост GaAs начинался после 15-минутного роста AlGaAs, затем источник AI закрывался на пять секунд, чтобы сформировать квантовую точку GaAs в каждой нанонити. Затем рост AlGaAs возобновлялся для завершения формирования структуры. Рост завершался осаждением GaAs в течение двух минут при температуре 530 °C, чтобы избежать возможного окисления AlGaAs. На границах раздела рост не прерывался. Диаметр НН в образцах составлял 30−60 нм. Перед оптическими измерениями проводилась характеризация полученных образцов методами растровой электронной микроскопии (РЭМ) и туннельной электронной микроскопии (ТЭМ).

Были измерены спектры [45] ФЛ при непрерывном оптическом возбуждении и спектры с временным решением для серии образцов в температурном диапазоне от 5 до 250 К и широком диапазоне плотностей оптического возбуждения. Образцы возбуждались второй гармоникой Nd: YAG — лазера или ТкАЬОз-лазера. Для регистрации спектров был использован монохроматор Jobin — Yvon (30 см), оснащенный лавинным фотодиодом или стриккамерой Hamamatsu.

На рис. 4 представлено РЕМ изображение образца, выращенного при температуре 560 °C. Видна высокая однородность массива нанонитей по длине и диаметру: разброс нанонитей по диаметрам не превышает 15%- кроме того, диаметр не изменяется по длине нити. Спектр ФЛ этой структуры снятый при температуре 10 К представлен на рис. 2 сплошной линией. Две интенсивных линии на энергиях 1.73 и 1.87 эВ доминируют в этом спектре. Эти линии мы приписываем рекомбинации носителей в квантовых точках и в нанонитях соответственно.

7/13/2009 ЛО 5 шш.

Рис. 4 РЭМ изображение в типичной структуре, содержащей нанонити [45]. ф ГфОИЗЗ. £Д.

Е. эВ.

Рис. 5. Спектр фотолюминесценции структуры, содержащей нанонити. Сплошная кривая получена при температуре 10 К, пунктирная — при температуре 77 К [45].

Действительно, материал нанонити Alo.25Gao.75As имеет ширину запрещенной зоны равную 1.8−1.9 эВ, а ширина запрещенной зоны материала квантовой точки равна 1.519 эВ при температуре жидкого гелия. Следовательно, линия ФЛ квантовых точек может иметь энергию от 1.519 эВ в очень больших точках до 1.8 эВ в очень маленьких точках. С другой стороны, линия ФЛ нанонити не может быть ниже по энергии, чем ширина запрещенной зоны Alo.25Gao.75As, т. е. не может быть ниже 1.8 эВ.

Различие в природе этих двух линий (рис. 5) подтверждается температурной зависимостью спектра люминесценции. Спектр ФЛ, снятый при температуре 77 К, представлен на рис. 2 пунктирной линией. Видно, что, в отличие от КТ, линия ФЛ нанонити полностью исчезает с ростом температуры. Это свидетельствует о сильной локализаци носителей заряда в квантовых точках, в отличие от носителей в нанонити, которые могут свободно перемещаться к центрам безызлучательной рекомбинации.

Было выполнено также оптическое исследование одиночных КТ и одиночных нанонитей. Для этой цели сильно увеличенное изображение поверхности образца проектировалось на щель спектрометра. В результате регистрировался только сигнал от очень малого числа НН. Пространственное разрешение установки составляло примерно 1.5 мкм, а среднее расстояние между нанонитями было приблизительно 0.8 мкм. Следовательно, фотоприемник мог регистрировать сигнал от нескольких нанонитей, содержащих квантовые точки близкого размера.

Спектры излучения трех нанонитей близкого размера в зависимости от интенсивности оптического возбуждения показаны на рис. 6. Для данного образца содержание А1 в нанонитях АЮаАэ было несколько меньше обычного и составляло 15%. В этих спектрах при самых малых интенсивностях возбуждения наблюдается только одна линия излучения экситона в одной единственной квантовой точке на энергии 1.6558 эВ. Эта квантовая точка находится ближе всего к центру пятна возбуждения и поэтому обладает наибольшей яркостью. С ростом интенсивности возбуждении интенсивность ФЛ этой линии быстро выходи на насыщение, а с длинноволновой стороны, на энергии 1.6471 эВ, появляется линия излучения биэкситона в этой же точке. При больших интенсивностях фотовозбуждения интенсивность обеих линий насыщается, и интенсивность линии биэкситона устанавливается на уровне двух интенсивностей линии излучения экситона. Это подтверждает нашу интерпретацию линии излучения на 1.6471 эВ как линии излучения биэкситона. С ростом интенсивности возбуждения в спектре появляются и другие линии излучения. Наиболее яркая линия появляется на энергии 1.699 эВ. Интенсивность ФЛ этой линии растет линейно с ростом интенсивности возбуждения, и она не насыщается даже при самых больших ин тенсивностях, использованных в наших экспериментах. Мы связываем эту линию с ФЛ из нанонити. Действительно, длина нанонити составляет несколько микрон, плотность состояний в ней велика и поэтому интенсивность ФЛ в ней не до стигает насыщения. Энергетическое положении этой линии соответствует содержанию А1 в нанонитях в -15%. Кроме этой линии при достаточно больших интенсивностях возбуждения в спектрах появляются новые линии в области 1.65 эВ. ф [. произв. сд.

5000 [ !|.

1, •.

4000 — ').

Бнзкситон ,.

1 ! !

3000 " ,.

I Экснтон ' «». у «.

2000;" «.. «» ~ «/. ««» «» 2.

1.65 1.70 ?, эВ.

Рис. 6. Спектры фотолюминесценции от одиночной квантовой точки и одиночной нанонити при разных интенсивностях возбуждения (/В03б): 1 —^возб = 20 мкВт- 2 — /возб = 7.2 мкВт- 3 — /возб = 3.2 мкВт- 4 — /возб = 1.6 мкВт- 5 -/возб = 0.5 мкВт [45].

По виду эти линии очень похожи на дублет «экситон-биэкситон» в одиночной КТ. Мы считаем, что они принадлежат другой квантовой точке немного меньшего размера, расположенной на периферии пятна возбуждения. Как показывает расчет, энергия связи биэкситона в наших квантовых точках может достигать даже 10 мэВ [62]. В других образцах (а также на другом участке того же образца) на длинноволновом крыле линии излучения экситона может наблюдаться линия излучения триона. Энергия связи триона в таких квантовых точках составляет ~1 мэВ [62]. Интенсивность ФЛ линии излучения триона растет с ростом интенсивности возбуждения. Эта линия насыщается на том же уровне, что и линия излучения экситона. Такое поведение линии излучения триона типично и для квантовой ямы. При достаточно больших уровнях фотовозбуждения можно ожидать, что наступит «химическое» равновесие в системе экситонов и трионов [63]. Были проведены также измерения спектров ФЛ квантовых точек в магнитном поле, направленном вдоль оси нити. Обнаружено, что все линии в области 1.65 эВ испытывают примерно одинаковый диамагнитный сдвиг и одинаковое зеемановское расщепление. Диамагнитный сдвиг этих линий составляет 0.006 мэВ/Тл2, а ^ ¦ фактор ~1. В тоже время линия нанонити на энергии 1.69 эВ ведет себя иначе. Диамагнитный сдвиг этой линии составляет 0.009 мэВ/Тл2, а зеемановское расщепление мало, и соответствует g — фактору близкому к нулю. Измерения спада ФЛ от одиночной квантовой точки показали, что время спада составляет несколько наносекунд. Это значение близко к данным, полученным на планарных КТ.

В работе [64] проведены магнитооптические исследования гетероструктур с квантовыми точками II типа 1п8Ь в матрице 1пАб, выращенных методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Обнаружено необычное поведение магнитофотолюминесценции из квантовых точек, измеренной в геометрии Фарадея, в образцах с множественными плоскостями квантовых точек. В частности, пик с а~- поляризацией, отвечающей оптическим переходам электронов с ?=+½, имеет большую энергию, чем сг+ - пик, соответствующий 5 = -½, что противоречит отрицательной величине электронного g-фaктopa как в матрице 1пАз, так и в квантовой точке ГпБЬ. Эффект объясняется соревнованием двух каналов излучательной рекомбинации, различающихся начальными состояниями электронов, принадлежащих либо квантовым точкам ¡-пБЬ, либо мелким донорам в матрице 1пАб.

Узкозонные полупроводники, благодаря большой величине электронного^{-фактора,} являются хорошей альтернативой полумагнитным полупроводникам. Сильное зеемановское расщепление зоны проводимости в этих материалах (для примера, ~ 1мэВ/Тл в ¡-пАб) позволяет наблюдать спиновые эффекты и безлегирования магнитными ионами, которые резко ухудшают люминесцентные свойства и влияют на концентрацию свободных носителей заряда. Кроме того, полумагнитные полупроводники обычно сохраняют свои магнитные свойства только при криогенных температурах. Основным препятствием на пути использования узкозонных полупроводников в спинтронике является большая фоновая концентрация заряженных центров различной природы. Это обстоятельство приводит к сильному рассеянию свободных носителей, приводящему к быстрой спиновой релаксации электронов и большому уширению энергетических уровней. Тем не менее недавно была продемонстрирована возможность применения диодных гетероструктур на основе 1пАз в качестве эффективного спинового поляризатора [65]. Этот результат со значительными достижениями в области молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) наноразмерных вставок 1п8Ь в матрице 1пАб [65] послужил предпосылкой для данной работы, которая посвящена изучению спиновых явлений в гетеросистеме типа II ГпБЬЛпАб. Экспериментальные образцы были выращены методом МПЭ. Исследовались образцы двух типов. Образцы 1-го типа содержали одиночную вставку 1п8Ь в матрице 1пАб с толщиной ~ 1 монослоя. Изучение морфологии образцов методами электронной микроскопии показало образование в плоскости вставки островков 1п8Ь, имеющих характерный размер ~ 2.5 нм и плотность ~ 1012 см 2. В принципе такие объекты могут быть идентифицированы как квантовые точки (КТ), что и было подтверждено немонотонным характером температурной зависимости энергии максимума фотолюминесценции (ФЛ) данных объектов [67]. Однако, учитывая, что среднее расстояние между КТ 100 А) примерно в 3 раза меньше боровского радиуса экситона в 1пАз, данную плоскость КТ можно рассматривать как одиночную квантовую яму (КЯ), имеющую флуктуирующую ширину. Образцы 2-го типа отличались наличием не одной, а десяти вставок 1п8Ь, повторяющихся с периодом 100 А. Матрица 1пАб не легировалась, однако фоновая концентрация электронов, измеренная с помощью эффекта Холла, составляла п0 ~ (2−3) — 1016 см~3 при Г =- 80 К, что позволяет оценить минимальную концентрацию неконтролируемых донорных центров. Данное значение является характерным для эпитаксиальных слоев 1пАб, полученных методом МПЭ, и соответствует началу перехода 1пАб в полуметаллическое состояние. Для дальнейшего рассмотрения важно также отметить, что КТ 1п8Ь/1пАз представляют собой гетероструктуру с разрывом зон типа II, в которой дырки локализованы в КЯ 1п8Ь, а электроны — в прилегающих слоях 1пАб, притягиваясь к дыркам за счет кулоновского взаимодействия [68].

С помощью измерения циркулярно-поляризованной ФЛ нами исследовался эффект Зеемана в геометрии Фарадея в магнитном поле В до 4 Тл при температуре Т = 2 К. ФЛ возбуждалась излучением полупроводникового лазера с длиной волны 809 нм. Свет фокусировался на образце в пятно с размерами 2×0.5 мм, интенсивность на поверхности составляла ~ 1 Вт/см2. Для выделения циркулярно-поляризованных компонент ФЛ использовался ромб Френеля, изготовленный из ЫаС1, и линейный поляризатор, представляющий собой металлическую сетку на полимерной пленке. Спектры излучения записывались с помощью метода синхронного детектирования с использованием решеточного монохроматора и 1п8Ь-фотодиода, охлаждаемого жидким азотом.

На рис. 7, а приведены спектры ФЛ образца с одиночной плоскостью КТ для некоторых значений магнитного поля, записанные при Т = 2К в области люминесценции 1п8Ь-вставок. В нулевом магнитном поле спектр хорошо аппроксимируется одиночной кривой Гаусса с максимумом, соответствующим энергии 0.32 эВ, что на ~ 100 мэВ меньше ширины запрещенной зоны 1пАб. При приложении магнитного поля в геометрии Фарадея наблюдается сдвиг линии ФЛ в область высоких энергий, причем его полевая зависимость (рис. 8, Ь) достаточно, хорошо повторяет поведение ФЛ простых эпитаксиальных слоев 1пАб (рис. 8, а), исследованный нами ранее [65]. В этой работе сообщалось о наблюдении яркой ФЛ, связанной с оптическими переходами с участием мелких доноров, тогда как вклад межзонной рекомбинации был пренебрежимо мал. С учетом большой фоновой концентрации доноров в 1пАб этот результат является вполне ожидаемым. На рис. 8, а также построена теоретическая зависимость ширины запрещенной зоны от магнитного поля ^(В), рассчитанная в линейном приближении по формуле: где Е— ширина зоны в нулевом поле, сос-еВ1тециклотронная частота электрона, — электронный gфактор и ¡-лц —магнетон Бора (допустимость такого приближения была подтверждена экспериментами по исследованию магнитоотражения от 1пАз в работе [69]). Из сравнения Е% и магнитополевой зависимости ФЛ из ГпАб видно, что при приложении магнитного поля энергия ионизации доноров Е^ увеличивается. При этом основной прирост величины приходится на область полей до 2 Тл, где га>с<�Е (1. Такое поведение Еа характерно для эффекта магнитного вымораживания электронов [70]. Любопытно, что в эксперименте не наблюдается расщепление пика ФЛ на циркулярно-поляризованные компоненты в соответствии со спиновым расщеплением электронных уровней, однако анализ возможных причин этого эффекта выходи за рамки данной работы. Вернемся от рассмотрения ФЛ эпитаксиального слоя 1пАб к структурам с КТ 1пБЬ (рис. 8, 6).Видно, что магнитополевая зависимость ФЛ от одиночной плоскости КТ в целом повторяет кривую для примесной ФЛ от слоя 1пАэ (относительно слабое аномальное расщепление циркулярно-поляризованных линий, отвечающее положительному знаку^{-фактора} и возникающее только в полях более 1.5 Тл, будет прокомментировано далее). Можно предположить, что и в этом случае работает аналогичный механизм излучательной рекомбинации, в котором начальное состояние перехода соответствует примесной зоне ¡-пАб. Дырки, участвующие в рекомбинации, напротив, находятся в КТ 1пБЬ и имеют энергию локализации — 100 мэВ. В умеренных магнитных полях в спектрах ФЛ можно увидеть небольшую добавку от оптических переходов, связанных с первым уровнем Ландау (высокоэнергетичное плечо в спектре для В = 2Тл). Этот эффект был подробно рассмотрен в работе [71]. На рис. 7, Ь приведены циркулярно-поляризованные спектры магнито-ФЛ образцов с десятью вставками КТ 1п8Ь, следующими с периодом 100 А. Эти образцы в отличие от структур первого типа демонстрируют сильное расщепление на циркулярно-поляризованные компоненты в полях более 2 Тл. Удивительно то, чтосг" -поляризованный пик имеет большую энергию, чем сг± пик, поскольку это противоречит отрицательному знаку §—фактора электронов в 1п8Ь и 1пАб. Из спектра, записанного при В ~ 0, видно, что имеется два близких по величине вклада в полосу ФЛ. Путем подгонки двумя гауссовыми кривыми были проанализированы магнитополевые зависимости энергетического положения каждого из компонентов и их вклад в ФЛ для обеих поляризаций (рис. 9 а и 9 Ь соответственно).

Single sheei Multiple sheets ofQDs ofQDs.

Photon energy, rneV.

Рис. 7. Спектры циркулярно-поляризованной фотолюминесценции, полученные от образцов с квантовыми точками InSb/InAs при некоторых значениях магнитного поля при Т= 2К: а —образец с одиночной плоскостью квантовых точек, Ъ —образец с множественными плоскостями квантовых точек[64].

При В < 2 Тл поведение пика I практически повторяет поведение линии ФЛ, наблюдаемой в образцах с одиночной плоскостью КТ, поэтому мы относим его на счет рассмотренного ранее механизма рекомбинации. Таким образом, электроны находятся на мелких донорных центрах в слоях InAs-матрицы, прилегающих к области с InSb-вставками, а дырки, наоборот, локализованы на КТ в близи границ этой области. Поведение пика II кардинально отличается от пика I. При увеличении поля он движется вниз по шкале энергии, сближаясь с пиком I. При этом относительная доля компоненты I уменьшается, а второй (II) — растет. При достижении значения поля 1.5−2 Тл пики максимально сближаются.

0.43.

0.4:

Mi zr и С и.

4 <9 V съ.

0.4!

0.33.

0.32.

1 ¦ • а' j 1 1 ' ' -г- «Г» — 1 а •.

• о СГ sы? у / л • * ' «лV > о о б.

ЗЕР СС' * h ;

—? а~ о с * о ¦ 1 а 1 с о я i 1 а a ¦ «¦ * », 1 «.

0 12 3 4 5 Magnetic Ikld. T.

Рис. 8. Экспериментальные зависимости энергетического положения пиков циркулярно-поляризованной ФЛ от магнитного поля при Т = 2К: а —для эпитаксиального InAs (точки — переход донор-валентная зона) — сплошная и пунктирная прямыерасчетные зависимости ширины запрещенной зоны InAs от магнитного поля для обеих проекций электронного спинаb —для образца с одиночной плоскостью квантовых точек InSb/InAs (переход донор-квантовые точки) [64].

После прохождения этой критической точки поведение контура ФЛ кардинально меняется, и он испытывает расщепление на циркулярно-поляризованные линии, причем ст'- компонента имеет большую энергию и амплитуду. Для объяснения эффекта важно понять природу возникновения пика И. Предполагалось,[64] что он отвечает рекомбинации электронов, локализованных в области вставок КТ 1п8Ь. В первом приближении данную область можно рассматривать как сверхрешетку в направлении роста структуры, образованную набором квантовых ям 1п8Ь/1пАб с шириной ЮОА с туннельно-прозрачными барьерами для электронов, образованными ультратонкими слоями 1п8Ь. Оценки дна зоны проводимости 1пАб на 32 мэВ, если задать толщину 1п8Ь-барьера равной бА. Из эксперимента следует, что пик II лежит примерно на 20 мэВ выше первого (I), что неплохо согласуется с приведенной оценкой. Другим аргументом в пользу выдвинутой гипотезы о природе пика II является его поведение в магнитном поле. В экспериментах [64] магнитное поле направлено перпендикулярно плоскости образца. На первый взгляд, приложение магнитного поля к рассматриваемой сверхрешетке в такой показывают, что геометрии должно приводить к увеличению энергии электрона за счет эффекта магнитного квантования. Однако рассматриваемый случай отличается от канонического, поскольку магнитное поле модифицирует потенциальные барьеры, образованные монослоями 1п8Ь. Действительно, в нулевом поле имеется сильное перекрытие волновых функций электронов, локализованных соседними КТ. Поэтому слой таких КТ можно рассматривать как единый потенциальный барьер для электронов с флуктуирующей толщиной ~ 1 дно мини-зоны в такой сверхрешетке лежит выше монослоя, обладающий некоторым конечным значением величины туннельной прозрачности для электрона.

Приложение магнитного поля перпендикулярно плоскости точек приводит к уменьшению размера области локализации электрона, связанного на КТ. Мерой магнитной локализации служит магнитная длина Л = (ей / еВ)112, которая быстро уменьшается с увеличением поля и становится сравнимой со средним расстоянием между точками в полях ~ 5 Тл. Следовательно, рассматриваемый потенциальный барьер в магнитном поле распадается на отдельные островки, и прозрачность слоя для электронной волны возрастает [64].

Ма^пеМе (ккк Т.

Рис. 9. Зависимости: а — энергетического положения двух компонент линий циркулярно-поляризованной ФЛ (пик I и пик И) от магнитного поля в образцах с множественными плоскостями квантовых ям 1п8Ь/1пАзЪотносительного вклада в контур ФЛ указанных компонент от магнитного поля (относительный вклад определен как площадь под соответствующим пиком) [64].

Иными словами, толщина потенциальных барьеров 1пБЬ в рассматриваемой сверхрешетке уменьшается, а дно мини-зоны опускается, приближаясь по энергии к дну зоны проводимости 1пАб (далее под понятием «индуцированная магнитным полем локализация электронов» подразумевается этот процесс). Напомним, что расстояние между плоскостями КТ достаточно мало (100 А), и существует перекрытие волновых функций локализованных электронов также и в направлении роста образца. Магнитное поле, приложенное в том же направлении, не влияет на это перекрытие. Поэтому результирующая картина выглядит как совокупность вытянутых в направлении магнитного поля «нитей», образованных цепочками связанных КТ 1п8Ь. Это должно приводить к хорошему транспорту неравновесных электронов через область со вставками в направлении вектора магнитного поля. Количественный расчет подобной системы произвести достаточно сложно, тем не менее экспериментально наблюдаемый в диапазоне полей от 0 до 2 Тл красный сдвиг пика II качественно подтверждает предложенную модель. Таким образом, в случае образцов с множественными вставками существует два основных канала излучательной рекомбинации. В обоих участвуют дырки, находящиеся в КТ ГпБЬ, тогда как начальные состояния электронов различаются. В первом случае электроны находятся в приграничных к области вставок слоях ГпАб и принадлежат примесной зоне 1пАб, а во втором — в мини-зоне сверхрешетки ЫБЬЯлАб. В области слабых полей (< 1.5Тл) основной вклад вносит первый механизм, поскольку для него энергия электрона существенно ниже. С увеличением поля до 1.5 Тл энергии начальных состояний в разных каналах значительно сближаются, и второй механизм начинает эффективно конкурировать с первым. Начиная с этого момента, в эксперименте наблюдается расщепление линии ФЛ на циркулярно-поляризованные компоненты и сильный рост ст~- полосы излучения, свидетельствующий о доминирующем вкладе электронов со спином 5 =+½. Такое поведение ФЛ, по-видимому, связано с зеемановским расщеплением мини-зоны. Нижний спиновый подуровень мини-зоны, отвечающий проекции спина 5=+½, в большей степени, по сравнению с другим, перекрывается с электронными уровнями примесной зоны 1пАб. Поэтому электроны с б =+½, находящиеся в примесной зоне, с большей вероятностью могут переходить на нижний спиновый подуровень мини-зоны. Так как рекомбинация с участием примесной зоны происходит путем непрямых оптических переходов, а с участием мини-зоны — прямых, это означает большой выигрыш для электронов с 5 =+½ с точки зрения вероятности излучательной рекомбинации. В рамках изложенной в [64] модели можно качественно объяснить все основные особенности эффекта: отсутствие расщепления пика ФЛ на циркулярно-поляризованные компоненты в относительно слабых полях (< 1.5Тл) — аномальное (соответствующее положительному знаку фактора) расщепление контура ФЛ в более сильных поляхбольшую интенсивность верхней по энергии компоненты ФЛ. Магнитополевая зависимость ФЛ от образцов с одиночной плотностью КТ ГпЭЬ (рис. 8, Ь) демонстрирует похожее поведение, однако здесь эффект выражен очень слабо. По-видимому, в этих образцах заметную роль также играет интерференция разных механизмов излучательной рекомбинации, связанных с примесной зоной 1пАз-матрицы и локализацией электронов массивом КТ [64].

Интерес к оптическим свойствам полупроводниковых наноструктур с Щподобными примесными центрами обусловлен, прежде всего, новой физической ситуацией, связанной с квантовым размерным эффектом. В этом случае появляются новые возможности для управления термами примесного молекулярного иона, а также спектрами фотолюминесценции (ФЛ) и фотовозбуждения (ФВ). Особый интерес привлекают к себе квантовые точки (КТ) с резонансным и — состоянием центра, время жизни которого определяется процессом туннельного распада, управляемого с помощью внешнего электрического, или магнитного поля. С прикладной точки зрения, актуальность исследования оптических свойств квантовых точек (КТ) с ?? -центрами определяется тем, что такие системы имеют важное значение для разработки новых источников стимулированного излучения на примесных переходах. С другой стороны, при изучении туннельно-связанных КТ квантовых молекул (КМ)) необходимо учитывать то обстоятельство, что физика и химия электронных процессов в наномасштабах имеет много общего. Это дает возможность рассматривать физику распада ??- центра с резонансным и — состоянием в КМ с позиций многомерного диссипативного туннелирования, которое может происходить во многих химических реакциях. Важным достоинством использования инстантонных подходов является то, что в сочетании с моделью потенциала нулевого радиуса для Щ — центра появляется возможность получить основные результаты в аналитической форме, а также учесть влияние электрического и магнитного полей на спектры ФЛ и ФВ квантовых точек с — центрами.

Диссертационная работа посвящена развитию теории ФЛ, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного, а — состояния Щ,-центра в локализованное g — состояние в КТ при наличии внешнего электрического поля, а также теории ФВ, А — центра с резонансным исостоянием в КТ во внешнем магнитном поле.

Цель диссертационной работы заключается в теоретическом изучении особенностей спектров ФЛ и ФВ квантовых точек, связанных с влиянием внешних электрического и магнитного полей на Щцентры с резонансным и — состоянием в условиях диссипативного туннелирования.

Задачи диссертационной работы.

1. В рамках науки о квантовом туннелировании с диссипацией в одноинстантонном приближении получить аналитические формулы для вероятностей туннелирования в КМ, моделируемой двухъямным осцилляторным потенциалом при наличии, соответственно, внешнего электрического и магнитного полей с учетом взаимодействия с локальной фононной модой при конечной температуре.

2. В модели потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы получить дисперсионные уравнения, описывающие локализованное gи резонансное и — состояния, А — центра в КТ с параболическом потенциалом конфайнмента при наличии внешнего электрического поля и диссипативного туннелирования. Исследовать зависимость энергии связи симметричного локализованного g — состояния, средней энергии связи антисимметричного резонансного и состояния и величины расщепления между gи и — термами, А — центра в КТ от величины напряженности внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования.

3. В дипольном приближении получить аналитическую формулу для вероятности ФЛ, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного и — состояния в локализованное gсостояние Щ — центра в КТ во внешнем электрическом поле. Исследовать влияние внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования на спектральную зависимость вероятности ФЛ квантовой точки.

4. Методом потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы исследовать влияние внешнего магнитного поля и диссипативного туннелирования на среднюю энергию связи резонансного и состояние и уширение резонансного уровня А" - центра в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента.

5. Получить аналитическую формулу для вероятности ФВ Ацентра, связанной с оптическим переходом электрона с локализованного g-состояния в резонансное и — состояние А" ~ центра в КТ при наличии внешнего магнитного поля. Исследовать зависимость спектра ФВ от величины внешнего магнитного поля и параметров диссипативного туннелирования.

Научная новизна полученных результатов.

1. Найдены аналитические решения для одноинстантонного действия в константе скорости туннельного распада с точностью до предэкспоненциального фактора для КМ, моделируемой двухъямным осцилляторным потенциалом, при наличии внешнего электрического и магнитного поля соответственно. В модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения, описывающие зависимость энергии локализованного и средней энергии связи резонансного, а — состояния Щ — центра от величины внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования. Показано, что наличие диссипативного туннелирования приводит к более высокой чувствительности средней энергии связи резонансного и — состояния к изменению внешнего электрического поля в сравнении с энергией локализованного g — состояния.

А" - центра. Найдено, что с ростом величины электрического поля растет величина расщепления между и, а — термами, что связано с уменьшением средней энергии связи резонансного и — состояния А" - центра в КТ. Выявлена достаточно высокая чувствительность времени жизни резонансного и — состояния к параметрам диссипативного туннелирования: с ростом температуры и частоты фононной моды время жизни резонансного и — состояния уменьшается за счет увеличения вероятности диссипативного туннелированияувеличение константы взаимодействия с контактной средой приводит к значительному росту времени жизни из-за блокировки туннельного распада. Найдено, что отличительной особенностью термов.

Д" - центра с резонансным и — состоянием является отсутствие точки вырождения.

2. В дипольном приближении расчитана вероятность ФЛ, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного и — состояния в локализованное g — состояние Щ, — центра в КТ при наличии внешнего электрического поля. Найдено, что кривая зависимости вероятности ФЛ от напряженности внешнего электрического поля содержит два пика. Большой пик соответствует ФЛ с энергией излучаемого фотона равной средней энергии оптического перехода электрона при данной напряженности поля из резонансного и — состояния в локализованное g — состояние Щ— центра.

Меньший пик появляется при напряженности поля Ес при которой вероятность диссипативного туннелирования имеет максимум, т. е. когда исходно асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал КМ становится симметричным. Установлено, что когда средняя энергия оптического перехода определяется величиной Ес, то имеет место своеобразный резонанс: два пика объединяются в один и величина вероятности ФЛ в результирующем пике возрастает более, чем на два порядка. Показано, что вероятность ФЛ и уширение резонансного уровня эффективно модулируются такими параметрами диссипативного туннелирования, как температура и константа взаимодействия электрона с контактной средой.

3. В модели потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы получены дисперсионные уравнения электрона, связанного на центре с локализованным g — и резонансным и состояниями при наличии внешнего магнитного поля. Исследована зависимость средней энергии связи резонансного и — состояния, а также ширины резонансного уровня от расстояния между ?>° - центрами, величины внешнего магнитного поля и параметров диссипативного туннелирования для случая симметричного расположения молекулярного иона Щ, относительно центра КТ. Показано, что с ростом расстояние между Грцентрами ширина резонансного уровня увеличивается из-за ослабления обменного взаимодействия между — центрами. Найдено, что магнитное поле оказывает стабилизирующее действие на резонансное и — состояние за счет сжатия ?? — орбитали в радиальной плоскости КТ и «вымораживания» туннельного распада. В результате увеличивается средняя энергия связи резонансного и — состояния и уменьшается ширина резонансного уровня.

4. В дипольном приближении получена аналитическая формула для вероятности ФВ ¿-^-центра, связанного с оптическим переходом электрона с локализованного g — состояния в резонансное и — состояние КТ во внешнем магнитном поле. Найдено, что спектр ФВ представляет собой полосу, граница которой смещается в красную область спектра с ростом величины внешнего магнитного поля, что обусловлено соответствующим уменьшением величины расщепления между gи и — термами. Показано, что параметры диссипативного туннелирования оказывают существенное влияние на положение края полосы ФВ: с ростом температуры и частоты фононной моды край полосы ФВ сдвигается в длинноволновую область спектра за счет уменьшения средней энергии связи резонансного исостояния (растет вероятность диссипативного туннелирования), а с ростом константы взаимодействия с контактной средой — в коротковолновую область спектра вследствие блокировки туннельного распада.

5. Найдено, что кривая зависимости вероятности ФВ ?? -центра от величины внешнего магнитного поля содержит пик, который появляется когда энергия фотона становится сравнимой со средней энергией оптического перехода. Установлено, что на положение пика влияют параметры удерживающего потенциала КТ, а вариация параметров диссипативного туннелирования приводит к изменению высоты пика.

Практическая ценность работы.

1. Эффект модуляции ФЛ, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного к — состояния Щ. -центра в локализованное gсостояние в КТ при наличии внешнего электрического поля может быть использован при разработке источников электромагнитного излучения терагерцового диапазона частот.

2. Развитая теория ФВ ££-центра с резонансным и — состоянием в КТ при наличии диссипативного туннелирования во внешнем магнитном поле может быть использована при разработке фотоприемников ИК-излучения с управляемой чувствительностью.

Основные научные положения, выносимые на защиту.

1. Наличие диссипативного туннелирования в КТ приводит к более высокой чувствительности средней энергии связи резонансного исостояния к изменению внешнего электрического поля в сравнении с энергией локализованного g — состояния.

2. Зависимость вероятности ФЛ квантовой точки с Д" -центром от напряженности внешнего электрического поля содержит два пика: более высокий пик соответствует ФЛ с энергией излучаемого фотона равной средней энергии оптического перехода электрона из резонансного и состояния в локализованное g — состояние А" -центра, а второй пик появляется при напряженности поля при которой исходно асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал КМ становится симметричным.

3. В зависимости вероятности ФЛ квантовой точки с £>2~-Центром от внешнего электрического поля возможен эффект резонанса, имеющий место, когда средняя энергия оптического перехода определяется величиной напряженности внешнего электрического поля при которой исходно асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал КМ становится симметричным.

4. Магнитное поле оказывает стабилизирующее действие на резонансное и — состояние за счет сжатия Щорбитали в радиальной плоскости КТ и «вымораживания» туннельного распада.

5. Зависимость вероятности ФВ Д~-центра в КТ от величины внешнего магнитного поля содержит пик, который появляется когда энергия фотона становится сопоставимой со средней энергией оптического перехода, при этом положение пика определяется параметрами удерживающего потенциала КТ, а его высота — параметрами диссипативного туннелирования.

Диссертационная работа состоит из трех глав.

Первая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию влияния внешнего электрического поля и диссипативного туннелирования на энергетический спектр Бг — центра с резонансным и — состоянием в КМ, моделируемой двухъямным осцилляторным потенциалом. Двухцентровой потенциал моделировался суперпозицией потенциалов нулевого радиуса одинаковой мощности. Рассмотрено симметричное расположение молекулярного иона относительно центра КТ в ее радикальной плоскости. Вектор напряженности внешнего электрического поля направлен вдоль координаты туннелирования. Предполагалось, что распадность резонансного и — состояния, А — центра обусловлена процессом диссипативного туннелирования. В одноинстантонном приближении получена аналитическая формула для вероятности туннелирования во внешнем электрическом поле с учетом взаимодействия с локальной фононной модой среды при конечной температуре. В рамках модели потенциала нулевого радиуса в приближении эффективной массы получены дисперсионные уравнения, описывающие локализованное g — и резонансное и — состояния ?>2 — центра в КТ при наличии внешнего электрического поля. Исследована зависимость энергии связи локализованного g — состояния, средней энергии связи резонансного и — состояния, ширины резонансного уровня и величины расщепления между g янтермами, А — центра в КТ от величины напряженности внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования.

Вторая глава диссертации посвящена теоретическому исследованию влияния внешнего электрического поля на вероятность ФЛ квантовой точки, содержащей, А — центр с резонансным и — состоянием при наличии диссипативного туннелирования. В дипольном приближении рассчитана вероятность ФЛ, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного и — состояния в локализованное g — состояние, А центра в КТ во внешнем электрическом поле. Исследовано влияние внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования на спектральную зависимость вероятности ФЛ квантовой точки.

Третья глава диссертации посвящена теоретическому исследованию процесса ФВА — центра, связанного с оптическим переходом электрона с локализованного g — состояния в резонансное и — состояние в КТ во внешнем магнитном поле при наличии диссипативного туннелирования. Внешнее магнитное поле направлено перпендикулярно к координате туннелирования. Расчет вероятности диссипативного туннелирования выполнен в одноинстантонном приближении с учетом локальной фононной моды среды с использованием процедуры перенормировки осцилляторных термов во внешнем магнитном поле. В модели потенциала нулевого радиуса получены дисперсионные уравнения, описывающие локализованное gи резонансное и — состояния, А — центра в КТ во внешнем магнитном поле. Исследовано влияние внешнего магнитного поля и диссипативного туннелирования на среднюю энергию связи резонансного и — состояния и ширину резонансного уровня, а также на спектральную зависимость вероятности ФВ — центра.

Выводы к главе 3.

1. Теоретически исследован процесс ФВ Дцентра с резонансным и — состоянием в КТ во внешнем магнитном поле при наличии диссипативного туннелирования. В модели потенциала нулевого радиуса с использованием одноинстантонного приближения получены дисперсионные уравнения электрона, связанного на -02 — центре с локализованным g — и резонансным, а — состояниями при наличии внешнего магнитного поля. Исследовано влияние внешнего магнитного поля и диссипативного туннелирования на среднюю энергию связи резонансного н — состояния и ширину резонансного уровня. Показано, что с ростом расстояния междуцентрами ширина резонансного уровня увеличивается из-за ослабления обменного взаимодействия между ?>° - центрами. Установлено, что магнитное поле оказывает стабилизирующее действие на резонансное исостояние за счет сжатия Д — орбитали в радиальной плоскости КТ и уменьшения вероятности туннельного распада.

2. В дипольном приближении получена аналитическая формула для вероятности ФВ Д — центра, связанного с оптическим переходом электрона с локализованного g — состояния в резонансное и — состояние Щ — центра во внешнем магнитном поле. Исследовано влияние внешнего магнитного поля на спектральную зависимость вероятности ФВ Щ — центра с резонансным и состоянием в КТ. Найдено, что спектр ФВ^- центра представляет собой полосу, граница которой смещается в красную область спектра с ростом величины внешнего магнитного поля, что обусловлено соответствующим уменьшением величины расщепления между gи и — термами. Показано, что параметры диссипативного туннелирования оказывают существенное влияние на положение края полосы ФВ: с ростом температуры и частоты фононной моды край полосы ФВ сдвигается в длинноволновую область спектра за счет уменьшения средней энергии связи резонансного и состоянияс ростом константы взаимодействия с контактной средой сдвиг происходит в коротковолновую область спектра вследствие блокировки туннельного распада и соответствующего увеличения средней энергии связи резонансного и — состояния. Найдено, что на кривой зависимости вероятности ФВ Щцентра от величины внешнего магнитного поля содержится пик, который появляется когда энергия фотона становится сравнимой со средней энергией оптического перехода. Установлено, что на положение пика влияет величина амплитуды ио удерживающего потенциала КТ: с уменьшением £У0 пик сдвигается в область слабого поля из-за уменьшения величины расщепления между gи и — термами. Показано, что с ростом температуры и частоты фононной моды вероятность ФВ уменьшается, поскольку уменьшается средняя энергия связи резонансного и.

— состояния ?? — центра.

Заключение

.

1. Методом потенциала нулевого радиуса исследовано влияние внешнего электрического поля на энергетический спектр примесного молекулярного иона Д с локализованным g — и резонансным исостояниями в КТ при наличии диссипативного туннелирования. Расчет вероятности туннелирования во внешнем электрическом поле проведен в одноинстантонном приближении с учетом взаимодействия с локальной фононной модой среды для КМ, моделируемой двухъямным осцилляторным потенциалом. Получены дисперсионные уравнения, описывающие зависимость энергии локализованного g — и средней энергии связи резонансного и — состояния Дцентра от величины внешнего электрического поля и параметров диссипативного туннелирования. Показано, что в электрическом поле величина расщепления между gи итермами увеличивается, что связано с уменьшением средней энергии связи резонансного и — состояния Ацентра в КТ из-за наличия туннельного распада, электронной поляризации и штарковского сдвига энергии, а также слабой чувствительности энергии связи локализованного g — состояния к изменению внешнего электрического поля. Найдено, что с увеличением расстояния между — центрами уменьшается время жизни резонансного исостояния вследствие ослабления обменного взаимодействия междуцентрами. Выявлена достаточно высокая чувствительность времени жизни резонансного и — состояния к параметрам диссипативного туннелирования: с ростом температуры и частоты фононной моды время жизни резонансного и — состояния уменьшается за счет увеличения вероятности диссипативного туннелированияувеличение константы взаимодействия с контактной средой приводит к значительному росту времени жизни из-за блокировки туннельного распада.

2. Теоретически исследовано влияние внешнего электрического поля на вероятность ФЛ квантовой точки, связанной с излучательным переходом электрона с резонансного и — состояния в локализованное gсостояние П2 — центра. Найдено, что на кривой зависимости вероятности ФЛ от напряженности внешнего электрического поля содержатся два пика: большой пик соответствует ФЛ с энергией излучаемого фотона равной средней энергии оптического перехода из резонансного и — состояния в локализованное gсостояние Ацентраменьший пик появляется при напряженности поля Ес при которой исходно асимметричный двухъямный осцилляторный потенциал КМ становится симметричным, что в свою очередь приводит к появлению максимума на полевой зависимости вероятности диссипативного туннелирования. Показано, что в случае, когда средняя энергия оптического перехода определяется величиной Ес< то имеет место своеобразный резонанс: два пика объединяются в один и величина вероятности ФЛ в результирующем пике возрастает более чем на два порядка. Установлено, что вероятность ФЛ эффективно модулируется такими параметрами диссипативного туннелирования, как температура и константа взаимодействия электрона с контактной средой.

3. Теоретически исследовано влияние магнитного поля и диссипативного туннелирования на спектр ФВ ?>" 2 — центра, связанного с оптическим переходом электрона с локализованного gсостояния в резонансное исостояние в КТ с параболическим потенциалом конфайнмента. Методом потенциала нулевого радиуса в сочетании с одноинстантонным приближением исследовано влияние внешнего магнитного поля и диссипативного туннелирования на среднюю энергию связи резонансного исостояния и ширину резонансного уровня. Показано, что магнитное поле оказывает стабилизирующее действие на резонансное исостояние за счет сжатия Д-орбитали в радиальной плоскости КТ и уменьшения вероятности туннельного распада. Найдено, что спектр ФВ П2 -центра представляет собой полосу, граница которой смещается в длинноволновую область спектра с ростом величины внешнего магнитного поля, что обусловлено соответствующим уменьшением величины расщепления между gи и — термами. Показано, что параметры диссипативного туннелирования оказывают существенное влияние на положение края полосы ФВ: с ростом температуры и частоты фононной моды край полосы ФВ сдвигается в длинноволновую область спектра за счет уменьшения средней энергии связи резонансного исостояния, а с ростом константы взаимодействия с контактной средой — коротковолновую область спектра вследствие блокировки туннельного распада. Найдено, что на кривой зависимости вероятности ФВцентра от величины внешнего магнитного поля содержится пик, который появляется когда энергия фотона становится сравнимой со средней энергией оптического перехода. Установлено, что на положение пика влияет величина амплитуды удерживающего потенциала КТ, с уменьшением которой пик сдвигается в область слабого поля из-за уменьшения величины расщепления между gи и-термами.

По теме диссертации опубликованы следующие работы.

А1]. Рудин В. А. Наблюдаемые двумерные туннельные бифуркации во внешнем электрическом поле/ Кревчик В. Д., Жуковский В. Ч., Дахновский Ю. И., Горшков О. Н., Семенов М. Б., Смирнов Ю. Г., Чупрунов Е. В., Скибицкая Н. Ю., Кревчик П. В., Филатов Д. О., Антонов Д. А., Лапшина М. А., Шенина М. Е., К. Ямамото, Рудин В. А// Вестник МГУ. Сер. 3 (Физика. Астрономия). — 2009. — № 5. — С. 3−8.

А2]. Рудин В. А. Особенности двумерных туннельных бифуркаций в условиях внешнего электрического поля / Жуковский В. Ч., Горшков О. Н., Кревчик В. Д., Семенов М. Б., Смирнов Ю. Г., Чупрунов Е. В., Рудин В. А., Кревчик П. В, Филатов Д. О, Антонов Д. А, Лапшина М. А., Шенина М. Е., Ямамото К. // Известия высших учебных заведений. Поволжский регион. Физико-математические науки. — 2009. — № 2. — С. 80−88.

A3]. Рудин В. А. Фотолюминесценция квантовой молекулы с резонансным исостоянием D2(-) — центра во внешнем электрическом поле при наличии диссипативного туннелирования./ Кревчик В. Д., Грунин А. Б., Рудин В. А.// Известия высших учебных заведений. Поволжский регион. Физико-математические науки. — 2012 — № 3 (23) — С. 154−161.

A4]. Рудин В. А. Наблюдаемые 2D — туннельные бифуркации в системе совмещенного АСМ/СТМУ Кревчик В. Д., Семенов М. Б., Скибицкая Н. Ю., Кревчик П. В., Губина С. А., Рудин В. А// Труды II научно-технической конференции «Методы создания, исследования микро-, наносистем и экономические аспекты микро-, наноэлектроники», г. Пенза — 2009. -С. 143−148.

А5]. Рудин В. А. Управляемое диссипативное туннелирование. Туннельный транспорт в низкоразмерных системах, Гл. III, раздел Ш. 5 (монография)/ Кревчик В. Д., Арынгазин А. К., Бендерский В. А., Дахновский Ю. И., X. Деккер, Овчинников Ю. Н., Семенов М. Б., К. Ямамото, Тернов А.И.// Москва, Изд-во: Физматлит. — 2011. — С. 288−295.

А6]. Рудин В. А. Особенности туннельных ВАХ полупроводниковых квантовых точек при наличии диссипативного туннелирования/ Кревчик В. Д., Семенов М. Б., Зайцев Р. В., Рудин В. А., Козенко С. Е. // Труды XV Международной конференции «Опто-, наноэлектроника, нанотехнологии и микросистемы, г. Ульяновск, УлГУ. — 2012. — С. 170−171.

А7]. Рудин В. А. Модификация энергетического спектра D2(-) — центра с резонансным исостоянием в квантовой молекуле во внешнем магнитном поле/ Кревчик В. Д., Калинин E.H., Тында А. Н., Губин Т. А., Губина С. А., Рудин В. А// Труды VII Международной научно-технической конференции «Аналитические и численные методы моделирования естественнонаучных и социальных проблем», г. Пенза. — 2012. — С. 88−95.

А8]. Рудин В. А. Особенности спектров фотолюминесценции квантовых молекул с резонансным исостоянием D2(-) — центра во внешнем электрическом поле/ Кревчик В. Д., Грунин А. Б., Козенко С. Е., Гришанова В. А., Рудин В. А// Труды VII Международной научно-технической конференции «Аналитические и численные методы моделирования естественнонаучных и социальных проблем», г. Пенза. — 2012. — С.71−78.